多间隙气体放电管研究及其应用
为了解决气体间隙放电在雷电防护应用中存在击穿电压高、工频续流大的问题，通过对汤森理论与帕森定律的分析，设计了一种多间隙气体放电管，并在帕森定律的基础上提出了单个间隙击穿电压乘以系数β（β＜1 ) 为多间隙气体放电管的击穿电压。采用模拟雷电流对多间隙气体放电管做冲击试验，结合气体放电理论与试验结果分析得出：与相同材料及极间距的传统气体放电管相比，多间隙气体放电管的击穿电压为其1/5 左右，响应时延可缩短至200ns 左右，残压上升陡度最大可减小0.3kV/μs；多间隙气体放电管在一定的雷电流范围内能够减少甚至消除工频续流，具有一定的实用价值。
本研究为国家重点基础研究发展计划（973 计划）（2014CB441405）和国家自然科学基金（41075025）资助项目。
作者：南京信息工程大学中国气象局气溶胶-云-降水重点开放试验室：李祥超 周中山 陈璞阳 李鹏飞 陈则煌
李祥超 男，1961 年生，高级试验师，研究生导师，主要从事雷电过电压保护器的研究。
周中山 男，1990 年生，硕士研究生，主要从事雷电过电压保护器的研究。
气体放电管并联安装在电网系统中时，会因工频短路电流而产生续流现象[1-3]，GB 50057—2010《建筑物防雷设计规范》规定，在电源引入的总配电箱处应安装Ⅰ级试验的电涌保护器。电涌保护器的电压保护水平值Up≤2.5kV。当无法确定每一级保护模式的冲击电流值时，标称电流应≥12.5kA。Ⅰ级试验电涌保护器采用间隙结构，间隙结构的电涌保护器（Surge ProtectiveDevice, SPD）存在续流问题，续流是指当开关型电涌保护器两端经过冲击放电电流后，由电源系统流入电涌保护器的电流[4-6]。故要求开关型电涌保护器具有切断续流的能力。如果出现续流时间较长或电流过大，可能导致输电线路的自动跳闸，甚至造成火灾、爆炸等事故[7-9]。
不少研究工作者对电弧间隙恢复电压进行了分析和计算[9-12]，J. Slepin 对交流电弧的熄灭过程提出了介质强度恢复理论，并确定电弧熄灭后在弧隙中存在剩余电导。在此基础上，确定了电压恢复过程与介质强度恢复过程之间的相互关系[13] 。M.Steenbeek 提出的电弧电压最小值原则在利用电弧通道的模型方面得到了实际应用[14]。T. E. Browne提出的电弧数学模型被应用于计算缝式灭弧室[15]。
近20 多年，来对六氟化硫电弧和真空电弧有了大量的研究工作，M. Bjzjak 提出开关型电涌保护器在过电压防护中的续流问题，可用自破气体放电管消除电弧后的续流，但是由于时间常数τ 过大，无法计算开关型电涌保护器的消弧能力[16]。王其平教授在电器电弧理论中提出了自燃式熄灭直流电弧方法，将电极做成羊角式来减小续流，但是在实际应用中效果较差，且灭弧时间不及时[17]。
本文结合以上相关研究，提出了一种多间隙气体放电管模型，由阳、阴放电电极、三个触发电极、四个触发室及三个高压电容组成。通过1.2/50μs 开路电压波发生器、组合波发生器（8/20μs，1.2/50μs）、脉冲电流发生器（Impulse Current Generated System,ICGS）雷电冲击平台分别对多间隙气体放电管进行冲击试验，并结合气体放电理论与试验结果分析，得出相比相同材料及极间距的传统气体放电管，多间隙气体放电管的击穿电压、响应时延、残压上升陡度及续流等性能都得到优化。在雷电防护应用中具有一定的实用价值。
1 多间隙气体放电管模型
1.1 物理模型与假定
多间隙气体放电管物理模型如图1 所示，主要由四个部分组成，即阴极位降区、法拉第暗区、负辉区和正柱区。当气体放电模型中有雷电流通过时，阴极位降区具有很大的电场强度，电极间的等离子体主要由阴极位降区提供。等离子体从阴极流向阳极，离子和电子为电流的载体。负辉区的电离和激发主要由迅速的阴极位降造成的快速电子碰撞气体原子引起，法拉第暗区的电子能量很低，不足以激发气体原子，正柱区的场强为常数。当雷电流从如图1 所示SPD 的阳极侵入时，多间隙气体放电管中高压电容短路，将雷电的高电位瞬间传导到与之连接的多间隙气体放电管的电极上，此时与高压电容1 相连的第一极气体放电模型的阴阳极之间首先产生电位差将第一极间隙击穿，同时将一部分能量泄放入地，接着第二极、第三极、第四极逐级导通，雷电流泄放完毕后，多间隙气体放电管恢复高阻抗状态。
模型的建立基于以下假定：
①多间隙气体放电管放电区的载流等离子体完全电离，极间等离子体只包含电子和带电离子，不考虑中性粒子的作用；
②因为带电离子的质量远大于电子的质量，故忽略电子的惯性分量；
③假设γ 是常数（实际上，γ 不只是E/p 的函数，也是压强p 的函数）；
④假定气体的击穿决定于阴极处电子的次级发射；
⑤气体放电模型中空气为纯空气，不含潘宁（penning）效应的存在；
⑥等离子体参数满足le ＜＜d（其中，le 为电子平均自由程；d 为击穿距离）。
1.2 数学模型(略)
2 试验及数据分析
2.1 试验材料与方法
多间隙气体放电管的阴极与阳极选用直径为20mm、厚度为2mm 的铁镍合金，中间三个触发电极选用直径为20mm、厚度为2mm 且中间有直径为5mm 圆孔的铁镍合金，电极间的间距为1mm。通过对与多间隙气体放电管阴阳极材料与极间距相同的传统气体放电管（定义为GDT1）作试验对比，得到其击穿电压、响应时延及残压上升陡度等参数，分析本文试验模型的优点及实用性。定义并联高压电容的多间隙气体放电管为GDT2。当两个放电电极间的电压增加时，放电电流随之增加；当两个放电电极间电压增加至某一临界值时，放电电流骤然增大，于是放电由汤森放电（非自持放电）突然过渡到某一种自持放电，这个瞬间电压称为点火电压或击穿电压。
本试验利用LPL—1 型1.2/50μs 开路电压波发生器测量多间隙气体放电管的击穿电压，采用组合波发生器（8/20μs、1.2/50μs）测量多间隙气体放电管在击穿电压附近的响应时延，即通过雷电冲击平台ICGS 测量多间隙气体放电管在8/20μs 雷电流冲击后的残压上升陡度。试验数据由Tektronix TDS2022B 型示波器进行采集存储。
2.2 试验数据
2.2.1 击穿电压试验
使用1.2/50μs 开路电压波发生器测得GDT1 的击穿电压分别为1 600V、400V，由式（8）可得多间隙放电模型中击穿电压的系数β =0.25。这是由于多间隙气体放电管的触发电极中间的圆孔造成的，当任意两个电极间放电时，在多间隙气体放电管内部由气体游离所产生的自由电子会迅速引起其他两电极间碰撞游离，迅速放电，减小了电极间放电的分散性。另外，当其中两个电极间停止放电时，由于大量带电粒子（电子和带电离子）的复合作用，使多间隙气体放电管内的带电粒子数量大大减小，从而迅速抑制其他电极间的碰撞游离，使极间放电迅速截止，减小了极间的截断分散性。从而导致GDT2 的击穿电压远小于GDT1 的击穿电压。
2.2.2 响应时延试验
从雷电过电压开始作用于多间隙气体放电管两端的时刻到间隙实际放电时刻之间有一个延迟，该延迟即响应时延。利用组合波发生器（8/20μs，1.2/50μs）对GDT1 和GDT2 进行从击穿电压起始值开始逐渐增大冲击电压的雷电流冲击试验，得到的响应时延见表1。
从表1 可得，GDT1、GDT2 的响应时延随冲击电压的增大而逐渐减小，且到达某一值时趋于稳定，即当冲击电压到达2 300V 及其以上时，GDT1 的响应时延趋于256ns 后稳定；当冲击电压达到450V及其以上时，GDT2 的响应时延趋于200ns 后稳定。且当GDT1、GDT2 在相同的冲击电压下，GDT2 的响应时延比GDT1 短，这是由于GDT2 中的高压电容能够加快多间隙气体放电管间隙的动作，减小时延。
（a）冲击电压为1 600V
（b）冲击电压为2 350V
图2a 和图2b 是在冲击电压分别为1 600V、2 350V 时GDT1 的响应试验波形。由图2 可得，GDT1的响应时延大幅度地减小，这是由于当冲击电压较小时，通过多间隙气体放电管中的雷电流较小，故阴极位降区的电场强度较小，产生的电子和带电离子数比雷电流大时少得多，故碰撞次数或比例减小，而电离率也减小，其结果使得间隙放电初期辉光放电过程较长，此时段放电通道阻抗大，放电电流小，泄放雷电流能量速度慢，故导致响应时间较长。随着冲击电压的增大，雷电流相应地增加，阴极位降区产生的带电粒子数增加，其结果导致间隙放电时辉光放电时间缩短，放电具有火花放电性质，此时通电阻抗小，雷电流能量泄放迅速，从而导致多间隙气体放电管响应时间短。
2.2.3 残压上升陡度试验
定义多间隙气体放电管的残压上升陡度为残压波形波头部分的最大值除以此最大值对应的时间。残压上升陡度越大，其对后续被保护设备的危害越大[20]。通过雷电冲击平台ICGS
产生的8/20μs 波形模拟雷电流，对GDT1
和GDT2作雷电流从17～53kA的雷电冲击试验，然后由多间隙气体放电管的残压波形计算其残压上升陡度，结果见表2。
从表2 可得，GDT1 在冲击电流19.51～53.02kA区间增大时，其残压上升陡度在1.07～1.89kV/μs区间增大；而GDT2 在冲击电流在区间17.98～52.4kA 增大时，其残压上升陡度在0.82～1.59kV/μs区间增大。GDT1 与GDT2 在相同冲击电流作用下，其残压上升陡度最大差为0.3kV/μs。将表2 中GDT1、GDT2 在冲击电流作用下，其残压上升陡度趋势如图3 所示，在相同的冲击电流下，GDT1 的残压上升陡度明显大于GDT2 的。图4 为残压试验数表2 残压上升陡度
据，可看出，GDT1 在残压波头位置的残压最大值比GDT2 的陡度大，这是由于GDT2 并联高压电容后，更快地泄放雷电流能量及抑制雷电流波头上升陡度。
3 多间隙气体放电管的应用
气体放电管作为一种纵向（并联）保护元件，具有寄生电容小、绝缘电阻大和泄放雷电暂态电流能力强等优点，在电子系统的雷电保护中得到了较为广泛的应用。气体放电管工作原理是利用气体间隙放电，当气体放电管两极之间由雷电过电压通过时，在极间产生不均匀电场，在此电场作用下，管内气体开始游离，当外加电压增大到使极间场强超过气体的绝缘强度时，两极之间的间隙将放电击穿，泄放雷电流，且气体放电管由原来的绝缘状态转化为导电状态。导通后放电管两极之间的电压维持在放电弧道所决定的残压水平，这种残压一般很低，从而避免与放电管并联的电子设备受过电压的损坏。由于放电管自身结构和工作机制等特点，使其在保护应用中会存在一些问题。当雷电过电压通过气体放电管后，在被保护电子系统的电源或信号电压作用下，原处于导通状态的放电管有可能不会灭弧，在放电管中将产生续流，这种续流的存在对放电管危害较大。利用多间隙气体放电管启动电压低、响应时延短和残压上升陡度小的特点，将多间隙气体放电管应用于雷电防护，可解决传统气体放电管存在的一些问题。
采用ICGS 雷电波发生器产生冲击电压外加工频电源作冲击试验，将雷电流从如图2 中阳极注入，阴极接地，雷电流在20～60kA 范围内，从0°同步触发角开始，以30°的间隔逐步增加。图5 为90°相位时多间隙气体放电续流试验波形，此时GDT1极间存在明显的续流，且续流值较大，GDT2 极间的续流值较图5 中GDT1 减小了许多，几乎接近0。即利用多间隙气体放电管有效地减少甚至消除了传统气体放电管在雷电防护中存在的续流危害。
4 结论
针对气体放电管在雷电防护中存在的诸多弊端，本文结合汤森理论与帕刑定律，提出了一种多间隙气体放电管，并结合模拟雷电流对多间隙气体放电管作冲击试验，得出如下结论。
1）相对相同材料及极间距的传统气体放电管，多间隙气体放电管击穿电压小4 倍左右，即击穿电压的系数β =0.25；其响应时延比相同冲击电流下的传统气体放电管小，且响应时延可缩短至200ns左右；其残压上升陡度最大可减小0.3kV/μs。
2）多间隙气体放电管的响应时延随冲击电压的增大而逐渐减小，且到达某一值时趋于稳定；随着冲击电流的增大，多间隙气体放电管的残压上升陡度增加，且始终小于相同材料及极间距的传统气体放电管的残压上升陡度。
3）多间隙气体放电管可有效减少甚至消除传统气体放电管在雷电防护中存在的续流危害。
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