气体击穿理论课件

2019/11/30,电力系统分析 建大机电学院 电气工程教研室 孙伟,#,高压电气设备绝缘预防试验,及,电气设备状态检修,参考教材：,电力系统状态检修技术,气体击穿理论,气体介质是电力系统和电气设备中常用的绝缘介质。如：,空气、,CO,2,、,N,2,、,SF,6,、混合气体等,。,当电场强度达到一定数值后，气体会失去绝缘能力，从而造成事故。为了能正确构成气体绝缘，就需要了解气体中的放电过程。,本章着重介绍气体击穿的一些理论分析，如：,带电质点的产生、运动和消失的规律；气体击穿过程的发展等,。,气体绝缘要解决的主要问题：如何选择合适的绝缘距离；如何提高气体间隙的击穿电压。,影响气体击穿的主要因素：,电场分布,电压种类,气体状态,第一节 气体放电主要,形式,什么是气体放电,：气体,中出现电流,的各种形式统称为,气体放电,。,处于正常状态并隔绝各种外电离因素作用的气体是完全不导电的。气体中存在少量带电质点（紫外线、宇宙射线作用，,500-1000,对,/,立方厘米正、负离子），在电场作用下，带电质点沿电场方向运动，形成电流，所以气体通常并不是理想绝缘介质。由于带电质点极少，气体的电导也极小，仍为优良的绝缘体。,沿面闪络,：当击穿过程发生在,气体与液体,或,气体与固体,的交界面上时，称为沿面闪络。,击穿电压,：气体击穿的最低临界电压称为击穿电压。,击穿场强,：气体发生击穿时的电场强度称为击穿场强。,击穿,：当提高气体间隙上的外施电压而达一定数值后，电流突然剧增，从而气体失去绝缘性能。气体这种由绝缘状态突变为良导电态的过程，称为击穿。,根据气体压力、电源功率、电极形状等因素的不同，击穿后气体放电可具有多种不同形式：,1,、辉光放电,2,、电弧放电,3,、火花放电,4,、电晕放电,气体放电形式,当气体压力不大、电源功率很小（放电回路中串入很大阻抗）时，外施电压增到一定值后，回路中电流突增至明显数值，管内阴极和阳极间整个空间出现发光现象。这种放电形式称为,辉光放电,。,辉光放电的特点,：电流密度较小，放电区域通常占据整个空间；管端电压较高，不具有短路的特性。,1,、辉光放电,注意：辉光放电仅仅发生在气压较低的情况下,随着外回路中的阻抗减小，电流增大。当电流增大到一定值后，放电通道收细，且越来越明亮，管端电压则更加降低，说明通道的电导越来越大，这时的放电形式称为,电弧放电,。,电弧放电的特点,：电流密度很大，管端电压很低，具有短路的特性。,2,、电弧放电,在较高气压（例如大气压力）下，气体击穿后总是形成收细的发光放电通道，而不再扩散于间隙中的整个空间，称为,火花放电。,3,、火花放电,两种情况：,（,1,）当外回路中阻抗很大：,（,2,）当外回路阻抗很小、电源功率足够大：,（,1,）当外回路中阻抗很大：,电极间出现贯通两极的断续的明亮细火花。火花间断的原因，回路阻抗很大，限制了放电电流，间隙击穿后形成火花，电流突增，结果外回路中阻抗上压降增加，导致放电间隙上电压降低，以致火花不能维持而熄灭；火花熄灭后，回路中电流减小，阻抗上压降又降低，放电间隙上电压重又增加，使间隙重又击穿而再形成火花。如此周而复始，形成断续的火花放电。,（,2,）当外回路阻抗很小、电源功率足够大：,间隙击穿后可立即转入电弧放电，形成明亮而电导极大的放电通道。,随着电压升高，在电极附近电场最强处出现发光层；随着电压继续升高，发光层逐渐扩大，放电电流也逐渐增大。这种放电称为,电晕放电,。,4,、电晕放电,发生电晕放电时，,气体间隙的大部分尚未丧失绝缘性能,，放电电流很小，间隙仍能耐受电压的作用。,如电压继续升高，从电晕电极伸展出许多较明亮的细放电通道，称为,刷状放电,；,电压再升高，最后整个间隙才被击穿，根据电源功率的大小而转为,电弧放电,或,火花放电,。,第二节 带电质点的产生,气体分子的电离和金属的表面电离,在电场作用下气体间隙中能发生放电现象，说明其中存在大量带电质点。这些带电质点的产生及消失决定了气体中的放电现象。因此在分析气体击穿的规律前，首先讨论在气体空间和从金属电极产生带电质点的一般规律。,一、原子的激励和电离,二、气体中质点的自由行程,三、气体中带电质点的产生,四、金属的表面电离,一、原子的激励和电离,（一）原子的能级,原子结构,：,电子具有确定的能量（位能和动能），通常轨道半径越小，能量越小；电子的能量只能取一系列不连续的确定值（量子化）；原子的位能（内能）取决于其中电子的能量，当各电子具有最小的能量，即位于离原子核最近的各轨道上时，原子的位能最小；正常状态下原子具有最小位能。当电子从其轨道跃迁到标志着能量更高的离原子核较远的轨道上时，原子的位能也相应增加，反之亦然。,（一）原子的能级,能级,：根据其中电子的能量状态，原子具有一系列可取的确定的能量状态，称为原子的能级。,电子伏（,eV,）,：微观系统中的能量单位为电子伏；,1 eV,的能量相当于一个电子在电场作用下行经,1V,电位差所获得的能量。电子的电荷为,1.6,10,-19,C,。所以：,激励,：在外界因素作用下，原子中的电子从较低能级跃迁到较高能级的过程。,激励能,W,e,：发生激励过程所需要的能量称为激励能。,激励电位,U,e,：以电子伏表示的激励能,（二）原子的激励,原子处在激励状态的平均“寿命”通常大致只有,10,-7,10,-8,s,数量级，然后就自发地迅速恢复到正常状态。,原子由较高激励能级跃迁至较低激励能级时将以光子的形式释放出能量。光子（光辐射）的频率由下式决定，即：,亚稳激励状态：原子处于亚稳激励状态时极不容易直接恢复到正常状态（直接跃迁的概率极小），一般必须先从外界获得能量跃迁到更高能级后，才能恢复到正常状态。原子处于亚稳状态的平均寿命较长，可达,10,-4,10,-2,s,数量级。,h,：普朗克常数,：,辐射电磁波的频率,（三）原子的电离,原子的电离,：原子在外界因素作用下，使其一个或几个电子脱离原子核的束缚而形成自由电子和正离子的过程称为原子的电离。,电离能,W,i,：电离过程所需要的能量称为电离能。,同样，电离能也可以用电离电位,U,i,来表示,分级电离,：原子先经过激励阶段（通常是亚稳激励状态），然后接着发生电离的情况称为分级电离。显然这时所需外来能量小于使原子直接电离所需的能量。,（一）平均自由行程,质点的自由行程,：一个质点在相继两次碰撞之间自由地通过的距离称为自由行程。,平均自由行程,：质点自由行程的平均值。,在气体放电中碰撞过程是产生带电质点极重要的来源。电子在其自由行程内从外电场获得动能，如外电场足够强，则电子的动能可达甚大数值，以致在和分子碰撞时能使后者分裂出自由电子。这样能不断引起电子增殖，从而导致气体间隙击穿。,显然，电子从电场中获得的能量除决定于电场强度外，还和其自由行程有关,。,二、气体中质点的自由行程,气体中电子和离子的自由行程是指它们和气体分子发生碰撞时的行程，带电质点自身相互间的碰撞可以忽略不计。,电子的尺寸及质量比分子和离子小得多，运动中不易发生碰撞，所以电子的平均自由行程要比分子和离子的大得多。,质点的平均自由行程同气体分子的数密度成反比，而气体的分子数密度和该气体的密度成正比，于是可得：,即质点的平均自由行程,和气体的压力,p,成反比，和气体的绝对温度,T,成正比。,关于自由行程需要注意的两个问题,（二）自由行程的分布规律,质点的自由行程大于,x,的概率，也就是质点行过,x,距离后尚未发生碰撞的概率为：,可见自由行程越长的质点出现的机会越小，并按指数规律衰减。,（一）碰撞电离,碰撞电离：,在电场作用下，电子被加速而获得动能，当电子从电场获得的动能等于或大于气体分子的电离能时，就有可能因碰撞而使气体分子发生电离，分裂为电子和正离子。,气体放电中，碰撞电离主要是由电子和气体分子碰撞而引起的。（,不考虑离子,）,引起碰撞电离的必要条件：,三、气体中带电质点的产生,气体分子的电离：,碰撞电离；光电离；热电离,（二）光电离,光电离,：光辐射引起的气体分子的电离过程称为光电离。,光子的能量决定于光的频率：,引起光电离的必要条件：,光辐射能够引起光电离的临界波长（即最大波长）为：,（ ）,在各种气体或金属蒸气中，铯的电离电位最低，等于,3.88V,，它的光电离临界波长为,318 nm,，相当于紫外线的范围。因此对所有气体来说，在可见光（,400-750 nm,）作用下，一般是不能直接发生光电离的。,光电离产生方式：,紫外线、宇宙射线照射；,带电质点的复合；,（三）热电离,热电离,：由分子热运动引起的气体分子的电离。,气体分子的平均动能和气体温度的关系为：,从本质上说，热电离和前述碰撞电离及光电离是一致的，都是能量超过临界数值的质点或光子碰撞分子，使之发生电离，只是直接的能量来源不同罢了。,负离子的形成：电子和气体分子碰撞非但没有电离出新电子，反而是碰撞电子附着于分子，形成了负离子。,能够在电子碰撞过程中形成负离子气体，称为电负性气体。,已发现的负离子有：,负离子的形成起着阻碍放电的作用,（四）负离子的形成,四、金属的表面电离,表面电离,：电子从金属表面逸出的过程称为表面电离。,逸出功,：使金属释放出电子同样也需消耗一定能量，称为逸出功（,逸出功和金属的微观结构、表面状态有关，不同金属的逸出功也各异,）。,（一）正离子碰撞阴极,逸出的电子中有一个和正离子结合成为原子，其余的就成为自由电子。所以正离子必须碰撞出一个以上电子时才能出现自由电子。,（二）光电效应,光电效应：金属表面受到光的照射放射出电子，这种现象称为光电效应。,金属表面电离的主要形式：,正离子碰撞阴极；光电效应；场致发射 ；热电子放射,（三）场致发射,热电子放射场致发射（冷发射）：在阴极附近加以很强的外电场使阴极放射出电子，称为场致发射或冷发射。,由于场致发射所需外电场极强，在,10,7,V/cm,数量级，所以在一般气体间隙的击穿过程中不会发生。（,高气压、高真空,）,（四）热电子放射,热电子放射：阴极达到很高温度时，其中电子可获得巨大动能而逸出金属，称为热电子放射。,第三节 带电质点的消失,三种方式,：,1,、带电质点在电场作用下作定向运动，从而消失于电极（造成电流）；,2,、带电质点的扩散；,气体的扩散,：造成扩散的原因是气体分子的热运动。,带电质点的扩散,：带电质点从浓度高的地方向浓度低的地方移动，趋向是使带电质点的浓度变得均匀。,气体中带电质点的扩散和气体状态有关，气体压力越高或者温度越低，扩散过程也就越弱,3,、带电质点的复合,带电质点的复合,：正离子和负离子或电子相遇，发生电荷的传递而互相中和，并还原为原子或分子的过程称为复合。,带电质点的复合过程中会发生光辐射，这种光辐射在一定条件下又可能成为导致电离的因素,第四节 均匀电场中气体击穿的发展过程,均匀电场中气体的击穿：,汤逊气体放电理论,；,流注理论,。这两种理论互相补充，可以说明广阔的,pd,（压力和极间距离的乘积）范围内气体放电的现象。,一、非自持放电和自持放电,非自持放电,：去掉外电离因素的作用后放电随即停止，则这种放电称为非自持放电。,自持放电,：能仅由电场的作用而维持的放电称为自持放电。,图,2-5,气体放电试验电路示意图,图,2-6,气体放电过程中电流与电压的关系,图,2-5,气体放电试验电路示意图,图,2-6,气体放电过程中电流与电压的关系,OA,段,：随着电压升高，带电质点运动速度加大，电流增大；,AB,段,：当电压升高到,U,A,附近，电流趋于饱和。电离产生的带电质点已全部落入电极，故电流便取决于外电离因素而和电压无关。饱和电流密度数值极小（在,10,-19,A/cm,2,数量级），气体间隙仍处于良好绝缘状态。,放电过程,：紫外线照射下，两平行平板电极间产生带电质点；电压作用下，带电质点沿电场方向运动，回路中出现电流。,BC,段,：当电压增加到,U,B,附近，又出现电流的增长。间隙中出现电子的碰撞电离，产生电子崩。,电压升高到某临界值,U,0,，电流急剧增加，气体间隙转入良好的导电状态，并伴随着明显的外部特征：发光、发声等。,间隙击穿,。,电压小于,U,0,：非自持放电。间隙内虽有电流，但其数值甚小，通常远小于微安级，因此气体本身的绝缘性能尚未被破坏，即间隙还未被击穿。而且这时电流要依靠外电离因素来维持，如果取消外电离因素，电流也将消失。,电压大于,U,0,：自持放电。气体中电离过程只靠电场的作用已可自行维持，而不再继续需要外电离因素了。,U,0,称为放电起始电压。,二、汤逊气体放电理论,20,世纪初汤逊根据大量实验事实，提出了比较系统的气体放电理论，阐述了放电中的过程。实验表明，汤逊理论虽然只是对,pd,较小时的放电比较适用，但其中描述的基本过程具有普遍意义。,（一） ,过程引起的电流,1,、电子崩的形成,电子蹦,2,、,过程引起的电流,：,电子电离系数,，代表一个电子沿着电场方向行经,1 cm,长度，平均发生的,碰撞,电离,次数。,设每次碰撞电离只产生一个电子和一个正离子，因此 ,也就是一个电子在单位长度行程内新电离出的电子数或正离子数。,在强电场中出现电子崩的过程称为 ,过程。,设在外电离因素光辐射的作用下，单位时间内阴极单位面积产生,n,0,个电子。,在电场作用下，这,n,0,个电子在向阳极运动的过程中不断引起碰撞电离。设放电过程稳定后，在距离阴极为,x,的横截面上，单位时间内单位面积有,n,个电子飞过。,这,n,个电子行过,dx,之后，产生了,dn,个新的电子，其数值应为：,将,上,式,积分，并考虑到,x=0,时，,n=n,0,，于是可得电子的增长规律为：,电子电流增长规律为：,式中，,I,0,：外电离因素引起的起始电流,对于,均匀电场，,不随,x,而变，,所以,有,：,将,等号两边都乘以电子电荷及电极面积,，,得,如令,x=d,，可得进入阳极的电子电流，此即外回路中的电流：,从上式可知，,当,I,0,=0,时,，,I,= 0,即：只有,过程时，放电不能自持。,3,、电子电离系数 的分析,电场越强或电子的自由行程越长，它在相继两次碰撞间从电场得到的能量也越大，因此电子电离系数 应和,电场强度,及自由行程也即,气体状态,等因素有关。,电离系数,的一般表示形式：,（二） ,及 过程同时引起的电流,1,、 过程,正离子碰撞阴极表面,，,气体空间由于激励状态跃迁回正常状态及复合过程而释出的光子也能在阴极表面引起光电离,，这些过程统称为,过程。,2,、 ,及 过程同时引起的电流,过程的主要因素是正离子碰撞阴极后引起阴极发射二次电子,电离系数,：,每个碰撞阴极表面的正离子，使阴极金属平均释放出的自由电子数。,（三）均匀电场中的击穿电压,1,、自持放电条件,由式（,2-24,），当电压增加、电场增加时，, 随之增加，分母逐渐减小，电流迅速增大。,当电压增到一定程度，致使分母趋近于零时，电流就将趋于无穷，这意味着间隙击穿。这时如取消外电离因素（,I,0,=0,），间隙仍能靠自身的电离，维持很大的电流。而在这之前，取消外电离因素将使放电熄灭,。,因此，放电由非自持转入自持的条件可写为：,式（,2-27,）的物理意义,是从阴极产生的一个电子消失在阳极之前，由,过程所形成的正离子数；,表示了这些正离子消失在阴极之前，由,过程又在阴极上释放出的电子数。,所以式（,2-27,）表示：由于外电场不断增强，阴极发射出的一个电子，在间隙中引起了如此强烈的碰撞电离，以致电离产生的全部正离子到达阴极而中和后，又能由 ,过程而在阴极上重新释放出一个电子；后者又可继续在空间造成碰撞电离，重复以上的过程。即每个电子消失时，都能由于自身引起的过程重新造成一个“替身”。这样显然就能不再凭借外电离因素，而依靠间隙本身的过程来使电离维持发展，即转入自持放电了。,2,、击穿电压、巴申定律,（,1,）击穿电压,代人自持放电条件,普遍形式：,将,的表达式,（,2,）巴申,定律,图中数据显示，随着,pd,的变化，击穿电压将出现极小值。,式（,2-32,）表示，均匀电场中的击穿电压是,pd,的函数，这个规律在碰撞电离学说提出之前，就已从实验中总结出来了，称为巴申定律。巴申定律可由碰撞电离学说加以阐明，因此反过来也就成为这一学说的有力支持。,将上式对,pd,求导，可从理论上求出该极小值的条件为：,为使放电达到自持，每个电子在从阴极到阳极的行程上需引起足够多的碰撞电离次数。,考察,d,不变，改变压力,p,时的情况：,当压力很小时，气体稀薄，,很大，这时虽然电子在两次碰撞间可积累起很大动能，容易引起电离，但碰撞次数太少，因此随着,p,进一步减少，击穿电压势必增大；,当压力很大时，气体密度很大，,很小，这时虽然碰撞次数增多，但电子不易积累动能，引起电离的可能性大减，故随着,p,继续加大，击穿电压同样也将增加。,因此随着,pd,变化，击穿电压必将出现极小值,由此可见，为了提高间隙的介电强度，可以抽成高真空或加大气压。这两种措施在工程实践中都有采用。,击穿电压具有极小值的理论解释,（四）汤逊放电理论的适用范围,汤逊气体放电理论是在气压较低、,pd,值较小条件下进行的放电实验的基础上建立起来的。,pd,过小或过大，放电机理将出现变化，汤逊理论就不适用了。,pd,越来越小时,(,图,2-12,极小值左边,),，,U,b,将越来越大。气压极低时，电子的自由行程可能远大于极间距离，所以使得碰撞电离实际上不可能发生，故按碰撞电离学说，,pd,极小时，,U,b,应趋于无穷。但是，在强电场作用下，阴极会出现强场放射而导致击穿，也即高真空下击穿的机理改变了。,pd,很大时,(,高气压、大间隙,),，气体击穿的很多实验现象也都无法在汤逊理论的范围内加以解释。,两者间的主要差异可概述如下：,（,1,）放电外形：,根据汤逊理论，气体放电应在整个间隙中均匀连续地发展，气体放电发光区应占据了整个电极空间，但较大气压力下气体击穿时出现的却是带有分枝的明亮细通道。,（,2,）放电时间：,根据汤逊理论，间隙完成击穿需要好几次这样的循环：形成电子崩，电子崩中正离子到达阴极造成二次电子，这些电子重又形成更多的电子崩。由正离子的迁移率可以计算出完成击穿所需的时间，即所谓放电时间。这样计算得到的放电时间和低气压下的放电时间比较一致，但比火花放电时的放电时间实测值要大得多。,（,3,）击穿电压：,在,pd,值较小时，选择适当的,值，根据汤逊自持放电条件求得的击穿电压和实验值比较一致。但在,pd,值很大时，如仍采用原来的,值，则击穿电压计算值和实验值将有很大出入。,（,4,）阴极材料的影响：,根据汤逊理论，阴极材料的性质在击穿过程中应起一定作用。实验表明，低气压下阴极材料对击穿电压有一定影响，但大气压力下空气中实测得到的击穿电压却和阴极材料无关。,以上几种情况可以说明，汤逊理论只适用于一定的,pd,范围。较大,pd,范围时，击穿过程就将发生改变，不能用汤逊理论来分析。,三、气体击穿的流注理论,流注理论的特点：,电子,碰撞电离及空间光电离是维持自持放电的主要,因素；,强调,了空间电荷畸变电场的作用,；,流注,理论目前还很粗糙，实际上只限于放电过程的,定性,描述。,（一）在电离室中进行的放电发展的实验研究,电离室也称云室，电离室内充以需要研究的气体，气体中含有饱和的水蒸气或酒精蒸气。放电同时立刻将橡皮膜往下拉，使电离室中气体适当膨胀，于是温度下降，蒸气转入过饱和状态。结果，蒸气就能在气体放电形成的离子周围凝结，使得放电途径成为可见，并可透过玻璃侧壁摄制照片。,放电从电子崩开始，然后转为流注，最后由流注发展为击穿,（,1,）电子蹦形成,如图,2-18a,所示。,（,2,）电子蹦对电场的影响,电子崩的电离过程集中于头部，空间电荷的分布极不均匀，如图,2-18b,所示。当电子崩发展到足够程度后，空间电荷将使外电场明显畸变，大大加强了崩头的电场也加强了崩尾的电场，而削弱了崩头内正、负电荷区域之间的电场，如图,2-18c,、,d,所示。,（,3,）大量光子形成,崩头前后，电场明显增强，有利于发生分子和离子的激励现象，当它们从激励状态回复到正常状态时，就将放射出光子；,崩头内部正、负电荷区域之间电场大大削弱，有助于发生复合过程，同样也将发射出光子。,（二）电子崩,当外电场相对较弱时，这些过程不很强烈，不致引起什么新的现象。电子崩经过整个电极间隙后，电子进入阳极，正离子也逐渐在阴极上发生中和而失去其电荷。这样，这个电子崩就消失了，因而放电没有转入自持。,但当外电场甚强，达到击穿场强时，情况就起了质的变化，电子崩头部就开始形成流注。,图,2-18,平板电极间电子崩空间电荷对外电场的畸变,（三）流注的形成,1,、正流注的形成,（,1,）由外电离因素从阴极释放出的电子向阳极运动，形成电子崩，如图,2-19a,所示。,（,2,）随着电子崩向前发展，其头部的电离过程越来越强烈。当电子崩走完整个间隙后，头部空间电荷密度已经很大，大大加强了尾部的电场，并向周围放射出大量光子，如图,2-19b,所示。,1,、正流注的形成,（,3,）光子引起空间光电离，新形成的电子被主电子崩头部的正空间电荷所吸引，在受到畸变而加强了的电场中，又激烈地造成了新的电子崩，称为二次电子崩，如图,2-19c,。,（,4,）二次电子崩向主电子崩汇合，其头部的电子进入主电子崩头部的正空间电荷区（主电子崩的电子已大部进入阳极了），由于这里电场强度较小，因此电子大多形成负离子。大量的正、负带电质点构成了等离子体，这就是所谓正流注，如图,2-19d,所示。,1,、正流注的形成,（,5,）流注通道导电性良好，其头部又是二次电子崩形成的正电荷，因此流注头部前方出现了很强的电场。同时，由于很多二次电子崩汇集的结果，流注头部电离过程将蓬勃发展，向周围放射出大量光子，继续引起空间光电离。于是在流注前方出现了新的二次电子崩，它们被吸引向流注头部，从而延长了流注通道，如图,2-19e,所示。,1,、正流注的形成,（,6,）流注不断向阴极推进，且随着流注接近阴极，其头部电场越来越强，因而其发展也越来越快。当流注发展到阴极后，整个间隙就被电导良好的等离子通道所贯通，于是完成间隙的击穿，如图,2-19f,所示。,2,、负流注的形成,当电压较低（电压等于击穿电压时），电子崩需经过整个间隙方能形成流注，此时形成的流注为正流注。,如果外施电压比击穿电压高，则电子崩不需经过整个间隙，其头部电离程度已足以形成流注（见图,2-20,）。流注形成后，向阳极发展，所以称为负流注。,负流注发展中，由于电子的运动受到电子崩留下的正电荷的牵制，所以其发展速度较正流注的要小。,当流注贯通整个间隙后，击穿就完成了。,1,、,自持放电,条件,流注,形成的条件就是自持放电条件。一旦形成流注，放电就进入了新的阶段，放电可以由本身产生的空间光电离而自行维持，即转入自持放电了。如果电场均匀，间隙就将被击穿。,（四）均匀电场中的击穿电压,只有,当起始电子崩头部电荷达到一定数量，使得电场畸变而加强到一定程度及造成足够的空间光电离后，方能转入流注。也就是说流注的形成直接决定于起始电子崩头部的电荷，所以均匀电场中的自持放电条件，也即其击穿条件可以写为：,自持放电条件,为了和低,pd,值条件下自持放电条件一致，上式可写为：,汤,逊放电过程和流注放电过程中自持放电条件只是形式上的相似，而维持放电自持的具体过程则是不同的。在两种放电过程中，系数不仅数量上有很大差别，而且具有不同的物理意义。,注意：,2,、,击穿电压,击穿电压,的公式应和前述汤逊理论中所得的式,2-30,完全相同。但只是形式相同，两种情况下的放电过程有很大差别。,3,、,系数,从,理论分析的基础上求出,值是非常困难的，它和气体状态、电场强度等因素具有复杂的关系。,值一般可以通过比较实验值和计算值来求取。,适用,汤逊理论同适用流注理论的,值相差很大，如同为空气间隙，前者,后者,第五节 不均匀电场中气体击穿的发展过程,一、稍不均匀电场和极不均匀电场的特征,图,2-21,直径较大及较小的球电极间电晕起始电压及击穿电压和间隙距离的关系,当,d d,0,时，电场已不均匀，在电压还明显低于击穿电压时，在紧贴电极、电场强度局部增强的区域内出现局部放电，称为电晕放电，刚出现电晕放电的电压称为电晕起始电压。,图,2-21,直径较大及较小的球电极间电晕起始电压及击穿电压和间隙距离的关系,随着电压升高，电晕层逐渐扩大，然后开始出现刷状的细火花，这种放电形式称为刷状放电。,电压继续升高，刷状火花越来越长，最终导致间隙完全击穿。,过渡区域，放电过程不很稳定，击穿电压分散性很大。,实验结果显示：电场越不均匀，击穿电压和电晕起始电压间的差别也越大。,从放电的观点来看，电场的不均匀程度可以根据能否维持电晕放电来划分,：,如果不均匀到可以维持电晕放电的程度，就称为极不均匀电场；,虽然电场不均匀，但还不能维持稳定的电晕放电，一旦放电达到自持，必然会导致整个间隙立即击穿，就称为稍不均匀电场。,实验结果显示：电场越不均匀，击穿电压和电晕起始电压间的差别也越大。,为了比较各种结构的电场的不均匀程度，引入电场不均匀系数,f,，它是最大场强,E,max,和平均场强,E,av,的比值。根据放电的特征，大致可以做如下区分：,不均匀系数,f4,后，属于极不均匀电场；,不均匀系数,2f4,时，稍不均匀到极不均匀的过渡区域，属于不均匀电场。,二、稍不均匀电场中的自持放电条件和击穿,稍不均匀电场中击穿形成过程和均匀电场中类似，这种情况下自持放电条件就是其击穿条件，也即击穿电压。,但不均匀电场中的电场强度，电离系数,都是空间坐标的函数，因此自持放电条件式（,2-40,）应改为积分的形式：,已知 ，如果知道电场分布 ，即可求出自持放电电压，也即击穿电压。,由上式可知，同轴圆柱电极的起始电压为,pr,及,R,/,r,的函数。,实例分析：同轴圆柱电极，稍不均匀电场,同轴圆柱电极间隙中电场分布的解析式为：,自持放电条件为：,将,代入上式，得：,积分后可得：,稍不均匀电场中击穿电压的普遍形式可表示为：,式中，,l,R,1,R,2,，间隙的几何尺寸,上式即是放电相似定律的数学表达式,放电相似定律：,不均匀电场中，温度不变时，对于几何相似间隙，其起始电压为气体压力和决定间隙形状的某个几何尺寸间乘积的函数。亦即对于几何相似间隙，只要气体压力和间隙尺寸反比变化，间隙的起始电压可保持不变。,（一）电晕放电的一般描述,1,、电晕放电现象,极不均匀电场中，在空气间隙完全击穿之前，大曲率电极附近会产生薄薄的发光层，称为“电晕”放电。,电晕电极周围的电离层称为电晕层，电晕层以外电场很弱，因而不发生电离过程，,这个空间区域称为外区,。,爆发电晕放电时，还可听到咝咝的声音，闻到臭氧的气味，回路中电流明显增加（但绝对值仍很小），可以测量到,能量损失,。,2,、电晕起始电压和电晕起始场强,电晕放电是极不均匀电场所特有的一种自持放电形式，电晕开始时的电压称为,电晕起始电压,U,c,，电极表面的场强称为,电晕起始场强,E,c,三、极不均匀电场中的电晕放电,3,、外区中空间电荷的作用,发生电晕时，电离区局限于电晕电极附近，放电电流受到不发生电离过程的外区的限制。,原因,：（,1,）,电场分布极不均匀；（,2,）空间电荷的作用。,以同轴圆柱为例,同轴圆柱间，内、外径相差很大时，电场衰减极快。,电子电离系数,只在内电极附近显著，在离内电极较远的广大空间中电离系数,实际上等于零。,间隙中出现大量空间电荷，外区中的离子与电晕电极同号，如图所示：,和电晕电极同号的空间电荷加强了外区中的电场，减少了电晕层中的场强，因此放电过程稳定下来了。,（二）电晕放电的脉冲现象,在电晕放电的起始阶段及向击穿过渡的阶段会出现放电的脉冲现象，它是造成电磁波干扰的原因。,1,、实验装置和放电现象,实验装置：,尖一板电极,，如图所示。微安表及示波器用来观测电晕电流的平均值及波形。,放电现象：,（,1,）电压很低时，放电电流极小（平均值小于,0.1,A,），电流波形不规则。,（,2,）当电压升高到一定数值（与极性有关），电流显著增加，电流具有规律性的重复脉冲波形，如图所示。,图,2-25,负极性下尖一板间隙中的电晕电流波形（尖电极端部为半球形，半径,0.25 mm,，间隙距离为,3 cm,）,（,a,）时间刻度；（,b,）电晕电流平均值等于,0.7,A,时；（,c,）电晕电流平均值等于,2 ,A,时,（,3,）电压继续升高，电流脉冲幅值不变，但频率增高，脉冲更密集，甚至前后交叠，平均电流不断加大（极性不同时，脉冲波形有些不同，同一电压下的频率也不同）。,（,4,）电压继续升高到一定程度（与极性有关），高频脉冲突然消失，转入持续电晕阶段，但电流仍继续随电压增高而加大。,（,5,）电压再进一步增加，临近击穿时出现刷状放电，这时又出现不规则的强烈电流脉冲，这种现象在正极性下更为明显。,（,6,）最后发生击穿。,2,、脉冲现象的解释,利用空间电荷的影响解释电晕起始阶段的电流脉冲现象。,以负极性为例,（,1,）电压很低时，针尖附近电子崩的形成带有偶然性，且电离很弱，所以电流没有规律性，平均值也极小。,（,2,）随着电压提高，电离逐渐加强。电离产生的正离子向针尖运动，不断在电极上发生中和而失去电荷，同时在紧贴针尖附近形成了正空间电荷。,图,2-26,负极性电晕起始阶段示意图,（,a,）电离爆发；（,b,）负空间电荷逐渐积累；（,c,）负空间电荷削弱针尖附近电场，电离停止；（,d,）负空间电荷流散，针尖附近电场重新增大,（,3,）电离产生的电子向外运动，由于电场衰减很快，所以速度变慢，大多形成了负离子。电子形成为负离子后，速度又显著下降，从而在针尖外围积聚起了显著的负空间电荷。,（,4,）负空间电荷积聚到一定数量后，严重削弱针尖附近电场，使电离停止。,（,5,）电离停止后，负离子继续向外流散（正离子也不断消失于电极），于是针尖附近场强重又增强。当场强恢复到一定程度后，电离又重新爆发。,（,6,）上述过程不断重复，造成了放电的脉冲现象。,（,7,）电压增高，负离子能更快地向外流散，因此针尖附近电场更迅速地得到恢复，因而脉冲频率上升。,（,8,）电压甚高时，电子迅速向外运动，要在离针尖更远的地方才能成为负离子，故不能形成足以使电离中止的密集的负空间电荷，于是脉冲现象消失，电晕转入持续阶段。,（,9,）间隙击穿前，电压很高引起刷状放电，不断形成强烈的流注，因而造成了强烈的电流脉冲。由于流注的形成带有统计性，所以电流脉冲没有规律性。,正极性下，情况类似，正空间电荷削弱了针尖附近的电场，使电离中止，造成脉冲现象。,电晕放电是极不均匀电场中的自持放电，所以其放电起始电压,U,c,，在原理上可以根据自持放电条件求取：,式中,d,为电晕层厚度，根据电晕层外缘处,实际上等于零这一条件确定。,由于计算繁复，且理论计算本身也并不精确，所以实际上电晕起始电压是根据由实验总结出来的经验公式估算的。,电晕的产生决定于电极表面场强,E,c,，求得场强后即可估算电晕起始电压。,（三）电晕放电的起始场强和起始电压,1,、平行导线,2,、地面上单根导线,3,、同轴圆柱,4,、球,-,球,不同电极结构电晕起始场强的计算（经验公式）,1,、平行导线,当平行导线轴线间距离,d,和导线半径,r,之比较大时，导线表面场强,E,和,导线对中性平面的电压,U,（线间电压之半）之间有如下简单关系：,在实际情况中，,E,c,与电极尺寸、气候条件等多种因素有关,E,c,与以下几种因素有关：,（,1,）,导线尺寸,（,2,）,大气状态,（,3,）大气湿度,（,4,）电极材料,（,5,）电源频率,（,6,）,导线表面状态,（,1,）导线尺寸,导线表面场强,E,和导线对中性平面的电压,U,（线间电压之半）之间有如下简单关系：,经验公式，,Ec,与导线间距离,d,无关，与导线半径,r,相关：,比较电力系统电晕临界相电压公式：,（,2,）大气状态,非标准状态下平行导线,E,c,的经验公式为：,比较电力系统电晕临界相电压公式：,（,3,）大气湿度,湿度对间隙击穿电压有影响，但如电极表面无水滴出现，则湿度对,E,c,影响不大。,（,4,）电极材料,采用铜、铝、铁、钨等不同材料的导线试验显示，起始场强,Ec,和电极材料无关。,（,5,）电源频率,电源频率在,25-1000 Hz,范围内，起始场强,Ec,和电源频率无关。直流电压下,Ec,的极性效应不大（负极性下稍低于正极性），数值和工频电压下的基本相同。,（,6,）导线表面状态,导线表面状态对,E,c,有很大影响。,对于光滑导线：,电晕的爆发比较突然，起始电压具有比较明确的数值。,对于表面粗糙导线（绞线）：,电晕发生分两个阶段：,1,、电压较低,，电场局部增强的部位开始发生电晕，然后在相当一段电压范围内，电晕（电流、能量损失以及声光等效应）随电压升高而逐渐增强；,2,、当电压高于某一数值后,，电晕全线爆发。,前一阶段称为局部电晕，其起始电压比较分散；后一阶段称为全面电晕，其起始电压比较容易确定。,2,、地面上单根导线,计算式相同：,式中,d,为导线和其镜象间的距离，即导线离地高度,h,的两倍,d = 2h,，电压为导线对地电压。,3,、同轴圆柱,4,、球,-,球,球一球电极的电晕起始场强（峰值）为：,从第一章图,1-7,查得其不均匀系数后，就可估算间隙的电晕起始电压。,平行导线、同轴圆柱、球,-,球电晕起始电压经验公式分别为：,这些公式实际上是达到自持放电时，间隙中最大电场强度的经验公式。,在电场比较均匀的情况下（如导线间当,d/r,较小时），自持放电电压就是其击穿电压。因此，由这些公式算得的就是发生击穿时间隙中的最大电场强度。根据这些经验公式，就可估算相应稍不均匀电场间隙的击穿电压。,（一）长空气间隙中放电过程的实验研究,随着电力系统电压等级的提高，工程上经常遇到长空气间隙绝缘（极不均匀电场），例如：,高压输电线的绝缘；,高压实验室高压设备对墙壁或天花板的绝缘。,雷闪是自然界的长空气间隙放电。,棒,-,板长间隙放电：,放电首先由棒向板发展，发光较弱，这是流注发展阶段。,在长间隙放电中，流注汇集，形成通道状且不断发展，称为,先导放电,。,四、极不均匀电场中的击穿、极性效应,（二）极不均匀电场中的放电过程,极不均匀电场中，电压还不足以导致击穿时，大曲率电极附近（电场最强处），已可发展起电离现象。大量空间电荷使电场畸变，对放电过程的发展有很大影响。,以棒一板间隙为例，讨论极不均匀电场中的放电过程（棒一板间隙中，电离过程总是先从棒电极附近开始，棒的极性不同时，空间电荷的作用不同，所以存在着所谓极性效应）。,长间隙放电分为以下,4,个阶段：,1,、非自持放电阶段,2,、流注发展阶段,3,、先导放电,4,、主放电阶段,1,、非自持放电阶段,（,1,）棒为正极性,（,a,）形成电子崩：间隙中出现的电子向棒运动，进入强电场区，开始引起电离现象而形成电子崩，如图,(a),。,（,b,）电压逐渐升高，电子崩增多（放电尚未达到自持、未形成电晕），电子崩向棒极运动，到达棒极后电子进入棒极，正离子留在空间，并相对缓慢地向板极移动，在棒极附近，积聚起正空间电荷，如图,(b),。,（,c,）棒极附近积聚的正空间电荷，减少了棒极附近电场，加强了外部空间的电场，如图,(c),曲线,2,所示。,棒极附近的电离被削弱，难以造成流注，这就使得自持放电，也即电晕放电难以形成。,（,2,）棒为负极性,（,a,）阴极表面形成的电子立即进入强电场区，造成电子崩，如图,2-33(a),所示。,（,b,）当电子崩中电子离开强电场区后，就不再能引起电离了，而以越来越慢的速度向阳极运动。,（,c,）一部分直接消失于阳极，其余的可为氧原子所吸附而形成为负离子。,（,d,）电子崩中的正离子逐渐向棒极运动而消失于棒极，但由于其运动速度较慢，所以在棒极附近总是存在着正空间电荷。,（,e,）在,棒极附近出现了比较集中的正空间电荷，而在离棒较远处则是非常分散的负空间电荷，如图,2-33(b),所示。,（,f,）负空间电荷由于浓度小，对外电场的影响不大，而正空间电荷则将使电场畸变，如图,2-33(c),曲线,2,所示。,（,g,）由于棒极附近的电场得到增强，因而自持放电条件就易于得到满足、易于转入流注而形成电晕放电。,实验表明，棒一板间隙中棒为正极性时电晕起始电压比负极性时略高。这从上述分析可以得到说明。,2,、流注发展阶段,随着电压升高，紧贴棒极附近形成流注，爆发电晕；在此之后，不同极性下空间电荷对放电的进一步发展所起的影响和上述相异。,（,1,）棒为正极性,（,a,）如电压足够高，棒极附近形成流注，由于外电场的特点，流注等离子体头部具有正电荷，如图,2-34,（,a,）（,b,）所示。,（,b,）头部的正电荷减少了等离子体中的电场，而加强了其头部电场，如图,2-34,（,d,）曲线,2,所示。,（,c,）流注头部前方电场得到加强，使得此处易于产生新的电子崩，它的电子吸引入流注头部的正电荷区内，加强并延长了流注通道，其尾部的正离子则构成了流注头部的正电荷，如图,2-34,（,c,）所示。,（,d,）流注及其头部的正电荷使强电场区更向前移，如图,2-34,（,d,）曲线,3,所示，类似将棒极向前延伸，于是促进了流注通道进一步发展，逐渐向阴极推进。,（,2,）棒为负极性,（,a,）虽然在棒极附近容易形成流注、产生电晕，但同棒为正极性相比，此后流注向前发展却困难得多。,（,b,）电压达到电晕起始电压后，紧贴棒极的强电场使得同时产生了大量的电子崩，电子崩汇入围绕棒极的正空间电荷而形成流注。,（,c,）由于同时产生了许多电子崩，造成了弥散分布的等离子体层。如图,2-35,（,a,）（,b,）所示（基于同样原因，负极性下非自持放电造成的正空间电荷也比较分散，这也有助于形成弥散分布的等离子体层），这样的等离子体层起着类似增大了棒极曲率半径的作用，因此将使前沿电场受到削弱，如图,2-35,（,d,）曲线,2,所示。,（,d,）继续升高电压时，在相当一段电压范围内，电离只是在棒极和等离子体层外沿之间的空间内发展，使等离子体层逐渐扩大和向前延伸一些。直到电压很高，使得等离子体层前方电场足够强后，这里才可能发展起电子崩。,（,e,）电子崩的正电荷使得等离子体层前沿的电场进一步加强，又形成了大量二次电子崩。它们汇集起来后使得等离子体层向阳极推进，如图,2-35,（,c,）所示。,（,f,）但是，由于同时形成了许多电子崩，通道头部也是稍呈弥散状，通道前方电场被加强的程度也比正极性下要弱得多，如图,2-35,（,d,）曲线,3,所示。,根据上述分析可知，负极性下通道的发展要困难得多，因此负极性下的击穿电压应较正极性下为高。,根据电压高低，随着流注向前发展，其头部电场可能逐渐减弱，也可能反而越来越得到加强。前一种情况下（电压较低时），流注深入间隙一段距离后，就停止不前了，从而形成电晕放电或刷状放电；后一种情况下（电压足够高），流注将一直达到另一电极，从而导致间隙完全击穿。,3,、先导放电,间隙距离较长（如棒,-,板间隙距离大于,1 m,时），在流注还不足于贯通整个间隙的电压下，仍可能导致间隙击穿。其原因是出现了先导放电。如图,2-36,所示。,流注发展到足够的长度后（如图,2-36a,），将有较多的电子流向电极，通道根部的电子最多，流注根部温度升高，出现热电离。这个具有热电离过程的通道称为先导。,先导中由于出现了新的电离过程，电离加强，更为明亮，电导增大，轴向场强比流注通道中的场强低得多，从而加大了其头部前沿区域中的场强（如图,2-36e,），引起新的流注，导致先导不断伸长。,如外施电压足够高，先导贯通间隙，间隙将击穿。,由于间隙中出现先导放电，导致平均击穿场强降低，这也就是长空气间隙的平均击穿场强远低于短间隙的原因。,4,、主放电阶段,如前所述，当先导头部的流注放电区到达板极，将导致间隙完全击穿，但这时击穿过程尚未完成。,（,1,）由于先导的导电性很好，内部场强较小，因而通道头部的电位接近棒极的电位；,（,2,）当先导头部接近板极时，间隙中的场强可达极大数值，以致引起强烈的电离，使这一间隙中出现了离子浓度远大于先导的等离子体，如图,2-37a,所示。,图,2-37,主放电过程的发展图和通道中轴向电场强度,E,的分布图，（,a,）、（,b,）主放电过程；（,c,）电场强度,E,，,1-,主放电通道；,2-,主放电通道和先导通道的交界区；,3-,先导通道,（,3,）新出现的通道等于板极的电位，因此在它和先导通道交界处总保持着极高的电场强度，如图,2-37c,所示。,（,4,）交界区继续引起强烈的电离，于是高场强区、也即强电离区迅速向阳极传播，强电离通道也迅速向前推进，如图,2-37b,所示。这就是主放电过程。,主放电通道贯穿电极间隙后，间隙就类似被短路，失去绝缘性能，击穿过程完成。,图,2-37,主放电过程的发展图和通道中轴向电场强度,E,的分布图，（,a,）、（,b,）主放电过程；（,c,）电场强度,E,，,1-,主放电通道；,2-,主放电通道和先导通道的交界区；,3-,先导通道,第六节 持续作用电压下空气的击穿电压,本节介绍气体击穿电压的一些试验数据和实验规律。,气体击穿电压与下列因素有关：,气体种类：空气、高介电强度气体（高电负性气体，如,SF,6,）；,电压种类：持续作用电压（直流电压和工频电压）；冲击电压（操作冲击电压和雷电冲击电压）；,气体状态：标准大气状态（温度,t,0,= 20,o,C,压力,b,0,= 0.1013 MPa,绝对湿度,h,0,=11 g/m,3,）,均匀电场中：直流、工频、,50%,冲击，击穿电压相同；击穿电压的分散性较小。,均匀电场中空气的击穿电压（峰值）经验公式为：,一、均匀电场中的击穿电压,式中：,d,间隙距离，,空气相对密度,（一）击穿电压试验数据,1,、稍不均匀电场击穿的一般规律：,（,1,）击穿电压和电场不均匀程度关系极大；,（,2,）没有能概括各种电场分布的试验数据，具体间隙的击穿电压需要通过实验确定。,二、稍不均匀电场中的击穿电压,不均匀电场：,稍不均匀电场,、,不均匀电场,、,极不均匀电场,稍不均匀电场击穿的实验规律：,（,1,）电场越趋于均匀，间隙击穿前不发生电晕，极性效应不很明显，直流、工频、冲击击穿电压基本相同，击穿电压的分散性不大。,（,2,）电场背离均匀状态（尚属于稍不均匀电场），间隙击穿前同样不发生电晕，直流、工频、冲击击穿电压也基本相同，但极性效应开始显现，正极性击穿电压略高于负极性击穿电压。,2,、球,-,球间隙,球电极间击穿电压,U,b,和间隙距离,d,的关系如图所示,（,1,）,d,小于,D/4,，电场比较均匀，直流、工频、冲击击穿电压相同；,（,2,）,d,大于,D/4,，电场变得不均匀，直流、工频、冲击击穿电压相同，但出现极性效应，正极性击穿电压大于负极性。,（,3,）极性效应与极不均匀电场极性效应相反。,（二）击穿电压的估算,稍不均匀电场击穿电压的估算公式：,d,:,电极间距离；,f,:,不均匀系数。,同轴和偏心圆柱,E0,的估算公式：,同心和偏心圆球,E0,的估算公式：,r,:,内电极半径,极不均匀电场中，影响击穿电压的主要因素是间隙距离，不同电极结构击穿电压的差别已不大。,原因,：击穿前发生了电晕，空间电荷使外电场产生畸变。,三、极不均匀电场中的击穿电压,对工程上极不均匀电场的处理：,（,1,）电场不对称，参照棒（尖）,-,板电极的数据；,（,2,）电场对称，参照棒（尖）,-,棒（尖）电极的数据。,极不均匀电场击穿,特点,：直流、工频、冲击击穿电压间的差别比较明显，分散性也较大，且极性效应显著。,（一）直流电压下的击穿电压,图,2-42,，尖一板及尖一尖空气间隙的直流击穿电压和间隙距离的关系。,（,1,）尖一板电极：击穿电压与电极极性有关，即极性效应。,尖为正极性时击穿电压低,尖为负极性时击穿电压高。,（,2,）尖,-,尖电极：没有极性效应，击穿电压介乎极性不同的尖一板电极之间。,（二）工频电压下的击穿电压,图,2-45,是棒一棒及棒一板空气间隙的工频击穿电压和间隙距离的关系曲线。,（,1,）棒,-,板电极：击穿总是在棒的极性为正、电压达到峰值时发生。,（,2,）棒,-,棒电极：没有极性效应。,（,3,）棒,-,棒电极结构击穿电压略高于棒,-,板电极。,第七节 雷电冲击电压下空气间隙的击穿电压及伏秒特性,一、雷电冲击电压标准波形,二、放电时延,三、雷电冲击,50%,击穿电压,四、伏秒特性,一、雷电冲击电压标准波形,（一）造成雷电过电压的原因,雷电过电压的根本原因：雷闪产生的巨大的冲击电流。它能引起电位突然升高，同时还有热效应和力效应，损害设备，危害人身安全。,（,1,）雷电流在物体及接地阻抗上产生的电压降落。,（,2,）雷电流引起附近电场及磁场发生强烈突变，电力线路上感应出很高的电压。,雷电流冲击波形,雷电流参数：,峰值：最大可达,200kA,，大多数低于,100kA,；,波前时间：,0.5-10,s,半峰值时间：,20-90 ,s,标准雷电流参数：,波前时间：,8 ,s,半峰值时间：,20 ,s,（二）雷电冲击电压标准波形,雷电冲击电压标准波形如图,2-48,所示,（视在）波前时间,T1,：,1.2us,，偏差,30%,（视在）半峰值时间,T2,：,50us,，偏差,20%,二、放电时延,如图所示，当时间经过,t,0,，电压升高到持续作用电压下的击穿电压,U,0,时，间隙并不立刻击穿，而需经过,t,d,后，才能完成击穿。,统计时延,t,s,：从,t,0,开始，到间隙中出现一个有效电子所需的时间称为统计时延。,放电形成时延,t,f,：从出现有效电子引起强烈的电离过程，到间隙完全击穿需要的时间，称为放电形成时延。,全部放电时间,t,d,由三部分组成：,放电时延,t,1,：,（,1,）短间隙中，,放电形成时延,小，,统计时延,成为主要因素。,（,2,）长间隙中，放电时延主要决定于,放电形成时延,。,三、雷电冲击,50%,击穿电压,多次施加电压时，其中半数导致击穿的电压，称为,50%,冲击击穿电压（,U,50,），以此来反映间隙的耐受冲击电压的特性。,冲击系数：,50%,冲击击穿电压和持续作用电压下击穿电压之比（均取峰值）称为冲击系数。,（,1,）击穿电压分散性小；,（,2,）,50%,击穿电压和静态击穿电压（即持续作用电压下的击穿电压）相差很小，冲击系数近似等于,1,；,（,3,）放电时延中，统计时延成主要因素；,（,4,）击穿通常发生在波头峰值附近。,1,、均匀电场和稍不均匀电场中的击穿电压,（,1,）击穿电压分散性大；,（,2,）由于放电时延较长，通常冲击系数大于,1,；,（,3,）击穿通常发生在波尾。,2,、极不均匀电场中的击穿电压,四、伏秒特性,（一）制订伏秒特性的必要性,（二）伏