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1
HAUTE TENSION
Production, Métrologie et
Applications
Dr Mohammed El Amine SLAMA
Université des Sciences et de la Technologie d’Oran
Mohamed Boudiaf
Faculté de Génie Electrique
Département d’Electrotechnique
2
3. Claquage des gaz
1. Phénomènes physiques fondamentaux.
2. L’avalanche électronique et le mécanisme de Townsend.
3. Loi des similitude. Courbe de Paschen.
4. Le mécanisme des streamers.
5. Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie, la nature du gaz et de la
nature des électrodes.
6. Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de retard au
claquage.
7. Les différents isolants gazeux.
8. Classification des décharges dans les gaz (Glow, Couronne-Spark, Arc).
9. Décharge dans les grands intervalles d’air – Leader.
10. La foudre.
11. Claquage dans le vide.
3
3. Claquage des gaz
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux
Un gaz est en principe isolant puisqu’il ne contient que des atomes ou des
molécules neutres.
Pour qu’il puisse passer à l’état conducteur, il est donc nécessaire
qu’apparaisse, à l’intérieur, un certain nombre de particules chargées.
En pratique, un gaz contient toujours un certain nombre de particules chargées.
Elles proviennent principalement des processus d’ionisation résultant :
• du rayonnement cosmique,
• ou bien de la désintégration des gaz radioactifs émis par le sol.
Nous nous intéresserons aux gaz isolants soumis à un champ électrique
4
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
Gaz soumis à un champ électrique
Apparition d’une conductivité électrique
Charges électriques qui apparaissent et disparaissent
Ionisation Désionisation
Interaction entre particules.
Interaction avec la cathode.
5
3.1.1 Processus de collisions
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
Collision = Choc
Elastique Inélastique
Section efficace de collision
σ(V)
 
dn
P n V
dt
 Probabilité de collision
Libre parcours moyen  
1 1
P n V


 
Vitesse de dérive
Où µ est la mobilité et dépend de la fréquence de collision.
v µE
6
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
Variations, en fonction de l’énergie cinétique, de plusieurs sections efficaces de
collisions électron-atome et électron-molécule pour quelques gaz usuels.
7
3.1.1 Processus d’ionisation et d’excitation
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
a. Ionisation par choc
A + e → A+ + e + e
A + B → A+ + e +B
A + B+ → A+ + e +B+
A + hυ → A+ + e
A* + B → A + B* + e
A + WT → A+ + e
b. Détachement
A- + hυ → A + e
A- + A → 2A + e
A- + B → AB + e
A-
2 + B* → A*
2 + B + e
A- + B+ → AB+ + e
Degré d’ionisation
0
i
n
d
n n


Où n est la densité particules chargées et n0 est la densité de particules neutres. p étant la
pression et E le champ électrique appliquée. A et B dépendent du gaz.
Coefficient d’ionisation
exp
E B p
p p A
p E
 
   
      
  
c. Excitation
A + e → A*
A + B → A* +B
A* + B → A +B*
8
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
3.1.2 Processus de désionisation et de désexcitation
a. Recombinaison
A- + B+ → AB + hυ (ou Wc)
A+ + e → A + hυ
dn dn
an n
dt dt
 
 
 Taux de recombinaison
0
0
1 n n
a
t n n
 
  
 
Coefficient de recombinaison
Avec n = n0 à t = 0
• aion/ion > ae/ion : faible mobilité des ions.
• a augmente avec la pression jusqu’à un maximum
car la vitesse moyenne des ions décroit avec λ.
a(m3/s)
p(kPa)
Deux particules de polarité opposés échangent leurs
charges pour revenir à l’état neutre.
9
d. Diffusion
c. Désexcitation A* + e → A + e
b. Attachement
A + e → A- + hυ (ou Wc)
A + B +e → A- + B + Wc
AB + e → A- + B
3.1.2 Processus de désionisation et de désexcitation (suite)
Consiste à la fixation d’un électron par un atome ou une
molécule pour la formation d’un ion négatif.
Il agit comme un frein à la croissance électronique
notamment dans les gaz électronégatif (O2, SF6, etc.)
c
e c
dn
n n
dt
 
Taux d’attachement
η coefficient d’attachement
Apparait lorsque les différences de concentration des particules d’une région de
l’espace à l’autre créent un déplacement de ces particules des régions de haute
concentration vers les régions de basse concentration.
DK n  

Où KD est le coefficient de diffusion.
0
n
t


  

 La diffusion des électrons est plus importante que celle des ions.
Elle est fortement dépendante de la température (exp arc).
10
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
11
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
12
3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
13
La conduction du courant électrique dans les gaz est liée au déplacement de ions
positifs et des électrons à l'intérieur de celui-ci sous l'effet du champ électrique E.
Eapp
3.2 Multiplication (avalanche) électronique et mécanisme de Townsend.
J = J0 exp(αd)
Lorsque l’attachement est pris en compte : J = J0 exp[(α - η)d]
La multiplication électronique s’arrête lorsque l’attachement équilibre l’ionisation.
DECHARGE NON AUTONOME
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique.
14
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
15
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
16
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
Effet de la cathode (émission secondaire)
Collision d’ions ou
d’atomes avec la cathode
 0
1 1
d
d
e
J J
e





 
Emission secondaire d’électrons
DECHARGE AUTONOME
Cathode
γ est le coefficient d’émission secondaire
17
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
18
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
19
3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
20
3.2.2 Le mécanisme de Townsend.
 0
1 1
d
d
e
J J
e





 
α : 1er coef. de Townsend
γ : 2éme coef. de Townsend
Si γeαd < 1 → Décharge non autonome
Si γeαd = 1 → Décharge autonome → Critère de claquage de Townsend
Si γeαd > 1 → Le processus d’avalanche est cumulatif, le courant croit
rapidement et n’est limité que par la résistance du circuit.
21
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen
D’après le critère de Townsend, le claquage se produit lorsque :  1 1d
e
  
exp
B p
p A
E

 
   
 
Nous savons également que :
On en déduit que :
1
exp ln 1
B p
d p A
E 
  
     
   
En champ uniforme, E = V / d, on aura :
 
ln
1
ln 1
cla
B d p
V F d p
A d p

 
  
 
 
  
      
La tension de claquage est fonction du produit dxp.
22
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
23
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
24
(dxp)min
(Vcla)min
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
25
D’après Sohst and Schröder, pour un champ uniforme et une pression variant de 10-2 à
5.102 bar.cm :
6,72 . 24,36 .claV d p d p 
D’après Townsend, pour un champ uniforme le champ de rupture ou de claquage est :
1,35
30claE
d
 
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
26
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
27
3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
28
3.4 Mécanisme des streamers (canaux ou dards)
• Le mécanisme de Townsend n’est valable que pour dxp<1 torr.m (basses
pressions BP).
• pour dxp>1 torr.m, la structure de la décharge est modifiée et le rôle joué par la
cathode devient secondaire.
• En régime de surtension, le temps de formation de la décharge est beaucoup plus
court que prévu par la théorie de Townsend.
Ce régime de décharge a été découvert et expliqué par Loeb, Meek et Reather.
D’autre auteurs ont ajouté des ajouts comme Nasser, Hartmann et Pedersen.
L’explication des mécanismes de propagation des streamers fait intervenir :
1. La multiplication électronique de Townsend.
2. La modification du champ électrique par la charge d’espace laissée par la 1ere
avalanche.
3. La photoionisation du gaz en tête d’avalanche.
4. Transition avalanche-streamer lorsque l’intensité du champ électrique de la
charge d’espace atteint la valeur critique.
29
3.4 Mécanisme des streamers (suite)
3.4.1 Streamers en champ uniforme
Le premier stade d'évolution de la décharge en
canal correspond à la création d'une avalanche
dite primaire. Cette avalanche est accompagnée
de la création d'une charge d'espace.
Le champ devient alors hétérogène et plus
intense près des pôles de l'avalanche et surtout
au voisinage du pôle positif (constitué par les ions
positifs) qui joue le rôle d'une pointe conductrice.
Le champ sur les flancs de l'avalanche diminue.
Dès que la charge d'espace de l'avalanche
primaire atteint une taille critique (soit environ 108
électrons), elle va contribuer à intensifier les
collisions ionisantes sur le front et la queue de
l'avalanche.
30
Dans l'avalanche, les électrons et les ions se recombinent en partie. L'énergie
rayonnée peut provoquer la photoionisation des particules de gaz, se trouvant à
l'intérieur et à l'extérieur de l'avalanche.
Les électrons nouvellement créés peuvent, si le champ local est suffisamment
intense, conduire par chocs ionisants, à la naissance de nouvelles avalanches, dites
secondaires qui à leurs tours créeront une charge d'espace positive en avant de la
première. Ces avalanches secondaires jouent le rôle de facteur d'entretien de la
décharge et d'amplification du nombre de porteurs de charges libres. Cette
amplification va s'effectuer surtout dans l'axe du champ et de l'avalanche
précédente.
3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
31
Chaque avalanche continue à se développer pour son
propre compte et de façon très rapide. La première n'a
pas fini de croître que déjà toute une chaîne se crée.
Alors que les électrons se déplacent vers l'anode, la
chaîne progresse rapidement vers la cathode sans
intervention de cette dernière.
La décharge prend alors la forme d'un canal dans la
direction de l'axe des électrodes ; son développement
dépend de la répartition du champ.
D'autre part, lors de collisions élastiques avec les
particules de gaz, les charges leurs transmettent une
partie de leurs Wc. Il en résulte une augmentation de la
température du gaz. Tant que celle-ci est inférieure à celle
nécessaire à l'ionisation thermique, elle n'aura aucune
influence sur le développement de la décharge. Ce stade
de la décharge est appelé streamer.
3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
32
Le champ extérieur nécessaire à l’entretien de la décharge est inférieur à celui
conditionnant l'ionisation par collisions. Pour l'air par exemple, le champ moyen du
streamer se développant à partir de l'anode est d'environ 5 kV/cm et de 15 kV/cm
lorsque celui -ci se développe à partir de la cathode alors que le champ critique est
d'environ 30 kV/cm (dans les conditions normales de pression et de température).
Il est a noté que parfois la photoionisation a lieu radialement par rapport à E, ce qui
explique l’apparition de ramifications pendant le processus.
3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
33
3.4.2 Streamers en champ non uniforme
Dans ce cas, les phénomènes
lumineux et électriques sont localisés
autour de l’électrode présentant la plus
forte courbure.
Les phénomènes vont dépendre de la
polarité et de la forme de la tension
appliquée.
Cependant, les streamers seront les
mêmes que ceux obtenus en champ
uniforme et leur mode de propagation
reste identique.
34
3.4.2 Les critères de propagation des Streamers.
a. Critère de Raether
Rappelons que les mécanismes de propagation des streamers font intervenir :
1. La multiplication électronique de Townsend.
2. La modification du champ électrique par la charge d’espace laissée par la 1ere
avalanche.
3. La photoionisation du gaz en tête d’avalanche qui est la principale source des
électrons secondaires.
4. Transition avalanche-streamer lorsque l’intensité du champ électrique de la
charge d’espace atteint la valeur critique.
Basé sur la condition (2). Le streamer ne se développe que si l’avalanche atteint une
taille critique et à partir de là, le champ local devient égal au champ critique.
0
ln 17,7 ln ln
crix
cri rad
e cri cri
app
E
dx n x x
E
     
La condition de transition est lorsque :
Erad = Eapp
35
3.4.2 Les critères de propagation des Streamers (suite).
b. Critère de Loeb et Meek.
07
exp
5,3.10
x
rad
dx
E
x
p


 
 
 
 

c. Critère de Nasser.
pho
cri
dn
N
dt

Si le nombre de charges d’espace de la 1ére avalanche n1 est égal au nombre de
charges d’espace de la 2éme avalanche n2, le streamer se propage.
d. Critère de Pedersen (pour le SF6).
Si le nombre de photons créés dépasse le seuil critique, le streamer se propage.
Le coefficient d’ionisation n’est plus constant
36
3.4.3 Influence de la polarité des électrodes
L’expérience a montré que le claquage en polarité positive est plus facile qu’en
polarité négative.
Cependant, ce fait n’est pas applicable aux gaz électronégatifs à partir d’une
certaine pression et dans le cas des interfaces polluées en c.c.
37
3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite)
a. Streamer positif
Pour une pointe électrode positive, les électrons
se déplacent en avant et les ions restant réduisent
le champ électrique prés de l’extrémité de la
pointe électrode.
En conséquence le champ électrique dans la
direction du plan augmente, ceci favorise
l’augmentation des canaux de la décharge.
38
3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite)
b. Streamer négatif
Quand l’électrode pointe est négative, les électrons se
déplacent vers l’électrode plan.
Les ions restent et provoquent un fort champ électrique
prés de l’extrémité de l’électrode pointe, tandis que pour
le reste de la région, le champ électrique monte
seulement une faible différence de potentiel.
Ceci empêche le développement de la décharge dans la
direction du plan.
39
3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite)
Eρmin = 5,4 kV/cm en polarité (+)
Eρmin = 11 kV/cm en polarité (-)
40
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes.
Les paramètres jouant une grande influence sur la rigidité diélectriques des
gaz sont :
1. La pression.
2. La température.
3. L’humidité.
4. La nature des électrodes.
5. La géométrie des électrodes.
6. La nature du gaz.
Densité du gaz
41
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
3.5.1 Influence de la densité
La densité est une grandeur proportionnelle à la pression et inversement
proportionnelle à la température.
Avec l’augmentation de la densité, la probabilité de collisions ionisantes diminue.
293
760 273
p


 

Pour l’air, et un intervalle d < 15 cm,
la tension de claquage est :
 24,41 6,61air
claV d d  
D’une manière plus générale, la tension de claquage est corrigée en la multipliant par
un facteur correction de la densité de l’air pour une distance inter-électrodes donnée ;
Vcorr = δ.Vcla
La densité peut être aussi exprimée en fonction de l’altitude H ;
0,1333 293
760 273
H



 

42
3.5.1 Influence de la densité (suite)
43
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
3.5.1 Influence de l’humidité
L’humidité tient son influence du fait que
la vapeur d’eau possède la
caractéristique d’un gaz électronégatif.
Les molécules d’eau se trouvant dans
l’air captent les électrons.
Plus l’humidité augmente, et plus la
tension de claquage diminue.
Il est a noté que ce phénomène est
valable pour des champs non uniformes.
Dans le cas des champs uniformes,
l’effet de l’humidité h est négligeable.
 50
1 0,012 11Hz
claV h  
normalisée mesurée
cla h claV k V  
44
3.5.1 Influence de l’humidité (suite)
45
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
3.5.2 Influence de la forme des électrodes.
La géométrie des électrodes joue un rôle déterminant sur la tension de claquage
puisqu’elle conditionne la distribution et la géométrie du champ électrique.
HT(+)
HT(-)
Région
d’ionisation
X
E(X)
0 Xcri
Ecri
L’ionisation apparaît au de la pointe (électrode de faible courbure).
Effet couronne ou décharge couronne –corona discharge.
Pour l’air :
Plan-plan : ER = 30 kV/cm
Pointe-plan : ER = 26 kV/cm
46
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
47
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité.
Dans les gaz électronégatifs tel que le SF6, il faut tenir compte du fait que les
molécules peuvent soit s’attacher un électron, soit le capter puis se dissocier :
SF6 + e → SF6
- et SF6 + e → SF5
- + F-
Si l’on tient compte du coefficient d’attachement, on aura :
 
  
0
exp
1 exp ¨ 1
d
J J
d
 
 
   

  
 
 
       
    
La condition de claquage de Townsend, lorsque d est suffisamment grand,
deviendra :
1





48
Si γ << 1 → α = η. Cette condition dépend du champ réduit E/p seulement et
établit une limite pour ce dernier appelée champ réduit limite (E/p)lim au-dessous
duquel le claquage n’est pas possible.
Pour le SF6, (E/p)lim = 89 kV/cm.atm à 20°C.
D’une manière générale, les caractéristiques des courants et de tension de
claquage des gaz électronégatifs sont semblables à celles des autres gaz, mais les
décharges se produisent pour des champs électriques plus élevés à des pressions
identiques.
3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite)
88,5
27,7
mkE
p d p
 
  
  
66,5
88,5 ; 18 ; 1m
E
k p bar
p d
 
    
 
Le coefficient km dépend du mécanisme de
claquage ; km = 8 à 10 en régime de Townsend et
km = 18 à 20 en régime de streamer.
49
3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite)
50
3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite)
51
3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la
nature des électrodes (suite).
3.5.4 Influence de la nature des électrodes.
Le métal joue un rôle par le biais du coefficient γ.
Cette influence devient sensible à des pressions, d’environ 10 atmosphères et croit
avec la pression.
Au dessus de 10 atmosphères, les gradients contribuent au courant inter-électrode
en favorisant l’émission électronique de la cathode, et en augmentant l’émission
photoélectrique et l’émission électronique secondaire produite par le
bombardement des ions positifs.
Une cathode dont le métal exige une forte énergie d’extraction et dont l’émission
électronique secondaire est faible aura donc des qualités supérieurs dans le cas de
gradients élevés.
52
3.5.4 Influence de la nature des électrodes (suite).
53
3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de
retard statistique.
En champ uniforme, la tension disruptive d’un gaz est pratiquement indépendante de
la forme de la tension appliquée.
Le cas d’une tension continue et de la polarité des électrodes ont été étudiés dans la
présentation de la théorie des streamers.
54
3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de
retard statistique.
Sous tension alternative, les mécanismes conduisant au claquage sont plus
complexes qu’en décharge continue par suite de l’influence pendant chaque
alternance des charges d’espace créées pendant l’alternance précédente.
La tension disruptive (claquage) dans ce cas suivra les mêmes lois que la
décharge (en polarité positive ou négative) possédant la plus faible tension de
claquage.
On sait qu’en général, aux pressions intermédiaires, la décharge possédant la
tension disruptive la plus basse est la décharge en polarité positive ; dans ce cas,
le claquage sous tension alternative se fait donc pendant l’alternance positive.
3.6.1 Tension alternative
55
3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage.
Par tension de choc, nous désignerons des tension sous forme d’impulsion avec des
temps de montée et de descente court. Ce type de tension représente les contraintes
rencontrés dans les réseaux électriques ; choc de foudre et choc de manœuvre.
Ces régimes de choc se présentent sous la forme d’une surtension appliquée à
l’intervalle de gaz à étudier.
Si une tension supérieure ou égale à la tension de claquage est brutalement
appliquée aux bornes de deux électrodes à l’instant t = 0, la décharge ne se
déclenche pas de manière systématique.
Deux conditions doivent être satisfaites pour que la décharge puisse se développer :
• il faut que la tension appliquée soit suffisante en amplitude et en durée ;
• il faut qu’un électron au moins existe à l’intérieur de l’espace inter-électrodes, à
une position telle qu’il puisse engendrer un claquage.
Si ces deux conditions sont remplies, la décharge apparaît, mais au bout d’un
certain temps appelé temps de retard au claquage.
3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de
retard statistique (suite).
56
Le temps de retard se décompose en trois parties :
• le temps t0 nécessaire pour que l’impulsion atteigne la valeur seuil de claquage
Vcla ;
• le temps de retard statistique ts, qui est le temps écoulé avant l’apparition de
l’électron germe qui donnera naissance à l’avalanche débutant le processus de
disruption ;
• le temps de retard formatif tf , qui est le temps écoulé entre l’apparition de
l’électron germe et le claquage.
3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage (suite).
57
3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage (suite).
58
3.7 Les différents isolants gazeux.
Pour qu’un gaz puisse être choisi comme isolant, il qu’il présente :
• une bonne rigidité diélectrique ;
• de bonnes propriétés physico-chimiques : inerte au contact des matériaux, bon
transfert thermique, non corrosif, non inflammable et non toxique ;
• une stabilité du gaz au vieillissement ; la rigidité diélectrique du gaz ne doit pas
diminuer avec le temps;
• et son coût doivent être également pris en considération. Il est, de plus, évident
que le choix du gaz dépend étroitement de l’application spécifique à laquelle il est
destiné.
59
3.7 Les différents isolants gazeux (suite).
60
3.7 Classification des décharges dans les gaz (Glow, Couronne, Spark, Arc).
61
3.7 Classification des décharges dans les gaz (suite).
3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge.
Après l’amorçage, pour la valeur VD du potentiel, la décharge se fixe en un point de
fonctionnement stable, caractérisé par un potentiel inférieur à VD (quelques 100 V),
et un courant I, variable sur toute la plage d’un palier correspondant à la région V =
(de 10-4 A à 10-1 A environ). C’est la décharge luminescente normale, qui
constitue un régime familier puisqu’il est utilisé notamment dans les tubes
d’éclairage. Les deux régions de transition IV et VI, qui l’entourent sur la
caractéristique, sont respectivement appelées décharges luminescentes
subnormale et anormale.
Le régime des décharges glow se distingue
par un certain nombre de propriétés
nouvelles :
• existence d’une charge d’espace et non-
uniformité du champ électrique axial;
• luminosité visible à l’oeil nu;
• non-homogénéité de la décharge, mise en
évidence par la répartition de cette
luminosité en zones séparées.
62
3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite).
63
3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite).
a. Espace cathodique
La chute de potentiel se répartit principalement dans l’espace cathodique
(région I), d’épaisseur dC. Celui-ci apparaît donc comme un domaine essentiel
de la décharge.
Le fonctionnement de l’espace cathodique est presque semblable à celui d’une
décharge de Townsend dont l’anode coïnciderait avec la lueur négative. Tout se
passe donc comme si la décharge s’ajustait de façon à satisfaire les conditions
optimales d’ionisation dans l’espace cathodique. Cela explique en particulier que
la tension de fonctionnement soit plus faible que la tension d’amorçage.
La chute de tension cathodique ne dépend que de la nature du gaz et de celle
de la cathode et elle est proportionnelle au travail d'extraction des électrons de
la cathode.
64
La lueur négative (région II) est caractérisée par une très faible valeur du champ
électrique. De ce fait, les électrons, freinés par les collisions, voient leur énergie
décroître en passant par une valeur pour laquelle la probabilité d’excitation est
maximale et qui correspond à la région la plus lumineuse.
3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite).
b. Lueur négative
c. Espace sombre cathodique de Faraday
L’existence de l'espace sombre cathodique de Faraday s'explique par le fait que les
électrons commencent à entrer en collision avec les atomes gazeux non pas tout de
suite mais seulement à une certaine distance de la cathode.
La largeur de l'espace sombre cathodique est approximativement égale à la longueur
de libre parcours moyen des électrons ; elle augmente lorsque la pression du gaz
diminue. Cela signifie que dans l'espace sombre cathodique les électrons se
déplacent pratiquement sans subir de collisions.
65
3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite).
d. Colonne positive
La colonne positive (région IV) est une région assez fortement lumineuse,
quoique moins brillante que la lueur négative et de couleur différente. Elle se
caractérise par un champ électrique faible (>>1 V/cm).
Les concentrations en ions positifs et en électrons sont sensiblement identiques de
sorte qu'aucune charge d'espace n'y apparaît. Grâce à une haute concentration
électronique, la colonne positive présente une bonne conductibilité électrique et la
chute de tension qui s'y produit est très faible.
Puisqu'en plus des électrons, la colonne positive contient encore des ions positifs,
elle est le siège de leur intense recombinaison, ce qui explique sa luminescence
(lumière de recombinaison).
L’anode, qui attire les électrons et repousse les ions de la décharge, agit à la
manière d’une sonde électrostatique. Il se forme, en son voisinage, une gaine de
charge d’espace négative correspondant à une chute de potentiel importante, dite
chute anodique, dans laquelle les densités des électrons et des ions s’ajustent à
des valeurs permettant d’assurer le transport du courant de la décharge. La zone
anodique (région V) comporte donc, en général, un espace sombre et une lueur
anodique.
e. Zone anodique
66
3.7.2 La décharge couronne.
L’effet couronne désigne l’ensemble des
phénomènes liés à l’apparition d’une conductivité
(due au phénomène d’ionisation) d’un gaz dans
l’environnement d’un conducteur porté à une
haute tension.
La décharge couronne (corona discharge) se
manifeste sous aux hautes pressions dans un
champ électrique qui est fortement non uniforme
(au niveau d’une pointe par exemple).
Elle constitue un régime disruptif partiel d’un gaz
qui précède (ou pas) le claquage.
Ce type de décharge est accompagné d’une
lumière (bleuâtre visible), d’un bruit acoustique
(bruit d’abeilles), d’interférences radioélectriques,
d’une pertes d’énergie, de vibrations mécaniques,
et de réactions chimiques par exp. Production
d’ozone dans l’air).
67
3.7.2 La décharge couronne (suite).
Décharge couronne
Mécanismes Physique
Théorie des streamers
Streamer positif Streamer négatif
Tension continue
Tension alternatif BF
Tension HF
Tension de choc
68
3.7.2 La décharge couronne (suite).
69
3.7.2 La décharge couronne (suite).
70
3.7.2 La décharge couronne (suite).
a. Zone de conductivité d’Hermstein :
C’est un mode d’émission en polarité positive qui a la propriété d’être continu. Sa
participation est importante dans la formation des pertes couronne mais
négligeable dans la formation des perturbations radioélectriques. Le mécanisme
qui gouverne ce type d’émission est celui de Townsend.
b. Grandes aigrettes (streamers) positives :
Le mode d’émission impulsionnel apparaît au-delà de la zone continue
d’Hermstein, pour des champs positifs un peu supérieurs. Le courant d’émission
prend la forme d’une série irrégulière d’impulsions de grande amplitude.
Visuellement, elles se présentent comme des aigrettes très lumineuses, dont la
base est attachée à une aspérité de l’électrode HT, et qui se propagent de façon
arborescente à des distances de plusieurs centimètres. Leur mécanisme de
formation est du type streamer. Ces de décharges sont responsables des
perturbations radioélectriques et du bruit acoustique.
71
3.7.2 La décharge couronne (suite).
72
3.7.2 La décharge couronne (suite).
c. Petites aigrettes négatives (impulsions de Trichel) :
En général, le champ critique est légèrement plus faible en polarité négative qu’en
polarité positive. Lorsque ce champ critique négatif est atteint, on observe
l’apparition de trains d’impulsions, avec des fréquences de relaxation pouvant
aller de 1 kHz à 100 kHz.
Les impulsions sont d’autant plus petites et plus serrées que la pointe est fine ;
leur amplitude est relativement faible (de l’ordre du milliampère) mais elles sont
caractérisées par des fronts de montée très raides, de l’ordre de la dizaine de
nanosecondes. A ces impulsions, dites impulsions de Trichel, correspond
visuellement un cône lumineux dont le sommet plus brillant est posé sur la pointe.
Le mécanisme de ces impulsions est du type avalanches négatives.
73
3.7.2 La décharge couronne (suite).
74
3.7.2 La décharge couronne (suite).
d. Effet couronne en tension alternative :
75
3.7.2 La décharge couronne (suite).
e. Seuil critique – loi de Peek :
Le seuil d’apparition de l’effet couronne est calculé par la formule empirique de
Peek pour une configuration fil-cylindre :
0
0,301
1sE E m
a


 
  
 
où a est le rayon du fil, E0 est une constante et m représente l’état de surface de
l’électrode.
293
760 273
p


 

f. Pertes couronnes :
Le rapport kp/kh peut être remplacé par la densité de l’air 
Ueffsimple la tension efficace simple du réseau triphasé symétrique ( Kv )
Uceffsimple la tension efficace d’apparition de l’effet de couronne ( Kv )
Cette expression est valable à condition que ( Ueffsimple - Uceff simple )  0.
g. La décharge en étincelle ou filamentaire – spark discharge :
76
3.7.3 La décharge arc.
L’arc électrique représente l’état final du claquage diélectrique.
Il apparaît quelque soit la pression (BP ou HP)
L’amorçage d’un arc peut être réalisé par trois méthodes dont les principes sont très
différents :
1. Transition continue.
2. Amorçage par contact.
3. Amorçage par surtension.
77
3.7.3 La décharge arc (suite).
78
a. Phénomènes cathodiques :
3.7.3 La décharge arc (suite).
Le courant électronique est émis, en totalité, à la cathode, à partir d’une surface de
très petite dimension appelée spot cathodique ou tache cathodique. Ce spot
représente la surface à l’intérieur de laquelle se trouvent les sites émissifs qui
injectent les électrons dans la décharge.
On distingue généralement deux types d’émission :
• l’émission par effet thermique ou thermoélectronique Et;
• l’émission par effet de champ Ec;
• ou la combinaison des deux.
Les processus d’émission dépendent de l’état de surface de la cathode ou des
impuretés qui la recouvrent.
La nature de l’émission thermoélectronique est étroitement liée au comportement
de la tache cathodique. D’une manière générale, on peut admettre que, si
l’émission est de nature Et, la tache tend à rester fixe ; si, au contraire, l’émission
est de type Ec, cette tache possède une grande mobilité.
79
a. Phénomènes cathodiques (suite) :
Bilan d’énergie à la cathode
b. Phénomènes anodiques
Lorsque la pression de fonctionnement est suffisante pour que la décharge se
présente sous forme d’une colonne à forte densité d’électrons, il se forme une
tache anodique.
Le courant anodique est dû à plus de 98 % aux électrons collectés. Pour les arcs à
haute pression (p >105 Pa), la densité de courant est très irrégulièrement distribuée
à la surface de l’anode.
80
Bilan d’énergie à l’anode
b. Phénomènes anodiques (suite) :
c. Érosion des électrodes :
La densité d’énergie dans les zones de connexion entre la colonne et les électrodes
prend donc des valeurs suffisantes pour provoquer une dégradation des surfaces.
Ces phénomènes d’érosion et d’usure sont la principale cause de la limitation de la
durée de vie de l’appareillage.
L’érosion dépend d’un nombre élevé de paramètres : nature du matériau d’électrode,
état de la surface, mobilité du pied d’arc, intensité du courant, pression de
fonctionnement, refroidissement des électrodes, nature du gaz ambiant.
81
c. Érosion des électrodes (suite) :
82
d. Colonne d’arc :
La colonne positive est un plasma macroscopiquement neutre, c’est-à-dire dans
lequel les charges positives équilibrent exactement les charges négatives. Ce
plasma se compose d’atomes neutres et éventuellement de molécules, d’ions
positifs, d’électrons et d’ions négatifs si le gaz plasmagène est électronégatif. Au
voisinage des électrodes, les vapeurs métalliques s’ajoutent au gaz plasmagène.
En raison de leur grande mobilité, les électrons puisent leur énergie dans le champ
électrique et la communiquent aux particules lourdes par collisions.
Les électrons cèdent cette puissance volumique (en W · m–3) de plusieurs
manières :
• par collision élastique avec les particules lourdes :
• par conduction thermique (loi de Fourier) :
• par diffusion ambipolaire :
• par rayonnement due aux collisions inélastiques :
83
d. Colonne d’arc (suite) :
Transferts thermiques. Profils de température
Dans une décharge d’arc soumise à des gradients de température et de
concentration, on rencontre principalement :
• un flux de particules dû aux gradients de concentration (diffusion des particules) ;
• un flux d’énergie dû au gradient de température (conduction thermique) ;
Le transfert thermique s’effectue suivant la loi de Fourier :
λtr , conductivité thermique de translation, correspond à celle d’un mélange de particules ne
réagissant pas entre elles ; les collisions élastiques assurent le transfert de l’énergie cinétique ;
λint , conductivité interne lorsqu’on tient compte des degrés internes de liberté des particules,
traduit les échanges d’énergie entre ces degrés de liberté qui peuvent être la vibration et la
rotation des molécules ;
λreac , conductivité thermique réactionnelle, joue un très grand rôle dans le transfert d’énergie
pour les décharges amorcées dans des gaz moléculaires ou réagissant entre eux, par exemple,
lors de la dissociation d’une molécule.
84
d. Colonne d’arc (suite) :
85
Transferts radiatifs
Le rayonnement d’un plasma est dû à l’émission de raies et de bandes et de
plusieurs types de fonds continus (rayonnement de freinage, attachement et
recombinaison). La puissance émise par ce rayonnement peut constituer une part
très importante (> à 50 %) de la puissance électrique injectée, mais il est
extrêmement difficile de calculer (ou de mesurer) sa valeur avec une bonne
précision.
d. Colonne d’arc (suite) :
e. Caractérisation électrique :
Point de fonctionnement stable
86
e. Caractérisation électrique (suite) :
87
3.8 Les grands intervalles d’air – Leader
On considère un intervalle d’air comme étant grand à partir de 1 mètre.
Le claquage de ce type d’intervalle obéit à d’autres mécanismes physiques.
L’étude et la compréhension du claquage des grands intervalles d’air sont
indispensables pour le dimensionnement des lignes aériennes HT et THT.
88
3.8 Les grands intervalles d’air – Leader (suite)
a. Leader positif :
89
3.8 Les grands intervalles d’air – Leader (suite)
a. Leader positif (suite)
90
a. Leader positif (suite)
91
a. Leader négatif :
92
a. Leader négatif (suite):
93
3.9 La foudre
94
3.9 La foudre (suite)
95
3.9 La foudre (suite)
96
3.10 Le claquage dans le vide
La partie II de la courbe correspond à
l’ionisation du gaz de l’enceinte. Vd obéit à la
loi de Paschen. Aux deux extrémités I et III,
la courbe s’écarte de cette loi. En effet, les
tensions y sont suffisamment élevées pour
que le champ électrique à la surface des
électrodes y arrache des électrons.
La partie III correspond aux pressions
élevées, supérieures à la pression
atmosphérique.
La partie I correspond au vide. La rupture de
l’isolation ne peut plus provenir de l’ionisation
du gaz résiduel, mais de charges issues des
électrodes.
97
3.10 Le claquage dans le vide (suite)
Trois processus initiateurs de la décharge dans le vide sont clairement
identifiés :
— une émission électronique dépendant fortement du champ électrique ;
— un échange d’ions aux électrodes, conduisant à des décharges auto-limitatives
ou micro-décharges de durée variable (quelques microsecondes à quelques
millisecondes) ;
— un arrachage, par le champ électrique, de débris particulaires à la surface des
électrodes, les microparticules.
L’émission électronique précède fréquemment tous les autres et peut conduire
directement à la disruption par échauffement local soit du site émissif, soit du point
d’impact des électrons à l’anode.
L’échange d’ions aux électrodes concerne essentiellement des enceintes où la
pression est supérieure à 10-4Pa et des électrodes de grandes dimensions
(quelques cm2) contaminées (gaz divers, huiles de pompage, etc.). Les micro-
décharges peuvent parfois conduire directement à la disruption.
Les microparticules arrachées, puis accélérées par le champ électrique, peuvent
causer d’importants dégâts à leur impact sur l’électrode opposée, pouvant aller
jusqu’au claquage, dont elles sont une des principales causes aux grandes
distances inter-électrodes (d > 1 cm).
98
3.10 Le claquage dans le vide (suite)
Après l’initiation, on peut distinguer cinq phases dans l’évolution de la décharge
dans le vide :
— le régime pré-disruptif, caractérisé par une tension inter-électrodes élevée et
une faible conductivité du vide pratiquement indépendante des caractéristiques du
circuit extérieur ;
— l’amorçage de la disruption par production d’une petite quantité de plasma au
voisinage de l’une des électrodes ;
— la commutation ou le passage de l’état d’isolation à l’état conducteur (arc) ;
— l’arc, milieu conducteur formé de vapeurs métalliques, dans lequel le courant
n’est limité que par les caractéristiques du circuit extérieur ;
— le recouvrement éventuel des qualités d’isolation après une disruption.
99
3.10 Le claquage dans le vide (suite)
100
3.10 Le claquage dans le vide (suite)
101
3.10 Le claquage dans le vide (suite)
102
3.10 Le claquage dans le vide (suite)

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Cours haute tension claquage des gaz + vide

  • 1. 1 HAUTE TENSION Production, Métrologie et Applications Dr Mohammed El Amine SLAMA Université des Sciences et de la Technologie d’Oran Mohamed Boudiaf Faculté de Génie Electrique Département d’Electrotechnique
  • 2. 2 3. Claquage des gaz 1. Phénomènes physiques fondamentaux. 2. L’avalanche électronique et le mécanisme de Townsend. 3. Loi des similitude. Courbe de Paschen. 4. Le mécanisme des streamers. 5. Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie, la nature du gaz et de la nature des électrodes. 6. Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de retard au claquage. 7. Les différents isolants gazeux. 8. Classification des décharges dans les gaz (Glow, Couronne-Spark, Arc). 9. Décharge dans les grands intervalles d’air – Leader. 10. La foudre. 11. Claquage dans le vide.
  • 3. 3 3. Claquage des gaz 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux Un gaz est en principe isolant puisqu’il ne contient que des atomes ou des molécules neutres. Pour qu’il puisse passer à l’état conducteur, il est donc nécessaire qu’apparaisse, à l’intérieur, un certain nombre de particules chargées. En pratique, un gaz contient toujours un certain nombre de particules chargées. Elles proviennent principalement des processus d’ionisation résultant : • du rayonnement cosmique, • ou bien de la désintégration des gaz radioactifs émis par le sol. Nous nous intéresserons aux gaz isolants soumis à un champ électrique
  • 4. 4 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite) Gaz soumis à un champ électrique Apparition d’une conductivité électrique Charges électriques qui apparaissent et disparaissent Ionisation Désionisation Interaction entre particules. Interaction avec la cathode.
  • 5. 5 3.1.1 Processus de collisions 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite) Collision = Choc Elastique Inélastique Section efficace de collision σ(V)   dn P n V dt  Probabilité de collision Libre parcours moyen   1 1 P n V     Vitesse de dérive Où µ est la mobilité et dépend de la fréquence de collision. v µE
  • 6. 6 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite) Variations, en fonction de l’énergie cinétique, de plusieurs sections efficaces de collisions électron-atome et électron-molécule pour quelques gaz usuels.
  • 7. 7 3.1.1 Processus d’ionisation et d’excitation 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite) a. Ionisation par choc A + e → A+ + e + e A + B → A+ + e +B A + B+ → A+ + e +B+ A + hυ → A+ + e A* + B → A + B* + e A + WT → A+ + e b. Détachement A- + hυ → A + e A- + A → 2A + e A- + B → AB + e A- 2 + B* → A* 2 + B + e A- + B+ → AB+ + e Degré d’ionisation 0 i n d n n   Où n est la densité particules chargées et n0 est la densité de particules neutres. p étant la pression et E le champ électrique appliquée. A et B dépendent du gaz. Coefficient d’ionisation exp E B p p p A p E                 c. Excitation A + e → A* A + B → A* +B A* + B → A +B*
  • 8. 8 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite) 3.1.2 Processus de désionisation et de désexcitation a. Recombinaison A- + B+ → AB + hυ (ou Wc) A+ + e → A + hυ dn dn an n dt dt      Taux de recombinaison 0 0 1 n n a t n n        Coefficient de recombinaison Avec n = n0 à t = 0 • aion/ion > ae/ion : faible mobilité des ions. • a augmente avec la pression jusqu’à un maximum car la vitesse moyenne des ions décroit avec λ. a(m3/s) p(kPa) Deux particules de polarité opposés échangent leurs charges pour revenir à l’état neutre.
  • 9. 9 d. Diffusion c. Désexcitation A* + e → A + e b. Attachement A + e → A- + hυ (ou Wc) A + B +e → A- + B + Wc AB + e → A- + B 3.1.2 Processus de désionisation et de désexcitation (suite) Consiste à la fixation d’un électron par un atome ou une molécule pour la formation d’un ion négatif. Il agit comme un frein à la croissance électronique notamment dans les gaz électronégatif (O2, SF6, etc.) c e c dn n n dt   Taux d’attachement η coefficient d’attachement Apparait lorsque les différences de concentration des particules d’une région de l’espace à l’autre créent un déplacement de ces particules des régions de haute concentration vers les régions de basse concentration. DK n    Où KD est le coefficient de diffusion. 0 n t        La diffusion des électrons est plus importante que celle des ions. Elle est fortement dépendante de la température (exp arc).
  • 10. 10 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
  • 11. 11 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
  • 12. 12 3.1 Phénomènes physiques fondamentaux (suite)
  • 13. 13 La conduction du courant électrique dans les gaz est liée au déplacement de ions positifs et des électrons à l'intérieur de celui-ci sous l'effet du champ électrique E. Eapp 3.2 Multiplication (avalanche) électronique et mécanisme de Townsend. J = J0 exp(αd) Lorsque l’attachement est pris en compte : J = J0 exp[(α - η)d] La multiplication électronique s’arrête lorsque l’attachement équilibre l’ionisation. DECHARGE NON AUTONOME 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique.
  • 14. 14 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
  • 15. 15 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
  • 16. 16 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite). Effet de la cathode (émission secondaire) Collision d’ions ou d’atomes avec la cathode  0 1 1 d d e J J e        Emission secondaire d’électrons DECHARGE AUTONOME Cathode γ est le coefficient d’émission secondaire
  • 17. 17 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
  • 18. 18 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
  • 19. 19 3.2.1 Multiplication (avalanche) électronique (suite).
  • 20. 20 3.2.2 Le mécanisme de Townsend.  0 1 1 d d e J J e        α : 1er coef. de Townsend γ : 2éme coef. de Townsend Si γeαd < 1 → Décharge non autonome Si γeαd = 1 → Décharge autonome → Critère de claquage de Townsend Si γeαd > 1 → Le processus d’avalanche est cumulatif, le courant croit rapidement et n’est limité que par la résistance du circuit.
  • 21. 21 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen D’après le critère de Townsend, le claquage se produit lorsque :  1 1d e    exp B p p A E          Nous savons également que : On en déduit que : 1 exp ln 1 B p d p A E               En champ uniforme, E = V / d, on aura :   ln 1 ln 1 cla B d p V F d p A d p                     La tension de claquage est fonction du produit dxp.
  • 22. 22 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 23. 23 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 24. 24 (dxp)min (Vcla)min 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 25. 25 D’après Sohst and Schröder, pour un champ uniforme et une pression variant de 10-2 à 5.102 bar.cm : 6,72 . 24,36 .claV d p d p  D’après Townsend, pour un champ uniforme le champ de rupture ou de claquage est : 1,35 30claE d   3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 26. 26 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 27. 27 3.3 Loi des similitudes. Courbe de Paschen (suite)
  • 28. 28 3.4 Mécanisme des streamers (canaux ou dards) • Le mécanisme de Townsend n’est valable que pour dxp<1 torr.m (basses pressions BP). • pour dxp>1 torr.m, la structure de la décharge est modifiée et le rôle joué par la cathode devient secondaire. • En régime de surtension, le temps de formation de la décharge est beaucoup plus court que prévu par la théorie de Townsend. Ce régime de décharge a été découvert et expliqué par Loeb, Meek et Reather. D’autre auteurs ont ajouté des ajouts comme Nasser, Hartmann et Pedersen. L’explication des mécanismes de propagation des streamers fait intervenir : 1. La multiplication électronique de Townsend. 2. La modification du champ électrique par la charge d’espace laissée par la 1ere avalanche. 3. La photoionisation du gaz en tête d’avalanche. 4. Transition avalanche-streamer lorsque l’intensité du champ électrique de la charge d’espace atteint la valeur critique.
  • 29. 29 3.4 Mécanisme des streamers (suite) 3.4.1 Streamers en champ uniforme Le premier stade d'évolution de la décharge en canal correspond à la création d'une avalanche dite primaire. Cette avalanche est accompagnée de la création d'une charge d'espace. Le champ devient alors hétérogène et plus intense près des pôles de l'avalanche et surtout au voisinage du pôle positif (constitué par les ions positifs) qui joue le rôle d'une pointe conductrice. Le champ sur les flancs de l'avalanche diminue. Dès que la charge d'espace de l'avalanche primaire atteint une taille critique (soit environ 108 électrons), elle va contribuer à intensifier les collisions ionisantes sur le front et la queue de l'avalanche.
  • 30. 30 Dans l'avalanche, les électrons et les ions se recombinent en partie. L'énergie rayonnée peut provoquer la photoionisation des particules de gaz, se trouvant à l'intérieur et à l'extérieur de l'avalanche. Les électrons nouvellement créés peuvent, si le champ local est suffisamment intense, conduire par chocs ionisants, à la naissance de nouvelles avalanches, dites secondaires qui à leurs tours créeront une charge d'espace positive en avant de la première. Ces avalanches secondaires jouent le rôle de facteur d'entretien de la décharge et d'amplification du nombre de porteurs de charges libres. Cette amplification va s'effectuer surtout dans l'axe du champ et de l'avalanche précédente. 3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
  • 31. 31 Chaque avalanche continue à se développer pour son propre compte et de façon très rapide. La première n'a pas fini de croître que déjà toute une chaîne se crée. Alors que les électrons se déplacent vers l'anode, la chaîne progresse rapidement vers la cathode sans intervention de cette dernière. La décharge prend alors la forme d'un canal dans la direction de l'axe des électrodes ; son développement dépend de la répartition du champ. D'autre part, lors de collisions élastiques avec les particules de gaz, les charges leurs transmettent une partie de leurs Wc. Il en résulte une augmentation de la température du gaz. Tant que celle-ci est inférieure à celle nécessaire à l'ionisation thermique, elle n'aura aucune influence sur le développement de la décharge. Ce stade de la décharge est appelé streamer. 3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
  • 32. 32 Le champ extérieur nécessaire à l’entretien de la décharge est inférieur à celui conditionnant l'ionisation par collisions. Pour l'air par exemple, le champ moyen du streamer se développant à partir de l'anode est d'environ 5 kV/cm et de 15 kV/cm lorsque celui -ci se développe à partir de la cathode alors que le champ critique est d'environ 30 kV/cm (dans les conditions normales de pression et de température). Il est a noté que parfois la photoionisation a lieu radialement par rapport à E, ce qui explique l’apparition de ramifications pendant le processus. 3.4.1 Streamers en champ uniforme (suite)
  • 33. 33 3.4.2 Streamers en champ non uniforme Dans ce cas, les phénomènes lumineux et électriques sont localisés autour de l’électrode présentant la plus forte courbure. Les phénomènes vont dépendre de la polarité et de la forme de la tension appliquée. Cependant, les streamers seront les mêmes que ceux obtenus en champ uniforme et leur mode de propagation reste identique.
  • 34. 34 3.4.2 Les critères de propagation des Streamers. a. Critère de Raether Rappelons que les mécanismes de propagation des streamers font intervenir : 1. La multiplication électronique de Townsend. 2. La modification du champ électrique par la charge d’espace laissée par la 1ere avalanche. 3. La photoionisation du gaz en tête d’avalanche qui est la principale source des électrons secondaires. 4. Transition avalanche-streamer lorsque l’intensité du champ électrique de la charge d’espace atteint la valeur critique. Basé sur la condition (2). Le streamer ne se développe que si l’avalanche atteint une taille critique et à partir de là, le champ local devient égal au champ critique. 0 ln 17,7 ln ln crix cri rad e cri cri app E dx n x x E       La condition de transition est lorsque : Erad = Eapp
  • 35. 35 3.4.2 Les critères de propagation des Streamers (suite). b. Critère de Loeb et Meek. 07 exp 5,3.10 x rad dx E x p            c. Critère de Nasser. pho cri dn N dt  Si le nombre de charges d’espace de la 1ére avalanche n1 est égal au nombre de charges d’espace de la 2éme avalanche n2, le streamer se propage. d. Critère de Pedersen (pour le SF6). Si le nombre de photons créés dépasse le seuil critique, le streamer se propage. Le coefficient d’ionisation n’est plus constant
  • 36. 36 3.4.3 Influence de la polarité des électrodes L’expérience a montré que le claquage en polarité positive est plus facile qu’en polarité négative. Cependant, ce fait n’est pas applicable aux gaz électronégatifs à partir d’une certaine pression et dans le cas des interfaces polluées en c.c.
  • 37. 37 3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite) a. Streamer positif Pour une pointe électrode positive, les électrons se déplacent en avant et les ions restant réduisent le champ électrique prés de l’extrémité de la pointe électrode. En conséquence le champ électrique dans la direction du plan augmente, ceci favorise l’augmentation des canaux de la décharge.
  • 38. 38 3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite) b. Streamer négatif Quand l’électrode pointe est négative, les électrons se déplacent vers l’électrode plan. Les ions restent et provoquent un fort champ électrique prés de l’extrémité de l’électrode pointe, tandis que pour le reste de la région, le champ électrique monte seulement une faible différence de potentiel. Ceci empêche le développement de la décharge dans la direction du plan.
  • 39. 39 3.4.3 Influence de la polarité des électrodes (suite) Eρmin = 5,4 kV/cm en polarité (+) Eρmin = 11 kV/cm en polarité (-)
  • 40. 40 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes. Les paramètres jouant une grande influence sur la rigidité diélectriques des gaz sont : 1. La pression. 2. La température. 3. L’humidité. 4. La nature des électrodes. 5. La géométrie des électrodes. 6. La nature du gaz. Densité du gaz
  • 41. 41 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite). 3.5.1 Influence de la densité La densité est une grandeur proportionnelle à la pression et inversement proportionnelle à la température. Avec l’augmentation de la densité, la probabilité de collisions ionisantes diminue. 293 760 273 p      Pour l’air, et un intervalle d < 15 cm, la tension de claquage est :  24,41 6,61air claV d d   D’une manière plus générale, la tension de claquage est corrigée en la multipliant par un facteur correction de la densité de l’air pour une distance inter-électrodes donnée ; Vcorr = δ.Vcla La densité peut être aussi exprimée en fonction de l’altitude H ; 0,1333 293 760 273 H      
  • 42. 42 3.5.1 Influence de la densité (suite)
  • 43. 43 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite). 3.5.1 Influence de l’humidité L’humidité tient son influence du fait que la vapeur d’eau possède la caractéristique d’un gaz électronégatif. Les molécules d’eau se trouvant dans l’air captent les électrons. Plus l’humidité augmente, et plus la tension de claquage diminue. Il est a noté que ce phénomène est valable pour des champs non uniformes. Dans le cas des champs uniformes, l’effet de l’humidité h est négligeable.  50 1 0,012 11Hz claV h   normalisée mesurée cla h claV k V  
  • 44. 44 3.5.1 Influence de l’humidité (suite)
  • 45. 45 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite). 3.5.2 Influence de la forme des électrodes. La géométrie des électrodes joue un rôle déterminant sur la tension de claquage puisqu’elle conditionne la distribution et la géométrie du champ électrique. HT(+) HT(-) Région d’ionisation X E(X) 0 Xcri Ecri L’ionisation apparaît au de la pointe (électrode de faible courbure). Effet couronne ou décharge couronne –corona discharge. Pour l’air : Plan-plan : ER = 30 kV/cm Pointe-plan : ER = 26 kV/cm
  • 46. 46 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite).
  • 47. 47 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite). 3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. Dans les gaz électronégatifs tel que le SF6, il faut tenir compte du fait que les molécules peuvent soit s’attacher un électron, soit le capter puis se dissocier : SF6 + e → SF6 - et SF6 + e → SF5 - + F- Si l’on tient compte du coefficient d’attachement, on aura :      0 exp 1 exp ¨ 1 d J J d                              La condition de claquage de Townsend, lorsque d est suffisamment grand, deviendra : 1     
  • 48. 48 Si γ << 1 → α = η. Cette condition dépend du champ réduit E/p seulement et établit une limite pour ce dernier appelée champ réduit limite (E/p)lim au-dessous duquel le claquage n’est pas possible. Pour le SF6, (E/p)lim = 89 kV/cm.atm à 20°C. D’une manière générale, les caractéristiques des courants et de tension de claquage des gaz électronégatifs sont semblables à celles des autres gaz, mais les décharges se produisent pour des champs électriques plus élevés à des pressions identiques. 3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite) 88,5 27,7 mkE p d p         66,5 88,5 ; 18 ; 1m E k p bar p d          Le coefficient km dépend du mécanisme de claquage ; km = 8 à 10 en régime de Townsend et km = 18 à 20 en régime de streamer.
  • 49. 49 3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite)
  • 50. 50 3.5.3 Influence de la nature du gaz. Electronégativité. (suite)
  • 51. 51 3.5 Influence des paramètres atmosphériques, de la géométrie et la nature des électrodes (suite). 3.5.4 Influence de la nature des électrodes. Le métal joue un rôle par le biais du coefficient γ. Cette influence devient sensible à des pressions, d’environ 10 atmosphères et croit avec la pression. Au dessus de 10 atmosphères, les gradients contribuent au courant inter-électrode en favorisant l’émission électronique de la cathode, et en augmentant l’émission photoélectrique et l’émission électronique secondaire produite par le bombardement des ions positifs. Une cathode dont le métal exige une forte énergie d’extraction et dont l’émission électronique secondaire est faible aura donc des qualités supérieurs dans le cas de gradients élevés.
  • 52. 52 3.5.4 Influence de la nature des électrodes (suite).
  • 53. 53 3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de retard statistique. En champ uniforme, la tension disruptive d’un gaz est pratiquement indépendante de la forme de la tension appliquée. Le cas d’une tension continue et de la polarité des électrodes ont été étudiés dans la présentation de la théorie des streamers.
  • 54. 54 3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de retard statistique. Sous tension alternative, les mécanismes conduisant au claquage sont plus complexes qu’en décharge continue par suite de l’influence pendant chaque alternance des charges d’espace créées pendant l’alternance précédente. La tension disruptive (claquage) dans ce cas suivra les mêmes lois que la décharge (en polarité positive ou négative) possédant la plus faible tension de claquage. On sait qu’en général, aux pressions intermédiaires, la décharge possédant la tension disruptive la plus basse est la décharge en polarité positive ; dans ce cas, le claquage sous tension alternative se fait donc pendant l’alternance positive. 3.6.1 Tension alternative
  • 55. 55 3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage. Par tension de choc, nous désignerons des tension sous forme d’impulsion avec des temps de montée et de descente court. Ce type de tension représente les contraintes rencontrés dans les réseaux électriques ; choc de foudre et choc de manœuvre. Ces régimes de choc se présentent sous la forme d’une surtension appliquée à l’intervalle de gaz à étudier. Si une tension supérieure ou égale à la tension de claquage est brutalement appliquée aux bornes de deux électrodes à l’instant t = 0, la décharge ne se déclenche pas de manière systématique. Deux conditions doivent être satisfaites pour que la décharge puisse se développer : • il faut que la tension appliquée soit suffisante en amplitude et en durée ; • il faut qu’un électron au moins existe à l’intérieur de l’espace inter-électrodes, à une position telle qu’il puisse engendrer un claquage. Si ces deux conditions sont remplies, la décharge apparaît, mais au bout d’un certain temps appelé temps de retard au claquage. 3.6 Influence de la forme de la tension appliquée et sa polarité. Temps de retard statistique (suite).
  • 56. 56 Le temps de retard se décompose en trois parties : • le temps t0 nécessaire pour que l’impulsion atteigne la valeur seuil de claquage Vcla ; • le temps de retard statistique ts, qui est le temps écoulé avant l’apparition de l’électron germe qui donnera naissance à l’avalanche débutant le processus de disruption ; • le temps de retard formatif tf , qui est le temps écoulé entre l’apparition de l’électron germe et le claquage. 3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage (suite).
  • 57. 57 3.6.2 Tension impulsionnelle de choc. Temps de retard au claquage (suite).
  • 58. 58 3.7 Les différents isolants gazeux. Pour qu’un gaz puisse être choisi comme isolant, il qu’il présente : • une bonne rigidité diélectrique ; • de bonnes propriétés physico-chimiques : inerte au contact des matériaux, bon transfert thermique, non corrosif, non inflammable et non toxique ; • une stabilité du gaz au vieillissement ; la rigidité diélectrique du gaz ne doit pas diminuer avec le temps; • et son coût doivent être également pris en considération. Il est, de plus, évident que le choix du gaz dépend étroitement de l’application spécifique à laquelle il est destiné.
  • 59. 59 3.7 Les différents isolants gazeux (suite).
  • 60. 60 3.7 Classification des décharges dans les gaz (Glow, Couronne, Spark, Arc).
  • 61. 61 3.7 Classification des décharges dans les gaz (suite). 3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge. Après l’amorçage, pour la valeur VD du potentiel, la décharge se fixe en un point de fonctionnement stable, caractérisé par un potentiel inférieur à VD (quelques 100 V), et un courant I, variable sur toute la plage d’un palier correspondant à la région V = (de 10-4 A à 10-1 A environ). C’est la décharge luminescente normale, qui constitue un régime familier puisqu’il est utilisé notamment dans les tubes d’éclairage. Les deux régions de transition IV et VI, qui l’entourent sur la caractéristique, sont respectivement appelées décharges luminescentes subnormale et anormale. Le régime des décharges glow se distingue par un certain nombre de propriétés nouvelles : • existence d’une charge d’espace et non- uniformité du champ électrique axial; • luminosité visible à l’oeil nu; • non-homogénéité de la décharge, mise en évidence par la répartition de cette luminosité en zones séparées.
  • 62. 62 3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite).
  • 63. 63 3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite). a. Espace cathodique La chute de potentiel se répartit principalement dans l’espace cathodique (région I), d’épaisseur dC. Celui-ci apparaît donc comme un domaine essentiel de la décharge. Le fonctionnement de l’espace cathodique est presque semblable à celui d’une décharge de Townsend dont l’anode coïnciderait avec la lueur négative. Tout se passe donc comme si la décharge s’ajustait de façon à satisfaire les conditions optimales d’ionisation dans l’espace cathodique. Cela explique en particulier que la tension de fonctionnement soit plus faible que la tension d’amorçage. La chute de tension cathodique ne dépend que de la nature du gaz et de celle de la cathode et elle est proportionnelle au travail d'extraction des électrons de la cathode.
  • 64. 64 La lueur négative (région II) est caractérisée par une très faible valeur du champ électrique. De ce fait, les électrons, freinés par les collisions, voient leur énergie décroître en passant par une valeur pour laquelle la probabilité d’excitation est maximale et qui correspond à la région la plus lumineuse. 3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite). b. Lueur négative c. Espace sombre cathodique de Faraday L’existence de l'espace sombre cathodique de Faraday s'explique par le fait que les électrons commencent à entrer en collision avec les atomes gazeux non pas tout de suite mais seulement à une certaine distance de la cathode. La largeur de l'espace sombre cathodique est approximativement égale à la longueur de libre parcours moyen des électrons ; elle augmente lorsque la pression du gaz diminue. Cela signifie que dans l'espace sombre cathodique les électrons se déplacent pratiquement sans subir de collisions.
  • 65. 65 3.7.1 Décharge luminescente – Glow discharge (suite). d. Colonne positive La colonne positive (région IV) est une région assez fortement lumineuse, quoique moins brillante que la lueur négative et de couleur différente. Elle se caractérise par un champ électrique faible (>>1 V/cm). Les concentrations en ions positifs et en électrons sont sensiblement identiques de sorte qu'aucune charge d'espace n'y apparaît. Grâce à une haute concentration électronique, la colonne positive présente une bonne conductibilité électrique et la chute de tension qui s'y produit est très faible. Puisqu'en plus des électrons, la colonne positive contient encore des ions positifs, elle est le siège de leur intense recombinaison, ce qui explique sa luminescence (lumière de recombinaison). L’anode, qui attire les électrons et repousse les ions de la décharge, agit à la manière d’une sonde électrostatique. Il se forme, en son voisinage, une gaine de charge d’espace négative correspondant à une chute de potentiel importante, dite chute anodique, dans laquelle les densités des électrons et des ions s’ajustent à des valeurs permettant d’assurer le transport du courant de la décharge. La zone anodique (région V) comporte donc, en général, un espace sombre et une lueur anodique. e. Zone anodique
  • 66. 66 3.7.2 La décharge couronne. L’effet couronne désigne l’ensemble des phénomènes liés à l’apparition d’une conductivité (due au phénomène d’ionisation) d’un gaz dans l’environnement d’un conducteur porté à une haute tension. La décharge couronne (corona discharge) se manifeste sous aux hautes pressions dans un champ électrique qui est fortement non uniforme (au niveau d’une pointe par exemple). Elle constitue un régime disruptif partiel d’un gaz qui précède (ou pas) le claquage. Ce type de décharge est accompagné d’une lumière (bleuâtre visible), d’un bruit acoustique (bruit d’abeilles), d’interférences radioélectriques, d’une pertes d’énergie, de vibrations mécaniques, et de réactions chimiques par exp. Production d’ozone dans l’air).
  • 67. 67 3.7.2 La décharge couronne (suite). Décharge couronne Mécanismes Physique Théorie des streamers Streamer positif Streamer négatif Tension continue Tension alternatif BF Tension HF Tension de choc
  • 68. 68 3.7.2 La décharge couronne (suite).
  • 69. 69 3.7.2 La décharge couronne (suite).
  • 70. 70 3.7.2 La décharge couronne (suite). a. Zone de conductivité d’Hermstein : C’est un mode d’émission en polarité positive qui a la propriété d’être continu. Sa participation est importante dans la formation des pertes couronne mais négligeable dans la formation des perturbations radioélectriques. Le mécanisme qui gouverne ce type d’émission est celui de Townsend. b. Grandes aigrettes (streamers) positives : Le mode d’émission impulsionnel apparaît au-delà de la zone continue d’Hermstein, pour des champs positifs un peu supérieurs. Le courant d’émission prend la forme d’une série irrégulière d’impulsions de grande amplitude. Visuellement, elles se présentent comme des aigrettes très lumineuses, dont la base est attachée à une aspérité de l’électrode HT, et qui se propagent de façon arborescente à des distances de plusieurs centimètres. Leur mécanisme de formation est du type streamer. Ces de décharges sont responsables des perturbations radioélectriques et du bruit acoustique.
  • 71. 71 3.7.2 La décharge couronne (suite).
  • 72. 72 3.7.2 La décharge couronne (suite). c. Petites aigrettes négatives (impulsions de Trichel) : En général, le champ critique est légèrement plus faible en polarité négative qu’en polarité positive. Lorsque ce champ critique négatif est atteint, on observe l’apparition de trains d’impulsions, avec des fréquences de relaxation pouvant aller de 1 kHz à 100 kHz. Les impulsions sont d’autant plus petites et plus serrées que la pointe est fine ; leur amplitude est relativement faible (de l’ordre du milliampère) mais elles sont caractérisées par des fronts de montée très raides, de l’ordre de la dizaine de nanosecondes. A ces impulsions, dites impulsions de Trichel, correspond visuellement un cône lumineux dont le sommet plus brillant est posé sur la pointe. Le mécanisme de ces impulsions est du type avalanches négatives.
  • 73. 73 3.7.2 La décharge couronne (suite).
  • 74. 74 3.7.2 La décharge couronne (suite). d. Effet couronne en tension alternative :
  • 75. 75 3.7.2 La décharge couronne (suite). e. Seuil critique – loi de Peek : Le seuil d’apparition de l’effet couronne est calculé par la formule empirique de Peek pour une configuration fil-cylindre : 0 0,301 1sE E m a          où a est le rayon du fil, E0 est une constante et m représente l’état de surface de l’électrode. 293 760 273 p      f. Pertes couronnes : Le rapport kp/kh peut être remplacé par la densité de l’air  Ueffsimple la tension efficace simple du réseau triphasé symétrique ( Kv ) Uceffsimple la tension efficace d’apparition de l’effet de couronne ( Kv ) Cette expression est valable à condition que ( Ueffsimple - Uceff simple )  0. g. La décharge en étincelle ou filamentaire – spark discharge :
  • 76. 76 3.7.3 La décharge arc. L’arc électrique représente l’état final du claquage diélectrique. Il apparaît quelque soit la pression (BP ou HP) L’amorçage d’un arc peut être réalisé par trois méthodes dont les principes sont très différents : 1. Transition continue. 2. Amorçage par contact. 3. Amorçage par surtension.
  • 77. 77 3.7.3 La décharge arc (suite).
  • 78. 78 a. Phénomènes cathodiques : 3.7.3 La décharge arc (suite). Le courant électronique est émis, en totalité, à la cathode, à partir d’une surface de très petite dimension appelée spot cathodique ou tache cathodique. Ce spot représente la surface à l’intérieur de laquelle se trouvent les sites émissifs qui injectent les électrons dans la décharge. On distingue généralement deux types d’émission : • l’émission par effet thermique ou thermoélectronique Et; • l’émission par effet de champ Ec; • ou la combinaison des deux. Les processus d’émission dépendent de l’état de surface de la cathode ou des impuretés qui la recouvrent. La nature de l’émission thermoélectronique est étroitement liée au comportement de la tache cathodique. D’une manière générale, on peut admettre que, si l’émission est de nature Et, la tache tend à rester fixe ; si, au contraire, l’émission est de type Ec, cette tache possède une grande mobilité.
  • 79. 79 a. Phénomènes cathodiques (suite) : Bilan d’énergie à la cathode b. Phénomènes anodiques Lorsque la pression de fonctionnement est suffisante pour que la décharge se présente sous forme d’une colonne à forte densité d’électrons, il se forme une tache anodique. Le courant anodique est dû à plus de 98 % aux électrons collectés. Pour les arcs à haute pression (p >105 Pa), la densité de courant est très irrégulièrement distribuée à la surface de l’anode.
  • 80. 80 Bilan d’énergie à l’anode b. Phénomènes anodiques (suite) : c. Érosion des électrodes : La densité d’énergie dans les zones de connexion entre la colonne et les électrodes prend donc des valeurs suffisantes pour provoquer une dégradation des surfaces. Ces phénomènes d’érosion et d’usure sont la principale cause de la limitation de la durée de vie de l’appareillage. L’érosion dépend d’un nombre élevé de paramètres : nature du matériau d’électrode, état de la surface, mobilité du pied d’arc, intensité du courant, pression de fonctionnement, refroidissement des électrodes, nature du gaz ambiant.
  • 81. 81 c. Érosion des électrodes (suite) :
  • 82. 82 d. Colonne d’arc : La colonne positive est un plasma macroscopiquement neutre, c’est-à-dire dans lequel les charges positives équilibrent exactement les charges négatives. Ce plasma se compose d’atomes neutres et éventuellement de molécules, d’ions positifs, d’électrons et d’ions négatifs si le gaz plasmagène est électronégatif. Au voisinage des électrodes, les vapeurs métalliques s’ajoutent au gaz plasmagène. En raison de leur grande mobilité, les électrons puisent leur énergie dans le champ électrique et la communiquent aux particules lourdes par collisions. Les électrons cèdent cette puissance volumique (en W · m–3) de plusieurs manières : • par collision élastique avec les particules lourdes : • par conduction thermique (loi de Fourier) : • par diffusion ambipolaire : • par rayonnement due aux collisions inélastiques :
  • 83. 83 d. Colonne d’arc (suite) : Transferts thermiques. Profils de température Dans une décharge d’arc soumise à des gradients de température et de concentration, on rencontre principalement : • un flux de particules dû aux gradients de concentration (diffusion des particules) ; • un flux d’énergie dû au gradient de température (conduction thermique) ; Le transfert thermique s’effectue suivant la loi de Fourier : λtr , conductivité thermique de translation, correspond à celle d’un mélange de particules ne réagissant pas entre elles ; les collisions élastiques assurent le transfert de l’énergie cinétique ; λint , conductivité interne lorsqu’on tient compte des degrés internes de liberté des particules, traduit les échanges d’énergie entre ces degrés de liberté qui peuvent être la vibration et la rotation des molécules ; λreac , conductivité thermique réactionnelle, joue un très grand rôle dans le transfert d’énergie pour les décharges amorcées dans des gaz moléculaires ou réagissant entre eux, par exemple, lors de la dissociation d’une molécule.
  • 85. 85 Transferts radiatifs Le rayonnement d’un plasma est dû à l’émission de raies et de bandes et de plusieurs types de fonds continus (rayonnement de freinage, attachement et recombinaison). La puissance émise par ce rayonnement peut constituer une part très importante (> à 50 %) de la puissance électrique injectée, mais il est extrêmement difficile de calculer (ou de mesurer) sa valeur avec une bonne précision. d. Colonne d’arc (suite) : e. Caractérisation électrique : Point de fonctionnement stable
  • 87. 87 3.8 Les grands intervalles d’air – Leader On considère un intervalle d’air comme étant grand à partir de 1 mètre. Le claquage de ce type d’intervalle obéit à d’autres mécanismes physiques. L’étude et la compréhension du claquage des grands intervalles d’air sont indispensables pour le dimensionnement des lignes aériennes HT et THT.
  • 88. 88 3.8 Les grands intervalles d’air – Leader (suite) a. Leader positif :
  • 89. 89 3.8 Les grands intervalles d’air – Leader (suite) a. Leader positif (suite)
  • 94. 94 3.9 La foudre (suite)
  • 95. 95 3.9 La foudre (suite)
  • 96. 96 3.10 Le claquage dans le vide La partie II de la courbe correspond à l’ionisation du gaz de l’enceinte. Vd obéit à la loi de Paschen. Aux deux extrémités I et III, la courbe s’écarte de cette loi. En effet, les tensions y sont suffisamment élevées pour que le champ électrique à la surface des électrodes y arrache des électrons. La partie III correspond aux pressions élevées, supérieures à la pression atmosphérique. La partie I correspond au vide. La rupture de l’isolation ne peut plus provenir de l’ionisation du gaz résiduel, mais de charges issues des électrodes.
  • 97. 97 3.10 Le claquage dans le vide (suite) Trois processus initiateurs de la décharge dans le vide sont clairement identifiés : — une émission électronique dépendant fortement du champ électrique ; — un échange d’ions aux électrodes, conduisant à des décharges auto-limitatives ou micro-décharges de durée variable (quelques microsecondes à quelques millisecondes) ; — un arrachage, par le champ électrique, de débris particulaires à la surface des électrodes, les microparticules. L’émission électronique précède fréquemment tous les autres et peut conduire directement à la disruption par échauffement local soit du site émissif, soit du point d’impact des électrons à l’anode. L’échange d’ions aux électrodes concerne essentiellement des enceintes où la pression est supérieure à 10-4Pa et des électrodes de grandes dimensions (quelques cm2) contaminées (gaz divers, huiles de pompage, etc.). Les micro- décharges peuvent parfois conduire directement à la disruption. Les microparticules arrachées, puis accélérées par le champ électrique, peuvent causer d’importants dégâts à leur impact sur l’électrode opposée, pouvant aller jusqu’au claquage, dont elles sont une des principales causes aux grandes distances inter-électrodes (d > 1 cm).
  • 98. 98 3.10 Le claquage dans le vide (suite) Après l’initiation, on peut distinguer cinq phases dans l’évolution de la décharge dans le vide : — le régime pré-disruptif, caractérisé par une tension inter-électrodes élevée et une faible conductivité du vide pratiquement indépendante des caractéristiques du circuit extérieur ; — l’amorçage de la disruption par production d’une petite quantité de plasma au voisinage de l’une des électrodes ; — la commutation ou le passage de l’état d’isolation à l’état conducteur (arc) ; — l’arc, milieu conducteur formé de vapeurs métalliques, dans lequel le courant n’est limité que par les caractéristiques du circuit extérieur ; — le recouvrement éventuel des qualités d’isolation après une disruption.
  • 99. 99 3.10 Le claquage dans le vide (suite)
  • 100. 100 3.10 Le claquage dans le vide (suite)
  • 101. 101 3.10 Le claquage dans le vide (suite)
  • 102. 102 3.10 Le claquage dans le vide (suite)