英语原文共 7 页，剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料
使用石墨场发射器的气体放电管浪涌保护器的击穿电压可靠性改进
Marko Zumer，Bojan Zajec，Robert Rozmanand Vincenc Nemanic
摘要:气体放电管（GDT）电涌保护器作为用于低压电信网络中的无源单元可以用于保护电气部件免受诸如闪电的瞬态过电压（放电）。过去，通过在管内添加例如放射源，已经成功克服了平均导通直流击穿电压和运行中可变性的不可靠性。放射性同位素提供稳定的低水平的自由电子，从而触发击穿。在过去几十年里，任何使用对环境有害化合物的观点都是不可接受的，而是要寻找新的解决方案。在我们的应用中，冷场电子发射源用作气体放电的触发器，但在两个主电极上没有化合物触发。专利文献详细描述了放置在两个主电极之间的由石墨制成的所谓的触发线（辅助电极）的实现，但是还没有给出物理解释。我们目前的实验结果表明，源自石墨层的纳米结构边缘的高真空范围内的稳定冷场电子发射电流与填充有清洁气体混合物的GDT浪涌保护器的稳定击穿电压息息相关。
- 引言
气体放电管（GDT）电涌保护器是两个电极之间包含特殊混合气体的密封金属陶瓷电极装置，其在被高电压尖峰电离之后传导电流。在浪涌之后不久，其状态应该再次反转到非导通状态。除了用于过电压保护的其它原理外，如在参考文献[1]中也详尽阐述了其他的原理，GDT电涌保护器（也被称为“气体避雷器”）因其简单性在今天仍然被广泛使用。它们的结构包括安装在绝缘筒的每一侧的两个金属电极， 如图1（a）所示。
击穿电压Ub，电极间隙d和气体压力p之间的关系是de La Rue和Muller[2]发现的，但是如今的帕邢定律是在第一个广泛的研究者之后才提出来的。GDT浪涌保护器特别值得注意的是Paschen曲线部分的压强稍微高于最小值的截面，其中击穿电压Ub与气体压强和电极间间隙的乘积之间的关系被假定是线性的。在指定的电极间间隙处，气体压强被设定为在所需电压下预先发生放电的值。在实验室中，分解测试主要在规定的外部条件下用良好的电极进行，因此用于特定间隙的数据是有效可再现的[3]。在现实世界中，电极表面和气体的状态都影响击穿电压。击穿测试通过快速重复脉冲激发气体原子或分子进行，这使得能够更快地点燃[3][4]。相反，当GDT浪涌保护器处于空闲模式较长时间时，击穿电压Ub通常转移到比设计更高价值上去。在过去，这种无法预测的行为是设备的主要缺陷，要通过在管内添加一些放射性气体或放射性固体材料来消除[5]。产生的自由电子和离子多年来使击穿电压Ub保持稳定。如今，对环境有害物质被禁止，例如可以在绝缘陶瓷盘内侧形成辅助电极实现稳定操作，将两个主要的金属电极分开，如图1（b）所示。微量的细石墨层沉积在绝缘陶瓷盘内，连接到两个电极中的一个或者甚至不连接。该石墨层的作用已被认为是“作为触发，从而大大降低公差域的上限，且降低击穿电压的扩展”[6]。还有一些专利，例如，来自1971[7]年的Kawieckis，这本书将这种电极作为发明的一部分，但是根据我们所拥有的知识还无法明确地解释它们的功能和使用机制。Standler在他的报告[8]中讨论了Kawiecki的专利，并且提出了另一种解释，即“从石墨场发射可能更加有效”用于“稳定操作特性”，但没有详细说明。反正这些辅助电极估计甚至能够承受最高达10/350 ls波形为100KA的直击雷电流或者是8/20 ls波形为150 kA的电感耦合电流（测试程序由IEC61643-11标准指定）。即使经过这样严格的测试，也要保留其击穿电压Ub。
图1.（a）GDT电涌保护器经典设计方案，（b）本研究中使用的GDT电涌保护器方案
在目前的研究中，在具有特定几何形状的GDT浪涌保护器中研究了辅助电极对击穿电压可靠性的明确作用。金属电极是圆柱形的，且由陶瓷盘隔开，如图1（b）所示。与其中主体是陶瓷的通常配置（图1（a））相比，具有该几何形状的GDT浪涌保护器的优点主要在相同外部尺寸的电极的较大区域中。较大区域的电极具有更高的供流能力。通过这一发现，我们实现了GDT浪涌保护器小尺寸大电流的创新，该GDT浪涌保护器与普通陶瓷体的GDT浪涌保护器相比，它大大地节省了安装空间。与图1（a）所示的经典设计相比，该几何形状具有优势，因为它承受了相同体积设备的更高的热负荷，且在本研究中，它还能够在高真空中观察到单一辅助石墨电极上的现象。
- 实验和结果
2.1没有辅助电极的GDT浪涌保护器击穿电压的行为
特意对三个相同的没有辅助石墨电极的GDT浪涌保护器进行了广泛的测量，如图1（b）所示。与标准GDT浪涌保护器相比，另一个区别在于铜泵管焊有金属外壳可以使其安装在特高压系统上，控制气体填充和随后的夹断。所有装置都填充有氩 - 氖 - 氢的气体混合物，其在室温下的局部压力如下：50毫巴Ar，50毫巴Ne和8.75毫巴H 2，超出了本文解释使用气体混合物而不是纯气体（例如Ar）原因的范畴。它主要来自于与气体避雷器相关的专利文献，由于操作稳定性的缘故，氢要以5％—40％的比例添加到Ar或Ar / Ne混合物中。较高的氢含量会导致较差的自动灭火能力和在等效负载下的致命损坏[9]。基于这些事实，我们决定选择50毫巴的Ar和50毫巴的Ne的初始分压。然后，我们开始添加H2，直到达到约350V的额定击穿电压，H2的最终分压为8.75毫巴。
我们可以引用一些潜在的有益机制，其中涉及氢气：它增加了内部电极上的热负荷的均匀性，因为它具有更高的导热性，金属氧化物通过熔化分解防止表面氧化，随后转移到陶瓷盘并且可保持辅助石墨电极边缘的清洁，其中出现冷场电子发射（CFE）[10]。这种特定的气体混合物和几何形状电极如图1（b）所示,大约等于350V的额定击穿电压Ub。使用线性增加的直流电压源测量击穿电压Ub，其速率k = 100 V/s，是这种GDT浪涌保护器直流测试的前提。电压源还用作电流表，当电流达到约1mA时立即切换电压。这样，在GDT浪涌保护器中热耗散可忽略，并且电极不损坏。这种类型的Ub测定，通常被称为“静态击穿电压”，由制造商和GDT浪涌保护器的最终用户用于实际评估[11]。正电位连接到内电极，如图1（b）所示。如果击穿电压Ub偏离其额定值高达620％，则认为器件是可接受的。测量Ub几分钟内，在前面的放电发生之后，其值非常接近额定Ub350V，事实上，对所有三个研究设备，其击穿电压在322-351V的范围内。为了确定两次连续放电之间的延长空闲时间的影响，设计了以下测量方案：在1分钟（10到20秒的间隔）内每个GDT浪涌保护器的Ub被测量三次，之后空闲时间选择为1小时，17小时（过夜）或66小时（周末），然后再次在一分钟内进行三个Ub值的测量。在每个工作日（在工作时间期间）每小时进行测量，总共持续约4个月的时间，共计1500个放电。结果是，在长时间空闲时间之后，只有Ub的第一次测量可以明显地高于420 V的顶部容许裕度，如图2所示。在66小时的停机时间之后，三个所研究的器件，在420V以上测量Ub的可能性从20％上升到50％。结果发现，在一般情况下，Ub随着停机时间增加。Ub值偏小不成问题，因为最低测量的Ub值是321V，其仍然在（350times;670）V范围内。
图2.对没有辅助石墨电极且额定击穿电压为350V的典型GDT浪涌保护器的击穿电压Ub和空闲时间进行的统计（如果击穿电压偏离高达620％，器件被认为是可接受的标称值。）
2.2具有辅助石墨电极的GDT浪涌保护器击穿电压的行为
相同批次的GDT浪涌保护器（在这种情况下配备有辅助石墨电极）都用与前述相同的三种不同气体的混合物填充并夹断。然后，停机时间对Ub的影响的研究完全以与没有辅助石墨电极的GDT浪涌保护器相同的方式进行。在这种情况下，空闲时间较长后Ub值显示与额定Ub值350V有可忽略的偏差，更重要的是，Ub值显然不随停机时间而增加， 如图3所示，对于三个研究的GDT保护装置在321-365V范围内的Ub值，不考虑停机时间。单个器件的Ub值的实际分散甚至是更窄的，因为每个器件的平均Ub值与额定Ub值350V有相等的几伏特偏移量。这种偏移发生的最可能的原因是负电极尺寸和对准出现小变化。
在图4中，我们给出了在上述测量中获得的结果，但现在显示了图3中给出的相同样品的长期可靠性测试的结果。该样品在1500次放电之后具有354V的平均击穿电压Ub和1.053V的标准偏差，如果我们排除前120次浪涌，这可归因于石墨电解的调节过程，典型地碳冷场电子发射体。直流击穿电压Ub没有表现出随着浪涌次数的增加而减少，因此，该研究的GDT电涌保护器比在金属电极上喷射和锻炼SWCNT的那些拥有更好的长期稳定性[12]。
图3.具有辅助石墨电极的典型GDT浪涌保护器的击穿电压Ub与空闲时间的统计，额定击穿电压为350 V
图4.整个测量活动期间击穿电压Ub（左轴）的行为，在2660小时内触发了超过1500次放电。跨越整个测量活动的时间曲线t（右轴）的步骤代表周末的空闲时间，过夜更精细，而空闲时间为1小时以上则无法区分。
2.3单独的辅助石墨电极
这项研究的重点在于石墨辅助电极，在高真空（p 10 7mbar）中的独立陶瓷盘上进行平行测试，如图5（a）所示。这些试验显示了在这些电极上CFE位点的起源（图5（b））。为了用CCD照相机检测由陶瓷表面上发射的电子产生的辉光（辉光的原点如下所述），所施加的电压必须设置为实质上高于所研究的GDT浪涌保护器的额定击穿电压Ub为350V型的电压。图5（a）显示了在掩模的帮助下沉积在10.7mm外径陶瓷盘上的辅助石墨电极的形状，施加的材料是铅笔（Staedler 2B）中使用的标准石墨。图5（b）显示了相同陶瓷盘在925V下由冷场电子发射电子引发的发光条件，其中外电极（线圈）接地并且内电极（黑盘）连接到正电位。在高真空中，与气体中的击穿电场相比，可以实现更高的电场。在这种情况下，帕邢定律是无效的，因为只有表面现象重要，而剩余气体只起到微不足道的作用。为了在间隙等于1mm的两个同轴（几乎平面平行）平滑电极之间获得可检测的CFE电流，需要从“基本Fowler-Nordheim（FN）方程[13]”中按如下方式施加一个数量级的电压。这种类型的FN等式过度预测了大面积场发射器的电流密度[14]，所需施加的电压甚至可能超过MV范围。因此，电极的纳米结构在当前情况下是高度相关的，内电极和石墨电极之间的间隙为约0.3mm，其在350V下呈现出1MV / m的宏观电场。这是CFE开始的典型数量级电场。可以在宽范围内记录电压电流（I-U）特性，这是评价任何纳米结构材料在CFE模式下发射的一种常见方法，然而在高发射电流下可能发生发射器劣化。 该方案与通常的测试条件略有不同，其中少量的纳米结构材料与更大且平坦的阳极相对放置。幸运的是，注册的冷场电子发射电流相对稳定，并且在最高电压下，它在陶瓷表面上触发了固态发射过程，使得能够通过CCD相机[15]进行记录。这是一种特殊的可视化电场发射电流的方法，因为在高真空中单独的非相对论电子的运动不发射可见光。
图5.（a）沉积在陶瓷盘上的辅助石墨电极
（b）在高真空条件下，在925V下由冷场电子发射电子引发的辉光条件下的陶瓷盘
重要的是要注意这些石墨电极在Ar中1150℃的磨炼对于石墨层粘附到陶瓷表面是必不可少的。XPS分析表明，沉积的石墨样品除了石墨材料外还含有表面结合的Si-O添加剂和C-O基团。退火后，石墨中O和Si的浓度显著降低，C-O基团释放。没有对石墨层对陶瓷表面的附着力改善的原因进行更详细地研究。
图6显示了沉积在陶瓷盘上的退火石墨层的SEM显微照片。低放大倍数显微照片（图6（a））显示了石墨层（右）和裸陶瓷（左）之间的边界，而高放大倍数显微照片（图6（b））显示了分层血小板组成的电极，它们的厚度可以小到几十纳米。
图7（a）和7（b）显示，一旦石墨片和接地电极[16]之间在大约300V电压下建立欧姆接触，I-U曲线遵循典型冷场电子发射体的特性。因此，这条件与只准备从边缘即仅作为线电子源发射的CFE电极一样。我们的数据是从四个几毫米辅助电极的整个长度的总CFE电流得来的。具有辅助石墨电极的完全组装和抽真空的GDT浪涌保护器，也获得了几乎相同的I-U曲线。
非退火电极的CFE电流测量（样品A）如图6（a）显示出第一和第二电压序列之间的差异。第二个电压序列导致冷场电子发射体的全面退化。为了比较，图6（b）中示出了在1巴（Ar）的1150℃退火石墨电极的冷场电子发射测量。退化只是一部分，并且可归因于由于在施加的电压（高达1000V DC）下的焦耳加热，边缘处石墨层的最薄部分的热退火。为了实现任何类型的冷场电子发射体的最佳性能，电压缓慢增加的初始阶段是一个强制性的过程，这通常被称为调节[17]。这种操作是以受控的方式去除吸附的分子或杂质的，这可能会导致冷场电子发射器的完全破坏。
高CFE电流运行发射极常常导致发射极退化，因此图6（b）中的I-U曲线可能不代表在最高施加电压约为350 V的Ub测量期间存在的实际CFE电流。因此，在另外两个陶瓷盘（样品C和D）上，我们测量了100次连续电压（从100 V到400 V（或375 V））扫描期间所得的IU曲线。在一定数量的初始电压扫描之后，I-U曲线收敛到如图8所示的稳定形式，其中基于最后10次扫描的I-U曲线以Millikan-Lauritsen（ML）曲线[18][19]的形式呈现
剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料
资料编号：[26403]，资料为PDF文档或Word文档，PDF文档可免费转换为Word
以上是毕业论文外文翻译，课题毕业论文、任务书、文献综述、开题报告、程序设计、图纸设计等资料可联系客服协助查找。
