電介質在電氣設備中是作為絕緣材料使用的，按其物質形態，可分為氣體介質、液體介質和固體介質。不過在實際絕緣結構中所采用的往往是由幾種電介質聯合構成的組合絕緣，例如電氣設備的外絕緣往往由氣體介質(空氣)和固體介質(絕緣子)聯合組成，而內絕緣則較多地固體介質和液體介質聯合組成：

一切電介質的電氣強度都是有限的，超過某種限度，電介質就會逐步喪失其原有的絕緣性能，甚至演變成導體。

在電場的作用下，電介質中出現的電氣現象可分為兩大類：

1)在弱電場下(當電場強度比擊穿場強小得多時)，主要是極化、電導、介質損耗等；

2)在強電場下(當電場強度等于或大于放電起始場強或擊穿場強時)，主要有放電、閃絡、擊穿等。

1.1 放電的基本物理過程

絕大多數電氣設備都在不同程度上以不同的形式利用氣體介質作為絕緣材料。大自然為我們免費提供了一種相當理想的氣體介質——空氣。架空輸電線路各相導線之間、導線與地線之間、線與桿塔之間的絕緣都利用了空氣，高壓電氣設備的外絕緣也利用空氣。

在空氣斷路器中，壓縮空氣被用作絕緣媒質和火弧煤質，在某些類型的高壓電纜(充氣電纜)和高壓電容器中，特別是在現代的氣體絕緣組合電器(GIS)中，更采用壓縮的高電氣強度氣體(例如SF6)作為絕緣：

假如氣體中不存在帶電粒子，氣體是不導電的。但實際上，由于外界電離因子(宇宙射線和地下放射性物質的高能輻射線等)的作用，地面大氣層的空氣中不可避免地存在一些帶電粒子(每立方厘米體積內有500～1000對正、負帶電粒子)，但即使如此，空氣仍不失為相當理想的電介質(電導很小、介質損耗很小，且仍有足夠的電氣強度)。

在一定條件下，氣體中也會出現放電現象，甚至喪失其作為電介質而具有的絕緣特性，在本課程中，研究氣體放電的主要目的為；了解氣體在高電壓(強電場)的作用下逐步由電介質演變成導體的物理過程；掌握氣體介質的電氣強度及其提高的方法。

1.1.1質點的產生和消失

為了說明氣體放電過釋，首先必須了解氣體中帶電粒子產生、運動、消失的過程和條件。

1.氣體中的運動

(1)自由行程長度

當氣體中存在電場時，其中的帶電粒子將具有復雜的運動軌，它們一方面與中性的氣體粒子(原子或分子)一樣，進行著混亂熱運動，另一方面又將沿著電場作定向漂移(見圖1-1)。

各種粒子在氣體中運動時都會不斷地互相碰撞，任一粒子在1cm的行程中所遭遇的碰撞次數與氣體分子的半徑和密度有關。單位行程中的碰撞次數Z的倒數入即為該粒子的平均自由行程長度。

實際的自行程長度是一個隨機量，并具有很大的分散性。粒子的自由行程長度等于或大于某一距離x的概率為

可見，實際自由行程長度等于或大于平均自由行程長度的概率為36.8%，由于電子的半徑或體積要比離子或氣體分子小得多，所以電子的平均自由行程長度要比離子或氣體分子大得多，由氣體動力學可知，電子的平均自由行程長度為

式中  r—氣體分子的半徑；

N—氣體分子的密度。

出于代人式（1-2）即得

式中p——氣壓(Pa)；

T——氣溫(K)；

k——玻爾茲曼常數，k=1.38×10-23J/K。

在大氣壓和常溫下，電子在空氣中的平均自由行程長度的數量級為10-5cm。

(2)帶電粒子的遷移率

帶電粒子雖然不可避免地要與氣體分子不斷地發生碰撞，但在電場力的驅動下，仍將沿著電場方向漂移，其速度v與場強E成正比，其比例系數k=v/E稱為遷移率，它表示該帶電粒子在單位場強(1V/m)下沿電場方問的漂移速度。

由于電子的平均自由行程長度比離子大得多，而電子的質量比離子小得多，更易加速，所以電子的遷移率遠大于離子。

(3)擴散

氣體中帶電粒子和中性粒子的運動還與粒子的濃度有關。在熱運動的過程中，粒子會從濃度較大的區域運動到濃度較小的區域，從而使每種粒子的濃度分布均勻化，這種物理過程稱為擴散。氣壓越低或溫度越高，則擴散進行得越快。電子的熱運動速度大、自由行程長度大，所以其擴散速度也要比離子快得多。

2. 帶電粒子的產生

產生帶電粒子的物理過程稱為電離，它是氣體放電的首要前提。

氣體原子中的電子沿著原子核周圍的圓形或橢圓形軌道，圍繞帶止電的原子核旋轉。在常態下，電子處于離核最近的軌道上，因為這樣勢能最小。當原子獲得外加能量時，一個或若干個電子有可能轉移到離核較遠的軌道上去，這個現象稱為激勵，產生激勵所需的能量(激勵能)等于該軌道和常態軌道的能級差。激勵狀態存在的時間很短(例如，10-8s)，電子將自動返回常態軌道上去，這時產生激勵時所吸收的外加能量將以輻射能(光子)的形式放出。如果原子獲得的外加能量足夠大，電子還可躍遷至離核更遠的軌道上去，甚至擺脫原子核的約束而成為自由電子，這時原來中性的原子發生了電離，分解成兩種帶電粒子——電子和正離子，使基態原子或分子中結合最松弛的那個電子電離出來所需的最小能量稱為電離能。

表1-1列出了某些常見氣體的激勵能和電離能之值，它們通常以電子伏(eV)表示。由于電子的電荷qe恒等于1.6×10-19C，所以有時也可以采用激勵電位從(V)和電離電位Ui(V)來代替激勵能和電離能，以便在計算中排除qe值。

表1-1              某些氣體的激勵能和電離能

引起電離所需的能量可通過不同的形式傳遞給氣體分子，諸如光能、熱能、機械(動)能等，對應的電離過程稱為光電離、熱電離、碰撞電離等。

(1)光電離

頻率為v的光子能量為

式中h—普朗克常數，h=6.63×10-34J·s=4.13×10-15eV·s。

發生空間光電離的條件應為

或者

式中λ——光的波長(m)；

C——光速，c=3×108m/s；

Wi——氣體的電離能(eV)。

通過式(1-5)的計算可知，各種可見光都不能使氣體直接發生光電離，紫外線也只能使少數幾種電離能特別小的金屬蒸氣發生光電離，只有那些波長更短的高能輻射線(例如，X射線、γ射線等)才能使氣體發生光電離。

應該指出：在氣體放電中，能導致氣體光電離的光源不僅有外界的高能輻射線，而且還可能是氣體放電本身，例如在后面將要介紹的帶電粒子復合的過程中，就會放出輻射能而引起新的光電離。

(2)熱電離 

在常溫下，氣體分子發生熱電離的概率極小。氣體中已發生電離的分子數與總分子數的比值m稱為該氣體的電離度。圖1-2是空氣的電離度m與溫度 T的關系曲線，可以看出：只有在溫度超過10000K時(例如，電弧放電的情況)，才需要考慮熱電離；而在溫度達到20000K左右時，幾乎全部空氣分子都已處于熱電離狀態。

(3)碰撞電離

在電場中獲得加速的電子在和氣體分子碰撞時，可以把自己的動能轉給后者而引起碰撞電離。

電子在電場強度為E的電場中移過x的距離時所獲得的動能為

式中m——電子的質量；

qe——電子電荷量。

如果 W等于或大于氣體分子的電離能Wi，該電子就有足夠的能量去完成碰撞電離。由此可以得出電子引起碰撞電離的條件應為

電子為造成碰撞電離而必須飛越的最小距離 (式中，Ui為氣體的電離電位，在數值上與以eV為單位的Wi相等)，xi的大小取決于場強E，增大氣體中的場強將使xi值減小，可見提高外加電壓將使碰撞電離的概率和強度增大。

碰撞電離是氣體中產生帶電粒子的最重要的方式。應該強調的是，主要的碰撞電離均由電子完成，離子碰撞中性分子并使之電離的概率要比電子小得多，所以在分析氣體放電發展過程時，往往只考慮電子所引起的碰撞電離。

(4)電極表面的電離

除了前面所說的發生在氣體中的空間電離外，氣體中的帶電粒子還可能來自電極表面上的電離。

電子從金屬表面逸出需要一定的能量，稱為逸出功。各種金屬的逸出功是不同的，見表1-2。

表 1-2                     某些金屬的逸出功

將表1-2與表1-1作比較，就可看出：金屬的逸出功要比氣體分子的電離能小得多，這表明，金屬表面電離比氣體空問電離更易發生。在不少場合，陰極表面電離(也可稱電子發射)在氣體放電過程中起著相當重要的作用。隨著外加能批形式的不同，陰極的表面電離可在下列情況下發生：

1)正離子撞擊陰極表面：正離子所具有的能量為其動能與勢能之和，其勢能等于氣體的電離能Wi。通常正離子的動能不大，如忽略不計，那么只有在它的勢能等于或大于陰極材料的逸出功的兩倍時，才能引起陰極表面的電子發射，因為首先要從金屬表面拉出一個電子，使之和正離子結合成一個中性分子，正離子才能釋放出全部勢能而引起更多的電子從金病表向逸出。比較一下表1-1與表1-2中的數據，不難看出，這個條件是可能滿足的。

2)光電子發射：高能輻射線照射陰極時，會引起光電子發射，其條件是光子的能批應大于金屬的逸出功。由于金屬的逸出功要比氣體的電離能小得多，所以紫外線已能引起陰極的表面電離。

3)熱電子發射：金屬中的電子在高溫下也能獲得足夠的動能而從金屬表面逸出，稱為熱電子發射。在許多電子和離子器件中常利用加熱陰極來實現電子發射。

4)強場發射(冷發射)：當陰極表面附近空間存在很強的電場時(106V/cm數量級)，也能使陰極發射電子。一般常態氣隙的擊穿場強遠小于此值，所以在常態氣隙的擊穿過程中不受強場發射的影響；但在高氣壓下、特別是在壓縮的高電氣強度氣體的擊穿過程中，強場發射也可能會起一定的作用；而在真空的擊穿過程中，它更起著決定性作用。

3.負離子的形成

當電子與氣體分子碰撞時，不但有可能引起碰撞電離而產生出正離子和新電子，而且也可能會發生電子與中性分子相結合而形成負離子的情況，這種過程稱為附著。

某些氣體分子對電子有親合性，因而在它們與電子結合成負離子時會放出能量(電子親合能)，而另一些氣體分子要與電子結成負離子時卻必須吸收能量。前者的親合能為正值，這些易于產生負離子的氣體稱為電負性氣體。親合性越強的氣體分子越易俘獲電子而變成負離子。

應該指出：負離子的形成并沒有使氣體中的帶電粒子數改變，但卻能使自由電子數減少，因而對氣體放電的發展起抑制作用?？諝庵械难鯕夂退肿訉﹄娮佣加幸欢ǖ挠H合性，但還不是太強；而后面將要介紹的某些特殊的電負性氣體(例如，SF6)對電子具有很強的親合性，其電氣強度遠大于一般氣體，因而被稱為高電氣強度氣體。

4.帶電粒子的消失

氣體中帶電粒子的消失可有下述幾種情況：

1)帶電粒子在電場的驅動下作定向運動，在到達電極時，消失于電極上而形成外電路中的電流；

2)帶電粒子因擴散現象而逸出氣體放電空間；

3)帶電粒子的復合。

當氣體中帶異號電荷的粒子相遇時，有可能發生電荷的傳遞與中和，這種現象稱為復合，它是與電離相反的一種物理過程。復合可能發生在電子和正離子之間，稱為電子復合，其結果是產生了一個中性分子；復合也可能發生在正離子和負離子之間，稱為離子復合，其結果是產生了兩個中性分子。上述兩種復合都會以光子的形式放出多余的能量，這種光輻射在一定條件下能導致其他氣體分子的電離，使氣體放電出現跳躍式的發展。

帶電粒子的復合強度與正、負帶電粒子的濃度有關，濃度越大，則復合也進行得越激烈。每立方厘米的常態空氣中經常存在著500~1000對正、負帶電粒子，它們是外界電離因子(高能輻射線)使空氣分子發生電離和產生出來的正、負帶電粒子又不斷地復合所達到的一種動態平衡。

1.1.2電子崩與湯遜理論

1.電子崩

氣體放電的現象和發展規律與氣體的種類、氣壓的大小、氣隙中的電場型式、電源容量等一系列因素有關。無論何種氣體放電，都有一個電子碰撞電離導致電子崩的階段，它在所加電壓(電場強度)達到某數值(例如，圖1-3中的UB)時開始出現。

前面已經提到，各種高能輻射線(外界電離因子）會引起陰極的表面光電離和氣體中的空間光電離，從而使空氣中存在一定濃度的帶電粒子。因而在氣隙的兩端電極上施加電壓時，即可檢測到微小的電流。圖1-3表示實驗所得的平板電極間(均勻電場)氣體中的電流與所加電壓U的關系(伏安特性)曲線。在曲線的OA段， I隨U的提高而增大，這是由于電極空間的帶電粒子向電極運動的速度加快而導致復合數的減少所致。當電壓接近時，電流趨于飽和值Ia，因為這時由外界電離因子所產生的帶電粒子幾乎能全部抵達電極，所以電流值僅取決于電離因子的強弱而與所加電壓的大小無關。飽和電流I0。之值很小，在沒有人工照射的情況下，電流密度的數量級僅為10-19A/cm2，即使采用石英燈照射陰極，其數量級也不會超過102A/cm，可見這時氣體仍然處于良好的絕緣狀態。但當電壓提高到UB時，電流又開始隨電壓的升高而增大，這是由于氣隙中開始出現碰撞電離和電子崩。電子崩的形成和帶電粒子在電子崩中的分布如圖1-4所示，設外界電離因子在陰極附近產生了一個初始電子，如果空間的電場強度足夠大，該電子在向陽極運動時就會引起碰撞電離，產生出一個新電子，初始電子和新電子繼續向陽極運動，又會引起新的碰撞電離，產生出更多的電子。依此類推，電子數將按幾何級數不斷增多，像雪崩似地發展，因而這種急劇增大的空間電子流被稱為電子崩。為了分析碰撞電離和電子崩所引起的電流，需要引入一個系數——電子碰撞電離系數α，它表示一個電子沿電場方向運動1cm的行程中所完成的碰撞電離次數平均值。

在圖1-5所示的平板電極(均勻電場)氣隙中，設外界電離因子每秒鐘使陰極表面發射出來的初始電子數為n0，由于碰撞電離和電子崩的結果，在它們到達x處時，電子數已增加為n，這n個電子在dx的距離中又會產生出dn個新電子。根據碰撞電離系數α的定義，可得

分離變數并積分，可得

對于均勻電場來說，氣隙中各點的電場強度相同，α值不隨x而變化，所以上式可寫成

抵達陽極的電子數應為

式中 d——極間距離。

途中新增加的電子數或正離子數應為

將式(1-12)的等號兩側乘以電子的電荷q，即得到電流關系式為

其中，I0=n0qe，即圖1-3中由外界電離因子所造成的飽和電流I0。

式(1-13)表明：雖然電子崩電流按指數規律隨極間距離d而增大，但這時放電還不能自持，因為一旦除去外界電離因子(令I0=0)，I0即變為零。

下面再來探討一下碰撞電離系數α。

如果電子的平均自由行程長度為λe，則在它運動過1cm的距離內將與氣體分子發生1/λe。次碰撞，不過并非每次碰撞都會引起電離，前面已經指出：只有電子在碰撞前已在電場方向運動了的距離時，才能積累到足以引起碰撞電離的動能(它等于氣體分子的電離能Wi)，由式(1-1)可知，實際自由行程長度等于或大于xi的概率為。，所以它也就是碰撞時能引起電離的概率。根據碰撞電離系數α的定義，即可寫出

由式(1-3)可知，電子的平均自由行程長度λe與氣溫T成正比、與氣壓p成反比，即

當氣溫T不變時，式(1-14)即可改寫為

由式(1-16)不難看出；①電場強度E增大時，α急劇增大；②p很大(即λe很小)或p很小(即λe很大)時，α值都比較小。這是因為λe很小(高氣壓)時，單位長度上的碰撞次數很多，但能引起電離的概率很小，反之，當λe很大(低氣壓或真空)時，雖然電子很易積累到足夠的動能，但總的碰撞次數太少，因而α也不大?？梢娫诟邭鈮汉透哒婵盏臈l件下，氣隙都不易發生放電現象，即具有較高的電氣強度。

2.湯遜理論

由前述已知，只有電子崩過程是不會發生自持放電的。要達到自持放電的條件，必須在氣隙內初始電子崩消失前產生新的電子(二次電子)來取代外電離因素產生的初始電子。實驗表明，二次電子的產生機制與氣壓和氣隙長度的乘積(pd)有關。pd值較小時，自持放電的條件可用湯遜理論來說明；pd值較大時，則要用流注理論來解釋。對于空氣來說，這一pd值的臨界值大約為26kPa·mm。湯遜理論認為二次電子的來源是正離子撞擊陰極，使陰極表面發生電子逸出。引入的γ系數表示每個正離子從陰極表面平均釋放的白由電子數。

(1)γ過程與自持放電條件

由于陰極材料的表面逸出功比氣體分子的電離能小很多，因而正離子碰撞陰極較易使陰極釋放出電子。此外正負離子復合時，以及分子由激勵態躍遷回正常態時，所產生的光子到達陰極表面都將引起陰極表面電離，統稱為γ過程。為此引入表面電離系數γ設外界光電離因素在陰極表面產生了一個自由電子，此電子到達陽極表面時由于發生α過程，電子總數增至eαd個。因在對α系數進行討論時已假設每次電離撞出一個正離子，故電極空間共有eαd-1個正離子。按照系數γ的定義，此eαd-1個正離子在到達陰極表面時可撞出γ(eαd-1)個新電子，這些電子在電極空間的碰撞電離同樣又能產生更多的正離子，如此循環下去，這樣的重復過程見表1-3。

表 1-3              電極空間及氣體間隙碰撞電離發展示意過程

陰極表面發射一個電子，最后陽極表面將進入Z個電子。

Z= eαd+γ(eαd-1) eαd+γ2(eαd-1)2eαd+...            

當γ(eαd-1)<1時，此級數收斂為

Z= eαd/ [1-γ(eαd-1)]

如果單位時間內陰極表面單位面積有n0個起始電子逸出，那么達到穩定狀態后，單位時間進入陽極單位面積的電子數na就為

              na= n0 eαd/ [1-γ(eαd-1)]                  (1-17)

因此，回路中的電流應為

             I=I0 eαd/ [1-γ(eαd-1)]                     (1-18)

式中I0——由外電離因素決定的飽和電流。

實際上eαd ＞＞1，故式(1-18)可以簡化為

I=I0 eαd/ (1-γeαd)                     (1-19)

將式(1-19)與式(1-12)相比較，由此可見，γ過程使電流的增長比指數規律還快。

當d較小或電場較弱時，γ(eαd-1)<1，式(1-18)或式(1-19)恢復為式(1-12)，表明此時γ過程可忽略不計。

γ值同樣可根據回路中的電流I和電間距離d之間的實驗曲線決定

如圖1-6所示，先從d較小時的直線部分決定α，再從電流增加更快時的部分決定γ。 

在式(1-18)、式(1-19)中，當γ(eαd-1)→1或  γeαd→1時，似乎電流將趨于無窮大。電流當然不會無窮大，實際上γ(eαd-1)=1時，意味著間隙被擊穿，電流I的大小將由外回路決定。這時即使。I0→1，I仍能維持一定數值。即γ(eαd-1)=1時，放電可以不依賴外電離因素，而僅由電壓即可自動維持。

因此，自持放電條件為

                    γ(eαd-1)=1或γeαd =1                           （1-21）

此條件物理概念十分清楚，即一個電子在自己進入陽極后可以由α及γ過程在陰極上又產生一個新的替身，從無需外電離因素，放電即可繼續進行下去。

                  γeαd=1或αd=ln1/γ                              (1-22)

鐵、銅、鋁在空氣中的γ值分別為0.02、0.025、0.035，因此一般。由于γ電極材料的逸出功有關，因而湯遜放電顯然與電極材料及其表面狀態有關。

(2)湯遜放電理論的適用范圍

湯遜理論是在低氣壓、pd較小的條件下在放電實驗的基礎上建立的。pd過小或過大，放電機理將出現變化，湯遜理論就不再適用了。pd過小時，氣壓極低(d過小實際上是不可能的)，d/λ極小，λ遠大于d，碰撞電離來不及發生，擊穿電壓似乎應不斷上升，但實際上，電壓U上升到一定程度后，場致發射將導致擊穿，湯遜的碰撞電離理論不再適用，擊穿電壓將不再增加。pd過大時，氣壓高或距離大，這時氣體擊穿的很多實驗現象無法全部在湯遜理論范圍內給予解釋：①放電外形：高氣壓時放電外形具有分支的細通道，而按照湯遜放電理論，放電應在整個電極空間連續進行，例如輝光放電；②放電時間：根據出現電子崩經幾個循環后完成擊穿的過程，可以計算出放電時間，在低氣壓下的計算結果與實驗結果比較一致，高氣壓下的實測放電時間比計算值小得多；③擊穿電壓：pd較小時擊穿電壓計算值與實驗值一致，pd較大時不一致；④陰極材料：低氣壓下擊穿電壓與電極材料有關；高氣壓下間隙擊穿電壓與電極材料無關。

因此，通常認為，pd>26.66kPa·cm(即200cm·mmHg)時，擊穿過程將發生變化，湯遜理論的計算結果不再適用，但其碰撞電離的基本原理仍是普遍有效的。

1.1.3巴申定律及其適用范圍

1.巴申定律

早在湯遜理論出現之前，巴申(Paschen)就于1889年從大量的實驗中總結出了擊穿電壓ub與pd的關系曲線，稱為巴申定律，即

                          ub=f（pd）                         （1-23）

圖1-7給出了空氣間隙的ub與pd的關系曲線。從圖中可見，首先，ub并不僅僅由ub決定，而是pd的函數；其次，ub不是pd的單調函數，而是U形曲線，有極小值。不同氣體，其巴申曲線上的低擊穿電壓Ubmin，以及使ub=Ubmin的pd值(pd)min各不相同。對空氣，ub的極小值為Ubmin≈325V。此極小值出現在pd=0.55cm·mmHg時，即ub的極小值不是出現在常壓下，而是出現在低氣壓，即空氣相對密度很小的情況下。

表1-4給出了在幾種不同氣體下實測得到的巴申曲線上的低擊穿電壓Ubmin，以及使ub=Ubmin的pd值(pd)min。

表 1-4               幾種氣體間隙的Ubmin及(pd)min

注：1mmHg=1.33322×102Pa。

2.巴中定律適用范圍

巴申定律是在氣體溫度不變的情況下得出的。對于氣溫并非恒定的情況，式(1-23)應改寫為

           Ub=F(δd)                                (1-24)

式中 δ——氣體密度與標準大氣條件(Ps=101.3kPa，Ts=293K)下密度之比，即

式中  p——擊穿實驗時氣壓（kPa)；

t——實驗時溫度(K)。

1.1.4 氣體放電的流注理論

高電壓技術所面對的往往不是前面所說的低氣壓、短氣隙的情況，而是高氣壓(101.3kPa或更高)、長氣隙的情況[pd＞26.66kPa·cm(200mmHg·cm)]。前面介紹的湯遜理論是在氣壓較低(小于大氣壓)、氣隙相對密度與極間距離的乘積δd較小的條件下，進行放電試驗的基礎上建立起來的。以大自然中最宏偉的氣體放電現象——雷電放電為例，它發生在兩塊雷云之間或雷云與大地之間，這時不存在金屬陰極，因而與陰極上的γ過程和二次電子發射根本無關。氣體放電的流注理論也是以實驗為基礎的，它考慮了高氣壓、長氣隙情況下不容忽視的若干因素對氣體放電過程的影響，其中包括；電離出來的空間電荷會使電場畸變以及光子在放電過程中的作用(空間光電離和陰極表面光電離)。這個理論認為電子的撞擊電離和空間電離是自持放電的主要因素，并充分注意到空間電荷對電場畸變的作用。流注理論目前主要還是對放電過程做定性描述，定量的分析計算還不夠成熟。下面作簡要介紹。

1. 空間電荷對原有電場的影響

如圖1-4所示，電子崩中的電子由于其遷移率遠大于正離子，所以絕大多數電子都集中在電子崩的頭部，而正離子則基本上停留在產生時的原始位置上，因而其濃度是從尾部向頭部遞增的，所以在電子崩的頭部集中著大部分正離子和幾乎全部電子(如圖1-8a所示)。這些空間電荷在均勻電場中所造成的電場畸變，如圖1-8b所示?？梢娫诔霈F電子崩空間電荷之后，原有的均勻場強E0發生了很大的變化，在電子崩前方和尾部處的電場都增強了，而在這兩個強場區之間出現了一個電場強度很小的區域，但此處的電子和正離子的濃度卻最大，因而是一個十分有利于完成復合的區域，結果是產生強烈的復合并輻射出許多光子，成為引發新的空間光電離的輻射源。

2.空間光電離的作用 

湯遜理論沒有考慮放電本身所引發的空間光電離現象，而這一因素在高氣壓、長氣隙的擊穿過程中起著重要的作用。上面所說的初始電子崩(簡稱初崩)頭部成為輻射源后，就會向氣隙空間各處發射光子而引起光電離，如果這時產生的光電子位于崩頭前方和崩尾附近的強場區內，那么它們所造成的二次電子崩將以大得多的電離強度向陽極發展或匯入崩尾的正離子群中。這些電離強度和發展速度遠大于初始電子崩的新放電區(二次電子崩)以及它們不斷匯入初崩通道的過程被稱為流注。

流注理論認為：在初始階段，氣體放電以碰撞電離和電子崩的形式出現，但當電子崩發展到一定程度后，某一初始電子崩的頭部積聚到足夠數量的空間電荷，就會引起新的強烈電離和二次電子崩，這種強烈的電離和二次電子崩是由于空間電荷使局部電場大大增強以及發生空間光電離的結果，這時放電即轉入新的流注階段。流注的特點是電離強度很大和傳播速度很快(超過初崩發展速度10倍以上)，出現流注后，放電便獲得獨立繼續發展的能力，而不再依賴外界電離因子的作用，可見這時出現流注的條件也就是自持放電條件。圖1-9表示初崩頭部放出的光子在崩頭前方和崩尾后方引起空間光電離并形成二次崩以及它們和初崩匯合的流注過程。二次崩的電子進入初崩通道后，便與正離子群構成了導電的等離子通道，一旦等離子通道短接了兩個電極，放電即轉為火花放電或電弧放電。

出現流注的條件是初崩頭部的空間電荷數值必須達到某一臨界值。對均勻電場來說，其自持放電條件應為

eαd=常數

或                              αd=常數                    (1-26）

實驗研究所得出的常數值為

αd≈20

或者

eαd≈108                     （1-27）

可見初崩頭部的電子數要達到108時。放電才能轉為自持(出現流注)。如果電極間所加電壓正好等于自待放電起始電壓U0，那就意味著初崩要跑完整個氣隙，其頭部才能積聚到足夠的電子數而引起流注，這時的放電過程如圖1-10所示。其中圖1-10a表示初崩跑完整個氣隙后引發流注；圖1-10b表示出現流注的區域從陽極向陰極方向推移；圖1-10c為流注放電所產生的等離子通道短接了兩個電極，氣隙被擊穿。

如果所加電壓超過了自持放電起始電壓U，那么初崩不需要跑完整個氣隙，其頭部電子數即已達到足夠的數量，這時流注將提前出現并以更快的速度發展，如圖1-9所示。流注理論能夠說明湯遜理論所無法解釋的一系列在高氣壓、長氣隙情況下出現的放電現象，諸如：這時放電并不充滿整個電極空間，而是形成一條細窄的放電通道；有時放電通道呈曲折和分枝狀；實際測得的放電時間遠小于正離子穿越極間氣隙所需的時間；擊穿電壓值與陰極的材料無關等。不過還應強調指出：這兩種理論各適用于一定條件下的放電過程，不能用一種理論來取代另一種理論。在pd值較小的情況下，初始電子不可能在穿越極間距離時完成足夠多的碰撞電離次數，因而難以積聚到式(1-27)所要求的電子數，這樣就不可能出現流注，放電的自持就只能依靠陰極上的γ過程了。

1.1.5 不均勻電場中的氣體放電

電氣設備中很少有均勻電場的情況。但對高壓電氣絕緣結構中的不均勻電場還要區分兩種不同的情況，即稍不均勻電場和極不均勻電場。因為這兩種不均勻電場中的放電特點是不同的。全封閉組合電器(GIS)的母線筒和高壓實驗室中測量電壓用的球間隙是典型的稍不均勻電場；高壓輸電線之間的空氣絕緣和實驗室中高壓發生器的輸出端對墻的空氣絕緣則屬于極不均勻電場。

1.不均勻場和極不均勻場的特點與劃分

稍不均勻電場中放電的特點與均勻電場中相似，在間隙擊穿前看不到有什么放電的跡象。極不均勻電場中放電則不同，間隙擊穿前在高場強區(曲率半徑較小的電極表面附近)會出現藍紫色的暈光，稱為電暈放電。剛出現電暈時的電壓稱為電暈起始電壓，隨著外施電壓的升高，電暈層逐漸擴大，此時間隙中放電電流也會從微安級增大到毫安級，但從工程觀點看，間隙仍保持其絕緣性能。另外，任何電極形狀隨著極間距離的增大都會從稍不均勻電點看，間隙仍保持其絕緣性能。

通常用電場的不均勻系數f來判斷稍不均勻電場和極不均勻電場。有些會采用電場利用系數η來判斷，電場利用系數η，就是電場不均勻系數f的倒數。電場不均勻系數f的定義為間隙中最大場強Emax與平均場強EαV的比值。

式中  U——間隙上施加的電壓；

d——電極間最短的絕緣距離。

而通常用電場不均勻系數可將電場不均勻程度劃分為；均勻電場，f=1；稍不均勻電場，1≤f<2；極不均勻電場，f>4。

在稍不均勻電場中放電達到自持條件時發生擊穿，但因為f>1，此時間隙中平均場強比均勻場間隙要小，因此在同樣間隙距離時，稍不均勻場間隙的擊穿電壓比均勻場間隙要低。而在極不均勻場間隙中，自持放電條件即是電暈放電的起始條件。

2.極不均勻電場的電暈放電

1)電暈放電在極不均勻場中，當電壓升高到一定程度后，在空氣間隙擊穿之前，小曲率電極(高場強電極)附近會有薄薄的發光層，有點像“月暈"，在黑暗中看得較為真切。因此，這種放電現象稱為電暈放電。

電暈放電現象是由電離區放電造成的，電離區中的復合過程以及從激勵態恢復到正常態等過程都可能產生大量的光輻射。因為在極不均勻場中，只有大曲率電極附近很小的區域內場強足夠高，電離系數α達到相當高的數值，而其余絕大部分電極空間場強太低，α值太小，得不到發展。因此，電暈層也就限于高場強電極附近的薄層內。

電暈放電是極不均勻電場所有的一種自待放電形式。開始出現電暈時的電壓稱為電暈起始電壓Ue，而此時電極表面的場強稱為電暈起始場強Ee。

根據電暈層放電的特點，可分為兩種形式：電子崩形式和流注形式。當起暈電極的曲率很大時，電暈層很薄，且比較均勻，放電電流比較穩定，自持放電采取湯遜放電的形式，即出現電子崩式的電暈。隨著電壓升高，電暈層不斷擴大，個別電子崩形成流注，出現放電的脈沖現象，開始轉入流注形式的電暈放電。若電極曲率半徑加大，則電暈一開始就很強烈，一出現就形成流注的形式。電壓進一步升高，個別流注快速發展，出現刷狀放電，放電脈沖更強烈，最后貫通間隙，導致間隙擊穿。沖擊電壓下，電壓上升極快，因此電暈從一開始就具有流注的形式。爆發電暈時能聽到聲，看到光，嗅到臭氧味，并能測到電流。

2)電暈放電的起始場強。電暈屬極不均勻場的自持放電，原理上可由來計算起始電壓Ue，但計算十分復雜且結果并不準確，所以實際上是由實驗總結出的經驗公式來計算。電暈的產生主要取決于電極表面的場強。所以研究電暈起始場強及各種因素間的關系更直接，也更單純。

對于輸電線路的導線，在標準大氣壓下，其電暈起始場強及經驗表達式為(此處及導線的表面場強，交流電壓下用峰值表示，單位為kV/cm)

式中r——導線半徑(cm)。

式(1-30)說明，導線半徑r越小，則反值越大。因為r越小，則電場就越不均勻，也就是間隙中場強隨著其離導線的距離的增加而下降得更快，而碰撞電離系數α隨導線距離的增加而減小得越快。所以輸電線路起始電暈條件為

式中xC——起始電暈層的厚度，x>xe時，α≈0。

可見電場越不均勻，要滿足式（1-31）時導線表面場強應越高。式（1-30）表明，當r→∞時，Ec=30kV/cm。

而對于非標準大氣條件，則進行氣體密度修正以后的表達式為

式中δ—— 氣體相對密度。

實際上導線表面并不光滑，所以對絞線來說，要考慮導線的表面粗糙系數m1。此外對于雨雪等使導線表面偏離理想狀態的因素(雨水的水滴使導線表面形成突起的導電物)可用系數m2加以考慮。此時式(1-32)則寫為

理想光滑導線m1=1，絞線m1=0.8～0.9，好天氣時m2=1，壞天氣時可按0.8估算。算得數值后就不難根據電極布置求得電暈起始電壓。例如，對于離地面高度為h的單根導線可寫出

對于距離為d的兩根平行導線(d>>r)則可寫出

3)電暈放電的危害、對策及其利用。電暈放電時發光并發生“噬噬"聲和引起化學反應(如使大氣中氧變為臭氧)，這些都需要能量，所以輸電線路發生電暈時會引起功率損耗。其次，電暈放電過程中，由于流注的不斷消失和重新產生會出現放電脈沖，形成高頻電磁波對無線電廣播和電視信號產生干擾。此外，電暈放電發出的噪聲有可能超過環境保護的標準。因此在建造輸電線路時必須考慮輸電線電暈問題，并采取措施以減小電暈放電的危害。解決的途徑是限制導線的表面場強，通常是以好天氣時導線電暈損耗接近于零的條件來選擇架空導線的尺寸。對于超高壓和特高壓線路來說，要做到這一點，導線的直徑通常遠大于按導線經濟電流密度選取的值。當然可以采用大直徑空心導線來解決這一矛盾，但好的解決辦法是采用分裂導線，即將每相線路分裂成幾根并聯的導線。分裂導線超過兩根時，通常布置在圓的內接正多邊形的頂點。

分裂導線的表面最大場強不僅與導線直徑和分裂的根數有關，而且與分裂導線間的距離D有關，在某一最佳D值時，導線表面最大場強會出現一個極小值。如果D過小，則分裂導線的分裂半徑太小，使分裂導線的優點不能得到充分發揮；但D過大時，則由于每相的子導線之間的電場屏蔽作用減弱，因此此時表面最大場強隨著D的增加而增大。

另外，在選擇D值時并不只是以表面最大場強為最小條件作為設計依據的。使用分裂導線可以增大線路電容，減小線路電感，從而使輸電線路的傳輸能力增加。由于D值增大有利于線路電感的減小，所以工程應用中常取D值在40-50cm。

電暈放電也有有利的一面。例如，在某些情況下，可以利用電暈放電產生的空間電荷來改善極不均勻場的電場分布，以提高擊穿電壓。而且，電暈放電在其他工業部門也獲得了廣泛的應用，比如，在凈化工業廢氣的靜電除塵器和凈化水用的臭氧發生器以及靜電噴涂等，都是電暈放電在工業中應用的例子。

4)極不均勻電場中放電的極性效應。在電暈放電時，空間電荷對放電的影響已得到關注。由于高場強下電極極性的不同，空間電荷的極性也不同，對放電發展的影響也就不同，這就造成了不同極性的高場強電極的電暈起始電壓的不同以及間隙擊穿電壓的不同，稱為極性效應。

例如，棒-板間隙是典型的極不均勻場。分布如下：

當棒具有正極性時，間隙中出現的電子向棒運動，進入強電場區，開始引起電離現象而形成電子崩，如圖1-11a所示。隨著電壓的逐漸上升，到形成自持放電爆發電暈之前，在間隙中形成相當多的電子崩。當電子崩達到棒極后，其中的電子就進入棒極，而正離子仍留在空間，相對來說緩慢地向板極移動。于是在棒極附近，積聚起正空間電荷，如圖1-11b所示。

這樣就減少了緊貼棒極附近的電場，而略微加強了外部空間的電場。因此，棒極附近的電場被削弱，難以形成流注，這就使得放電難以得到自持。

當棒具有負極性時，陰極表面形成的電子立即進入強電場區，形成電子崩，如圖1-12a所示。當電子崩中的電子離開強電場區后，電子就不再能引起電離，而以越來越慢的速度向陽極運動。一部分電子直接消失于陽極，其余的可為氧原子吸附形成負離子。電子崩中的正離子逐漸向棒極運動而消失于棒極，但由于其運動速度較慢，所以在棒極附近總是存在著正空間電荷。結果在棒極附近出現了比較集中的正空間電荷，而在其后則是非常分散的負空間電荷，如圖1-12b所示。

負空間電荷由于濃度小，對外電場的影響不大， 而正空間電荷將使電場畸變，棒極附近的電場得到增強，因而自持放電條件易于滿足、易于轉入流注而形成電暈放電。圖1-13是兩種極性下棒-板間隙的電場分布圖，其中曲線1為外電場分布，曲線2為經過空間電荷畸變以后的電場。

已通過實驗證明，棒-板間隙中，棒為正極性時電暈起始電壓比負極性時略高。而極性效應的另一個表現，就是間隙擊穿電壓的不同。隨著電壓升高，在緊貼棒極附近，形成流注，產生電暈；以后在不同極性下，空間電荷對放電的進一步發展所起的影響就和對電暈起始的影響相異了。

棒具有正極性時，若電壓足夠高，則棒極附近形成流注。由于外電場的特點，流注等離子體頭部具有正電荷。頭部的正電荷減少了等離子體中的電場，而加強了其頭部電場。流注頭部前方電場得到加強，使得前方電場易于產生新的電子崩，其電子被吸引入流注頭部的正電荷區內，加強并延長了流注通道，其尾部的正離子則構成了流注頭部的正電荷。流注及其頭部的正電荷使強電場區更向前移，好像將棒極向前延伸(當然應考慮到通道中的電壓降)，于是促進了流注通道的進一步發展，流注通道的頭部逐漸向陰極推進。

當棒具有負極性時，雖然在棒極附近容易形成流注，產生電暈，但此后流注向前發展卻困難得多了。電壓達到電暈起始電壓后，緊貼棒極的強電場同時產生了大量的電子崩，匯入圍繞棒極的正空間電荷。由于產生了許多電子崩，造成了擴散狀分布的等離子體層，基于同樣的原因，負極性下非自持放電造成的正空間電荷也比較分散，這也有助于形成擴散狀分布的等離子體層。這樣的等離子體層起著類似增大了棒極曲率半徑的作用，因此將使前沿電場受到削弱。繼續升高電壓時，在相當一段電壓范圍內，電離只是在棒極和等離子體層外沿之間的空間發展，使得等離子體層逐漸擴大和向前延伸。直到電壓很高，使得等離子體層前方電場足夠強后，才又將形成電子崩。電子崩的正電荷使得等離子體層前沿的電場進一步加強，形成了大量的二次電子崩。它們匯集起來后使得等離子體層向陽極推進。由于同時形成許多電子崩，通道頭部也是呈擴散狀的，通道前方電場被加強的程度也比正極性下要弱得多。

所以，在負極性下，通道的發展要困難得多。因此，負極性下的擊穿電壓應較正極性時略高。

5)長間隙擊穿過程。在間隙距離較長時，存在某種新的、不同性質的放電過程，稱為先導放電。長間隙放電電壓的飽和現象可由先導放電現象作出解釋。

間隙距離較長時(如棒-板間隙距離大于1m時)，在流注通道還不足以貫通整個間隙電壓的情況下，仍可能發展起擊穿過程。這時流注通道發展到足夠長度后，將有較多的電子從通道流向電極，通過通道根部的電子最多，于是流注根部溫度升高，出現了熱電離過程。這個具有熱電離過程的通道稱為先導通道。

正流注通道中的電子被陽極吸引，當電子的濃度足夠高時，即有足夠的電流，流注通道就開始熱電離。熱電離引起了通道中帶電質點濃度進一步增大，即引起了電導的增加和電流的繼續加大。于是，流注通道變成了有高電導的等離子體通道。這時在先導通道的頭部又產生了新的流注，于是先導不斷向前推進。

先導具有高電導，相當于從電極伸出的導電棒，它保證在其端部有高的場強，因此就容易形成新的流注。

負先導的發生也相類似，只不過這時電子流動的方向是從電極到流注頭部。當由電子崩發展為新流注時，電子進入間隙深處，即在沒有發生電離的區域建立負空間電荷，這給先導的推進帶來困難。因此，間隙的擊穿要在更高的電壓下才能發生。當先導推進到間隙深處時，其端部會出現許多流注，其中任何一個都可能成為先導繼續發展的方向。通道電離越強的流注，越可能成為先導發展的方向，但是和流注本身一樣，其方向具有偶然性，這就說明了長間隙放電，例如，雷電放電的路徑具有分支的特點。

長間隙的放電大致可分為先導放電和主放電兩個階段，在先導放電階段中，包括電子崩和流注的形成及發展過程。不太長間隙的放電沒有先導放電階段，只分為電子崩、流注和主放電階段。

當先導到達相對電極時，主放電過程就開始了。不論是正先導還是負先導，當通道頭部發展到接近對面電極時，在剩余的這一小段間隙中場強劇增，會有十分強烈的放電過程，這個過程將沿著先導通道以一定速度向反方向擴展到棒極，同時中和先導通道中多余的空間電荷，這個過程稱為主放電過程。主放電過程使貫穿兩極間的通道最終形成溫度很高、電導很大、軸向場強很小的等離子體火花通道(若電源功率足夠，則轉為電弧通道)，從而使間隙失去了絕緣性能，氣隙的擊穿就完成了。主放電階段的放電發展速度很快，可達109cm/s。

3.稍不均勻電場中的極性效應

稍不均勻電場意味著電場還比較均勻，高場強區電子電離系數α達到足夠數值時，間象中很大一部分區域中的α也達到相當值，起始電子崩在強場區發展起來，經過部分問隙距高后形成流注。流注一經產生，隨即發展至貫通整個間隙，導致擊穿。

在高電壓工程中常用的球-球間隙、同軸圓柱間隙等都屬于稍不均勻電場。稍不均勻電場問隙的放電特點和均勻電場相似，氣隙實現自持放電的條件就是氣隙的擊穿條件，也就是說、稍不均勻電場直到擊穿為止不發生電暈。在直流電壓作用下的擊穿電壓和工頻交流下的擊穿電正幅值以及50%沖擊擊穿電壓都相同，擊穿電壓的分散性也不大，這也和均勻電場放電特點一致。

稍不均勻電場也有一定的極性效應，但不很明顯。高場強電極為正極性時擊穿電壓稍高，為負極性時擊穿電壓稍低。這是因為在負極性下電暈易發生，而稍不均勻場中的電暈很不穩定。這時的電暈起始電壓就是很接近于問隙擊穿電壓。從擊穿電壓的特點來看，稍不均勻場的極性效應與極不均勻場的極件效應結果相反。在稍不均勻場中，高場強電極為正電極時，問隙擊穿電壓比高場強電極為負時稍高；高場強電極為負電極時，間隙擊穿電壓稍低。而在極不均勻場中卻是高場強電極為正時，間隙擊穿電壓低；高場強電極為負時，問隙擊穿電壓要顯著高于高場強電極為正時的情況。