LLAIL-CLIC1000
Télécharger le fichier original (Mémoire de fin d’études)
Propriétés physiques des gaz isolants :
• Vitesse de dérive (w) :
Considérons un ensemble de particules chargées de même type, situé dans un gaz de particules neutres. En absence de forces extérieures aucune direction n’est privilégiée et la fonction de distribution des vitesses des ions ou des électrons est isotrope. Si nous appliquons un champ électrique constant l’ensemble des particules va alors se déplacer collectivement dans la direction de la force induite par le champ. La vitesse moyenne avec laquelle le centre de masse de cet ensemble de particules se déplace dans la direction du champ électrique est appelée vitesse de dérive (w). Cette vitesse peut être déterminé par la relation suivante :
w=µE II-1 Où µ représente la mobilité des particules chargées.
E est la valeur du champ électrique.
En terme de variables réduites E/P (ou E/N) la relation précédente s’écrira :
w=(µp)E/p=µN(E/N) II-2
w=(µp)E/p=µN(E/N) II-2
p est la pression exprimée en Torrs et N est la densité du gaz.
µ est la mobilité.
• Coefficient de diffusion (D)
Dans un gaz les différences de concentration des particules d’une région à une autre créent un déplacement des particules des régions de haute concentration vers les régions de basse concentration. Le flux de diffusion par unité de surface (exprimé en cm-2.s-1) est proportionnel au gradient de densité suivant la relation :
ϕ=−DgradN II-3
D est le coefficient de diffusion.
• Coefficient d’ionisation (α):
Lorsque l’énergie des électrons est suffisamment grande, ils peuvent ioniser les molécules du gaz. Pour caractériser ce processus on introduit une grandeur α appelée coefficient d’ionisation (ou premier coefficient de Townsend). Ce coefficient représente le nombre de pairs ions électrons crées par centimètre de parcours dans la direction de l’accélération. Dans ces conditions, si on suppose qu’un électron se déplace entre deux électrodes parallèles et se heurte avec une molécule neutre, il provoque trois réactions :
1- Si la collision est élastique l’électron perd une partie de son énergie au profit de la molécule (plus lourde) et peut changer de direction.
• Coefficient d’attachement (η):
Le coefficient d’attachement (η ) caractérise le nombre d’électrons qui disparaissent par unité de longueur par suite des processus d’attachement. Dans ce cas le courant ne peut que décroître en fonction de la position : A + e- A-
La détermination aussi bien théorique qu’expérimentale du coefficient d’attachement est plus délicate que son homologue α. La principale raison est que les mécanismes caractérisant l’attachement des électrons sont plus complexes que ceux caractérisant l’ionisation. En outre l’attachement s’effectue à basse énergie électronique.
• Coefficient d’ionisation effectif α
Lorsque les processus d’ionisation et d’attachement coexistent, il est difficile de déterminer séparément les deux coefficients. Le coefficient d’ionisation effectif est donné par la relation suivante: α=α−η
• Coefficient de détachement
Les ions négatifs formés peuvent disparaître par l’intermédiaire de mécanismes très divers sous certaines conditions (pression, nature des ions négatifs, du champ électrique, …etc.). Ces phénomènes de détachement semblent, dans les décharges à haute pression être l’origine principale d’électrons germes dans la décharge.
Critères de rupture de l’intervalle dans un champ homogène
• Croissance d’une avalanche électronique
Le processus fondamental pour le développement d’une décharge dans un milieu gazeux est l’avalanche électronique. Suivant ce mécanisme, des électrons libres accélérés par le champ électrique peuvent acquérir de l’énergie suffisante pour provoquer, par des collisions, l’ionisation des molécules neutres, pendant leur mouvement dans l’espace inter-électrodes.
Le résultat est la formation des multiples paires électrons rapides – ions lourds formant une avalanche électronique à partir d’un électron initial. Le nombre No d’électrons libres de l’avalanche augmente de façon exponentielle suivant la relation suivante: Ne(x)=N0 exp[∫(α−η)dx]=N0 exp[∫αdx] II-7
Si les conditions de génération d’électrons libres ne sont pas favorables, ces avalanches électroniques deviennent des événements solitaires et s’éteignent naturellement lorsqu’elles approchent l’anode ou des régions de faible intensité de champ électrique.
Afin d’expliquer les phénomènes physiques qui conduisent au claquage d’un intervalle isolé par un gaz, différentes théories ont été développées au fil des années.
• Le mécanisme de Townsend
Selon ce type de claquage, la succession d’avalanches électroniques, initiées à la cathode est fondamentale. La formation d’une seule avalanche n’est pas capable de provoquer le claquage. La théorie de Townsend met donc en valeur des processus secondaires d’ionisation qui assurent la création des électrons pour le développement des nouvelles avalanches. Les principaux mécanismes de création d’électrons secondaires sont la photo ionisation dans le gaz (rôle des photons émis par des atomes excités ou réactions de recombinaison), l’émission photoélectrique par la cathode et le bombardement de la surface de la cathode par les ions positifs. En supposant que les électrons secondaires se produisent au niveau de la cathode, Geballe et Reeves [II-1], ont élaboré un critère, dit critère de Townsend, pour l’établissement d’une décharge autœntretenue qui pour des conditions strictement homogènes (plan-plan) conduit rapidement au claquage. Selon ce critère, la condition pour un claquage est remplie lorsque: 1ηII-8 exp(αd)=. 1+γ+ γα
Avec γ le coefficient secondaire d’ionisation (nombre d’électrons secondaires émis par la cathode) et d la distance inter électrodes. Pour un intervalle induisant un champ électrique homogène, le champ de claquage déterminé par ce critère est proche à la valeur limite. La condition de claquage peut être simplifiée à l’expression, selon laquelle le claquage a lieu quand le champ permet à l’ionisation ( α ) de prédominer l’attachement ( η).
Il faut noter que la théorie de Townsend est applicable pour des conditions quasi statiques et pour des champs strictement uniformes. Le critère établi permet une bonne prévision des tensions d’amorçage à basse pression, mais il est de peu d’utilité pour l’ingénieur des projets de haute tension. Pour des applications pratiques, les tensions sont des impulsions à front raide provocant la rupture dans un temps très court. Or, le mécanisme de Townsend aboutit à des temps formatifs longs puisqu’il suppose que plusieurs avalanches sont engendrées avant que le claquage puisse avoir lieu. Son application pour une configuration de champs inhomogène est douteuse, surtout pour la polarité positive pour laquelle la formation des avalanches à la cathode n’est peut-être pas possible à cause de la forte réduction du champ. Par ailleurs, des temps formatifs si courts ont été observés, que même les électrons n’ont pas le temps de traverser l’intervalle. Ces amorçages extrêmement rapides ont conduit à l’élaboration de la théorie des streamers qui implique d’avantage des phénomènes d’ionisation dans le gaz, à proximité de la tête de l’avalanche. Pourtant le mécanisme de Townsend peut être considéré comme le précurseur du mécanisme de streamer, du fait qu’il provoque une accumulation des charges d’espace qui perturbent localement le champ créant les conditions nécessaires pour le début d’un processus de formation d’un canal conducteur [II-2].
• Loi de Paschen
L’étude de la décharge type Townsend à montrer que la tension de rupture pouvait s’exprimer comme une fonction implicite de Pd. C’est ce qu’on appelle la loi de Paschen.
Uc = f(Pd) II-9 Sur la figure 1, est présentée une courbe typique de Paschen.
La signification physique de cette loi peut être aisément compréhensive. En effet, si l’on diminue progressivement la pression P, les électrons effectuent de moins en moins de collisions. Si l’on veut maintenir les valeurs de α suffisamment élevées de manière à ce que la condition de criticité soit préservée, le nombre de collisions ionisantes doit être augmenté. Dans ces conditions Uc doit être progressivement augmenté à mesure que la pression diminue. Par ailleurs, si le produit Pd croit, un électron accéléré par le champ électrique aura une probabilité plus grande de rencontrer une molécule du gaz, mais l’énergie moyenne acquise entre deux collisions étant plus faible, la probabilité d’obtenir une collision ionisante est relativement faible à moins d’augmenter la tension. Il s’ensuit que la courbe de Paschen doit nécessairement passer par un minimum.
• Déviation de la loi de Paschen.
Des déviations importantes par rapport à la loi de Paschen aux pressions élevées et aux distances relativement fiables ont été observées conduisant à la réduction des tensions de rupture de l’intervalle. Ces réductions peuvent atteindre jusqu’à 50% des valeurs estimées par la loi de Paschen [II-4]. Les diminutions des tensions de claquage pour le cas du SF6 sont probablement causées par la distorsion du champ électrique dû essentiellement à la rugosité des surfaces des électrodes et à la présence des particules libres dans le milieu.
• Mécanismes des streamers
La théorie de streamer a été introduite afin d’expliquer comment une seule avalanche électronique de taille critique est suffisante de conduire au claquage rapide de l’intervalle.
Un streamer est défini comme un canal filamentaire étroit prenant naissance généralement sur une électrode et caractérisé par:
– Une forte concentration de charge unipolaire.
– Une vitesse de croissance très élevée et par conséquent un temps de claquage réduit.
La propagation d’un streamer est essentiellement due à:
– La production des électrons par photo ionisation à la tête de l’avalanche.
– L’augmentation du champ électrique local due à l’effet de la charge d’espace.
• Effet de la charge d’espace
Dans un champ électrique proche du champ critique, les ions positifs se déplacent avec une vitesse de l’ordre de 105cm sec-1 tandis que les électrons ont une vitesse de l’ordre de 107cm sec-1. Dans ce cas les ions positifs peuvent être considérés comme immobile par rapport aux électrons, l’avalanche qui se développe dans un champ uniforme se présente comme un nuage d’électrons en tête suivi par un nombre similaire d’ions positifs à la queue. Ceci provoque l’apparition d’une charge d’espace qui tend à déformer le champ électrique initial. L’effet immédiat de la charge d’espace est l’augmentation du champ électrique à la tête et à la queue et une diminution dans la zone intermédiaire entre les électrons et les ions positifs comme on peut le voir sur la figure 2.
Figure 2: Evolution de la charge d’espace en champ uniforme.
Raether, Meek et Loeb ont élaboré des critères semi-empériques pour la transition à la théorie des streamers (dards) basée sur la magnitude de la charge d’espace.
Raether [II-5] a postulé que le streamer peut se développer quand le mécanisme de Townsend à partir de la cathode produit un nombre d’électrons suffisant pour permettre au champ de la charge d’espace d’être comparable au champ appliqué.
Considérant un streamer négatif (figure 3b) Raether a établi l’égalité suivante:
E = qexp(αx )=E
s 4πra ε0
Es est le champ correspondant à la charge d’espace.
x est la longueur de l’avalanche.
ε 0 = Constante diélectrique dans le vide. q est la charge électronique.
Dans ce cas Raether a pris αd = 20.
Meek et Loeb [II-6] ont considéré le streamer positif avec presque la même théorie de Raether (figure.3a). L’augmentation du champ est due à la charge d’espace des ions positifs laissés à la queue de l’avalanche. Les ions positifs apparaissent comme un canal à extrémité hémisphérique au fur et à mesure que le streamer se développe. Meek a formulé l’équation du champ produit par la charge d’espace à une distance r
Pour des champs homogènes, lorsque le champ est suffisamment élevé, la formation du streamer conduit directement au claquage par une seule étape. En effet, le champ E/P(x) est constant partout dans l’espace inter-électrodes et supérieur à la valeur critique de 89 kV/cm à la distance critique xc.
Processus de calquage en champ fortement divergent
Les équipements de haute tension utilisant le SF6 comme isolant sont fabriqués sans volume critique pour les différents types d’impulsions. S’il y a une défaillance quelconque de cet équipement engendrant une augmentation du champ électrique au-delà de la valeur prévisible il est presque certain que cela est dû à l’inhomogénéité du champ électrique. Dans ces conditions les paramètres principaux qui déterminent le comportement diélectrique et le régime de claquage sont la forme de la tension appliquée, l’état des surfaces et la pression du gaz.
• Décharge couronne en pointe-plan dans le SF6.
Lorsqu’on applique une tension suffisante aux bornes d’un système d’électrodes à géométrie non homogène, on se trouve alors en présence d’un effet couronne qui apparaît sur l’une des électrodes appelée électrode active. Le seuil d’apparition de l’effet couronne dans un système pointe plan dépend de plusieurs paramètres à savoir la pression du gaz, la tension appliquée, la distance inter-électrodes et finalement le rayon de courbure de l’électrode pointe. Les décharges couronnes peuvent apparaître dans tous les gaz électronégatifs et elles ont été considérées comme des décharges erratiques accompagnées d’impulsions dans le circuit extérieur pour la polarité positive et négative.
La figure 4, illustre l’aspect lumineux de la décharge couronne lorsque seule la pression varie. Sur cette figure apparaissent, toujours en fonction de la pression, les valeurs des tensions de claquage et des tensions seuils de la décharge couronne. Ces dernières correspondent aux tensions à partir des quelles sont détectées les premières impulsions du courant.
Les caractéristiques typiques du mécanisme de claquage d’un gaz électronégatif en présence d’un champ fortement divergent sont montrées sur la figure 5.
Les tensions seuils d’apparition de la décharge couronne représentant un claquage partiel au voisinage de l’électrode pointe est supérieur en polarité positive par rapport à la polarité négative, du fait que les avalanches se développent vers les régions à champ élevé [II-8]. Par contre, les tensions de claquage sont plus élevées en polarité négative et ils ne présentent pas de maximum. Pour les tensions alternatives le claquage se déroule dans le premier demi cycle positif et sa caractéristique ressemble à celle de la polarité positive. Pour les claquages dus à des impulsions positives la courbe présente un faible maximum comparé à celle de la polarité positive. Ceci est valable aussi pour l’impulsion négative.
L’écart existant entre la tension seuil (Us) de la décharge couronne et la tension de claquage, caractérise ce qui est communément appelé l’effet protecteur (corona stabilisation)[II-9] de la décharge couronne contre le claquage. Ce phénomène tient son nom du fait qu’en configuration pointe-plan, si une haute tension impulsionnelle (c’est-à-dire dont le temps de monté est très court), est appliquée à la pointe, le claquage survient pour des tensions généralement inférieures à celles des tensions continues. Les raisons avancées pour expliquer cette différence, sont qu’en décharge couronne sous tension continue et pour une tension inférieure à la tension disruptive, la charge d’espace constituée par la dérive des ions entre les électrodes, modifie la distribution du champ de telle sorte que la décharge ne peut exister qu’à proximité de la pointe. Signalons que cette notion de protection par effet couronne a bien évidemment suscité l’intérêt des chercheurs. L’effet protecteur peut être décomposé en fonction de la pression du gaz, en trois parties distinctes.
– Pour les pressions les plus basses (p < p1), la protection contre le claquage assurée par la décharge couronne augmente régulièrement jusqu’à atteindre un maximum. Dans cette phase, la tension augmente quasi-linéairement avec la pression et une décharge diffuse prend naissance au bout de la pointe. L’augmentation de la pression provoque la transition progressive vers un régime de décharges filamentaires (type streamer) confinées à quelques millimètres de la pointe [II-10].
– A basse pression et jusqu’à la pression p1, le claquage se produit suite à la propagation d’un streamer de la pointe vers le plan[II-9]. Selon Farish [II-10], ceci est possible dés lors que la distribution axiale du champ est telle que le rapport E/P est partout supérieur à la valeur critique de 45 kV/cm/bar pour le SF6, car d’après l’auteur ce type de claquage ne peut avoir lieu que si les conditions de propagation du streamer sont garanties.
– En augmentant d’avantage la pression (p > p1), la figure nous montre une dégradation manifeste de l’effet protecteur qui se traduit par une réduction abrupte, en fonction de la pression, de l’écart entre les tensions seuils et les tensions de claquage. Cette phase de dégradation de l’effet protecteur atteint son maximum pour une valeur critique de la pression pc, passé cette limite, la décharge couronne n’existe plus et que le claquage représente la seule manifestation électrique possible.
Détermination de la tension seuil de la décharge couronne dans le SF6
La forte électronégativité du SF6 et l’inhomogénéité du champ facilitent la concentration des charges d’espaces (ions) dans la région de champ faible. Cette accumulation des charges d’espaces dans l’intervalle perturbe localement la valeur du champ et influence le processus de claquage. Pour ces conditions le streamer peut se limiter à une décharge de type couronne. L’effet de stabilisation du champ par le nuage d’ions due à cette décharge couronne autour de la pointe exige des tensions de claquage nettement supérieures à celles obtenues par le critère des streamers. Pour des configurations induisant des champs fortement inhomogènes cette valeur calculée correspond plutôt à la valeur d’amorçage de la couronne Us et non pas la valeur de claquage. Un modèle théorique a été proposé par Nitta et Shibuya [II-11] pour le calcul de la tension de la décharge couronne en présence dans champ fortement divergent et qui est basé sur le critère des Streamers x∫c(α−η).dx=K .
Facteurs influençant la tenue diélectrique du SF6
Le comportement du SF6 est tributaire des phénomènes tendant à modifier le champ car le coefficient d’ionisation effectif augmente très rapidement en fonction du champ. Parmi les facteurs influents sur la tenue diélectrique, nous examinons l’effet des particules métalliques et la nature des matériaux des électrodes.
• Les particules métalliques
La présence des particules peut réduire de manière notable la tension d’amorçage de l’intervalle. Cette réduction est fonction de leur dimension, de leur matériau, de leur position dans l’intervalle, ainsi que de la nature du gaz et de celle de la tension appliquée. La réduction de la tension d’amorçage due à la présence des particules est plus importante sous tension continue que sous tension alternative[II-13]. Les phénomènes de charge d’espace en continue et les alternances en alternative provoquent le va et vient des particules entre les électrodes. Toutefois, la probabilité qu’elles atteignent à chaque fois une des électrodes est beaucoup plus réduite en alternative qu’en continue, du fait de la durée relativement courte des alternances. En onde de choc, les particules ont encore moins de temps pour atteindre les électrodes.
Sommairement, l’influence des particules conductrices sur la tenue diélectrique des systèmes isolés par le SF6 s’explique par le fait, qu’en raison justement de leur caractère conducteur, les lignes de champ électrique convergent à leur proximité. L’augmentation conséquente de l’intensité du champ favorise le développement de décharge à leur niveau.
Un des moyens classiques pour s’affranchir des effets des particules est de les entraîner dans une région à champ faible voir nul et de les piéger. Ainsi, dans la plupart des équipements au SF6, on trouve des pièges à particules permettant de maintenir les particules dans des poches ou elles ont été isolées par le champ.
• Le matériau des électrodes
Le matériau des électrodes, particulièrement celui de la cathode, influe sur la décharge à travers l’émission électronique par les ions positifs et par les photons, surtout dans les configurations où la pression et le champ sont élevés. La rugosité de la surface des électrodes, en particulier les protubérances (aspérités), génère des champs locaux nettement supérieurs au champ appliqué. La diminution de la tension d’amorçage dépend de la hauteur de l’aspérité (h) et de la pression (P). En effet, Pederson [II-4] a fait mention d’une diminution de la tension d’amorçage à partir de Ph > 0.04 bar.cm.
Décharge dans l’azote (N2)
Les phénomènes de photo ionisation prennent le pas sur les autres processus dans l’initiation de la décharge dans l’azote. L’auto détachement est particulièrement peu actif puisque l’azote n’est pas électronégatif et la présence des ions négatifs est peu fréquente dans ce milieu. Ces spécificités font que l’initiation et le développement de la décharge dans l’azote diffèrent quelque peu de ceux dans le SF6 [II-14]. A partir de la relation générale du premier coefficient, la tension d’amorçage d’un intervalle de gaz (dans les configurations de champ uniforme et pour des pressions peu élevées) est donnée par [II-15].
Table des matières
Introduction
Chapitre I
I-1. Introduction
I-2. Mise au point des différents travaux en vue du remplacement du SF6
I-2-1.Historique sur le SF6
I-2-2. Propriétés physico-chimiques du SF6
a)- Principales propriétés physico-chimiques du SF6
b)- Décomposition du SF6 dans les différents types de décharges électriques
I-2-3. Effet du SF6 sur l’environnement
I-2-4. Possibilités de remplacement du SF6
I-2-5. Propriétés physico-chimiques de l’azote (N2
• Vitesse de dérive (w)
I-3. Conclusion
Chapitre II
II-1. Introduction
II-2. Rappels théoriques
II-2-1. Propriétés physiques des gaz isolants
• Coefficient de diffusion (D)
• Coefficient d’ionisation α
• Coefficient d’attachement η
• Coefficient d’ionisation effectif α
• Coefficient de détachement
• Coefficient de recombinaison
II-2-2. Critères de rupture de l’intervalle dans un champ homogène
• Croissance d’une avalanche électronique
• Mécanisme de Townsend
• Loi de Paschen
• Déviation de la loi de Paschen
• Mécanismes des streamers
• Effet de la charge d’espace
II-2-3. Processus de calquage en champs fortement divergent
• Décharge couronne en pointe-plan dans le SF6
II-2-4. Détermination de la tension seuil de la décharge couronne dans le SF
II-2-5. Facteurs influençant la tenue diélectrique du SF6
II-2-6. Décharge dans l’azote (N2)
II-2-7. Facteurs influençant la tenue diélectrique de l’azote
II-2-8. Décharge dans le mélange SF6-N2
II-3. Transport des porteurs de charges
II-3-1. Théorie classique de la mobilité
II-3-2. Détermination de la mobilité par la méthode directe dite de temps de vol
• Mobilités des ions négatifs
• Mobilités des ions positifs
II-3-3. Détermination des mobilités par les méthodes indirectes
• Modèle de Coelho et Debeau
• Correction du modèle de Coelho
• Modèle de Sigmond
II-3-4. Mobilité ionique dans les mélanges gazeux
II-4. Analyse de la lumière d’une décharge couronne
II-4-1. Spectroscopie moléculaire
• Energie totale d’une molécule
• Energie vibrationnelle
• Energie Rotationnelle
II-4-3. Evaluation des Températures rotationnelle et vibrationnelle
Chapitre III
III. Techniques expérimentales
III-1. Méthodes de détections des décharges électriques
III-2. Technique de mesure des décharges électriques
III-2-1. Dispositif de mesure des caractéristiques de courant en fonction de la tension I=f(U)
III-2-2. Descrition de la cellule d’essai
III-2-3. Préparation des pointes
III-3. Technique de détection spectrale de la lumière
III-4. Effet de la décharge couronne sur les électrodes pointes
III-4-1. Cas de la pointe en décharge positive
III-4-2. Cas de la pointe en décharge négative
III-4-3. Evolution temporelle du courant
III-5. Conclusion
Chapitre IV
IV. Résultats expérimentaux
IV-1. Tensions seuils des décharges couronnes
IV-1-1. Caractéristiques courant-tension des décharges couronnes dans les mélanges SF6- N2
• Cas d’une pointe anodique
• Cas d’une pointe cathodique
IV-1-2. Mesure des tensions seuils (UsI)
IV-1-3. Evolution des tensions seuils en fonction de la pression
IV-1-4. Calcul des tensions seuils de la décharge couronne
IV-1-5. Conclusion
IV-2. mobilité des porteurs de charges
IV-2-1. Caractéristiques I=f(U) et =f(U) des décharges couronnes
IV-2-2. Moilités des porteurs de charges pour le SF6 pur
IV-2-3. Mobilités des porteurs de charges pour les mélanges SF6 -N2
IV-2-4. Conclusion
IV-3 Emission de la lumière et détermination des températures rotationnelle et vibrationnelle
IV-3-1 Emission de la lumière d’une décharge couronne dans le SF6 et les mélanges SF6 -N2
• SF
• Dans les mélanges SF pur
6-N2
• Influence de la pression sur la lumière émise
• Dimension de la zone d’émission de la décharge couronne
IV-3-2. Détermination de la température du gaz soumis à une décharge couronne
IV-3-3. Variation de la temperature rotationnelle (Tr) en fonction du courant de la décharge couronne
IV-3-4. Effet de polarité sur la température de la décharge
IV-3-5. Variation des températures vibrationnelles (Tv) pour une décharge couronne négative
IV-3-5. Conclusion
Chapitre V
V-1. Discussion générale
V-1-1. Evolution des Tensions seuils en fonction de la concentration du SF6 dans le mélange
V-1-2. Analyse des résultats sur les mobilités de porteurs de charges
V-1-3. Analyse de la lumière émise et des températures de la décharge couronne
V-2. Conclusion générale
Références
