ν = Wytrzymałość dielektryczna gazów

Wytrzymałość dielektryczna gazów Powstawanie i zanikanie elektronów i jonów w gazach Gaz niezjonizowany składa się z cząsteczek obojętnych elektrycznie i jest teoretycznie idealnym dielektrykiem. Przewodnictwo prądu powstaje z chwilą pojawienia się jonów i elektronów przyciąganych lub odpychanych przez elektrody układu izolacyjnego, wytwarzającego pole elektryczne w gazie. Cząsteczki gazu obojętnego znajdują się w ciągłym, nieuporządkowanym ruchu termicznym zderzając się elastycznie i zmieniając wciąż kierunki i prędkości ruchu. Dla wszystkich cząsteczek będących jednocześnie w ruchu istnieje pewna prędkość średnia ν, zależna od masy cząsteczki m i temperatury bezwzględnej T ν = 3k T m k = 1,38 * 10-23 Ws/ K - stała Boltzmana ; T - temperatura bezwzględna w K. W trakcie ruchów termicznych cząsteczki przebiegają określone drogi pomiędzy kolejnymi zderzeniami, nazywane drogami swobodnymi. Dla wszystkich cząsteczek odbywających jednoczesne ruchy istnieje określona średnia droga swobodna λ zależna od promienia cząsteczki r, temperatury gazu T i ciśnienia p. kt λ = 2 π r p Gaz staje się zjonizowany, gdy ulegają jonizacji cząsteczki obojętne. Jonizacja polega na odrywaniu elektronów z orbit atomów zdysocjonowanych lub wchodzących w cząsteczki gazu. Po oderwaniu elektronu cząsteczka tworzy jon dodatni o ładunku elektrycznym przeciwnym niż ujemny ładunek elektronu, wynoszący e = 1,602 10-19 C. Masa elektronu wynosi m e = 9,108 10-28 g. Masa jonu dodatniego jest wielokrotnie większa i to tym bardziej im cięższa i większa jest zjonizowana cząsteczka. Najmniejszy jon dodatni utworzony przez zjonizowanie atomu wodoru ma masę 1,6727 10-24 g czyli przeszło 1800 razy większą od masy elektronu. W niektórych gazach zwanych elektroujemnymi swobodne elektrony przechwytywane są przez cząsteczki obojętne i tworzą jony ujemne. Jony i elektrony znajdujące się w gazie złożonym z cząsteczek obojętnych, tworzą z nimi mieszaninę gazów i wykonują również ruchy termiczne. Przy powstaniu wewnątrz gazu pola elektrycznego o określonym kierunku linii natężeń E i określonej biegunowości 11

elektrod jony dodatnie nabierają dodatkowego ruchu skierowanego ku elektrodzie ujemnej, elektrony zaś ku dodatniej. Prędkość ruchu skierowanego υ υ = b E zależy od natężenia pola E oraz od ruchliwości b jonów i elektronów. Ruchliwość b zależy od masy i średnicy cząstek. Ze względu na małe wymiary i duży ładunek elektrony mają w stosunku do jonów wielokrotnie większą ruchliwość. Podstawowym rodzajem jonizacji gazu jest jonizacja zderzeniowa. Powstaje ona na skutek dużej energii ruchów cząstek wewnątrz gazu, przez co ich zderzenia stają się nieelastyczne wybijając elektrony z orbit cząsteczek obojętnych. Szczególną rolę pełnią tu swobodne elektrony, które znacznie szybciej od jonów nabywają od przyłożonego pola elektrycznego dodatkową energię. W czasie zderzeń energia może być za mała aby nastąpiło wyrwanie elektronu, ale może być wystarczająca do wzbudzenia atomu. Elektron w atomie zostaje przesunięty na orbitę dalszą od jądra. Wzbudzenie jest zwykle krótkotrwałe i elektron powraca na poprzednią orbitę oddając energię W w postaci kwantu promieniowania o częstotliwości elektronów gdzie h = 6,625 10-34 f = J s - stała Plancka Jonizacja zderzeniowa wywołana ruchem cieplnym nosi nazwę jonizacji termicznej. Ważną przyczyną jonizacji gazu jest fotojonizacja. Polega ona na wytrącaniu z atomów naświetlanych promieniowaniem elektromagnetycznym o dużej energii. Fotojonizacja może powstać w gazie albo pod działaniem obcych źródeł promieniowania, albo też wskutek promieniowania atomów samego gazu, w którym zanikają procesy wzbudzenia wywołane przez inne czynniki. Jony lub swobodne elektrony mogą znajdować się w gazie na skutek działania na niego zewnętrznych źródeł jonizacji jak np. ciał radioaktywnych, promieni kosmicznych itp. Elektrony mogą być również emitowane do gazu z elektrod pod wpływem ciepła (termoemisja), promieniowania (fotoemisja) lub silnego pola (emisja powierzchniowa). Procesom jonizacyjnym przeciwdziałają procesy odwrotne zwane dejonizacyjnymi. Chłodzenie gazu spowalnia ruchy termiczne. Dyfuzja cząstek naładowanych redukuje liczbę jonów i elektronów między elektrodami. Kolejną przyczyną jest rekombinacja polegająca na ponownym łączeniu się elektronów i jonów dodatnich w cząsteczki obojętne. W h 12

Jeżeli efekt procesów jonizacyjnych jest w równowadze z efektem dejonizacji, to liczba nośników ładunku ustala się. Przykładem może służyć otaczające powietrze, w którym powstaje i zanika w 1 cm 3 co sekundę 8 par jonów ustalając w normalnych warunkach równowagę stale zjonizowanych cząstek w liczbie rzędu 10 3. Wyładowania elektryczne w gazach Wyładowania w gazach powstają wówczas, gdy liczba zjonizowanych cząsteczek gazu jest na tyle duża, że gaz staje się przewodzący i pod wpływem pola elektrycznego przepuszcza prąd pomiędzy elektrodami układu izolacyjnego. Forma wyładowań zależy od wartości prądu i stopnia zjonizowania gazu. W układach o polu jednorodnym wyładowania występują zwykle wzdłuż całej drogi łączącej elektrody. Takie wyładowania noszą nazwę wyładowań zupełnych. Gdy wyładowanie przy polu niejednorodnym występuje tylko na części drogi, nazywane jest wyładowaniem niezupełnym. Dalsza klasyfikacja dotyczy zwykle widocznych form wyładowań. Wyładowania zupełne w miarę wzrostu prądu przyjmować mogą formy iskry lub łuku. Przy obniżonych ciśnieniach obserwuje się wyładowania jarzeniowe. Wyładowania niezupełne, gdy zajmują nieznaczny obszar w polach niejednorodnych, mają postać świetlenia. Gdy obszar zajęty wyładowaniem i prąd w układzie wzrasta, świetlenia przechodzą w snopienia o postaci iskier pokrywających część przestrzeni pomiędzy elektrodami. Wyładowanie w polu jednorodnym Wyładowania w polu jednorodnym przy niedużej odległości elektrod płaskich opisuje teoria Townsenda. Teoria ta zakłada, że źródłem elektronów zapoczątkowujących wyładowanie jest katoda wysyłająca pod wpływem obcego jonizator n o elektronów w ciągu sekundy. Elektrony te ulegają rozpraszaniu wskutek dyfuzji, lecz po przyłożeniu do elektrod napięcia nabierają ruchu skierowanego do anody. W miarę podwyższania napięcia coraz większa liczba elektronów osiąga anodę i prąd w układzie wzrasta. Przy napięciu U 1 wszystkie elektrony w liczbie n o dobiegają do anody i pomimo wzrostu napięcia prąd nie wzrasta ponad wartość i o. Przy dalszym wzroście napięcia i natężenia pola wzrasta prędkość elektronów. Począwszy od napięcia U j, zwanego napięciem jonizacji, elektrony zderzają się z cząsteczkami gazu w sposób nie elastyczny tworząc nowe jony i liczba elektronów wzrasta. 13

Nowe elektrony biorą ą również udział w zderzeniach wytwarzając ą następne, przez co tworzy się w gazie lawina elektronowa i prąd w układzie wzrasta zdecydowanie. Przy założeniu, że jeden elektron powoduje w gazie α zderzeń ń jonizujących na drodze 1 cm, to przy n o wybiegających z katody dociera do anody po przejściu drogi a elektronów powodujących przepływ prądu Współczynnik α zwany jest współczynnikiem jonizacji. Zależy on od rodzaju gazu, natężenia pola i gęstości gazu δ. Przy dalszym wzroście natężenia pola, począwszy od wartości napięcia U 2, prąd w układzie wzrasta szybciej niżby to wynikało ze wzoru. Przyczyną ą tego są ą tzw. procesy wtórne na katodzie. Polegają one na tym, że każdemu zderzeniu jonizującemu elektronu z gazem towarzyszy dodatkowa emisja γ nowych elektronów z katody. Elektrony te mogą powstawać pod wpływem uderzeń ń jonów dodatnich (γ i ), fotoemisji wywołanej promieniowaniem (γ p ) jonizowanego gazu oraz dyfuzji do katody wzbudzonych cząsteczek gazu (γ m ) tak, że Współczynnik γ nazywany jest współczynnikiem jonizacji wtórnej. Ponieważ pod wpływem pola każdy elektron na drodze do anody a wywołuje e αa - 1 zderzeń jonizujących, z katody wyzwoli się dodatkowo γ(e αa - 1) nowych elektronów, które zaczynają brać udział w tworzeniu nowych lawin. W takim razie do anody dociera w ciągu sekundy n a i = = n e o i e o α a, α a γ = γ i + γ p + γ m 14

elektronów tworząc prąd n a = n o e α a α a ( e ) 1 γ 1 i = i o e α a α a ( e ) 1 γ 1 W miarę wzrostu natężenia pola rosną α i γ tak, że przy pewnej wartości napięcia U o, nazywanego napięciem początkowym γ α ( ) e a 1 = 1 Warunek określony powyższym równaniem nazywany jest kryterium przebicia. Równanie to należy rozumieć następująco: po osiągnięciu napięcia U o jeden elektron wychodzący początkowo z katody, powodując lawinę na drodze a, wywołuje emisję z katody (procesy wtórne) co najmniej jednego nowego elektronu, który może go zastąpić w procesie przewodzenia prądu przez gaz. Przewodzenie to nie zniknie nawet po usunięciu źródła początkowych elektronów i nosi nazwę wyładowania samodzielnego. Gdy liczba nowych elektronów wyzwalanych z katody jest mniejsza od liczby elektronów początkowych, przewodzenie prądu może istnieć tylko przy udziale początkowego jonizatora katody i nosi nazwę wyładowania niesamodzielnego. Stan taki zachodzi dla napięć niższych od U o. Przy spełnieniu warunku ostatniego równania prąd w układzie izolacyjnym jest ograniczony głównie impedancją źródła napięcia i wyładowanie samodzielne, w zależności od wartości prądu, przyjmuje postać jarzenia, łuku lub iskry. W każdym przypadku układ izolacyjny o polu jednorodnym traktuje się jako przebity i napięcie początkowe U o jest równoznaczne z napięciem przebicia gazu. Prawo Paschena Rachunek matematyczny oraz eksperymenty wykazują, że napięcie początkowe U o jest funkcją iloczynu gęstości gazu δ i odstępu między elektrodami, a przy stałej temperaturze - funkcją iloczynu ciśnienia p gazu i odstępu a między elektrodami U o = f ( p a ) Zależność ta jest przedstawiona wykreślnie na rysunku poniżej i jest znana pod nazwą prawa Paschena. 15

Krzywa Paschena Minimum krzywej odpowiada minimalnej energii niezbędnej do spełnienia warunku wyładowania samodzielnego czyli kryterium przeskoku. Minimalne napięcie początkowe U o dla różnych gazów Gaz powietrze SF 6 N 2 H 2 O 2 CO 2 He Ne Na (pary) ( pa ) min [ Pa m ] U o [ V ] 0,73 352 0,35 507 0,86 240 1,40 230 0,93 450 0,68 420 5,32 155 5,32 245 0,07 320 Prawo Paschena ujmuje ważną zasadę podobieństwa. Układy izolacyjne o określonych rozkładach pól, mające określone napięcie przebicia U o przy pewnym ciśnieniu, mogą być odtwarzane w zmniejszonej skali przy ciśnieniu podwyższonym w tej samej skali. 16

Mechanizm kanałowy wyładowań w gazach Teoria Townsenda ogranicza się do ilościowego ujęcia rozwoju wyładowania nie tłumacząc c przyczyn powstawania wyładowań w większej przestrzeni w ograniczonym przestrzennie kanale, często o nieregularnym kształcie oraz nie wyjaśnia wyładowań w polach niejednorodnych, a zwłaszcza krótkich czasów rozwoju wyładowań. Ostateczny opis zjawisk podali Loeb, Meek i Raether formułując teorię mechanizmu kanałowego nazywaną często teorią strimerów. Zgodnie z tą teorią ą po osiągnięciu w układzie płaskim napięcia U o lawina elektronowa rozpoczyna się przy katodzie i wydłuża się w stronę anody z prędkościąę rzędu 10 7 cm/s. Lawina tworzy wskutek dyfuzji kroplowaty kształt. Czoło lawiny (2) stanowią elektrony, pozostawiając w ogonie (1) znacznie mniej ruchliwe jony dodatnie. Lawina odkształca pole powodując wzrost natężenia przed i za sobą, osłabiając je wewnątrz zajmowanej przestrzeni. Zmiana rozkładu pola powodowana przez lawinę Po dojściu czoła lawiny do anody elektrony ulegają ą przez nią wchłonięciu pozostawiając w przestrzeni stożek ładunków dodatnich. Stożek ten wytwarza silne pole dodatkowe przy jednoczesnym promieniowaniu atomów wzbudzonych, co wywołuje wtórne lawiny wokół stożka w pobliżu czoła lawiny, gdzie wzmocnienie pola głównego jest największe. Wtórne lawiny dochodzą do stożka oddając mu elektrony posiadane na czole, zaś ich jony dodatnie wzmacniają ładunek przestrzenny lawiny pierwotnej. Od strony anody wytwarza się kanał plazmowy, zwany dlatego anodowym, obszar podwyższonego pola stożka przesuwa się natomiast ku katodzie powodując nowe lawiny wtórne. Mechanizm ten postępuje puje bardzo energicznie i kanał plazmowy wydłuża się ku katodzie z prędkością rzędu 17

10 8 cm/s. Po osiągnięciu katody kanał tworzy iskrę o skończonej średnicy, a pomiędzy elektrodami przepływa prąd. Rozwój kanału plazmowego anodowego W przypadku przyłożenia do elektrod układu napięcia wyższego od U o, mechanizm tworzenia kanału plazmowego może być nieco inny, Początkowa lawina wychodząca z katody może powodować ć przed czołem wskutek silnego promieniowania nową lawinę wtórną. Elektrony lawiny pierwotnej dochodząc do dodatniego końca lawiny wtórnej tworzyć będą kanał plazmowy. Ponieważ jednocześnie przed lawiną ą wtórną ą powstawać mogą następne lawiny, pomiędzy elektrodami tworzyć się będzie kanał plazmowy przez łączenie lawin składowych. Mechanizm taki tłumaczy obserwowany często załamany kształt wyładowania a lub stwierdzoną większą prędkość tworzenia się kanału. Rozwój kanału przez łączenie kolejnych lawin 18

Wyładowania w gazach w polu niejednorodnym Jako przykład pola skrajnie niejednorodnego służyć może układ ostrze - płyta. W układzie tym największe naprężenia występują przy ostrzu i bez względu na biegunowość ostrza wyładowania w gazie rozpoczynają się od jego końca. Gdy ostrze jest ujemne początkowa lawina rozwija się od ostrza podobnie jak polu jednorodnym. Ze względu na to, że przy wzroście odległości od ostrza natężenie pola maleje, lawina dochodzi tylko do pewnej odległości, po czym w sposób podobny jak w układzie płaskim przetwarza się ę wstecz w kanał plazmowy. Ponieważ kanał jest silnie przewodzący, na końcu kanału od strony anody powstaje duże natężenie pola, które przy współudziale promieniowania daje początek nowej lawinie. Ta z kolei przebiega również tylko do pewnej odległości, gdyż natrafia na zmniejszające się natężenie pola. Druga lawina przetwarza się znowu wstecz ku katodzie w nowy odcinek kanału plazmowego przedłużającego się ku końcowi pierwotnego kanału. Łącząc się z nim tworzy kanał o większej długości. Szereg powstających kolejno lawin i nowych kanałów przedłuża kanał plazmowy skokami ku anodzie tworząc katodowy kanał plazmowy. Kanał ał taki nazywany jest często wyładowaniem wstępnym, gdyż przy większych odstępach elektrod, po dojściu kanału do anody, z końca kanału wyciągane są energicznie elektrony i obszar wyciągania przesuwa się przy intensywnym świeceniu ku katodzie tworząc kanał o większej przewodności zwany wyładowaniem głównym. Rozwój kanału w układzie niejednorodnym ostrze - płyta a) przy ostrzu ujemnym b) przy ostrzu dodatnim 19

Gdy ostrze jest dodatnie początkowa lawina rozpocząć się musi w pewnej odległości od ostrza i rozwinąć się musi w kierunku ostrza. Wymaga to większego natężenia pola przy ostrzu. Po dojściu do ostrza lawina przekształca się w kanał plazmowy przedłużający się ku katodzie. Ponieważ koniec lawiny zawiera ładunki dodatnie stanowi jak gdyby przedłużenie elektrody ostrzowej i wytwarza duże natężenie pola, co sprzyja powstaniu nowej lawiny przed czołem kanału. Lawiny takie rozwijają się w kierunku anody równocześnie z przedłużeniem się kanału plazmowego ku katodzie. Tak rozwijający się kanał plazmowy nazywamy anodowym. Przedłużenie to odbywa się w sposób ciągły aż do osiągnięcia katody przez czoło kanału. Po osiągnięciu katody powstaje wyładowanie główne. Przy innym układzie elektrod o polu niejednorodnym mechanizm tworzenia się kanału plazmowego może być jeszcze bardziej złożony. Kanały mogą się rozwijać zarówno z katody, jak i z anody, w zależności od miejsc usytuowania największych naprężeń oraz źródeł początkowych elektronów dla tworzenia lawin. Kanały mogą się tworzyć równolegle, łączyć w gałęzie lub wstęgi, przebiegające od jednej do drugiej elektrody, mogą wreszcie nie doprowadzać do całkowitego zwarcia elektrod przyjmując formę wyładowań niezupełnych. Wytrzymałość dielektryczna powietrza przy napięciu przemiennym Ze względu na powolność zmian napięcia przemiennego (50 Hz) w stosunku do prędkości tworzenia się lawin i kanałów plazmowych, wyładowania występują przy największej chwilowej wartości przyłożonego napięcia tj. wartości szczytowej sinusoidy. W układzie płaskim osiągnięcie w którymkolwiek miejscu przestrzeni wartości krytycznej natężenia pola E o prowadzi do przebicia układu. Napięcie przebicia (przeskoku) U p jest równoznaczne z napięciem początkowym U o U p = U o Wartości krytyczne naprężeń E o dla powietrza w układzie płaskim przy napięciu o częstotliwości 50 Hz w warunkach atmosferycznych normalnych tzn. T = 293 K i p = 1013 hpa w zależności od odstępu elektrod a przedstawiono na wykresie. Można tam odczytać, że przy odstępie a = 1 cm kv Eo 30 = 21, 2 2 cm czyli napięcie początkowe U o występuje przy wartości skutecznej napięcia pomiędzy elektrodami U = 21,2 kv. kv cm 20

Natężenie krytyczne w powietrzu dla układu płaskiego przy napięciu przemiennym o częstotliwości ci 50 Hz w warunkach atmosferycznych normalnych. W warunkach praktycznych ciśnienia i temperatury powietrza, zbliżonych do normalnych, przy napięciach i odległościach izolacyjnych stosowanych w praktyce wykorzystywana jest prawa część krzywej Paschena. Dla danej odległości a napięcie początkowe w dowolnych warunkach temperatury i ciśnienia U o = U on δ gdzie U on jest napięciem początkowym w warunkach normalnych. W układzie ostrzowym osiągnięcie napięcia U o nie jest równoznaczne z przebiciem gazu, gdyż napięcie przeskoku U p > U o Po osiągnięciu napięcia U o na ostrzach pojawiają się świetlenia,, przy czym wartość U o w dość szerokim zakresie nie zależy od odstępu elektrod, gdyż o największym natężeniu pola decyduje głównie ich krzywizna. Dalsze podnoszenie napięcia pomiędzy elektrodami prowadzi do snopienia, a następnie do przeskoku przy wartości napięcia U p, którego wartość zależy od gęstości powietrza, podobnie, jak U o. Na rysunku przedstawiono typowy przebieg zależności U o i U p przy zmianach odległości ostrzy a przy stałej gęstości ę powietrza. Wartości napięć U o i U p są wyższe w przypadku układu ostrzy symetrycznych względem ziemi. Gdy jedno ostrze jest uziemione udział pola w stosunku do ziemi podwyższa naprężenia. 21

Zależność napięcia początkowego U o i napięcia przeskoku U p w układzie ostrzowym w zależności od odległości elektrod a. W praktyce interesujący jest zakres odległości a 8 cm. Wówczas napięcie przeskoku U pn w warunkach normalnych (w kv) można obliczać szacunkowo ze wzorów U pn = U pn = ( + a) 14 316, 2 dla układu niesymetrycznego ( + a) 14 3, 36 2 dla układu symetrycznego gdzie a - odległość elektrod, w cm w zakresie ( 8 a 150 ). Ze względu na to, że przeskok w układach o polach niejednorodnych poprzedzany jest wyładowaniami niezupełnymi, napięcie U p uzależnione jest od wilgotności powietrza. Para wodna tworzy z elektronami ciężkie jony ujemne, co utrudnia tworzenie się lawin i podwyższa napięcie przeskoku. W układach kulowych ekscentrycznych postacie wyładowań ń zależą od stosunku odstępu kul a do promienia r. Przy małych wartościach a/r, tj. gdy kule są duże i blisko siebie, rozkład pola pomiędzy kulami jest prawie jednorodny. Przy większych wartościach tego stosunku, tj. gdy kule są ą małe i daleko od siebie, w układzie powstaje niejednorodne pole i przy podnoszeniu napięcia między elektrodami pojawiają się ę świetlenia, snopienia, a następnie przeskok. Układ kulowy jest układem o zachowaniu pośrednim pomiędzy zachowaniem się układu płaskiego i ostrzowego. W układach kulowych ekscentrycznych, w których U p = U o, przeskok wykorzystuje się w praktyce do wyznaczania wartości napięcia na podstawie odczytu odległości kul, gdy znana jest charakterystyka U p = f (a) układu. W tym celu stosuje się iskierniki pomiarowe. Celem uzyskania zadawalającej dokładności i powtarzalności charakterystyki U p = f (a) buduje się iskierniki, dla których stosunek a/r zawarty jest w granicach 0,05 a/r 1 22

W układach walców ekscentrycznych wyładowania obserwowane są zwykle przy dużych stosunkach odległości osi walców a do promienia r. Układami takimi bywają w praktyce przewody linii napowietrznych, w których zazwyczaj a/r > 30. W układach takich przeskok rozwija się ze snopienia poprzedzonego świetleniem, gdyż rozkład pola jest wybitnie niejednorodny. Ważne jest wówczas określenie najmniejszej wartości napięcia, przy którym pojawia się już wyraźny upływ ładunków poprzez dielektryk powietrzny. Napięciem tym jest napięcie jonizacji U j odpowiadające najniższemu natężeniu jonizacji E j, przy którym zaczyna się przy przewodach pojawiać jonizacja zderzeniowa. Natężenie E j określa się wzorem eksperymentalnym Peeka E j = 21, 1δ m1 m2 2 [ kv/cm ] gdzie δ jest gęstością powietrza, a współczynnik m 1 - uwzględnia stan i rodzaj budowy przewodów (0,8...1) oraz współczynnik m 2 - stan pogody (susza, deszcz, szron, itp). Widoczne świetlenie, zwane potocznie ulotem lub koroną pojawia się na przewodach z chwilą osiągnięcia przy powierzchni natężenia pola odpowiadającemu natężeniu początkowemu U o. Według Peeka E o = E j 1 + 0, 3 δ r gdzie r - promień przewodu w cm. Natężeniu E o odpowiada napięcie początkowe U o nazywane napięciem ulotu. Wielkości U o i E o są ze sobą związane i zależą od geometrii układu tj. odstępu przewodów i ich promienia. Zakładając w określonych warunkach E o można obliczyć U o przy danych a i r lub częściej wybrać r przy danych U o i a. Upływ ładunków z przewodów linii pod wpływem napięcia wyższego od napięcia, przy którym osiągane jest natężenie jonizacji, powoduje straty zwane stratami ulotowymi. Straty te wyznacza się ze wzoru eksperymentalnego Peeka P U j 241 r U = ( f + 25) 10 δ a 3 3 2 5 [kw/km] w którym: f - częstotliwość napięcia roboczego linii w Hz; U - wartość skuteczna roboczego napięcia międzyprzewodowego linii w kv; U j - wartość skuteczna napięcia międzyprzewodowego, przy którym powstaje przy przewodzie natężenie jonizacji; r - promień przewodów w cm; a - odstęp przewodów w cm. Ulot powstający w liniach, oprócz powodowania strat energii, jest przyczyną niszczącego działania na izolację linii, otoczenie oraz wywołuje zakłócenia 23

radiotelekomunikacyjne. Ulotowi przeciwdziała się poprzez wybór dostatecznie dużej średnicy przewodów. Jeżeli to jest niemożliwe, z powodu konieczności zachowania przekroju i wagi przewodów, to stosuje się przewody rurowe lub przewody wiązkowe. Są to przewody równoległe ustawione przestrzennie względem siebie tak, aby wytwarzane przez nie pole wokół wiązki miało możliwie małe natężenie. Wytrzymałość dielektryczna powietrza przy napięciu stałym Wpływ biegunowości napięcia na napięcie przeskoku nie jest widoczny w układach symetrycznych o jednakowych elektrodach nawet przy polach niejednorodnych. Występuje natomiast wyraźnie w układach niesymetrycznych zwłaszcza o dużej niejednorodności pola. Typowym przykładem takiego układu niesymetrycznego jest układ ostrze - płyta uziemiona, w którym przeskok poprzedzany jest wyładowaniami niezupełnymi, tj. zachodzi U p > U o. + Zarówno U p jak i U o zależą od biegunowości elektrod. Oznaczając te napięcia przez U p i U + o w przypadku ostrza dodatniego, a przez U - p i U - o w przypadku ostrza ujemnego można stwierdzić słuszność zależności - U o - U p + < U o + > U p Zależności te wyjaśniamy mechanizmem rozwoju wyładowania. W układzie ostrzepłyta z ostrza rozwinąć się musi kanał plazmowy anodowy lub katodowy. Tworzenie się lawin wybiegających przy ostrzu ujemnym jest bardziej ułatwione, gdyż każda lawina tworzy w swej tylnej części ładunek przestrzenny dodatni wzmagający pole przy katodzie i ułatwiający emisję elektronów z katody. Odwrotnie - przy ostrzu dodatnim lawiny rozpoczynać się muszą w pewnej odległości od ostrza, gdzie natężenie pola jest mniejsze, ładunki zaś dodatnie lawin, po wchłonięciu elektronów przez anodę, osłabiają dodatkowo natężenie pola przy ostrzu. Tworzenie lawin wymaga zatem wyższego napięcia - początkowego. Powyższe względy sprawiają, że U o < U + o. 24

Rozkład pola w przerwie ostrze - płyta dla dodatniej (a) i ujemnej (b) biegunowości napięcia elektrody ostrzowej 1 - bez udziału pola od ładunku przestrzennego 2 - z udziałem pola od ładunku przestrzennego W dalszych rejonach od ostrza kanał plazmowy natrafia na znacznie łatwiejsze warunki rozwoju ku płycie, gdy ostrze jest dodatnie. Dodatni kanał plazmowy staje się przedłużeniem ostrza i niesie przed sobą ą obszar silnej jonizacji wywołującej liczne lawiny. Odwrotnie, przy ostrzu ujemnym ładunek przestrzenny przy katodzie utrudnia rozwój lawin ku anodzie - obniżając natężenie pola. Powyższe względy sprawiają, że U p > U + p. Wpływ biegunowości napięcia może być obserwowany również przy napięciach przemiennych. Polega on jednak na tym, że świetlenie lub przeskok wywołuje ta połówka napięcia, której biegunowość bardziej sprzyja wywołaniu danego zjawiska. Wytrzymałość dielektryczna powietrza przy napięciach udarowych Napięciami udarowymi lub udarami nazywane są jednokierunkowe impulsy napięcia, dodatniego lub ujemnego o kształtach jak na rys.1. Część wzrastająca przebiegu napięcia nazywana jest czołem udaru, część opadająca po osiągnięciu wartości szczytowej U m nosi nazwę grzbietu udaru. Prędkość narastania i opadania napięcia charakteryzują: czas trwania czoła T 1 i czas do półszczytu T 2. Napięcia udarowe stosuje się do badań wytrzymałości w warunkach zagrożenia elektrycznością atmosferyczną pochodzenia burzowego lub w wyniku zakłóceń występujących przy procesach łączeniowych. 25

Napięcie udarowe oraz umowne oznaczenia czasów charakterystycznych dla udaru piorunowego T 1 - czas trwania czoła, T 2 - czas do półszczytu Napięciem udarowym piorunowym nazywa się udar o umownym kształcie, określonym czasami T 1 = 1,2 µs i T 2 = 50 µs. Normalizacja udarów jest niezbędna dla jednoznaczności cechowania wytrzymałości izolacji, gdyż wytrzymałość ta zależy od prędkości zmian napięcia. Znormalizowano także sposób określania czasów charakterystycznych T 1 i T 2 z przebiegu krzywej udaru. Napięciem udarowym łączeniowym nazywamy udary o umownym kształcie np. T 1 / T 2 = 250/2500 µs. Przebicie powietrza przy napięciu udarowym zachodzi przeważnie przy większej wartości U p niż przy napięciu stałym i przemiennym, które w czasie tworzenia się kanału plazmowego można uznać ć za niezmienne w czasie i równe statycznemu napięciu przebicia U p. Przy napięciu udarowym czas trwania wysokiego napięcia, zdolnego zjonizować gaz, jest ograniczony i porównywalny z czasem rozwoju wyładowania. Ponadto uformowanie kanału plazmowego, a więc przeskok i ucięcie udaru przez zwarcie elektrod wyładowaniem może występować znacznie później niż po osiągnięciu wartości napięcia równej statycznemu napięciu przebicia. Ta różnica czasów nazywana jest opóźnieniem wyładowania. Na wielkość tego opóźnienia t op składają się: czas t s, nazywany statystycznym czasem opóźnienia oraz czas t f, nazywany czasem formowania wyładowania, przy czym t op = t s + t f. 26

Czas t s, zależy od przypadkowości znalezienia się początkowych elektronów, tworzących pierwsze lawiny, w miejscach, gdzie natężenie pola przy napięciu udarowym osiągnie wartości odpowiadające statycznemu napięciu przebicia układu. Zależy on od wysokości przyłożonego napięcia, kształtu i materiału elektrod, głównie zaś od zdolności katody do autoemisji lub fotoemisji, którą można pobudzać np. przez naświetlenie jonizujące. Czas t f zależy od prędkości formowania się kanału plazmowego tym większej, im większe napięcie oraz natężenie pola w układzie oraz tym mniejszej im odległość elektrod jest większa. Zjawisko opóźnienia wyładowania powoduje, że kolejne udary o tej samej amplitudzie nie zawsze wywołują przeskok w układzie izolacyjnym, przy czym częstość występowania przeskoków zależy od wartości szczytowej przykładanych udarów U pm. Zwykle przeskoki pojawiają się przy pewnej minimalnej wartości napięcia U p0% zwanej minimalnym lub zero procentowym napięciem przeskoku. W miarę wzrostu napięcia liczba przeskoków w stosunku do liczby przyłożonych udarów rośnie. Przy napięciu U pl00% zwanym stuprocentowym każdy przyłożony udar wywołuje przeskok. Układ izolacyjny ma zatem napięcie udarowe przebicia zmienne od U p0% do U pl00% przy czym wartości te mogą różnić się znacznie lub być bliskie siebie tak jak pokazano na rysunku. Właściwość ta zależy od stopnia niejednorodności pola odróżniającego np. układ elektrod ostrzowy od płaskiego lub kulowego przy małym stosunku odległości do promienia (a/r). 27

Rys.2 Zależności prawdopodobieństwa przeskoku od wartości szczytowej udaru dla układów o polu niejednorodnym (2) i prawie jednorodnym (1) Wyznaczanie U p0% i U p100% praktycznie bywa utrudnione i dlatego wyznacza się napięcie przeskoku pięćdziesięcioprocentowe U p50% tj. takie, przy którym połowa przyłożonych udarów prowadzi do przeskoku. Stosunek pięćdziesięcioprocentowego ęcioprocentowego do statycznego napięcia przeskoku k u = U p50% / U ps nazywany jest współczynnikiem udaru. Współczynnik ten zależy od rodzaju układu izolacyjnego i jest bliski jedności dla układów o polach jednorodnych, a jest większy dla układów o polach niejednorodnych, w których powstawanie kanału plazmowego jest bardziej utrudnione. Celem porównania, który z układów izolacyjnych jest przy napięciach udarowych bardziej wytrzymały nie wystarczy porównać wartości napięć, lecz należy także porównać czasy do przeskoku tp od chwili przyłożenia napięcia U m do chwili jego ucięcia. Ten układ jest bowiem mniej wytrzymały, który szybciej zostanie przebity, ucinając przyłożone napięcie. Porównanie takie opiera się na porównaniu przebiegów charakterystyk udarowych będących funkcjami wartości szczytowej napięcia powodującego przeskok U p od czasu do ucięcia (czasu do przeskoku) t p. Sposób konstrukcji charakterystyki udarowej podaje rysunek. Ze względu na to, że e wskutek zmienności czasu opóźnienia przeskoku czasy do ucięcia przy danym napięciu U p mogą ą się zmieniać, charakterystyki udarowe sporządza się zwykle dla średnich czasów do przeskoku. W pewnych warunkach pożądane jest sporządzenie charakterystyki U p = f(t p ) dla najkrótszych lub najdłuższych czasów t p. Oczywiście charakterystyki takie będą ę ą leżały na lewo lub na prawo od charakterystyki dla czasów średnich. 28

Konstrukcja charakterystyki udarowej U p = f ( t p ) Porównanie wytrzymałości udarowej układów izolacyjnych dokonuje się sporządzając wspólne wykresy ich charakterystyk udarowych. Często w celu osiągnięcia większej dokładności porównuje się ę charakterystyki dla najkrótszych czasów t p jednego układu z charakterystykami dla najdłuższych czasów t p drugiego układu lub odwrotnie. Rozrzut czasów do przeskoku t p przy napięciu udarowym U m Porównywanie charakterystyk udarowych: a) układ 2 bardziej wytrzymały od układu l, gdyż t p2 > t p1 dla dowolnych U p ; b) układ l bardziej wytrzymały od układu 2 dla napięć większych od U p, mniej wytrzymały dla napięć mniejszych od U p 29

W układach niejednorodnych wytrzymałość udarowa zależy od biegunowości napięcia podobnie jak przy napięciach stałych. Napięcie przeskoku w powietrzu jest zależne od gęstości powietrza δ. Może być również zależne od wilgotności, jak przy napięciach przemiennych, jednak współczynniki poprawkowe k mają wartości różne, zależnie od kształtu elektrod oraz biegunowości i kształtu udarów. Wytrzymałość dielektryczna powietrza przy napięciach wielkiej częstotliwości Wytrzymałość dielektryczna powietrza przy napięciach przemiennych o wielkiej częstotliwości ci nie zmienia się w stosunku do wytrzymałości przy częstotliwości 50 Hz aż do osiągnięcia częstotliwości 2 10 4 Hz i równa jest wytrzymałości statycznej. Wzrost częstotliwości ci wywiera wpływ wtedy, gdy zmienność napięcia zachodzi w ciągu czasów porównywalnych z czasami przebiegu elektronów i jonów w przestrzeni izolacyjnej. Zależność napięcia przeskoku U p w układzie kulowym ekscentrycznym, w stosunku do wytrzymałości przy 50 Hz. W układach o polu zbliżonym do jednorodnego przy wzroście ś częstotliwości napięcia od częstotliwości powyżej 2 10 4 Hz wytrzymałość powietrza zaczyna zmniejszać się w stosunku do statycznej i osiąga minimum przy ok. 10 6...10 7 Hz. Zmniejszenie wytrzymałości następuje skutkiem zwiększenia natężenia pola przez jony dodatnie wytworzone w ciągu poprzedzających połówek okresów napięcia przemiennego. Przy prędkich zmianach napięcia jony te tworzą ładunek przestrzenny przyspieszający ruchy elektronów i tworzenie lawin. Przy dalszym wzroście częstotliwości do ok. 10 8 Hz wytrzymałość, po osiągnięciu minimum, zaczyna energicznie wzrastać. Przyczyną tego jest już nienadążanie anie elektronów za zmianami kierunków natężenia pola i elektrony pozostając w przestrzeni zaczynają ą kompensować wpływ jonów dodatnich. 30

W układach o polach niejednorodnych zmienność wytrzymałości w funkcji częstotliwości ma podobny charakter, ale powstające różnice w stosunku do wytrzymałości statycznej są większe. W układach tych wyładowania pomiędzy elektrodami poprzedzane są wyładowaniami niezupełnymi wytwarzającymi obficie ładunki przestrzenne w określonych przestrzeniach, co zmienia rozkład pola. Wyładowania ślizgowe Wyładowania ślizgowe są szczególną postacią wyładowań w powietrzu lub innych gazach, występują przy współpracy dielektryka gazowego z innym dielektrykiem stałym o większej przenikalności dielektrycznej. Wyładowania takie powstają przy napięciach zmiennych, gdy układ dielektryczny ukształtowany jest w sposób jak na rysunku. Układ dielektryczny, w którym powstają wyładowania ślizgowe przy ε 2 > ε 1 Szczególną cechą ą tego ukształtowania jest tworzenie się jakby równoległego połączenia trzech układów dielektrycznych, w których linie natężeń pola np. linie 1, 2 lub 3, wskutek odmiennego kształtu elektrod przechodzą przez różne ośrodki o różnej wytrzymałości dielektrycznej. W stosunku do układu drugiego wytrzymałość na przebicie e układu pierwszego i trzeciego jest wysoka, gdyż w pierwszym znajduje się dielektryk stały o dużej wytrzymałości, w trzecim zaś odległość elektrod w powietrzu jest duża. W drugim układzie (uwarstwionym szeregowo) naprężenia dielektryczne rozkładają się odwrotnie proporcjonalnie porcjonalnie do przenikalności elektrycznych i natężenia pola w części linii 2, przebiegającej przez powietrze, są wysokie gdyż ε 2 >ε 1, czemu sprzyja niejednorodność pola w przypadku zakrzywienia zywienia powierzchni mniejszej elektrody. Przy podnoszeniu napięcia pomiędzy elektrodami, przy mniejszej elektrodzie, pojawiają się tuż przy powierzchni dielektryka stałego w powietrzu, wyładowania świetlące. Kierunek rozwoju tych wyładowań ń jest styczny do powierzchni granicznej pomiędzy dielektrykiem stałym i powietrzem. Prąd wyładowań zamyka się pojemnościowo przez pojemność C dielektryka stałego. W miarę ę wzrostu napięcia obszar wyładowań ńświetlących przy mniejszej 31

elektrodzie powiększa się i długość wyładowań rośnie, przy czym zwiększa się pojemność C, tworzona przez wyładowania i prąd wyładowań wzrasta. Przy osiągnięciu pewnej wartości napięcia nazywanej napięciem początkowym wyładowań ślizgowych U ośl prąd wyładowań jest tak duży, że zaczyna powodować termiczną jonizację w kanałach wyładowań zmieniając je w silnie świecące długie iskry zwane ślizgowymi, powodujące powstanie dużych natężeń pola na swych końcach. Natężenia te sprawiają, że niewielkie dalsze podnoszenie napięcia ponad U ośl znacznie wydłuża iskry, co może doprowadzić do połączenia elektrod wyładowaniem przebiegającym po powierzchni dielektryka stałego. Przebicie takie może wystąpić przy napięciu U p znacznie niższym, niż byłoby potrzebne do przebicia tej samej drogi w powietrzu, wzdłuż linii pola 3, gdyby istniał tylko trzeci składowy układ dielektryczny. Napięcie początkowe wyładowań ślizgowych U ośl jest tym niższe, im wcześniej powstają świetlenia i im większy jest prąd wyładowań. Świetlenia powstaną tym szybciej, im większa jest wartość ε 2 w stosunku do ε l. Powstaniu iskier ślizgowych sprzyja wzrost pojemności C, która tworzona jest poprzez dielektryk stały tuż przy mniejszej elektrodzie. Wg. Toeplera przy napięciach przemiennych napięcie U ośl może być oszacowane na podstawie wzoru doświadczalnego 1 4 U osl =,355 10 0,44 C gdzie U ośl jest wartością skuteczną napięcia sinusoidalnego, powodującego wyładowania przy wartości szczytowej [ kv ] 2 Uosl, a C jest pojemnością jednostkową w F/cm 2 dielektryka stałego, zawartego pomiędzy większą elektrodą a 1cm 2 powierzchni, rozdzielającej dielektryki tuż przy elektrodzie mniejszej. Przeciwdziałać wyładowaniom ślizgowym można podwyższając grubość dielektryka stałego, co wpływa na zmalenie C, lub zmieniając proporcje wymiarów elektrod. Na rysunku przedstawiono przykładowo sposób przeciwdziałania wyładowaniom przez metalizowanie części powierzchni granicznej dielektryków oraz pogrubianie dielektryka stałego drogą tworzenia karbów w izolatorze przepustowym. 32

Przeciwdziałanie wyładowaniom ślizgowym przez: a) metalizację; b) karbowanie powierzchni granicznej Wyładowań ślizgowych można uniknąć również projektując układ izolacyjny tak, aby rozkład naprężeń wzdłuż ż linii natężenia pola był bardziej wyrównany. Można to osiągnąć np. w izolatorach stosując wewnątrz dielektryka stałego ekrany, bądź ą ź stosując pokrycia półprzewodzące nie dopuszczające do powstawania wyładowań powierzchniowych. Wyładowanie po zabrudzonej powierzchni izolatora Na izolacyjne własności izolatorów napowietrznych istotny wpływ posiada utworzona na powierzchni warstwa zabrudzeniowa. Należy to uwzględniać, szczególnie w rejonie nadmorskim oraz rejonach uprzemysłowionych, bowiem zanieczyszczenia na tych rejonach zawierają szczególnie dużo rozpuszczalnych i zdolnych do dysocjacji substancji. Warunkuje to dużą elektroprzewodność warstwy zabrudzeniowej ulegającej zawilgoceniu w wyniku mgły lub kondensacji pary. Przy idealnie równomiernej elektroprzewodności warstwy, występuje jednorodny rozkład pola, odpowiadający polu prądu elektrycznego. Jednakże e przy powstaniu podsuszonych obszarów, rozkład pola zostaje silnie zakłócony. Powstają lokalne wyładowania, które w końcu mogą doprowadzić do pełnego wyładowania powierzchniowego. Na rysunku przedstawiono kolejne etapy rozwoju wyładowania aż ż do wystąpienia przeskoku. 33

Etapy wyładowania na zabrudzonej powierzchni Zakłada się, że powstaje bardziej suchy, ograniczony obszar (rys. a). Elektroprzewodność tego obszaru jest niewielka. Powyżej i poniżej od osuszonego obszaru wzrasta gęstość prądu i ma tam miejsce zwiększone wydzielanie energii. Wynikiem tego jest bardziej szybkie osuszanie. Suchy obszar rozszerza się w kierunku prostopadłym do kierunku linii sił pola (rys. b). Zjawisko to następuje do momentu osuszenia całej szerokości izolatora lub całego obwodu w przypadku cylindrycznego izolatora. Ten wąski, suchy pasek nie wytrzymuje całego przyłożonego napięcia i dlatego występuje na nim wyładowanie powierzchniowe lokalne lub wyładowania wielomiejscowe (rys. c). W oporowych punktach łuku występuje podwyższona gęstość ę prądu, prowadząca do szybszego wysychania tych miejsc. W ten sposób sucha strefa rozszerza się także w kierunku linii sił pola (rys. d). Przy przemieszczaniu się łuku zachodzi rozszerzanie suchej strefy do tej chwili, aż zostanie pokryta cała przerwa między elektrodami łukiem, tzn. dopóki nie nastąpi pełny przeskok. Przy tym dla rozprzestrzeniania się suchej strefy i rozwoju przeskoku decydującymi czynnikami są charakterystyki łuku. Opisany rozwój przeskoku może doprowadzić do pełnego ego przeskoku tylko w przypadku, jeśli w czasie wszystkich etapów łuk będzie palił się stabilnie. 34