胡上茂，姚学玲，陈景亮

(1．南方电网科学研究院高电压技术研究所，广东广州510080; 2．西安交通大学电力设备电气绝缘国家重点实验室，陕西西安710049)

短间隙磁控放电离子电流特性及影响因素研究

胡上茂1，姚学玲2，陈景亮2

(1．南方电网科学研究院高电压技术研究所，广东广州510080; 2．西安交通大学电力设备电气绝缘国家重点实验室，陕西西安710049)

传统Penning磁控放电理论测量真空间隙要求真空间距大于10mm，无法测量现有短间距1～7mm触发真空开关内部真空度。因此，本文实验研究了在短间隙1～7mm条件下，磁控管放电离子电流特性及其影响因素。实验结果表明，Penning磁控放电下随着气压由10－4Pa向10－1Pa增加时，离子电流波形由三角波逐渐向方波转变，并非呈一方波不变。在电场和磁场满足Penning磁控放电着火条件下，离子电流峰值只受电场影响，与磁场无关;离子电流脉冲宽度只受磁场的影响，与电场无关。离子电流峰值与电荷随气压的变化呈幂函数变化。

真空;气压;离子电流;磁控放电;触发真空开关

1 引言

触发真空开关(Triggered Vacuum Switch，TVS)的研究始于20世纪60年代，在1966年美国GE公司的Lafferty J M发表了对涂覆氢化物触发介质的TVS的研究成果［1］。随后国内外学者对TVS进行大量研究［2-6］，使得TVS进入实质性应用阶段［7，8］。TVS的成功应用得益于现代真空封接技术，但无论是何种优良的真空封接技术，都难以保证TVS封接后内部气压长期保持在10－3Pa数量级以下。随着TVS储存时间的延长会使其内部真空度下降。因此，精确可靠的测量密封TVS内部真空度对TVS的应用具有非常重要的意义。

现有真空度测量方法主要有非磁控法和磁控法。非磁控法主要包括弧后发射电流法［9］、发射电流衰减法［10］、高频预击穿电流法［11］(高频脉冲电流法)［12］、高频电流开断法［13］、电弧电压法和场致发射电流电压法［14］。非磁控法目前处于研究阶段，尚无实际工程应用且测量范围在10－2Pa左右。磁控法主要是基于Penning磁控放电理论，其原理如图1所示。

图1 Penning磁控放电法测量示意图Fig．1Measuring schematic of Penning magnetron discharge

Penning磁控放电施加的电压和磁场都存在一最小值，即电场与磁场的着火条件，如式(1)和式(2)所示。电场与磁场的着火条件与TVS真空间距d和触头半径Rs密切相关。Penning磁控放电形成稳态离子电流与气压的关系为幂函数关系。

电场的着火条件为:

磁场的着火条件为:

式中，me为电子质量;e为单位电荷;U为施加的电压值;λr为粒子自由行程;νr为电子轴向初速度;d为真空间距;Rs为电极半径;Bmin为施加的最小磁场; E1为气体分子的电离能。

众多学者利用Penning磁控放电理论研发了用于测量真空开关内部的真空度测试仪［15-17］。文献［18，19］报道研发的真空度测试技术指标为:灭弧室管径小于100mm时，要求真空间距不小于8mm;灭弧室管径100mm时，要求真空间距不小于10mm;灭弧室管径大于100mm时，要求真空间距不小于12mm，整个真空度测试仪的检测范围为10－4～10－2Pa，测量误差为10%。

现有的真空度测试仪都要求真空间距大于10mm，然而由于高真空击穿场强达到15～30kV/ mm，密封的固定间隙TVS的真空间隙通常在1～5mm为多，现有Penning磁控放电法真空度测试仪不能测量如此短间隙的真空度。因此，研究短真空间隙磁控放电离子电流特性对短间距真空度测量技术的开发具有重要的意义。

2 实验系统介绍

TVS真空度测量原理如图2所示，图中主要包括TVS管、施加的电场和磁场、离子电流测量四个部分。其中电场和磁场平行，离子电流由串联在回路中的分流器Rshunt进行测量，R2起限流作用。

图2 TVS真空度测量原理Fig．2Measuring schematic of TVS vacuum

电场由可控高压电源器产生，其原理如图3所示。直流电源首先由变压器220V/110V变压后，经过整流并由大电容C1(470μF/630V)滤波后由大电流复合型达林顿三极管G1控制。通过G1控制施加在高频高压变压器的初级电压，流过高压包的电流由快速行激励三极管G2控制。高频高压变压器最高电压可达32kV，足够满足测量的需要。复合型达林顿三极管G1工作在放大状态，通过三极管G1的基极信号就可以控制施加在高频变压器的电压。行激励三极管G2工作在高频开断状态，其开断频率为15kHz。联合三极管G1和G2就可以控制高频高压变压器的输出电压以及输出电压的时间，并在高压输出电极上并联RC滤波器，使得输出的高压直流电源纹波小于1%，避免了直流纹波引起的离子电流增加造成测量误差。

图3 可控高压发生器原理Fig．3Schematic of controllable high-voltage generator

施加的磁场由螺线管线圈产生，原理如图4所示。变压器采用220V/300V的隔离变压器，二极管采用1kV/10A-1N548，储能电容采用4只4700μF/ 450V两串联和两并联实现。放电开关采用可控硅，可控硅反向耐压2kV，最大通流能力300A。同时在螺线管的两端反并联一个二极管，有利于螺线管反向续流。

图4 磁场激励电源原理Fig．4Schematic of magnetic field excitation power

3 实验结果与讨论

3.1 离子电流波形特征

磁控放电下施加的直流偏置电压UB、磁场激励电流IMagnetic和Penning放电产生的离子电流Iionic典型波形如图5所示。直流偏置电压先于磁场施加在TVS两端。无磁场作用时，TVS真空间隙直流偏置电压维持稳定，在磁场激励电流增加至一定幅值后直流偏置电压开始跌落，直流偏置电压的跌落与离子电流几乎同时出现。这与Penning放电的着火条件吻合得很好，即Penning放电必须是电场和磁场同时存在的条件下，而且磁场必须大于一定数值后才能发生。在磁场足够强的条件下，电子在电场作用下与残余气体分子发生碰撞。当碰撞电离达到一定数量级后，离子电流即出现明显的增加趋势，同时由于TVS间隙中充满了带电粒子，也会导致偏置电压有所跌落。

图5 离子电流、磁场激励电流和偏置电压的典型波形Fig．5Waveforms of ion current，excitation current and bias voltage

偏置电压的跌落与TVS真空间隙击穿不同，间隙击穿时偏置电压几乎跌落至0，而在离子电流的作用下偏置电压开始只是跌落稍许幅值，随后随着离子电流持续时间的增加，偏置电压缓缓下降。这说明真空间隙中残余气体的碰撞电流是微弱的，否则强烈的电离会引发真空间隙放电，一旦真空间隙放电，偏置电压很快会跌落至最低值。通常在Penning磁控放电时测量真空度是需要避免的。由图5还可看出，离子电流的脉冲宽度与偏置电压跌落的脉冲宽度基本上一致，而偏置电压跌落的脉冲宽度受制于磁场激励电流脉冲幅值。

3.2 电场强度对离子电流的影响

在气压和磁场强度恒定、真空间距5mm条件下，离子电流随电场强度的变化关系如图6所示，其中P=5.4×10－4Pa。从图6可以看出，离子电流的峰值和离子电流电荷随偏置电压的增加呈线性增加。然而，离子电流脉冲宽度却不随电场强度的变化而变化，基本上维持在58.6ms左右。这意味着偏置电压大于着火条件后，离子电流的脉冲宽度与偏置电压的幅值没有关系，而离子电流幅值与偏置电压呈线性关系。

图6 离子电流随电场强度的变化Fig．6Ion current varies with electric field intensity

造成离子电流幅值和离子电荷随电场变化而离子电流脉冲宽度不随电场变化的原因是:磁场充电电压固定的条件下，磁场激励电流的幅值和宽度也是固定的，也就是磁场强度大于着火条件的持续时间是固定的。而Penning磁控放电必须在磁场大于一定幅值条件下才能获得磁控下的离子电流。这意味着在电场满足Penning磁控放电条件下，离子电流的出现和消失受制于磁场强度的变化。因此，在磁场激励电流脉冲固定的条件下，磁控放电的离子电流的脉冲宽度不随电场变化。

另外，随着偏置电压的增加，TVS真空间隙中电场必然会增强，从而使电子在单位时间获得的动能增加了;电子动能的增加，使电子与残余气体分子发生碰撞电离的几率提高，电离几率的提高必然造成离子电流的幅值增加。再者，随着偏置电压的增加，真空间隙电场强度的增强，也会使在电场作用下场致发射电子增加;场致发射电子的增加提供了浓度更高的初始电子，从而使磁场达到着火条件后碰撞电离的离子电流幅值增加;离子电荷是由离子电流对时间积分得到的。因此，在离子电流脉宽相同的条件下，离子电荷与离子电流幅值呈线性关系，离子电流和离子电荷随电场增加而线性地增加。

3.3 磁场强度对离子电流的影响

在气压和电场强度恒定、真空间距5mm条件下，离子电流随磁场激励电流的变化关系如图7所示，其中P=5.4×10－4Pa，UB=12kV。从图7中可以看出，离子电流峰值基本上不随磁场激励电流增加而增加，离子电流脉冲宽度随着磁场激励电流的增加呈近似指数规律增加。随着磁场激励电流从17A增加至80A，离子电流脉冲宽度从33ms增加至60ms。而由于离子电荷是由离子电流积分得到，离子电流脉冲峰值保持不变，而脉冲宽度随磁场激励电流增加，因此，计算得到磁场激励电流从17A增加至80A时，离子电荷从30μC增加至50μC。

图7 离子电流随磁场强度的变化Fig．7Ion current varies with magnetic field strength

离子电流峰值不随磁场强度变化的原因是由于施加的偏置电压和TVS真空间隙内部的气压不变，单位时间内发生电离碰撞的几率基本稳定，残余气体分子的电离与复合达到一个动态平衡，也就是离子电流峰值达到一稳定的数值。这一结论也得到众多文献的支持［15，16］。在磁场强度满足着火条件后，随着磁场激励电流的增加，磁场强度大于着火条件的磁场强度幅值的持续时间必然延长。这意味着随着磁场激励电流的增加，单次磁控放电的持续时间延长，体现在离子电流脉冲波形上就是离子电流的脉冲宽度增加。离子电流脉冲宽度的增加必然会使离子电流积分电荷增加，离子电流峰值基本上不受磁场强度的影响，而离子电荷受磁场的影响比较大。

3.4 真空间距对离子电流的影响

在电场和磁场固定的条件下，离子电流随真空间距的变化关系如图8所示，其中P=0.02Pa，UB= 10kV，磁场激励电流IMagnetic=77.2A。从图8中可以看出，离子电流峰值和电荷受真空间距的影响，离子电荷在平均值28.39(1±10%)μC内波动，离子电流峰值随着真空间距的增加而略有下降，减小幅度达到5%。其最大值为0.831mA，最小值为0.792mA。真空间距1～10mm变化时，离子电流峰值波动达到5%，此波动会增大真空度测量误差。因此，测量真空管真空度时需要在固定真空间距条件下进行标定。

同时由图8可以看到，离子电流峰值受真空间距的影响相对较小，因此，采用离子电流峰值来表征真空度具有较好的精度。

3.5 气压与离子电流的关系

图8 离子电流随真空间距的变化Fig．8Ion current varies with vacuum gap distance

在真空间隙电压强度和磁场强度不变、间距固定为5mm条件下，离子电流波形随气压的变化关系如图9所示，其中UB=8kV，IMagnetic=63.1A。从图9中可以看出:①离子电流和偏置电压波形近似为梯形，在起始阶段，离子电流有一阶跃式增加，同时偏置电压呈一阶跃式跌落;随后离子电流呈线性递增，偏置电压呈线性递减，最后在同时阶跃式复位至初始状态;②离子电流和偏置电压起始阶跃变化的幅值受气压影响，在气压较小时，离子电流和偏置电压阶跃变化的幅值相对较小，随着气压的上升，起始时刻离子电流和偏置电压阶跃变化的幅值呈近似线性增加;在气压较高时，离子电流和偏置电压的变化具有类似方波波形;③离子电流起始阶跃变化时存在一尖峰脉冲，该尖峰脉冲的幅值受气压影响，随着气压升高，离子电流尖峰脉冲幅值呈增大趋势。

引起离子电流和偏置电压发生阶跃变化的原因如下:开始初始电子在电场和磁场的共同作用下，电场近似为恒定电场，而磁场随着磁场激励电流呈脉冲变化，磁场强度大于着火条件后，电子与残余气体分子发生碰撞电离，短时间内形成数量较多的等离子体;等离子体中的电子在电场作用下向阳极运动并同时与残余气体再次发生碰撞，等离子体中的离子在电场作用下向阴极运动;大量的电子向阳极积聚以及大量的离子向阴极积聚，从而使阴极的离子电流有一阶跃增加，而且电子大量积聚阳极也造成偏置电压的阶跃跌落;随后脉冲磁场进一步增加，电子与残余气体分子碰撞进一步增加，电子与残余气体的碰撞逐渐向饱和电离碰撞靠近，从而使碰撞电离形成等离子体浓度增大，测量的离子电流呈线性增加，同时电子数量增加使偏置电压呈线性减小。

图9 离子电流和偏置电压波形随气压的变化Fig．9Waveforms of ion current and bias voltage vary with pressure

根据离子电流随气压的变化关系得到离子电流电荷和峰值随气压的变化关系，如图10所示，其中UB=8kV，IMagnetic=63.1A。气压的变化引起Penning放电形成等离子体的变化，等离子体的变化引起离子电流波形的变化，离子电流波形的变化体现在离子电流峰值随气压的变化上，如图10所示。通过对图10中离子电流峰值与气压的关系拟合得到离子电流峰值与气压近似为幂函数关系，验证了理论分析中两者的幂函数关系。这一结论也已得到相关文献［17，20］的一致认同。

图10 离子电流峰值与电荷随气压的变化Fig．10Ion peak current and charge vary with pressure

在真空间隙固定条件下、施加的磁场和电场一致时，Penning磁控放电离子电流的脉冲宽度固定，离子电荷随离子电流峰值呈线性关系，即磁控放电离子电荷与气压为幂函数关系。

4 结论

论文在基于Penning磁控放电法的基础上，采用倍压充电电压模式提供磁场激励电流，采用升压时间和升压速度可控的高频变压模式提供直流偏磁电压，研究了短真空间隙Penning磁控放电的离子电流特性及其影响因素。实验研究发现，离子电流波形在10－4Pa数量级时为三角波;随气压的增加逐渐由三角波向方波转换;在满足着火条件下，离子电流峰值只受电场的影响，离子电流脉冲宽度只受磁场的影响;磁控放电下离子电流峰值与气压呈幂函数关系。

［1］Lafferty J M．Triggered vacuum gaps［J］．Proceedings of the IEEE，1966，54(1):23-32．

［2］Boxman R L．Triggering mechanisms in triggered vacuum gaps［J］．IEEE Transactions on Electron Devices，1977，24(2):122-128．

［3］Raju G R G，Hackam R，Benson F A．Time-delay to firing of a triggered vacuum gap with barium titanate in trigger gap［J］．Proceedings of the Institution of ElectricalEngineers，1977，124(9):828-832．

［4］Green A J，Christopoulos C．Plasma buidup and breakdown delay in a triggered vacuum gap［J］．IEEE Transactions on Plasma Science，1979，7(2):111-115．

［5］Shang W，Damstra G C．The properties of triggered vacuum gaps［J］．IEEE Transactions on Electrical Insulation，1993，28(4):650-656．

［6］Alferov D F，Sidorov V A．Modernized triggered vacuum discharge switch with a six-gap rod electrode system［J］．Instruments and Experimental Techniques，1996，39 (3):390-395．

［7］Yao X L，Chen J L，Sun W．A high-voltage and highcurrent triggered vacuum switch［J］．IEEE Transactions on Plasma Science，2010，38(10):2901-2905．

［8］Zhou Z Y，Dai L，Nan J，et al．Operational characteristics of a surface breakdown triggered vacuum switch with six gap rod electrode system［J］．IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation，2011，18(4): 997-1002．

［9］Frontzek F R，Konig D．Measurement of emission currents immediately after arc polishing of contacts［J］．IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation，1993，28(4):700-705．

［10］Zhao Z，Jiang X，Jin Z．Study on internal pressure measurement of vacuum interrupter［A］．19th International Symposium．on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum［C］．Xi’an，China，2000.775-779．

［11］Kong D，Heinemeyer R．Prebreakdown current of vacuum tubes with increased pressure stressed with AC voltage［J］．IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation，1989，24(6):937-941．

［12］Frontzek F R，Konig D，Heinemeyer R．Electrical methods for verifying internal pressure of vacuum interrupters after long-time service［J］．IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation，1993，28(4):635-641．

［13］Merck W F H，Damstra G C，Bouwmeester C E，et al．Methods for estimation of the vacuum status in vacuum circuit breakers［J］．IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation，1999，6(4):400-404．

［14］Walczak K．Method for vacuum state evaluation based on analysis of dynamics of electron emission current and X-radiation in time［A］．The XXth International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum［C］．2002.231-234．

［15］金大志，唐平瀛，刘铁，等(Jin Dazhi，Tang Pingying，Liu Tie，et al．)．潘宁放电在密封电真空器件真空度测量中的应用(Application of Penning discharge in vacuum measuring of sealed vacuum device)［J］．强激光与粒子束(High Power Laser and Particle Beams)，2002，14(3):453-455．

［16］王春宇，金基平(Wang Chunyu，Jin Jiping)．真空灭弧室真空度测量方法的探讨(The vacuum measurement method of vacuum interrupter)［J］．华北电力(North China Electric Power)，2003，67(9):671-673．

［17］金大志，解永蓉，谈效华(Jin Dazhi，Xie Yongrong，Tan Xiaohua)．脉冲放电法测量密封真空管真空度(Measurement of vacuum degree in sealed vacuum tube using pulse discharge)［J］．信息与电子工程(Information and Electronic Engineering)，2006，4(2):149-153．

［18］师哲峰(Shi Zhefeng)．基于脉冲磁控放电法的真空度测试仪的研制(Development of pulsed magnetron discharge method based on vacuum tester)［D］．西安:西安交通大学(Xi’an:Xi’an Jiaotong Uinversity)，2007．

［19］骆一萍(Luo Yiping)．ZkD-1型真空度测试仪的研制(Developed ZkD-1 vacuum degree tester)［D］．西安:西安交通大学(Xi’an:Xi’an Jiaotong Uinversity)，2004．

［20］程仲元，王瑛(Cheng Zhongyuan，Wang Ying)．灭弧室用磁控真空计的研究(Study of the magnetron-discharge vacuum gauges for vacuum interrupters)［J］．真空科学与技术(Vacuum Science and Technology)，1998，18 (6):465-469．

Characteristics of magnetron discharge in short vacuum gap

HU Shang-mao1，YAO Xue-ling2，CHEN Jing-liang2
(1．Department of High Voltage Technology，Electric Power Research Institute，CSG，Guangzhou 510080，China;2．State Key Laboratory of Electrical Insulation and Power Equipment，Xi’an Jiaotong University，Xi’an 710049，China)

The existing vacuum meter based on Penning magnetron discharging needs vacuum gap greater than 10mm．An experiment is carried on the ionic current characteristics of magnetron discharge in a short gap of 1－7mm．Experimental results show that，the ionic current waveform is a trapezoidal wave at 10－4Pa rather than a square wave and the ionic current wave shifts from a trapezoidal to a square wave with the pressure increasing．The ionic peak current is only affected by electric field and the ionic current pulse width is only affected by magnetic fields，so that the ionic current charge is affected both by the electric and magnetic fields．The ionic peak current decreases with the vacuum gap increasing between 1mm and 7mm，and the decreasing rate is of 5%，but it changes relatively small in the ionic current charge．Lastly，it presents an exponential function between the changes of vacuum pressure and ionic peak current and charge．

vacuum;pressure;ionic current;magnetron discharge;triggered vacuum switch

TN107

A

1003-3076(2015)08-0044-07

2014-05-07

国家自然科学基金资助项目(5117713)

胡上茂(1983-)，男，江西籍，工程师，博士，主要研究方向为触发真空开关的触发特性和机理的研究、电力系统过电压保护及绝缘配合研究;姚学玲(1966-)，女，河南籍，教授，博士，主要研究方向为脉冲功率技术、高压大电流脉冲信号测量与控制及信息化系统过电压保护电器的基础理论与测试技术等。