> Техника, страница 74 > Пробой

Пробой

Пробой, разрушение диэлектриков под действием электрич. поля (смотрите Диэлектрики, Изоляционные электротехнические материалы). Как по величинам пробивных напряжений, так и по характеру пробоя, удобно отдельно рассмотреть газообразные, жидкие и твердые диэлектрики. П. в газа х—см. Разряд электрический. П. жидкостей наименее изучен с физической стороны. (Систематизированный опытный материал—см. Изоляционные масла.) Решающее влияние имеет тщательная очистка от химич. примесей (в особенности от полярных веществ, например вода), от твердых пылинок и от растворенных газов. Работы Шумана и Вальтера показали, что в наиболее чистых условиях П. жидкости обусловливается теми же явлениями, что и в твердых диэлектриках. Пробивное напряжение не зависит ни от давления окружающего газа ни от t°. Ничтожные примеси воды или газа к маслу резко изменяют его пробивные напряжения. Прибавление к совершенно сухому маслу 10~⁶ части воды в 6 раз понижает пробивное напряжение (с 800 кV/см до 140 к ^г/см). В такой жидкости наблюдается также резкое возрастание пробивного напряжения с увеличением давления. В масле например на каждую атмосферу давления пробивное на

kV

пряжение возрастает на 90 в ксилоле—

kV

на 320 —.· В твердых телах можно различать два основных типа П.: тепловой и ионизационный. Первый заключается в постепенном прогреве диэлектрика электрическим током вплоть до его проплавления, второй—в вырывании движущимися в поле внутри диэлектрика зарядами новых зарядов, развивающихся в лавину ионов, разрушающую диэлектрик. Другие процессы, ведущие к разрушению диэлектрика электрич. полем,—вырывание зарядов самим полем, образование трещин под действием механических натяжений, образование металлических нитей в результате электролиза диэлектрика,—встречаются и м. б. осуществлены в отдельных случаях, но широкого распространения не имеют.

Тепловой П. Всякий диэлектрик обладает конечной электропроводностью, обычно (в случае ионной проводимости) бы стро растущей e t° (до 10% на 1°; см. Диэлектрики). Поэтому электрическое поле создает ток, нагревающий диэлектрик и т. о. повышающий его электропроводность. Ток, а следовательно и выделяемая им теплота возрастают; t° снова повышается, и т. о. процесс идет, усиливаясь и ускоряясь во· времени, и должен был бы с течением времени вызвать неограниченное повышение ί°,. если бы он не сопровождался отводом тепла от диэлектрика через электроды в окружающую среду. И этот процесс отвода тепла ускоряется по мере повышения <° диэлектри ка, но гораздо медленнее, чем выделение джоулевого тепла. Фигура 1 иллюстрирует скорость этих двух процессов выделения и отвода тепла в зависимости от t° диэлектрика. Кривая Α_λΑ₃Α₃ выражает при некоторой за-

Фигура 1.

потенциалов V₀ зависи-

данной разности мость выделяемого током в секунду тепла Q от температуры t. Три прямые дают отводимое от диэлектрика данной темп-ры t тепло, когда окружающая среда имеет температуру fj, ί₂ или t_s. В первом случае, при достижении диэлектриком в точке О_г температуры τ_1; приток и отвод тепла уравниваются и наступает тепловое равновесие. Диэлектрик длительно сохраняет темп-ру г и а вся выделяемая током теплота отводится в окружающую среду. При темп-ре ί₂ окружающей среды имеем предельный случай, когда такое равновесие еще возможно в точке О а ,где касаются обе кривые. При темп-ре среды t₃ при нагревании выделяемая током теплота при всех ί° больше отвода тепла; различие между ними все возрастает с повышением ί°, и т. о. процесс, нарастая, ведет к катастрофе—достижению t° плавления или возгонки. Ток при этом резко возрастает, и целость диэлектрика нарушается—появляется проплавленный или прожженный канал от одного электрода к другому. Очевидно, что /_г—наивысшая температура, при которой при данном напряжении V₀ можно еще избежать пробоя. Эта картина положена была в объяснение механизма пробоя К. Вагнером, причем Вагнер особенно подчеркивал значение отдельных участков диэлектрика, обладающих повышенной электропроводностью. Здесь процесс нарастания t° должен пойти особенно быстро, и следовательно такие участки особенно опасны в смысле П. Однако Семенов и Вальтер показали на примере совершенно однородных кристаллов каменной соли, что тепловой П. имеет место и без особых участков неоднородности и сопровождается равномерным нагревом диэлектрика до его проплавления в том месте, где отвод тепла оказывается наихудшим. Закономерности при таком однородном тепловом П. были теоретически вычислены Фоком, Семеновым и Вальтером и одновременно в Германии Карманом и Роговским. На опыте они были проверены Семеновым и Вальтером.

Характерной чертой теплового механизма II. является резкое влияние t° диэлек-

грика на его пробивное напряжение. В самом деле ясно, что при высоких темп-рах, когда сопротивление диэлектрика мало, достаточно н большой разности потенциалов, чтобы выделить в диэлектрике количество тепла, достаточное для П. Другим столь же характерным свойством теплового пробоя является повышение пробивного напряжения с увеличением теплопроводности электродов и самого диэлектрика. И эта зависимость оказалась в хорошем согласии с теорией Фока. Наконец ясно, что тепловой пробой, как всякий тепловой процесс, требует времени для своего установления. Поэтому чем короче время приложения напряжения, тем выше пробивное напряжение. Время подготовки процесса П. в зависимости от напряжения может меняться от малых долей секунды до нескольких часов. Длительное приложение напряжения может привести и к другим побочным явлениям— электролизу, старению.

Ионизационный П. Если, начиная с t° плавления, проследить П. при все более и более низких t° диэлектрика, то мы сначала находим полное подтверждение изложенной тепловой теории. При некоторой t наступает однако резкое изменение в явлении П. Пробивное напряжение уже больше не зависит от темп-ры. Теплопроводность электродов не играет больше никакой роли. Количество тепла, выделяемого током, настолько ничтожно, что говорить о вызванном им нагревании невозможно. Потребовались бы часы, чтобы нагреть диэлектрик на 1°, а П. наступает уже через 10~^в ск.

Эти две области ί° наглядно выступают на фигуре 2, относящейся к I каменной соли. Очевидно в области низких i° мы имеем дело с каким-то новым явлением. И действитель-I но, самый характер П. другой. Он происходит почти мгновенно, вызывает не проплавление, а растрескивание диэлектрика. П. происходит не посредине, где отвод наименьший, а по краю электрода, где электрич. поле достигает наибольшего значения. В этом случае механизм П. ионизационный. Имеющиеся в диэлектриках заряды при своем движении в электрическом поле, достаточно сильном для П., приобретают такие скорости, что вызывают ионизацию. Все нарастающая лавина зарядов и приводит в конце-концов к пробою. Т. к. при каждой ионизации число ионов удваивается, то после z ионизаций начальное число ионов щ достигает значения п=щ-2г. При z=10 число ионов, а следовательно и ток увеличиваются в тысячу раз, при z=20—в миллион. раз, а при 2=100—в 10³⁰ раз. Ясно, что как бы ни мало было начальное число ионов, такая ионизация всегда приведет к токам, достаточным для П., если только толщина диэлектрика допускает несколько десятков ионизаций. Это условие обычно удовлетворяется. В самом деле, расстояние на к-ром даже в самых сильных электрич. полях ион достигает своей максимальной скорости, с которой уже дал- ше движется равномерно, по всем подсчетам не превосходит

0,1 μ. Указанное выше требование сводится следовательно к тому, чтобы толщина диэлектрика была не меньше 0,01 миллиметров. В процессе ионизации могут получаться не только ионы, но и электроны, образуются объёмные заряды и поле искажается; но это не меняет общего характера явления.

Тонкие слои. Совершенно иначе обстоит дело в слоях толщиной менее 0,01 миллиметров. Такие слои представляют особый интерес для изучения механизма П. В толстых слоях П. происходит сейчас же, как только начнется ионизация; в тонких диэлектриках ионизация еще не означает П. Число ионов возрастает, но не беспредельно, а только в определенное число раз, зависящее от толщины диэлектрика Л и от длины пробега иона d от одной ионизации до следующей. Еще лучше измерять расстояние между двумя ионизациями не длиной отрезка между ними, а той разностью потенциала Р, которую прошел ион от одной ионизации до другой. Если к диэлектрику приложена разность потенциалов F, то ион, находившийся у одного электрода и прошедший сквозь

n D V

всю толщу Ώ, испытывает на пути ζ= ^=р ионизирующих столкновений и создаст 2² новых ионов. Однако ионы, находившиеся внутри, пройдут лишь часть пути и число ионизаций будет меньше. Если просуммировать общее число ионов, созданных п₀ионами, равномерно расположенными по диэлектрику, то мы получим

V

п=щ £ (е ^р - 1)

V

или, пренебрегая 1 по сравнению с е^р,

V D

п=п₀ ^ е^р=щ £ e ^d.

Можно обобщить эту формулу на различные t°, воспользовавшись зависимостью для щ а

Щ=Ne ^т,

где N—число свободных ионов, соответствующих Т=оо. Для большинства диэлектриков a es 5 000 -у 10 000. Подставляя значение п₀ и логарифмируя, получим:

lgw= lgJV— j + ψ- lg ^Vp-

Последний член обыкновенно мал.

Ионизация так же увеличивает число ионов, как и темп-pa; ~ имеет при обычных

t° значение от 15 до 30. Если и р достигает такого же значения, как то lg п ш lg N, то есть твердый диэлектрик разрушается. Чем ниже темп-pa Т, тем больше ψ и тем больше м. б. и ~. Следовательно с понижением ί° пробивное напряжение тонких слоев возрастает, тогда как оно не зависит от t° для

V

толстых слоев, где всегда при всяком Т -р очень велико по сравнению с Приведенная выше формула оправдывается не только качественно, но и количественно для стекла, кварца, слюды и канифоли.

Еще более убедительным доказательством справедливости ионизационной теории П. является изучение зависимости силы тока I в тонких слоях от напряженности поля Е. С началом ионизации закон Ома перестает оправдываться. Зависимость I от Е изображена на фигуре 3. До напряженностей Е, соответствующих началу ионизации, мы имеем закон Ома. При повышении напряженности мы получаем вертикальную кривую 1 (пробой) для слоев толще 10 μ, кривую

2—для слоев порядка 5 μ, кривую 3—для еще более тонких, и кривую 4 — для самых тонких слоев порядка ОД μ. Эти кривые вполне оправдывают допущение о том, что за пределами ионизационной напряженности Е_д мы имеем увеличение числа ионов, которое экспоненциально растет как с толщиной, так и с напряженностью поля. Чем тоньше слой диэлектрика, тем больше должен быть напряженность поля, способного вызвать П. В самом деле, мы можем принять, что пробой наступает тогда, когда начальная плотность ионов увеличивается в определенное число раз,

то есть когда г=~ достигнет значения от 10 до

20. Если бы разность потенциалов Р, необходимая для ионизации, была строго определенной величиной, то это значило бы, что П. в тонких слоях диэлектрика наступает всегда при одном и том же значении потенциала V, что до некоторой степени и оправдывается, но не вполне. В самом деле, для ионизации ион должен обладать определенной кинетической энергией mv², которую мы можем изобразить как произведение ионизационного потенциала Р₀ на заряд иона е. Р₀ есть постоянная величина для данного диэлектрика. Однако она не равна Р. При прохождении ионом разности потенциалов Р электрич. поле затрачивает работу Р-е, но из этой работы только часть идет на сообщение кинетич. энергии иону. Остальная же часть расходуется при столкновениях на работу трения. Чем больше напряжение электрич. поля, тем меньше тратится на трение и тем меньше следовательно разность Р—Р₀. Более точный анализ явления ионизации в тонких слоях приводит к хорошему согласию с данными опыта.

Наиболее важно практически то, что в тонких слоях могут существовать без разрушения такие электрич. поля, которые пробивают более толстый диэлектрик. Чем тоньше слой, тем больше максимальное напряжение Е, к-рое может выдержать диэлектрик без П. Если пробивное напряжение в толстых слоях не превышает 10^е V см, то при толщине в 2 μ это напряжение превосходит уже 10.10⁶ У,см, а при толщине 0,2 μ 100-10® У!см. Зависимость пробивного градиента от толщины практически одинакова для всех диэлектриков, в которых наблюдается ионизационный пробой и сопротивление которых при комнатной температуре достаточно велико.

Источником ионизации являются ионы, находящиеся в диэлектрике, при ионизации они в свою очередь создают новые ионы.

Фигура з.

Это утверждение обосновано было опытом Курчатова и Кобеко, которые показали, что в стекле закон Фарадея в такой же мере является справедливым для ионизационного тока, как и для нормального. Когда число ионов благодаря ионизации возрастает в тысячу раз, все эти новые ионы обна-руяшваются на катоде в виде натрия так же, как и при низких напряжениях, когда никакой ионизации кроме тепловой нет. С другой стороны, во многих диэлектриках имеется электронная проводимость; в некоторых из них, например в каменной соли, можно но произволу иметь или ионную проводимость (в нормальном состоянии) или же электронную (если подвергнуть соль действию рентгеновских лучей, а потом—света). Опыт показывает, что при достаточно сильной электронной проводимости П. наступает раньше, приблизительно при вдвое меньших напряжениях, чем при отсутствии свободных электронов. Гипотеза о том, что малая электрич. прочность диэлектрика вызывается неоднородностями и несовершенствами кристаллит, строения (гипотеза Смекала), оказалась несостоятельной. Если подвергнуть кристалл соли очень сильной пластин. деформации, то число таких неоднородностей резко возрастает; однако пробивное напряжение не меняется, вопреки гипотезе Смекала. Еще убедительнее тот факт, что в тонких слоях осуществляется без П. напряженность в 100-10® V/см. Против теории ионной лавины не только в твердых диэлектриках, но и в газах выдвигался тот факт, что время, фактически необходимое для пробоя, слишком мало. Опыты Роговского показали, что оно меньше миллионной доли секунды. Трудно представить себе, чтобы ионы даже в газе успели за это время пройти сквозь весь диэлектрик. Однако подсчеты Франка и Лёба показали, что, приняв во внимание искажение поля объёмными зарядами на границе ионизованного слоя, можно получить правильный порядок величины. Вальтер и Инге, пользуясь еще более короткими промежутками времени — 10~⁷ и 10 ⁸ ск.,—проследили первые стадии пробоя. Ионная лавина не успевает развиться, и П. не происходит. Однако в диэлектрике остается канал, длина которого тем меньше, чем короче было время действия электрич. поля. Эти опыты, точно так же как и опыты с переходом ионизации в тонких слоях в П., показывают, что ионизация является лишь только первой стадией, создающей большой запас ионов и повышающей ток до таких размеров, при которых происходит тепловой пробой.

Краевой эффект. Ионизационный (электрич.) И. происходит, как только напряженность электрич. поля достигает определенного значения. Поэтому И. происходит обыкновенно у края электрода, где поле более сильно, чем под самим электродом. Вальтер и Инге, изучая П. в неоднородных электрич. полях вокруг впаянных в стекло платиновых проволок различных толщин, нашли. что П. наступает всегда тогда, когда наибольшее поле у поверхности проволоки достигает определенного значения, при котором происходит и П. того же стекла в однородном поле. Повидимому начавшийся в этом месте И. распространяется сквозь остальную толщу стекла. Во всяких диэлектриках такой простой закон не имеет места. Опыты со стеклом показывают, что причиной П. у края электрода м. б. повышенное значение поля. Однако это не единственная причина краевого эффекта. Другой причиной является предварительный П. в окружающей электрод среде (воздухе или масле), обладающей гораздо меньшей диэлектрической прочностью, чем твердый диэлектрик. П. среды концентрирует поле в определенном месте на поверхности диэлектрика вблизи края и создает там П. или же постепенно разрушает поверхность, доводя постепенно до пробоя. Выравнивая потенциал вблизи края электрода или ослабляя поле в окружающей среде, можно сильно ослабить влияние краевого эффекта. Без этих особых мер пробивное напряжение твердых диэлектриков в случае электрического пробоя может уменьшиться в 3—5 раз благодаря краевому эффекту.

Ист и ннаяэлектрич. прочность. Тепловой П. вызывает преждевременное разрушение диэлектрика благодаря его постепенному нагреванию. Причиной его является недостаточно малая электропроводность а диэлектрика. Обычно при σ<10~¹² но мы имеем дело с тепловым П. При электропроводности 10~¹³—10¹⁶ мо обычно наступает «электрический» П. Однако и он не представляет собою непосредственного разрушения диэлектрика электрич. полем, а результат накопления лавины ионов. Уменьшая толщину Ώ слоя диэлектрика, мы сокращаем путь этой лавины и вместе с тем повышаем пробивное напряжение Е, как это видно на следующем графике (фигура 4). Однако это возрастание идет лишь до толщин в 0,1-у 0,2 μ, где достигается пробивное напряжение в 150 · 10⁶ V/см. Уменьшение толщины еще в 10 раз уже не повышает более пробивного напряжения. Здесь мы имеем уже дело с разрушением диэлектрика полем, с разрывом тех электрич. связей, которые соединяют ионы в одно твердое тело—в кри-сталлич. решетку. Действительно легко подсчитать, что при этом напряжении сила, действующая на ион, как-раз уравновешивает его притяжение соседним противоположным ионом, находящимся на расстоянии около

3-10^-8 см. Эта истинная прочность диэлектрика уже не зависит ни от толшины ни от природы и формы электродов. Интересно, что в достаточно тонких слоях кварца, стекла, слюды, канифоли, серы, каменной соли она на самом деле была осуществлена и достигала значений от 60 - 10^е У/см (каменной соли) до 1 000-10^е У/см (сера). В этих случаях концентрация электрич. энергии достигает от 400 до 60 000 cal еж³, то есть столько же, сколько мы имеем в самых мощных горючих и чатых материалах.

Лит.: Брагин С. М., Вальтер А. Ф. и Семенов Η. Н., Теория и практика пробоя ди-влектриков, М.—Л., 1929; Иоффе А. Ф., Физика кристаллов, М.—Л., 1929; Смуров А. А., Электротехника высокого напряжения и передача электрич. энергии, Л., 1925; Флоренский П. А.,

Диэлектрики и их технич. применение, М., 1924; Seiiwaiger A., Elektrische Festigkeitslehre, 2 Aufl., В., 1925; Die Isolierstoffe d. Elektrotechnik, hrsg. v. H. Sciiering, B., 1924; Peck F., Dielectric Plienomena in High Voltage Engineering, N. Y., 1920; Roth A., Hochspanimugstcchnik, B., 1927; G 0 n-t e r-S c h u 1 z e A., liber die elektrische Festigkeit, Wittenberg, 1924; Seeliger R., Die physikalischen Grundlagen d. eiektriscben Gasentladungen, «Zeitschriit lur teclm. Physik», Leipzig, 1926; Handbucb d. Expe-rinieutalpliysik, hrsg. v. W. Wien u. F. Harms, B. 10, Leipzig, 1 :30. А. Иоффе.