Diapositiva 1 - Dipartimento di Ingegneria Industriale

Università degli studi di Padova
Dipartimento di ingegneria elettrica
GLI ISOLAMENTI IN GAS
Processi fondamentali
La formazione della scarica in un gas è legata ad una serie di
processi che portano alla moltiplicazione di cariche libere, tipicamente
elettroni, fino alla trasformazione del mezzo isolante interposto tra gli
elettrodi in un mezzo conduttore.
In qualsiasi gas c’è una generazione casuale di elettroni liberi per
l’azione della radiazione cosmica e della radioattività naturale. Questi
elettroni si attaccano ad atomi o molecole elettronegative (ossigeno o
vapor d’acqua) formando una popolazione di ioni negativi che in
condizioni normali varia da 1000 a 10000/cm3.
In aria libera, la numerosità dipende anche dalle condizioni
atmosferiche. Fenomeni particolari, come l’estrazione di elettroni dal
catodo, intervengono solo in presenza di campi elettrici estremamente
elevati, quindi con sistemi in pressione o in vuoto.
G.Pesavento
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Meccanismo prevalente: Ionizzazione per urto
• Sotto l’azione di un campo elettrico il moto delle cariche si orienta nelle
direzioni del campo e vengono quindi in collisione con molecole neutre.
• Le particelle attive in questi processi sono sostanzialmente gli elettroni;
pertanto, quando sono legati, il processo che deve avvenire è il loro
distacco dallo ione per effetto di un urto
Vi sono due tipologie di urti:
• urto elastico, quando tra le particelle si ha soltanto uno scambio di
energia cinetica di traslazione, senza alcuna variazione della struttura
atomica o molecolare
• urto anelastico, quando tra le particelle si hanno scambi di energia tali da
modificare l'energia interna o la natura della particella.
G.Pesavento
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Meccanismo prevalente: Ionizzazione per urto
• Sotto l’azione di un campo elettrico il moto delle cariche si orienta nelle
direzioni del campo e vengono quindi in collisione con molecole neutre.
• Le particelle attive in questi processi sono sostanzialmente gli elettroni;
pertanto, quando sono legati, il processo che deve avvenire è il loro
distacco dallo ione per effetto di un urto
Vi sono due tipologie di urti:
• urto elastico, quando tra le particelle si ha soltanto uno scambio di
energia cinetica di traslazione, senza alcuna variazione della struttura
atomica o molecolare
• urto anelastico, quando tra le particelle si hanno scambi di energia tali da
modificare l'energia interna o la natura della particella.
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Si definisce pertanto la probabilità d che una particella ha di essere
sottoposta ad una certa azione da parte di un'altra particella in un tratto dx
del suo cammino.
Tale probabilità dipende dalla natura del gas, dal tipo di processo che si
considera, dall'energia della particella e dalla densità del gas, ossia dal
numero n di particelle per unità di volume.
In via del tutto generale si avrà:
d = ndx
dove  è detta sezione d'urto. Se si ha un numero No, sufficientemente
grande, di particelle che percorrono un tratto dx in un gas, il numero di
urti, di un certo tipo, cui sono sottoposte le particelle risulta:
dN = Non dx.
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n (cm-1)
Xe
10
Ne+ in Ne
1
Ne
H2
10-1
He
N2
A
O2
0 °C e 1 mmHg
-2
10
10
G.Pesavento
102
103
104
eV
Sezione d’urto totale per ionizzazione per urto da parte di elettroni in funzione della
loro energia. (la curva tratteggiata si riferisce all’azione di ioni positivi di Ne nel
loro gas)
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Ionizzazione per urto di ioni
L'efficienza di questo processo è estremamente scarsa nei campi di
applicazione che comunemente interessano. La sezione d'urto del
processo raggiunge valori paragonabili a quelle per l'urto di elettroni
per energie degli ioni di qualche ordine di grandezza superiori
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Termoionizzazione
Nel suo moto disordinato, dovuto all'agitazione termica, una particella può
acquistare, tra due urti successivi, energia sufficiente per ionizzare un'altra
particella.
All'aumentare della temperatura aumenta il numero di particelle che si
trovano in questa condizione e quindi aumenta il grado di ionizzazione,
ossia il rapporto tra numero di particelle ionizzate e numero di particelle
totali. In condizioni di equilibrio il grado di ionizzazione x, ad una fissata
pressione p, è legato alla temperatura T dall'equazione di Saha:
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p x2
Vi


5040
 2,5  log10 T  6,5
log10
2
T
1 x
dove Vi è il potenziale di ionizzazione del gas
espresso in volt.
1.0
x
.8
.6
.4
.2
.0
0
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2
4
6
8
10
12
14
x103
Temperatura (K)
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Fotoionizzazione
L'energia di un fotone è data da h dove h è la costante di Planck (6,62 x
10-34 J s) e  è la frequenza della radiazione. Se
h  eVi
un atomo che assorba il fotone può venire ionizzato. Dato che h = hc/
(dove c è la velocità della luce e  la lunghezza d'onda del fotone) per
avere ionizzazione dovrà essere:
λ
12400
Vi
con  espresso in Å.
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Nel caso dell'aria, dati i potenziali di ionizzazione di ossigeno ed azoto,
le lunghezze d'onda necessarie sono inferiori ai 1000 Å, ossia nel campo
più estremo dell'ultravioletto.
Radiazioni di questo tipo (dette anche ultravioletto da vuoto) hanno
coefficienti di assorbimento molto elevati per cui il cammino libero
medio è molto basso e vengono assorbite nel volume di gas prossimo a
quello in cui sono state generate.
A differenza di quanto avviene per la ionizzazione da parte di elettroni,
la massima probabilità di ionizzazione da parte di fotoni si ha per
energie di poco superiori alla minima necessaria.
Accanto ai processi che portano alla formazione di cariche libere, vanno
ricordati alcuni processi che portano alla riduzione del numero di cariche
o, più genericamente, all'alterazione delle loro caratteristiche.
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Ricombinazione
Due particelle cariche di opposto segno possono, urtandosi, neutralizzare
la loro carica. Nella caratterizzazione di questo fenomeno, generalmente
si fa riferimento al coefficiente di ricombinazione che lega la velocità di
ricombinazione con la concentrazione delle cariche positive (n+) e
negative (n-).
Il numero di urti che portano a neutralizzazione di cariche è
proporzionale alle concentrazioni di cariche ed al tempo, per cui la
velocità di ricombinazione, quando n+ =n- = n, come si può ritenere in
generale, risulta:
dn/dt =  n+n- = n2
dove  [cm3/s] è il coefficiente di ricombinazione. Il coefficiente  assume
in pratica valori diversi secondo il processo di ricombinazione che si
considera, ione-ione e ione-elettrone.
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Attaccamento
η
exp( 60p/E)
 1,95 
p
E/p
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α
B
 A  exp( 
)
p
E/p
Gas
Aria
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A
B
(cm·torr)-1 (cm·torr)-1
15
365
Campo di
validità
V·(cm·torr)-1
100 - 800
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La scarica secondo Townsend
Supponiamo due elettrodi piani e paralleli tra i quali sia interposto un
gas e tra i quali venga applicata una tensione continua V. Se la tensione
viene aumentata oltre un certo valore, la corrente misurabile tra gli
elettrodi aumenta molto rapidamente. Sotto l'azione del campo elettrico
applicato, gli elettroni acquistano, in un libero cammino medio, energia
sufficiente per ionizzare per urto atomi e molecole neutre del gas,
aumentando il numero di cariche libere e quindi la corrente.
In termini quantitativi, secondo Townsend, il fenomeno è
rappresentabile con il coefficiente di ionizzazione  [cm-1], che
rappresenta il numero di cariche libere prodotte da un elettrone in un
percorso di un centimetro nella direzione del campo applicato. Il
numero dn di nuovi elettroni, prodotti dall'azione di n elettroni che
percorrono un tratto dx, risulta:
dn = n dx
L'effetto complessivo di n0 elettroni che percorrono un tratto finito d è,
d
in generale,
n  n o exp  dx
o
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Nel caso di campo uniforme
n = no exp  d
In generale si ottiene
/p = F(E/p)
α
B
 A  exp( 
)
p
E/p
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/p (cm-1  mmHg-1)
aria
10
H2
Ar
He
Ne
1
10-1
He
N2
10-2
H2
Ne
Ar
10
aria
-3
1
10
102
103
104
E/p (V/cm  mmHg)
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Una scarica, per essere tale, devi potersi sostenere da sola, ossia ci
deve essere produzione di elettroni secondari.
Secondo Townsend un possibile meccanismo è l’estrazione al catodo ad
opera degli ioni positivi.
Detto
-
no il numero di elettroni prodotti nell'unità di tempo al catodo per
l'azione di fattori esterni
- n' il numero di elettroni estratti al catodo per bombardamento ionico
-n il numero di elettroni in arrivo all'anodo
n = (no + n') ed
n'=  [n - (no + n')]
 rappresenta il numero di elettroni estratti al catodo per ogni ione
positivo incidente.
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Sostituendo si ottiene
n = noed / [1 -  (ed - 1)]
La corrente diventa infinita quando
 (ed - 1) = 1 ovvero
ed = 1
Si deriva la legge di Paschen
Vs = f(pd)
Infatti
 =F1(E/p)
G.Pesavento

E
 E 


F1   exp  pdF    1
 p
 p 

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Essendo E= V/d


V 
 V 
 exp  pdF 
  1
F1 
 pd 
 pd 

SF6
Vs
Aria(N2)
104
H2
Ar
Ne
103
102
10-1
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1
10
102
pd (cm  mmHg)
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• Per l’aria : Vmin ~ 350 V @ 8 x10-3 bar mm
• Per SF6 : Vmin ~ 350 V @ 2 x 10-3 bar mm
• Con meno di 350 V non si ha la scarica per nessuna
distanza: spesso si fa riferimento a questo aspetti per i
vacuoli
• La regola entra in difetto nella zona a pd molto basso
(pressioni basse – vuoto) o molto alte ( elettrodi)
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Il meccanismo di scarica ora esaminato risulta inadeguato quando si
considerino alti valori del prodotto pd, generalmente superiori a 200 [cm x
mmHg].
La teoria proposta mostra i suoi limiti alle pressioni più alte soprattutto in
relazione ad alcuni punti
-
movimento degli ioni
-scarica di tipo diffuso, mentre a pressioni elevate le scariche hanno uno
sviluppo di tipo filamentare
- influenza materiale costituente il catodo è praticamente inesistente a
pressione atmosferica
- esistono tipi di scariche, quali ad esempio il fenomeno corona ed il
fulmine, in cui non esiste alcun fenomeno al catodo.
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TEORIA STREAMER
- Azione della fotoionizzazione per la produzione di elettroni secondari
- Distorsione del campo locale ad opera della carica spaziale
- Azione più efficace quando la densità di carica è elevata
- Concetto di valanga critica
- Valanga critica quando
n = exp(-) d  k
con k dell'ordine di 108  109, ossia
(-)d  20.
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