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High Voltage Engineering Département d’électrotechnique

Faculté de Technologie Université Ferhat Abbas Sétif – 1 –

MEI86 Technique de Haute tension (2019/2020)

Cours de techniques des hautes tensions Page 6.1

Chapitre 6

Isolants gazeux

6.1 Introduction.

Les gaz constituent un des éléments de base de l’isolation à haute tension des matériels électriques. De tout

temps, les bonnes qualités isolantes de l’air ont été utilisées aussi bien dans les applications de l’électricité

statique que dans l’isolation des lignes aériennes.

Dans ces dernières décennies, la nécessité de diminuer sensiblement les dimensions des installations

électriques pour des questions d’encombrement et de coût a conduit à recourir à d’autres gaz isolants tels que

l’azote, le C02, le fréon et surtout l’hexafluorure de soufre (SF6).

Parallèlement, malgré des difficultés pratiques importantes, on a utilisé les bonnes caractéristiques isolantes

du haut vide (10-510-7 mm Hg) dans la technique de coupure (disjoncteurs, …).

Le comportement des isolants gazeux en haute tension doit être étudié dans deux buts:

• éviter le développement d’arcs ou, si cela n’est pas possible, limiter ses effets (distances d’isolement, cornes

et raquettes d’amorçage en parallèle avec des chaînes ou des fûts d’isolateurs, interrupteurs, disjoncteurs,

fusibles, etc.);

• connaître la physique des amorçages d’arc dans les gaz afin de faciliter leur amorçage dans les applications

particulières (éclateurs d’amorçage de générateurs de choc, éclateurs de protection, parasurtensions,

parafoudres, tubes fluorescents, soudure électrique, électroérosion, etc.).

6.2 Remarques.

Les théories exposées ci-dessous sont valables pour des cas de décharges dans des gaz situés entre des

électrodes planes-parallèles. Dans le cas d’électrodes de forme géométriques différentes, on recourera

avantageusement à des facteurs de forme (facteur de Schwaiger).

On étudiera tout d’abord séparément La décharge disruptive à basse pression (<0,11 atm. théorie de

Townsend) puis à haute pression ( 1atm, (plasma d ‘arc)).

Ces études seront faites dans le cas de distances d’éclatement (ou intérélectrodes) courtes (max. 1 m.),

l’extension de la théorie aux longs arcs étant traitée séparément.

Dans les gaz, les phénomènes de conduction sont du type ionique, c’est-à-dire qu’ils apparaissent si des ions

positifs, négatifs et des électrons sont présents.

6.3 Graphe tension-courant dans un gaz.

Le graphe de la tension continue U intérélectrodes planes-parallèles séparées par un gaz, en fonction du

courant I traversant le gaz, relevé au moyen d’une source de courant approchée (Transformateur HT en série

avec une grande résistance et une diode) est présenté à la figure 6.1. La figure représente l’allure générale des

caractéristiques U—I des décharges gazeuses, pour des pressions comprises entre 0,1 et 10mm Hg.

6.4 Décharge dépendante.

Comme les gaz sont électriquement neutres, une conduction électrique n’apparaît à champ électrique appliqué

faible, que sous l’effet de radiations ionisantes (rayonnement cosmique, sources radioactives, rayons ionisants,

etc.). Ce phénomène peut être constaté lorsqu’on trace avec tout le soin requis, et en tension continue, la

caractéristique d’arc: U= f(I). On parle alors de décharge dépendante ou non autonome caractérisée par

l’absence de tout phénomène lumineux (I = 10-10 A). Nous négligerons par la suite ce phénomène par ailleurs

important en physique (compteurs d’ions).

6.5 Décharge indépendante.

Les conditions d’amorçage de la décharge disruptive dans un gaz sont liées au déclenchement du phénomène

d’avalanche qui se déclenche dès que le champ électrique appliqué à la molécule neutre entraîne un

Chapitre 6 Isolants gazeux


dépassement de la valeur du potentiel d’ionisation de cette molécule. Dans ce cas, on parlera de décharge

indépendante ou autonome (Fig. 6.1).

6.6 Loi de Paschen.

Le critère d’amorçage d’une décharge indépendante fait l’objet de la loi de Paschen. Cette loi établit la relation

entre la tension disruptive dans le gaz en fonction du type de gaz, de la géométrie et des conditions

atmosphériques (p, t, h) (Fig. 6.2).

Fig. 6.1 Caractéristique schématique d’une décharge

gazeuse.

Fig. 6.2 Schéma d’une cellule pour

l’établissement de la loi de Paschen

La conduction du courant électrique est liée au déplacement d’ions positifs et d’électrons négatifs à l’intérieur

du gaz sous l’effet du champ électrique E.

Les conditions qui déterminent l’intensité du courant sont:

• Si le gaz est non ionisé, aucun courant ne circule;

• Si le gaz est uniquement ionisé par Les électrons négatifs dus au rayonnement cosmique ou à la radioactivité,

le courant est de l’ordre de 10-15 (A) (décharge dépendante);

• Si le phénomène d’émission d’électrons secondaires négatifs apparaît, le courant augmente fortement

(décharge indépendante).

6.7 Extraction d’électrons secondaires.

L’extraction d’électrons secondaires se fait par l’effet de la force électrostatique F=qE (Fig. 6.3). La possibilité

d’extraction est définie par .

6.8 Phénomène d’avalanche.

Le graphe de la figure 6.4 présente le développement d’un phénomène d’avalanche.

Fig. 6.3 Extraction d’électrons. Fig. 6.4 Phénomène d’avalanche.

En généralisant on constate que:

• Le nombre d’électrons résultant des chocs ionisants vaut 2Z;



• Le nombre d’ions positifs résultant des chocs ionisants vaut 2Z- 1.

6.9 Résumé.

La loi de Paschen s’explique simplement par le fait que pour une distance inter électrodes fixée à très basse

pression. Étant donné le nombre limité de molécules présentes, l’avalanche ionisante est limitée entraînant une

tension disruptive élevée, lien est de même pour les pressions élevées où la grande densité moléculaire fait que

le libre parcours moyen des particules ionisantes n’est plus suffisant pour déclencher facilement le phénomène

d’avalanche.

Entre les deux se situe un optimum correspondant au minimum de Paschen.

6.10 Courbes de Paschen.

La loi de Paschen énonce que la tension de claquage d'un gaz soumis à une différence de potentiel continue,

entre électrodes séparées d'une distance, obéit à une équation de la forme :

CdpAln

dpkUd

(6.1)

où k, A et C des constantes dépendantes du gaz et de la température

L’étude de l’équation (6.1) permet de tracer les courbes de Paschen caractérisées par une asymptote verticale,

un minimum et une remontée quasi oblique

Les figures 6.6 et 6.7 présentent les courbes de Paschen, respectivement pour l’air et l’azote.

6.11 Définition: minimum de Paschen.

Les courbes de Paschen présentent un minimum qui est donné au tableau 6.1 pour différents types de gaz.

6.12 Décharge disruptive.

Une fois les conditions d’amorçage réalisées et en supposant que la source d’alimentation soit suffisamment

puissante pour délivrer le courant appelé, deux catégories différentes de décharges disruptives peuvent

apparaître, se distinguant par la densité de courant beaucoup plus petite respectivement beaucoup plus grande

que 1 A/cm2:

Fig. 6.6 Courbe de Paschen pour l’air en échelle

logarithmique température 20°C.

Fig. 6.7 Courbe de Paschen pour l’azote en échelle

logarithmique température 25°C.

• La décharge de Townsend (10-8 10-6 A) pour des pressions inférieures à 0,11atm. Ce type de décharge peut

être suivi par le type de décharge luminescente (10-4 10-2 A) dans les mêmes gammes de pression;

• L’arc (10-1 10m A, mmax=6) pour des pressions supérieures à 0,11 atm. Il est à noter que dans certaines

conditions (chauffage thermoionique) des arcs peuvent également apparaître pour des pressions inférieures à

celles indiquée ci-dessus.



Gaz Cathode (Ud)min (volts) (pd)min (mmHg.cm)

He Fe 150 2,5

Ne Fe 244 3

air Fe 330 0,57

A Fe 265 1,5

N2 Fe 275 0,75

O2 Fe 450 0,7

Na Fe 335 0,04

Hg Fe 520 2

Hg W 425 1,8

Hg Hg 330 --

H2 Pt 295 1,25

Tableau 6.1 Minimum de Paschen

6.13 Décharge non autonome.

Ce type de décharge a lieu à champ électrique faible. On distingue:

• Un courant ionique;

• Un courant électronique.

6.14 Calcul du courant ionique.

Dans le cas d’une décharge indépendante, la densité de courant due au transfert ionique est donnée par la

relation:

neJ (6.2)

Où: n est la densité d’ions positifs et négatifs (ions/m3), e est la charge de l’électron (1.6 10-19 As), la vitesse

des ions (m/s) qui dépend du champ électrique appliqué.

En introduisant la mobilité des ions, l’équation (6.2) devient:

EµµneJ (6.3)

Où: E est le champ électrique appliqué (V/m), µ+ et µ- sont les mobilités des ions positifs respectivement

négatifs. Les mobilités des ions sont fonctions du champ électrique appliqué. Ainsi pour E = 3 MV/m on a

mesuré: µ+=0,136 10-3 m2/Vs, µ-=0,18710-3 m2/Vs, µe =0,05 m2/Vs.

6.15 Exemple.

Soit un gaz à faible densité moléculaire n = 3. 1010 ion+/m3, auquel on applique un champ électrique très faible

E= 100 V/m. Si l’on prend pour les mobilités positive et négative une même valeur moyenne µ+= 0,1 10-3 m/s,

on obtient J= 0,1.10-9 A/m2 et I= 10-14 A pour 1 cm2 d’électrode.

6.16 Calcul du courant électronique.

Comme les ions positifs et négatifs sont beaucoup plus lourds que les électrons, La relation (6.3) peut s’écrire,

lorsqu’on admet une conduction électronique (électrons libres):

d

UneµEneµJ ee (6.4)

Avec ;

eµ : mobilité électronique µe >>µ+,- ; U : tension appliquée entre les électrodes; d : distance inter-électrodes.

Ainsi, si 310 mélectrons/ 103 = n , sA 103 = e -19 , s /Vm 0,05 = µ 2e et E 100V/m, on trouve

A/m 10 24= J 2-9 et A 10 2,4= I 12- pour 1 cm2 d’électrode.



On voit que dans le cas de la décharge non autonome, la densité de courant est proportionnelle à la tension

appliquée (loi d’Ohm), On constate également que la densité de courant croît proportionnellement à la densité

de molécules ionisées, d’où l’application à des compteurs de particules ionisées.

6.16 Calcul du courant de saturation de la décharge non autonome.

Plus U augmente, plus le champ électrique moyen augmente et plus la vitesse des ions est grande. Le transfert

de ceux-ci vers l’électrode de signe opposé étant pratiquement instantané, ceci correspond à une limite de

courant de saturation. La densité de courant de saturation est donnée par la relation:

edJ (6.5)

Où, nombre de paires d’ions créés par une source extérieure (ionisante) par unité de temps et de volume:

exemple: 1014 paires d’ions/cm3.

6.17 Exemple.

Si d = 0,01 m, Js = 160 10-9 A/m2, on obtient I = 16 10-12 A pour 1 cm2 d’électrode.

La valeur de courant de saturation est déterminée par et d et non plus par U.

6.18 Définition: décharge de Townsend.

L’augmentation de densité de courant à partir du seuil de saturation de la décharge non autonome peut être

expliquée par l‘ionisation du gaz par des électrons primaires entraînant le phénomène d’avalanche ionique.

Dans ce cas de décharge, la densité de courant ne répond plus à une loi d’Ohm, mais à une loi du type:

1

dexp

d

JJ s

(6.6)

Où :

J: courant de saturation;

• : premier coefficient de Townsend (voir fig. 6.8) correspondant au nombre macroscopique moyen de paires

de ions formés par un électron sur un parcours de 1 cm (exprime la notion d’avalanche); dépend de E, de p et

de la nature du gaz;

• : est appelé deuxième coefficient de Townsend.

La décharge de Townsend se situe entre 10-8 et 10-6 A, elle est peu Lumineuse car elle transporte un courant

peu intense. La luminosité est a peu près uniforme dans tout l’espace compris entre les électrodes.

6.19 Définition: décharge luminescente.

Lorsque le courant d’une décharge de Townsend croit, la tension entre les électrodes diminue et on a un

nouveau type de décharge, appelée luminescente, caractérisée par une chute de tension constante entre

électrodes et l’apparition de plusieurs zones lumineuses-diffuses (fig. 6.9).

Ces phénomènes lumineux peuvent être expliqués par la présence de charges d’espace (plasma).

La densité de charge d’espace n+,- est de l’ordre de 1010 charges / cm3 pour une pression de 1 mm de Hg. Le

degré d’ionisation résultant est très faible, de l’ordre de 10-6.

La puissance consommée par la décharge luminescente est de l’ordre de 1 W/m pour 1 cm de diamètre

(avantage de l’éclairage au néon).

La chute de tension totale est donnée par:

apc UUUU (6.7)

Avec Uc = chute cathodique, Up =chute de la colonne positive, Ud = chute anodique.

On remarque expérimentalement que:

apc UUU (6.8)

d’où



cUU (6. 9)

Fig. 6.8 Premier coefficient de Townsend pour divers gaz.

Fig. 6.9 Décharge luminescente normale. Les régions hachurées émettent de la lumière.

La théorie du phénomène est basée sur les hypothèses suivantes: tous les électrons de la cathode sont émis

sous l’effet du bombardement ionique (2ème coefficient de Townsend).

Le champ électrique au voisinage de la cathode décroît linéairement en fonction de la distance x (c’est un fait

expérimental).

La condition du maintien de la décharge est:

110

ddxexp (6.10)

C’est-à-dire la même que pour la décharge de Townsend. On admet donc que tous les ions appaissent dans la

région cathodique, qui se comporte comme un tube à décharge de Townsend.

La densité de courant de décharge est donnée par:

11

12

ln

CpJ (6.11)

p: pression du gaz;

C: constante dépendant du type de gaz utilisé;

: Deuxième coefficient de Townsend.

Le tableau 6.2 donne des valeurs de chute de tension cathodique et de densité de courant pour différents gaz.

Il est à remarquer que la possibilité d’extraction d’un électron secondaire de la cathode par le champ électrique

dépend du type de cathode utilisé.

6.20 Définition: l’arc électrique.

L’arc se distingue des décharges précédentes par le fait que:

• La densité de courant d’arc est tris élevée 0,1 ÷ 100 kA/cm2



• Le courant d’arc est principalement dû aux électrons issus de la cathode et non pas à ceux résultant de

l’ionisation du gaz (ce qui explique le point précédent):

• La tension d’arc n’est que de quelques dizaines de volts.

Cathode Gaz

He Ne A H2 N2 Air Hg O2

Cu 177 220 130 214 208 375 450 ---

Uc (volts)

Zn 143 --- 119 184 216 280 --- 354 Hg 143 --- --- 337 226 --- 340 --- Al 140 120 100 170 180 230 245 310 Fe 150 150 165 250 215 270 300 290 Ni 160 140 130 210 200 226 275 --- Pt 165 152 130 276 216 277 --- 364 K 60 68 64 94 170 180 --- ---

Cu --- --- --- 64 --- 240 15 ---

J (10-14A/cm3) à 1 mmHg

ou J/p2

Au --- --- --- 110 --- 570 --- --- Mg 3 5 20 --- --- --- --- --- Al --- --- --- 90 --- 330 4 ---

Fe/ Ni 2 6 160 72 400 --- 8 --- Pt 5 18 150 90 380 550 --- ---

Cu --- --- --- 0,8 --- 0,23 0,6 ---

d(cm) à 1 mmHg ou pd

Mg 1,45 --- --- 0,61 0,35 --- --- 0,25 Hg --- --- --- 0,9 --- --- --- --- Al 1,32 1,64 0,29 0,72 0,31 0,25 0,33 0,24

Fe 1,30 0,72 0,33 0,9 0,42 0,52 0,34 0,31

Tableau 6.2 Chute de potentiel cathodique Uc; densité de courant J; Longueur cathodique d, pour différents gaz

et cathodes.

6.21 Types d’arcs.

On distingue:

Les arcs thermoioniques où l’émission cathodique est d’origine thermique (cathode en matériaux réfractaires

C, W, Ta, Mo, etc.) que l’on rencontre en soudure;

Les arcs à émission de champ où les électrons sont extraits de la cathode sous l’effet d’un champ électrique

très élevé (cathode métallique Cu, Ag, Au, h, Hg, etc.).

Les arcs fonctionnent, en général, à des pressions supérieures à 0,1 à 1 atm, mais dans certains cas

(disjoncteurs à vide) ils peuvent fonctionner à des pressions nettement inférieures à 10-5 ÷ 10-8mm Hg, où ils

présentent des caractéristiques très particulières.

L’arc peut donc s’établir suite à la présence d’une haute tension supérieure à la tension disruptive de Paschen

(claquage d’isolant HT, foudre, etc.) ou suite à l’éloignement d’électrodes mises en contact (interrupteurs,

disjoncteurs, soudure).

6.22 Caractéristiques d’arcs.

Les caractéristiques statiques d’arcs U=f(I) (fig. 6.10) relevées en courant continu présentent une pente

négative. Une hypothèse fondamentale faite pour le comportement de l’arc est celle de Mayr (vérifiée

expérimentalement) qui dit que la puissance de refroidissement est constante:

cteiup (6.12)

Cette hypothèse s’explique par la forme hyperbolique des caractéristiques d’arc. La caractéristique d’arc à

tension alternative à fréquence industrielle, en régime établi, est celle de la figure 6.11 symétrisée par rapport

à une droite de pente négative à 45° et passant par le point (0,0).

Les caractéristiques dynamiques diffèrent beaucoup de la caractéristique statique.



6. 23 Répartition de potentiel le long de l’arc.

Une certaine similitude existe avec la décharge luminescente (fig. 6.11). Le tableau 6.3 présente les

caractéristiques d’arc, pour différentes électrodes et différents gaz, sous une pression de 1 atm.

Fig. 6.10 Arc au carbone dans l’air atmosphérique. Distance entre électrodes: d(mm).

Fig. 6.11 Répartition de potentiel le long d’un arc.

6.24 Aspect de l’arc.

Il varie suivant la pression et le courant. En général, la colonne positive est très lumineuse. Au voisinage des

électrodes elle se contracte et s’y raccorde par des spots ou taches extrêmement lumineuses. Les électrodes

sont portées à incandescence et s’évaporent à un rythme accéléré. Aussi, le spectre d’émission de la colonne

positive contient des raies caractéristiques des matériaux d’électrodes.

Electrodes Gaz I (A) Tc (°K) Ta (°K) Jc (A/cm2) Ja(A/cm2) Uc(V) Ua(V)

C-C Air 1÷10 3500 4200 470 65 9÷11 11÷12 C-C N2 4÷10 3500 4000 500 70 Cu-Cu Air, N2 ≈ 5 <2200 2400 ≈ 104 ≈ 103 8÷9 2÷6 Fe-Fe Air ≈ 5 2400 2600 grand 8÷12 2÷6 Ni-Ni Air ≈ 5 2400 2400 W-W Air ≈ 5 3000 4200 Al-Al Air ≈ 5 3400 3400 Al-Al N2 ≈ 5 ≈ 2500 ≈ 2500 Zn-Zn Air ≈ 5 3000 3000 Zn-Zn N2 ≈ 5 Faible Faible

Tableau 6.3 Propriétés de l’arc pour p= 1 atm.

Le gaz entre les électrodes est porté très haute température lorsque la pression est assez élevée; il est alors le

siège de courants de convection; la section de la colonne peut varier d’un point un autre et en fonction du

temps (fig. 6.4).

6.25 Plasma d’arc.

Aux pressions supérieures à 0,1 à 1 atm, le degré d’ionisation est déterminé par une loi d’action de masse dite

de Saha:

kT

eUexpT.,p i2

54

2

2

10421

(6.13)

: degré d’ionisation /Nn/Nn ie ; p : pression, T : température à I’équilibre ionsélectrongaz TTT



Ui : potentiel d’ionisation du gaz; n : densité de molécules ioniques (1010 1/cm3 à basse pression. 1010 à 1016

1/cm3 à pression atmosphérique, 1018 1/cm3 à haute pression; k : constante de Boltzmann (1,38.10-16 erg/K).

La figure 6.12 illustre l’équation de Saha. La distribution radiale de la température T, de la densité de courant I

(proportionnelle à la densité des charges n) et de la densité L de la raie 5730 Å dans un arc à vapeur de

mercure à 1 atmosphère est donnée à la figure 6.14.

Fig. 6.12 Effets de la convection. Fig. 6.13 Degré d’ionisation en fonction de la

température T, aux hautes pressions (p en mm Hg, Ui

= potentiel d’ionisation du gaz).

Fig. 6.14 Distribution de densité de courant, de température et de densité de la raie 5730 Å dans un arc.

6.26 Remarque.

On constate qu’une expression physico-mathématique de la caractéristique d’arc n’est pas facile sauf dans des

cas particuliers. C’est la raison pour laquelle on établi des caractéristiques expérimentales d’arc en vraies

grandeurs. La modélisation en valeur réduite serait erronée étant donné la non linéarité des phénomènes

(nécessité de recourir à des paramètres de passage modèle réalité mal connu).

C’est tout de même dans ces deux directions que devraient aller les travaux futurs sur l’arc.

6.27 Longs arcs.

Les paragraphes qui suivent seront consacrés à la définition du développement et de l’amorçage de longs arcs

(> 1 m), dans les milieux gazeux en champs inhomogènes où le facteur temps prend une importance non

négligeable, ce qui n’avait pas été le cas dans les paragraphes précédents. En effet étant donné les très hautes

(400 kV — 1 MV) et ultra- hautes (>1 MV) tensions impliquées dans de tels phénomènes, on a en général à

faire à des tensions transitoires (choc de manoeuvre, de foudre et à front raide) et non pas à des phénomènes

stationnaires.

Ceci découle du fait que les énergies devant entrer en jeu ne peuvent dépasser une limite fixée par la nature

des choses.



6.28 Développement de la décharge.

Il est évident que, dans ce mode rie décharge, le mécanisme d’extraction des électrons ne joue plus aucun rôle

et la décharge est complètement indépendante du matériau de la cathode, ainsi que le montre le passage de

l’étincelle dans l’air entre deux sphères conductrices. De plus, dans ce cas, la loi de Paschen a perdu sa stricte

validité. Par suite de la présence des charges d’espace, la tension disruptive n’est plus une fonction de E/p,

mais dépend en outre de d.

Le développement de décharges de grandes longueurs est fonction de la polarité et de la forme (durée) du

phénomène de choc (fig. 6.16).

(a) avalanche électronique;

(b) canal de décharge en direction de L’anode;

(c) suite de la formation du canal de décharge;

(d) Liaison complètement établie.

Fig. 6.15 Schématique d’un canal de décharge d’après Les photographies de la Chambre de Wilson, dues à Raether:

6.29 Milieu ionisé soumis il un champ électrique inhomogène.

La distribution des charges d’espace et du champ électrique entre une pointe et une plaque en fonction de la

polarité est présentée à la figure 6.16.

Les tensions d’apparition d’effluves (Ue) et disruptive (Ud) en fonction de la distance pointe-plaque et de la

polarité de la pointe sont présentées à la figure 6.17. On voit que, pour une pointe positive, la tension

d’apparition d’effluves est plus élevée que pour la pointe négative, alors que c’est l’inverse pour la tension

disruptive.

6.30 Phases de développement d ‘une décharge positive.

L’organigramme de la figure 6.18 présente les phases de développement d’une décharge en polarité positive.

1. domaine de Crook;

2. domaine de Faraday;

gaz non ionisé;

— — — gaz ionisé.

Fig. 6.16 Variation du champ électrique dans une géométrie pointe-plaque:

6.31 Evolution de la décharge.

La figure 6.19 présente le développement de longs arcs pour l’onde de choc de foudre et de manoeuvre.

6.32 Tensions disruptives.

Les tensions disruptives entre une pointe et une plaque sont déterminées expérimentalement (fig. 6.20). On

constate qu’au delà de 1 MV environ, la relation n’est plus linéaire entre la tension disruptive et la distance



d’éclatement. Ce phénomène est dû aux caractéristiques particulières du développement de la décharge lors de

longs arcs.

Ce comportement a pour conséquence directe de poser de graves problèmes pour la conception des lignes

UHT, au niveau des distances d’isolement.

Fig. 6.17

Fig. 6.18 Représentation schématique des phénomènes

précédant la décharge disruptive entre une électrode pointue, et

une plaque en tension de manoeuvre positive.

Fig. 6.19 Développement de la décharge positive

en onde de choc de foudre et de manoeuvre.

Fig. 6.20 Tension disruptive de manoeuvre et de foudre

pour éclateurs pointe-pointe à pointe- plan.

6.33 Relation tension-temps.

Lorsque la durée de développement de la décharge est de l’ordre de grandeur du temps de montée de l’onde de

choc, il est essentiel de se préoccuper des caractéristiques tension-temps de retard à l’amorçage (fig. 6.21).

L’enveloppe de cette famille de courbe est établie à partir d’essais systématiques sur un éclateur à distance

inter-électrodes fixe, au moyen d’un générateur de choc dont le temps de montée est constant (1,2; 250 µs,

etc.), mais la valeur de crête de l’onde variable.

Dans le cas particulier de l’onde de manoeuvre positive et sur un éclateur pointe-plaque, on obtient les

caractéristiques tension-plaque pour différentes distances d’électrodes de la figure 6.22.



On constate sur le graphique de la figure 6.22, que la pente de 2,08 kV/µs correspond à une valeur critique

pour laquelle la rigidité diélectrique de l’éclateur est la plus basse. Raison pour laquelle, il serait nécessaire

d’essayer plutôt le matériel au choc de tension avec une pente donnée, qu’un temps de montée donné.

Fig. 6.21 Courbe tension-durée pour tensions de

choc ayant une forme présumée constante.

Fig. 6.22 Tension disruptive la pente constante, d’un

éclateur pointe-plaque, dans l’air en onde de manoeuvre.

Effet de la pointe constante

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