高电压技术综合实验实验论文硕61 任航

1、电晕放电及沿面放电的机理及实验研究摘 要 本文通过实验探究了极不均匀场中电晕放电以及强垂直和弱垂直电极布置下沿面放电的机理。首先，在电晕放电部分，本文将实验所得的电压及泄漏电流时域波形进行了详尽的理论分析以探究其机理。随后进行了泄漏电流的频谱分析，运用fft以及三维频谱曲面的方法研究了电晕发展过程中的频谱变化及其机理。随后利用频域滤除基波分量的方式得到了滤波后的泄漏电流波形，并根据此波形与电压波形得到了电晕的伏安特性曲线，进而由此提出了一种电晕的非线性电路模型。就该模型的原理及建立方法进行了详尽分析，并通过模型仿真及与实际波形相对照说明其正确性。在沿面放电部分，本文首先详述了强垂直分量和弱垂直

2、分量电场下交流及直流沿面放电的机理，并由此提出了三个结论。随后通过实验验证了这三个结论并对实验中发现的一个新现象予以说明并运用电晕机理满意的解释了这一现象。关键词：电晕放电，频谱分析，器件造型，沿面目 录前 言5第一章极 不 均 匀 场 中 间 隙 泄 漏 电 流 及 电 压 的 测 量 与 分 析60引言61实验方案及步骤61.1 实验方案71.2 实验步骤72实验现象及结果83实验数据处理及分析83.1 交流电晕83.1.1时域波形及分析83.1.2 频谱分析123.1.3电晕的器件造型223.2 直流电晕273.3结论35第二章沿 面 放 电 电 场 类 型 及 电 压 类 型 对 击穿

3、 电 压 的 影 响350引言351 沿面放电的机理362强垂直情况下的直流及交流闪络电压362.1 实验步骤362.2 实验结果373直流情况下的强垂直及弱垂直闪络电压383.1 实验步骤383.2 实验结果383沿面放电的温度分布图383.1 实验步骤393.2 实验结果及分析394结论40参 考 文 献：41附 录41前 言 电晕放电具有深厚的工程背景：高压输电线路中的并联电导损耗即指电晕损耗，gis局放监测与识别中一类很大的故障类型就是电晕放电。因此研究电晕放电具有较高的实用价值。本文在电晕放电部分首先根据实验测得的电压及泄漏电流分析了其时域特征并从机理上说明这些特征的原因。随后的泄漏

4、电流频谱分析探讨了其频域特征。为了直观展示电晕发展过程中的频谱变化情况，本文采取了频谱的三次样条插值后的三维绘图，从而得到一个频谱曲面。通过此曲面发现某些谐波分量和电晕的一些特性（如起晕，出现脉冲电流等）有直接联系。尽管原理尚不清楚，但是可以应用这些谐波分量的变化判断电晕的某些特性是否出现。这一想法颇具创新性。最后，在频域内滤除基波分量后进行逆fft得到滤除基波的泄漏电流波形，它与电压一道成为了电晕器件造型的伏安特性曲线的基础。众所周知，电晕的电路模型长期以来仅停留在线性元件的层面。通过线性电阻和电容的串并联，人们试图找到模拟电晕伏安特性曲线的方法。本文先从电晕的机理上说明了其非线性本质，进而

5、提出了一个新的非线性电晕的电路模型：线性电容与压控电阻的串联。其中电容值通过电压有效值和电流幅度谱基波有效值来确定，亚控电阻的伏安特性曲线则根据滤除基波的泄漏电流和电压关心通过最优平方逼近的方法得到。文章以尖板电极为例进行了模型建立，并通过仿真得到结果：利用模型所得泄漏电流波形和实测波形除去脉冲电流部分无法体现外，其余相差不大。在沿面放电部分，本文首先详细介绍了强垂直分量和弱垂直分量电场下的交流及直流沿面放电机理，并由此机理得到了三个结论, 即：1、强垂直交流闪络电压低于强垂直直流闪络电压。2、对于距离相同的强垂直分量与弱垂直分量电场结构，直流闪络电压很相近。3、强垂直交流情况下的电极附近温度

6、要远高于其他情况下的电极附近温度。通过实验验证了以上三个现象属实，并且在实验中发现了一个新的现象，即：强垂直直流下，负极性闪络电压远高于正极性。最后运用电晕放电的机理解释了这一现象。第一章 极 不 均 匀 场 中 间 隙 泄 漏 电 流 及 电 压 的 测 量 与 分 析0引言输电线路电晕放电是线路电导损耗的主要形式，它除了造成输送能量损失外，在雷电波来临时也可以使波形产生衰减和变形。从这个意义来说关于电晕的器件造型具有重要的意义。例如，如果能知道电晕的等值电路，即可预测电导损耗的大小及波形，对于雷电波的波形改变也可以计算得到。然而，电晕的伏安特性曲线不仅本身较为复杂，而且和很多因素有关，例如

7、电极形状，电极材料，空气性质等。因此精确地求解其等值电路的参数不仅难以实现，而且缺乏工程价值。故此已有的不少研究都关注于造型的方法及电路，而对电路元件参数的具体数值不予关心。但是在以往进行的电晕器件造型中所用电路元件均为线性元件，而没有进行非线性元件的尝试。本实验进行了电晕的一种新型器件造型，提出了一种实用的电晕非线性等值电路，并详细介绍了电晕造型的方法。另外，在gis局放监测中电晕泄漏电流及其特征谱图是关注的重点。gis内部的绝缘体或高压导体上如果存在针状突出物则会产生电晕放电，为了将其与其他放电类型（如悬浮电位放电和金属微粒放电）区分，研究电晕放电泄漏电流的特征具有重要意义1。本实验通过对

8、泄漏电流波形的测量和其fft变换结果分析，总结了电晕放电泄漏电流的特征，并从放电原理上做一解释。在fft结果的基础上，本实验采用三维频谱曲面的方式直观的显示出了随着电晕的发展，泄漏电流各个频谱分量的变化情况，并将电晕发展的各个时期与某一谐波分量的变化联系起来，从而建立了一种通过研究某一谐波分量变化而推测电晕发展状态的方法。1实验方案及步骤1.1 实验方案本实验基本电路图如图1所示，其中rp为保护变压器绕组的水电阻，rs为1个2的采样电阻作为分流器，osc代表一个双通道示波器，c1和c2为两个电容，共同构成一个电容分压器用以测量电压波形，而其有效值则通过静电电压表测得（未示于图中）。示波器双通道

9、采集电压和电流的波形。图中的电极为尖-板，实验中尖-尖的部分电路图与图1一致。 当需要使用直流电压时电路图如图2，其中硅堆在图示位置处半波整流产生正极性直流电压，实验中需要负极性直流电压时只需改变硅堆方向即可。图1、交流电晕泄漏电流及电压测量电路图图2、正极性直流电晕泄漏电流及电压测量电路图1.2 实验步骤首先按照以上二图所示接线，但两探头不连接至高压侧相应位置。加电压至间隙击穿，记录击穿电压，重复三次取平均值。然后连接两探头与示波器，加压最高不超过击穿电压的80%，观察现象并于几个不同的电压值记录波形和数据。2实验现象及结果本实验在交流电压下记录了尖-板电极间距1.5cm以及尖-尖电极间距2

10、.5cm时的电压及电流波形。大气条件为：温度（干）8 ， 相对湿度65% ， 大气压强97.5kpa. 本实验在直流电压下记录了负尖正板电极间距1.5cm，尖-尖电极间距3.5cm时的电压值及电流波形。大气条件为：温度（干）8 ， 相对湿度56% ， 大气压强98.2kpa. 在交流电压下，放电现象为：电晕呈现淡蓝白色，稳定，且随着电压升高电晕区范围增大不甚明显。最终两电极间形成稳定的贯穿性电弧放电。在直流电压下，尖尖放电现象是：负极先出现电晕，但正极电晕出现后比负极明亮，且其区域比负极的大。负尖正板放电现象：开始加压后没有明显放电现象，但出现响声，且此时泄漏电流发生明显变化。响声变密后有可见

11、电晕出现。正尖负板情况下电晕一旦出现立即放电，由于难以控制，因此为了保护仪器没有记录其泄漏电流。3实验数据处理及分析3.1 交流电晕3.1.1时域波形及分析对于尖板电极，电压逐渐升高，但未发生电晕时，泄漏电流很小，淹没于外界噪声内。（图3-a）当电晕出现后，示波器出现可观测电流波形，它是一个畸变的正弦波。电压继续升高，泄漏电流幅值变大，且在电压的负极性区出现泄漏电流脉冲（图3-b）。3-a 电压为小于kv时波形图3-b 电压为8kv时波形图3-c 电压为4kv时波形图图3、尖板交流电晕泄漏电流及电压波形图（蓝色为泄漏电流，黄色为电压波形） 以上现象的解释如下：对于50hz的交变电压，空间电荷的

12、积累不能忽略。当电晕出现时（图3-c），泄漏电流波形为成阶梯状的类正弦周期波，其中的“类周期”的原因是由于电极可以看做一个电容器，故空气中微弱的极化效应产生了位移电流，称为泄漏电流的一部分。而泄漏电流的阶梯状的原因是在稳定电晕的维持过程中存在着这样一个平衡的建立与被打破，再建立与再被打破的过程2：外区（即弱电场区）的电荷与电极相反，它们的不断积累减弱了电极附近的电场，使电离停止。这将导致外区积聚的电荷继续向外扩散，进而导致电极附近电场增强，使得电离重新出现，这又会使得更多异号电荷进入外区，使得电荷积聚。这一个循环的过程不断发生，导致了图3-c的现象。进一步地，我们可以从图中清晰的看到，在一个工

13、频周期内，上述过程出现了6次，且每次持续时间基本相同。以上的过程可以称之为电极上电离的熄灭与重燃过程。当电压继续升高后，会出现电压负极性处的泄漏电流脉冲。原因有二: 首先，负极性电晕比正极性剧烈，因为负极性电极的附近内区（即电晕区）空间电荷作用使得电极附近电场增强，而对于正极性电极，其内区的空间电荷却减弱了电极附近电场。其次，当电晕电压较高时，电极的电离率会急剧增加，这导致有大团异号电荷从内区急速运动至外区进而运动到另一个极板。由于速度较快，上面所述的电离熄灭与重燃过程不能发生，因此便会出现非常陡的电流脉冲。另外，在这个大团电荷运动至另一极板的过程中，原先的外区空间电荷也运动到另一极板而消失，

14、从而使得在脉冲电流消失后阶梯状波形的个数减小了，这因为重新建立外区电荷需要较长时间。对于尖尖电极，现象与尖板的情况基本一致，也会出现阶梯状类正弦波（4-a），亦会在电压负极性处首先出现电流脉冲情况（4-b）。但是这一脉冲并不如尖尖的剧烈，这是因为同样电压下，极距1.5cm的尖板电极在尖处比极距2.5cm的尖尖电极在尖处的电场更强，从而导致上述的大团电荷从数量上来说前者比后者更多，因此脉冲也就幅值更大。另外，由于尖尖电极的结构中在任意时刻总是一个电极为正极性，另一个电极为负极性，而且此时的电极极性和该电极在在上半个工频周期内的极性是相反的，这将导致空间电荷积累较为复杂，对于电极附近电离的影响也难

15、以分析。但是，有一点是可以肯定的，即在尖尖电极下，两极板的电场最终将趋于对称，在泄漏电流波形上这也有反映，即当电压较高时，电压的正负极性处均会出现电流脉冲情况（4-c）。4-a 电压为5kv时波形图4-b 电压为17.5kv时波形图4-c 电压为19kv时波形图图4、尖尖交流电晕泄漏电流及电压波形图（蓝色为泄漏电流，黄色为电压波形）3.1.2 频谱分析交流电晕的频谱分析具有极其重要的工程意义：首先，电晕电流频谱分量的确定可以作为设计高压输电线路电磁兼容的重要资料，即对于高压输电线路的无线电干扰进行预测。其次，通过研究逐渐加压的过程中频谱的变化情况可以对电晕放电的机理进行探究，并能对其放电电流特

16、征进行确定，为gis中局放检测与识别提供资料。最后，频谱计算的结果可以为滤除基波分量以便获得纯放电电流以及电晕模型的造型提供条件。为了充分完成频谱分析的目的，本实验进行了matlab环境下的fft频谱分析以及3d画图的编程，并形成了两个完整可靠的程序。其中，第一个程序输出三幅图和快速傅立叶变换后所得的幅度谱数据。第一幅图为电压电流的时域波形（黑色为电压，红色为电流），第二幅图为电流的幅度谱，第三幅图为滤去电流基波分量后所得的电流及电压幅度归一化后波形图。完整的程序见本文附录。运用本程序对极距1.5cm的尖板电极的泄漏电流以及电压分析可得以下结论：1、泄漏电流所含谐波分量极为丰富，图5示出了几个

17、不同电压下的泄漏电流频谱。其中谐波分量可持续至5khz以上，且频率较高时谐波幅值变化并不明显。这是因为电压负极性出现的脉冲电流的傅立叶变换就是一个充满整个频带的幅度一样的谱线。从数学角度来说，就是冲击函数的傅立叶变换结果是一个常数。5-a 电压为11kv时泄漏电流频谱图5-b 电压为14kv时波形图5-c 电压为8kv时波形图图5、尖板交流电晕泄漏电流频谱2、电压较低时，谐波成分主要是三次、五次及七次谐波，电压较高时谐波成分主要是二次及三次谐波，但是电压较低时的三次、五次及七次谐波小于电压较高时的三次、五次及七次谐波。如图6所示。这一现象的主要原因是，在电压较低时尚未形成脉冲电流，此时泄漏电流

18、由于上文所述的电离熄灭与重燃过程而呈现出阶梯状，从而其谐波以奇次谐波为主。当电压较高，出现脉冲电流后，由于上文所述的空间电荷重新积聚需要较多时间，因此阶梯减少，导致奇次谐波减弱较多。由于此时一个周期内阶梯仅剩两个，因此出现了二次和三次谐波。6-a 电压为8kv时泄漏电流频谱图6-b 电压为11kv时波形图6-c 电压为14kv时波形图6-d 电压为4kv时波形图图6、尖板交流电晕泄漏电流频谱低频区特征程序通过在频域内滤除基波分量达到滤除基波的目的，此频谱经过逆fft后的波形和电压波形共同画于一个图上。为了保证坐标统一，且此时并不关注波形的绝对值，因此经过归一化使得电压与电流波形在正负1之间。这

19、一部分在下一节的器件造型中详细介绍。以上分析的只是单个频谱的特性，下面将通过三维曲面图将电压从小到大的过程中的频谱变化连续的体现出来，从而清晰观察到在电晕发展中何种频谱分量发生了何种变化。这个三维曲面图的xy平面上x坐标代表频率，y坐标代表电压。z坐标代表频谱的幅度。也就是说，频谱上的每一个xz截面都代表一个频谱，它对应于在该电压下泄漏电流的幅度谱。需要注意的是，为了去除幅值很大的基波对于绘图的影响，本三维图是在滤除基波分量的频谱上绘制的。本程序代码亦附于本文附录中。需要说明的是，由于实验只测量了几个孤立的电压处的频谱，且受限于示波器的采样率，频谱分辨率较低，导致频谱不够光滑。因此为了得到连续

20、光滑的三维曲面，本实验采取了在电压坐标和频率坐标上进行三次样条插值从而获得更多点的方法。三次样条插值是采用分段的三次多项式对给定数据点进行插值，可以保证在差值点处函数的二阶导数连续 3 ,这在工程上是令人满意的。较广频域范围的三维频谱曲面图示于图7. 可见随着电压升高，较高频率分量的幅值有上升的趋势，这个原因上文已经说明。图7、尖板电极三维频谱曲面图为了观察低频区的谐波情况，将频率范围较窄的三维频谱曲面图画于图8. 图8、尖板电极三维频谱曲面图（低频区）由图8进行如下分析：1、各个主要频率的变化将电晕放电过程分成了三个阶段：a、从开始起晕到出现脉冲电流，即4kv7kv. b、脉冲电流幅值从小逐

21、渐增大又逐渐减小，即7kv11kv. c、脉冲电流由小又逐渐变大，即11kv14kv. 2、各个主要频率分量在三阶段的变化为：a、二次谐波在第一阶段幅值稳步上升，但速度较缓。在第二阶段随着脉冲电流幅值的增大与减小，二次谐波幅值亦先增大后减小。在第三个阶段随着脉冲电流幅值二次增大，二次谐波亦开始增大。可见。二次谐波的决定因素不止脉冲电流，但其仍可以较好的反应脉冲电流的变化。b、三次谐波仅在第三个阶段有明显上升，且其上升规律与2次谐波相似。c、6次谐波仅在第二个阶段出现，并随着第二个阶段的结束而减弱。d、 8次谐波在第一和第二阶段出现，且在其分界处，即出现脉冲电流时突然降至很低。因此可以用8次谐波

22、的幅值变化来判断何时出现脉冲电流。f、直流分量随电压升高而逐渐增大，这是因为电压较高时电晕的外区积聚了更多电荷，导致其导电性增强。 3、六次谐波处频谱在电压较小时为负值是采用的3次样条插值所致，并非程序错误。利用上面描述的方法对交流极距2.5cm尖尖电晕也进行了分析，得到不同电压下频谱见图9及三维频谱曲面图见图10所示。9-a 电压为5kv时泄漏电流频谱图9-b 电压为10kv时波形图9-c 电压为12.5kv时波形图9-d 电压为15kv时波形图9-e 电压为17.5kv时波形图9-f 电压为19kv时波形图图9、尖尖交流电晕泄漏电流频谱特征由图9可见，在电晕发展过程中，仅三次和五次谐波较为

23、显著，且随着电晕电压升高，三次谐波分量增长，而五次谐波分量减少。另外此种情况下高次谐波分量较弱。谐波分量较为单一的原因有二：首先，此时电极较极距1.5cm的尖板要均匀的多，因此出现的脉冲电流很微弱，以致高次谐波幅值很低。其次，此时由于两电极对称布置，故不存在尖板电极情况下一个工频周期内电压极性不同导致的泄漏电流波形差距较大的情况，故此时波形谐波分量较少。尖尖电极情况下的三维频谱曲面图绘于图10. 此种情况下高频分量很少，而低频区的主要谐波为3次。图中50hz左右以及三次谐波右侧的两个突起是采样率较低导致的频谱泄漏所致。10-a 频谱范围较广时三维曲面图10-b 频谱范围较窄时三维曲面图图10、

24、尖尖交流电晕泄漏电流频谱三维曲面图3.1.3电晕的器件造型首先讨论一下电晕伏安特性的本质，进而说明电晕模型应具有非线性元件的必然性。两电极之间发生电晕时，可以将两电极之间的空间分为内区和外区。对于正尖负板，内区聚集着大量正电荷，削弱电极附近电场，增强了内区之外的电场，而外区聚集着一些负电荷。对于负尖正板，内区聚集着大量正电荷，增强电极附近电场，削弱了内区之外的电场，而外区聚集着一些负电荷。不同的尖的极性却对应着相同的一点，即外区与电极电荷极性相同且外区的自由电荷较内区要少得多。这也就意味着，外区上有几乎全部的电压降落，其内的载流子流动形成了泄漏电流的很重要的一部分。当电极间电压升高时，尽管内区

25、和外区所占体积变化不大（其机理在前文中已经论述过），但外区会接受到更多的从电极电离产生的自由电荷，这使得外区内部的自由电荷增多。另外，外区上承受的压降增多使得外区内自由电子有更大的机会流向极板，从而导致泄漏电流进一步加大。由此可见，随着极板电压增高，电晕的等效电阻会发生变化，而且可知电流随电压的变化应该是超线性的。由于电晕电流随电压发生超线性变化，因此可以将电晕中的阻性分量等效为一个电压控制的非线性电阻3。另外，电晕过程中由于两极板的存在必然产生较大的位移电流，这在频谱分析中清晰可见。因此本文提出一个包含非线性电阻的电晕等效模型：一个线性电容并联一个电压控制电阻。而相应的造型方法是：将通过示波

26、器测得的泄漏电流数据进行fft变换，根据基波幅值及电压幅值由公式1算出等效线性电容值。 i （1）随后在频域内滤除基波并进行逆fft得到滤波后的泄漏电流波形。根据此数据和电压数据画出伏安特性曲线并采用最小二乘法的方式进行函数逼近，从而得到一个i与u的多项式函数关系，这便是该压控型非线性电阻的伏安特性i = g(u). 下面通过极距1.5cm的尖-板电极电晕造型说明具体的造型方法。首先对泄漏电流数据进行fft并提取基波分量，画出基波电流与电压的关系如图11所示。图11、 验证电压与基波电流为线性关系图 图中，蓝线为数据点直接相连所得，红线是用直线拟合结果。可见二者相差甚小，考虑测量误差及fft过

27、程中的频谱泄漏，可以认为基波电流与电压成线性关系，即可以认为电晕等效模型中的并联电容为线性的。画出电晕的器件造型，或称为等效电路如图12所示。图12、 电晕器件造型 图12中的c_linear何r_variable的并联共同构成了电晕的等效模型，而rs代表实际电路中的采样电阻，电压从最上端的引线处施加。根据前文分析可知电压与基波电流近似成线性关系，因此可以利用拟合一次式的斜率代表i/u，对于本实验，拟合一次式为y=18.1423x 116.0294，考虑到采样电阻阻值2k，且电压标度为kv，由此可得：. 根据公式1计算可得c_linear = 28.874nf. 下面进行压控电阻的参数计算。首

28、先将电流进行基波滤除并画出实际的伏安特性曲线，如图13所示。图13、 电晕滤除基波后的伏安特性曲线（u=14kv）可见伏安特性曲线分散性较大，且在电压的负半周靠近最低点附近出现一个电流脉冲。为了模拟此伏安特性，本实验采用了最优平方逼近的方法 3，得到了四次逼近函数，如图12中的红线所示。可见由于脉冲电流部分无法拟合，因此获得的电路模型无法实现脉冲电流部分的波形。利用上述方法对极距1.5cm的尖板电极的各个电压下测得的伏安特性曲线进行四次最优平方逼近函数拟合，得到图14.图14、 电晕伏安特性曲线拟合曲线比较（u=10，11，12 ，13， 14kv）图14显示，尽管电压不同，但拟合函数差距不大

29、，且电压越小，差距越小。因此可以认为这样拟合具有说服力。取拟合函数为: y = 17.4197x4 116.3176x3 + 27.2308x2 + 48.078x 2.2931. 将y=i*2000，x=u/1000代入上式即可得压控电阻r_variable的伏安特性。下面进行该压控电阻的验证。设,代入r_variable的伏安特性曲线可得电流波形如图15所示。图14、 电晕器件造型所得泄漏电流波形将实测泄漏电流滤除基波后的波形（如图15所示）与图14对比可以发现，除了电压负板周时的电流脉冲无法显示之外，其余波形特征与实际波形很好的吻合。15-a u=10kv15-b u=11kv15-c

30、u=12kv15-d u=13kv15-e u=14kv图15、 实测所得泄漏电流经滤除基波分量后的波形3.2 直流电晕从电路的角度来说，直流电晕与交流电晕具有极大的不同。直流电晕的激励是一个恒定的直流电源，根据非线性电路 理论，此时系统必定稳定于一个工作点上，亦即各个信号不会随时间而变。但是，由于电晕的脉冲电流现象，直流电晕的泄漏电流除了有一个直流分量外，还包含许多谐波，这在时域上表现为周期脉冲分量与恒定直流的叠加。本文提出的电晕模型不能模拟脉冲电流，而这些脉冲电流则是工程中的主要关心内容。因此，仍然采用电路理论对于直流电晕的泄漏电流进行分析意义不大。本小节主要从泄漏电流的时域波形分析电晕的

31、机理，并通过频谱分析说明高压直流输电中线路防干扰的必要性。首先来分析1.5cm的负尖正板电极的泄漏电流时域波形规律及机理。首先列出实验测得逐渐加压时的泄漏电流波形见图16. 16-a u=7.5kv16-b u=10kv16-c u=12kv16-d u=15kv16-e u=17kv16-f u=19kv16-g u=21kv16-h u=22kv图16、 实测所得极距1.5cm的正尖负板泄漏电流的波形由图16可见正尖负板的泄漏电流规律为：起晕后开始有可测的直流电流，随后立刻出现电流脉冲。随着电压升高，这些脉冲幅值变化不大，频率增高。 这一现象的解释如下：正如上一节对于交流电晕脉冲电流的解释

32、，直流电晕中的脉冲电流也是由于外区的电荷处于一个扩散与补充的动态过程中所致。从电极的角度来说，也就是它受外区电荷的电场影响而不断的电离熄灭与重燃的一个动态过程。电压升高后，压降主要降落于外区，因此外区的电荷运动速度更快，上述两个动态过程也就进行的更快，而此时压降不足以明显改变动态过程中电极最大电离的速度，因此就会出现脉冲电流频率上升但幅值变化不大的情况。以上的解释也适用于尖尖电极。图17列出的实测所得的极距3.5cm直流尖尖电极的泄漏电流波形图，从中可以更加清楚地看出，随着电晕发展，电流脉冲频率升高，但幅值变化不明显。17-a u=13kv（负尖起晕）17-b u=14kv17-c u=17k

33、v17-d u=21kv17-e u=26kv17-f u=28kv（正尖起晕）17-g u=30kv图17、 实测所得极距3.5cm的直流尖尖负板泄漏电流的波形以下讨论直流电晕的谐波分量。负尖正板及尖尖的两个电流频谱已经示于图17. 可见尽管在音频区谐波很小，但是直流电晕的主要谐波出现在射频区，这会产生严重的电磁干扰。因此直流输电线路应该进行电磁兼容的考虑。 18-a 负尖正板u=19kv 18-a 尖尖u=28kv图18、 负尖正板及直流尖尖负板泄漏电流的频谱3.3结论 本节运用电晕的机理解释了尖板电极和尖尖电极在交流与直流电压下的电压与泄漏电流的时域波形，并通过其频谱分析总结了交流与直流

34、电晕的频谱特征。另外，通过交流尖板电晕的伏安特性曲线的研究，本节提出了一种用线性电容和非线性压控性电阻等效的电晕模型，并运用数据验证了其正确性。第二章 沿 面 放 电 电 场 类 型 及 电 压 类 型 对 击穿 电 压 的 影 响0引言 在气体放电领域，除了气体内部的放电需要研究之外，气体与固体或者液体与固体的分界面上发生的放电现象不仅应用广泛，而且机理与单一介质时的并不相同。因此，本章进行了气体沿面放电的研究。 根据固体介质处于电极间电场的中的形式，存在以下三种典型情况2：1、固体介质的表面和电极平行，介质的存在并不影响电场分布。虽然如次，固体介质的引入会降低击穿电压5。由于这一种情况工程

35、应用较少，本章不讨论。2、固体介质处于极不均匀场中，且电场强度垂直于介质表面的分量要比平行于介质表面的分量大得多，工程应用为套管。以下简称称为强垂直分量。3、固体介质处于极不均匀场中，但介质表面大部分地方电场强度平行于介质表面的分量要比垂直分量大，线路绝缘子属于这种情况。本章探讨的重点是在介绍强垂直分量及弱垂直分量的沿面放电的机理的基础上，验证如下的结论：对于强垂直分量的电场结构，直流闪络电压比交流闪络电压高很多5。对于距离相同的强垂直分量与弱垂直分量电场结构，直流闪络电压很相近5。最后，通过强垂直分量交流电压下以及其他情况下两电极间温度分布的对比，证明仅在前一种情况下发生了热电离，从而验证沿

36、面放电的机理。1 沿面放电的机理对于强垂直分量的交流电压下的沿面放电，随着电压增高，先后发生的放电类型是：电晕放电滑闪放电沿面闪络。而其他情况下则没有滑闪，直接从电晕放电突变至沿面闪络。其原因为：1、强垂直分量的电场与弱垂直分量的电场相比，会在电极附近产生强得多的电场垂直分量，导致带点粒子不断撞击电极，产生热电离。2、交流情况下由于电极间杂散电容的分流，电极附近的电场比电极较远处的电场强得多。而对于直流情况则由于电极间的漏电导几乎可以忽略，因此分流情况大大降低，导致电极附近电场的增强不如交流下明显（这一部分在文献2中有详述）。综上，在强垂直的交流电场下，电极附近有极强的垂直电场分量，导致热电离

37、的发生，通道中带点质点剧增，电阻巨降，通道头部场强剧增，通道迅速增长，放电转入滑闪放电阶段。由以上的理论可以推出如下的结论：1、 由于滑闪放电的出现，故强垂直交流闪络电压低于强垂直直流闪络电压。2、 在直流电压下不可能出现滑闪放电，因此强垂直电场的优势无法体现，故可以推测：对于距离相同的强垂直分量与弱垂直分量电场结构，直流闪络电压很相近。3、 通过红外温度仪的图片应该可以发现强垂直交流情况下的电极附近温度要远高于其他情况下的电极附近温度。 下面对这些现象逐一验证。2强垂直情况下的直流及交流闪络电压2.1 实验步骤采用图1及图2所示接线方法，分别将交流电压与半波整流所得正极性及负极性直流电压加到

38、电极上，电极形状如图19所示。电压测量采用静电电压表。图19、 强垂直分量电极布置2.2 实验结果大气条件：温度（干）8，相对湿度 56% ，大气压强。98.54kpa交流电压下的沿面闪络电压数据如表1所示。表1 强垂直交流电场闪络电压数据（电极间距7cm）实验序号1345平均值交流闪络电压 / kv（有效值）27.527.5282927.527.9直流电压下的沿面闪络电压数据如表2所示。表2强垂直直流电场闪络电压数据（电极间距7cm）实验序号1345平均值正极性直流闪络电压 / kv413836374038.4负极性直流闪络电压 / kv656458625861.4由表1和表2可见，强垂直交

39、流闪络电压低于强垂直正极性及负极性直流闪络电压。在直流下，负极性闪络电压远高于正极性的原因是：负极性电晕产生后会在电极周围聚集正电荷，减弱外区电场，从而使其闪络电压升高。而正极性电晕后会在电极周围聚集正电荷，增加外区电场，使闪络电压降低。3直流情况下的强垂直及弱垂直闪络电压3.1 实验步骤采用图1及图2所示接线方法，分别将交流电压与半波整流所得正极性及负极性直流电压加到电极上，电极形状如图20所示。电压测量采用静电电压表。图19、 弱垂直分量电极布置3.2 实验结果大气条件：温度（干）8，相对湿度 56% ，大气压强。98.54kpa直流电压下的弱垂直沿面闪络电压数据如表3所示。表3 强垂直直

40、流电场闪络电压数据（电极间距7cm）实验序号1345平均值直流闪络电压 / kv46.546.547.5454445.9由表3和表2可见，与弱垂直分量电场结构的直流闪络电压（45.9kv）和同电极距离下强垂直电场结构的正极性及负极性直流闪络电压的平均值（49.9）差距不大。3沿面放电的温度分布图3.1 实验步骤在进行前两个实验的同时使用thermacam p30红外热像仪进行电极的温度测量。得到热成像图，再利用thermacam quickview 1.3软件进行图形处理。3.2 实验结果及分析得到的不同情况下的红外成像图见图20。20-a 强垂直交流发生沿面闪络时的红外成像图（电压有效值29

41、kv）20-b 弱垂直交流发生沿面闪络时的红外成像图（电压有效值34kv）20-c 强垂直直流发生沿面闪络时红外成像图（电压60kv）图20、沿面放电红外成像图图20-a示出的红外成像图中两电极间的深灰色区域为电弧，由图可读出此种情况下的最高温度出现在强垂直分量最大的电极附近，且最高温度25.1c. 图20-b示出的红外成像图中两电极间飘起的灰色为电弧，由图可读出此种情况下的最高温度出现在两电极附近，且最高温度13.5. c图20-c示出的红外成像图中未能捕获到电弧，此时为沿面闪络上一次电弧消失与下一次电弧来临的间歇期。由图可读出此种情况下的最高温度出现在强垂直分量最大的电极附近，且最高温度11.4c. 由以上分析可见，强垂直分量交流的情况下在垂直分量最大的电极附近温度较高是其他情况下沿面温度最高处温度的两倍。这说明了前者发生热电离。4结论本章首先探讨了强垂直及弱垂直分量电场布置情况下交流及正极性、负极性直流情况下发生沿面放电的机理，并推导出了如下三个结论：强垂直交流闪络电压低于强垂直直流闪络电压。对于距离相同的强垂直分量与弱垂直分量电场结构，直流闪络电压很相近。强垂直交流情况下的电极附近温度要远高于其他情况下的电极附近温度。随