4.7 Общая характеристика газовой изоляции

Фактическая электрическая прочность многих изоляционных конструкций определяется электрической прочностью воздуха, знание которой приобретает принципиальное значение. Основным недостат­ком газовой изоляции является её низкая электрическая прочность.

Электрическая прочность возрастает с увеличением давления и при глубоком вакууме.

С точки зрения изоляции газ должен удовлетворять следующим требованиям:

- быть химически инертным и при ионизации не должен выделять химически активных элементов;

- обладать низкой температурой сжижения;

- обладать большой электрической прочностью и высокой тепло­проводностью;

- иметь низкую стоимость.

В последнее время серьёзное внимание уделяется различным га­зам, имеющим электрическую прочность значительно большую, чем у воздуха. Относительная электрическая прочность некоторых из этих газов приведена в таблице 4.4.

Таблица 4.4  Электрическая прочность газовой изоляции

Наименование газа	Химический состав	Электрическая прочность по отношению к воздуху	Температура сжижения, °С
1 Воздух		1,0	-213
2 Водород	Н2	0,6	-252,8
3 Азот	N2	1,0	-195,8
4 Элегаз (гексафторид серы)	SF6	2,9	-63,8
5 Фреон (дихлордифторметан)	CC1F2	2,5	-30
6 Трихлорфторметан	CC13F	4,5	+49
7 Тетрахлорметан	CC14	6,3	+76

Широкое применение в качестве изолирующей среды получили фреон и элегаз, недостатком которых является выделение при иониза­ции химических веществ, вызывающих коррозию металлических дета­лей конструкции, и большая стоимость.

Идеальный газ абсолютно не проводит электрического тока, так как состоит из нейтральных молекул. В реальных газах за счёт внеш­них воздействий (космические лучи, ультрафиолетовое излучение солнца, радиоактивное излучение почвы и т.п.) имеется определённое количество ионов и электронов, сообщающих газу проводимость.

При приложении к газовому промежутку с плоскими электродами постоянного напряжения обеспечивается направленное движение ио­нов вдоль силовых линий поля, создающих ток в цепи (рисунок 4.16).

На участке 0–1 при повышении напряжения ток возрастает за счёт ионов, большая часть которых достигает электродов, не рекомбинировав в промежутке. При возрастании напряжения наступает режим насыщения (участок 1 – 2), когда ионы в промежутке не рекомбинируют. Участок 2–3 свидетельствует о начавшемся процессе ионизации в газе под действием электрического поля и характеризуется увеличени­ем тока. Скачкообразное увеличение тока при некотором напряжении (U₀), называемом разрядным напряжением, свидетельст­вует о качественном изменении состояния газа, и он из диэлектрика превращается в проводник.

Рисунок 4.16 – Зависимость тока в газе от приложенного напряжения

Известно, что высокую проводимость газ может приобретать только в особом состоянии, называемом плазмой. Плазма – это квази­нейтральный газ (четвёртое состояние вещества), когда значительная часть молекул газа ионизирована. Количество положительных и отри­цательных зарядов в единице объёма плазмы практически одинаково, причём носителями положительных зарядов являются ионы, а носите­лями отрицательных зарядов – ионы и электроны.

Таким образом, разряд в газе сопровождается переходом в со­стояние плазмы всего пространства между электродами или его части. Устанавливающийся при этом в промежутке режим может приобретать различные качества в зависимости от вида электродов, мощности источника и давления газа. Можно назвать следующие основные виды разряда:

Тлеющий разряд возникает в промежутке при малых давлениях газа, когда плазма даже при высокой степени ионизации не может приобрести большую проводимость из-за недостаточного числа молекул газа в единице объёма. Тлеющий разряд обычно занимает всё пространство между электродами (газосветные трубки, лампы дневного света).

Искровой разряд образуется в промежутке при достаточно больших давлениях газа (р.) и расстояниях между электродами (pS > 1000 см мм рт.ст.) в случае, если мощность источника питания невелика, или если напряжение приложено к промежутку на очень ко­роткое время.

Дуговой разряд является последующей стадией искрового разря­да при большой мощности источника. Проходящий через промежуток большой ток способствует разогреву канала проводящей плазмы и дальнейшему возрастанию его проводимости. Процесс дугового разря­да достаточно длительный и характеризуется высокой температурой и значительной степенью ионизации газа.

Коронный разряд является своеобразной формой разряда, харак­терной для резко неоднородных полей, когда ионизация возникает только в небольшой области возле электродов. При этом между элек­тродами промежутка не возникает сквозного проводящего канала, что исключает возможность прохождения большого тока независимо от давления газа и мощности источника. Таким образом, образование ко­ронного разряда не означает полной потери газовым промежутком изолирующих свойств.

Общие сведения об основных процессах ионизации в газах. Для ионизации молекулы газа, т.е. удаления из неё одного электрона, необходимо затратить определённую энергию, которая называется энергией ионизации W_u. Эту работу принято измерять с помощью разности потенциалов U_u, проходя которую в электрическом поле электрон приобретает энергию, равную энергии ионизации. Величина U_u называется потенциалом ионизации и численно равна энергии ионизации, выраженной в электрон-вольтах (эВ). Энергия в 1 эВ равна совер­шаемой электрическим полем работе по перемещению электрона между двумя точками, разность потенциалов между которыми равна 1 В. Так как заряд электрона q = 1,6 10^-19 К, то 1 эВ = 1,610^-19, 1Дж=1,610^-12эрг.

Чтобы помимо первого электрона удалить из молекулы газа еще один электрон, требуется совершить значительно большую работу, поэтому соответствующий второй потенциал ионизации больше первого.

Процесс называется возбуждением, когда молекуле газа сообща­ется энергия, меньшая энергии ионизации, и внешний электрон, не по­кидая пределов молекулы, переходит на более высокий энергетический уровень.

Образованные в процессе ионизации электроны могут присоединяться к нейтральным атомам с образованием отрицательных ионов или существуют в газе в свободном состоянии. В ряде газов (хлор, фтор, кислород и другие) отрицательные ионы легко образуются и представляют собой прочные соединения. Такие газы называются электроотрицательными. При столкновении положительного иона со свободным электроном или отрицательным ионом возможна их рекомбинация с выделением энергии в виде излучения с определённой длиной волны. Таким образом, ионизационные процессы в газе сопровождаются выделением большого числа фотонов, обладающих различными энергиями.

Различают следующие виды процессов: ударная ионизация, фотоионизация, термическая ионизация, поверхностная ионизация.

Ударная ионизация. Частица массой m, летящая со скоростью , сталкивается с ней­тральным атомом или молекулой. Кинетическая энергия этой частицы может быть затрачена на совершение акта ионизации, если выполнено условие

(4.74)

Кинетическая энергия электрона, пролетевшего путь х в поле напряжённости Е, будет равна Приравнивая эту энергию к потенциалу ионизации U_u, можно определить длину пробега, которую электрон должен пролететь свободно, чтобы ионизировать молекулу

(4.75)

Эти формулы отражают упрощенную картину ионизации и воз­буждения. В действительности ионизация и возбуждение происходят при накоплении кинетической энергии на пути, в течение которого происходит несколько столкновений с молекулами (рисунок 4.17).

Рисунок 4.17 – Схема ударной ионизации

Фотоионизация – это так называемая ионизация в результате по­глощения молекулой квантов лучистой энергии - фотонов [коротко­волновое излучение (рисунок 4.18)].

Рисунок 4.18 – Схема фотоионизации

Энергия фотона выражается как W = hv. Условие ионизации и возбуждения

и (4.76)

где h = 6,610^-27 эргс;  – частота электромагнитной волны.

В газовом разряде источником фотонов, способных к ионизации, служит не только внешнее излучение, но и сами молекулы, участвую­щие в газовом разряде (рисунок 4.19).

Процесс ионизации вторичными фотонами играет решающую роль в формировании искрового разряда.

Термическая ионизация. Как известно, температура есть мера кинетической энергии хао­тического движения (теплового) молекул и свободных электронов. Ве­личина кинетической энергии для молекул определяется

(4.77)

г де k =1,3710^-16эрг/ К.

Рисунок 4.19 – Схема фотоионизации вторичными фотонами

Очевидно, что при достаточно высокой температуре становится возможной ионизация в результате столкновения молекул с электро­нами. Степень ионизации может быть вычислена по формуле Саха

(4.78)

где – степень ионизации; р – давление, мм.рт.ст.

В воздухе уже при Т = (2 -104)К практически все молекулы ионизи­рованы. Если интенсивность ионизации определяется только темпера­турой газа, то рекомбинация происходит тем более энергично, чем больше ионизированных частиц. Поэтому для каждой температуры существует определённое состояние равновесия, при котором число возникающих и рекомбинирующих частиц в единицу времени равно друг другу.

Поверхностная ионизация. Ранее появление в газе свободных электронов и ионов связыва­лось с процессами объёмной ионизации, то есть с ионизацией газа, нахо­дящегося в пространстве между электродами. Электроны в газе могут появляться и путём эмиссии с катода. В металле свободные электроны находятся в электрическом поле положительных ионов, образующих кристаллическую решётку. Поверхность металла создает потенциаль­ный барьер, который удерживает свободные электроны внутри метал­ла. Для выхода электроны должны получить энергию, достаточную для преодоления поверхностного потенциального барьера (энергия выхо­да). Потенциалы поверхностной ионизации меньше потенциалов объёемной ионизации газов. Для развития газового разряда основное значе­ние имеет поверхностная ионизация с катода, так как электроны с анода вновь притягиваются к аноду и поглощаются им, а с катода удаляются силами электрического поля.

Энергия, необходимая электрону для выхода из металла, может сооб­щаться ему различными способами:

Поверхностная ударная ионизация – бомбардировка поверхно­сти катода положительными ионами. Чтобы освободить электрон, ион должен пролететь путь

(4.79)

Поверхностная фотоионизация (фотоэлектронная эмиссия). Для однократной поверхностной ионизации необходимо выпол­нение условия

(4.80)

Термическая эмиссия – за счёт нагрева катода. Широко приме­няется в радиолампах.

Автоэлектронная эмиссия (холодная эмиссия) – электроны об­разуются под действием сил электрического поля, т.е. вырываются из катода при напряжённости вблизи катода Е  10⁶ В/см.

Коэффициент ударной ионизации электронами. Накопление энергии электронами и ионами происходит главным образом на пути между двумя последними столкновениями, то есть на пу­ти свободного пробега данной частицы. Из кинетической теории газов известно, что средняя длина свободного пробега  обратно пропорцио­нальна давлению газа и прямо пропорциональна его температуре. По­скольку температура в нормальных условиях изменяется в довольно узких преде­лах, положим её постоянной, а в дальнейшем будем вводить поправку, учитывающую изменение температуры. При неизменной температуре

(4.81)

где А – коэффициент, зависящий от вида газа и величины температу­ры, принятой неизменной; р – давление газа.

Действительная длина свободного пробега может сильно отли­чаться от средней при хаотическом движении. Однако, если средняя длина свободного пробега недостаточна для накопления энергии для ионизации, это не означает, что ионизация в газе будет отсутствовать вовсе. Предположим, что из точки х = 0 вдоль оси х вылетело n₀ час­тиц. Число частиц, по мере движения не испытывающих ни одного столкновения n, будет уменьшаться. Общее число столкновений на пу­ти dx равно убыли числа нестолкнувшихся частиц dn

(4.82)

где – число столкновений, испытанных каждой частицей.

Разделяя переменные и интегрируя в пределах от n₀ до n и от 0 до х, получаем

(4.83)

где – доля частиц, пролетевших без столкновения путь х или больше, для которых, следовательно, фактическая длина свободного пробега равна или больше х; – вероятность того, что действительная длина свободного пробега равна или больше х.

Зная вероятность различных длин свободного пробега, нетрудно количественно оценить ионизацию, осуществляемую электронами или ионами.

Назовём коэффициентом ударной ионизации электронами  число ионизаций, осуществляемых электроном на единичном пути вдоль силовых линий электрического поля. При определении коэффи­циента ударной ионизации обычно делают следующие допущения:

- электрон не производит ионизации, если его энергия меньше энергии ионизации W_u , и ионизирует, если его энергия больше W_u;

- при столкновении отдаёт полную энергию и начинает движение с нуля;

- траектория движения электрона совпадает с направлением поля.

Эти допущения грубые, однако с их помощью удаётся наглядно получить аналитическую формулу для определения коэффициента , которая при правильном подборе коэффициентов даёт удовлетвори­тельное совпадение с экспериментом.

Энергия к концу свободного пути электрона равна Eqx. Чтобы прошла ионизация Eqx  W_u , электрон должен перед ионизацией пролететь путь При средней длине свободного пробега  вероятность того, что электрон пролетит перед столкновением путь х_u или больше, равна . Общее число столкновений на единице пути равно . Тогда число ионизирующих столкновений на единице пути Учитывая, что и и, обозначая можно получить , или в общем виде . Это подтверждается экспериментально и свидетельствует о том, что при неизменном отношении

(4.84)

Электронная лавина. Рассмотрим ионизационные процессы в газовом промежутке ме­жду двумя электродами. Если напряжённость электрического поля достигает значения, при котором возможна ударная ионизация, то в поле возникают лавинные процессы, в которых происходит размноже­ние заряженных частиц – электронов и ионов. Предположим, что в не­которой точке поля с напряжённостью Е возник свободный электрон с энергией, достаточной для ионизации газа. Электрон может возник­нуть, например, в результате фотоионизации молекул каким-либо внешним ионизатором. Первое ионизирующее столкновение с молеку­лой приведёт к образованию одного положительного иона и двух элек­тронов. Разгоняясь в электрическом поле, каждый из электронов может ионизировать молекулу, что приводит к образованию уже 3 ионов и 4 электронов и т.д. Такой постепенно усиливающийся поток электронов получил название лавины (рисунок 4.20).

Выведем соотношение, которое количественно характеризует ла­вину электронов в равномерном поле. Число электронов в головке ла­вины нетрудно определить, если неизвестны коэффициент ударной ио­низации  и закон изменения электрического поля вдоль траектории движения лавины. Допустим, что на расстоянии х образовалось n элек­тронов. Каждый из них на пути dx производит dx ионизации. Все электроны произведут ndx ионизации. Следовательно, увеличение электронов на пути dx будет равно

или

Тогда (4.85)

Для однородного поля, в котором напряжённости в любой точке одинаковы, получим

(4.86)

Рисунок 4.20 – Схема образования лавин

В результате лавинообразования электронов распределение заря­дов в лавине должно быть резко неравномерным. При достаточно большом пробеге лавины заряды приобретают значи­тельную величину и в сильной степени могут искажать электрическое поле между электродами. На рисунке 4.21 показано равномерное поле с лавиной, распределение зарядов в лавине, их продольные состав­ляющие напряжённости поля, создаваемые этими зарядами и результи­рующая напряжённость электрического поля.

Рисунок 4.21 – Искажение поля между плоскими электродами объёмными зарядами начальных лавин

Характерным является резкое увеличение напряжённости поля перед головкой лавины и спад позади головки. Это искажение поля способствует излучению лавиной фотонов, обладающих большой энергией. Известно, что рекомбинация ионов происходит наиболее ин­тенсивно при незначительной скорости заряженных частиц противопо­ложных знаков, т.е. в слабых электрических полях. Такие условия со­блюдаются в области пониженной напряжённости, где, следовательно, будут образовываться фотоны с энергией, равной энергии ионизации газа.