外加电场足够强时，这些有效电子在电场作用下，在向阳极运动的途中不断与中性原子发生碰撞电离，而形成初始电子崩。由于电子的运动速度远大于正离子的速度，因此电子集中在朝着阳极的崩头部，当初始电子崩发展到阳极时,崩头中电子迅速跑到阳极进行中和，暂留的正离子（在电子崩头部其密度最大）作为正空间电荷与阴极间形成的电场与原有电场方向一致，加强了原电场，同时向周围放射出大量光子（如图1－7（a））。这些光子使附近的气体因光电离而产生二次电子，它们在由正空间电荷所引起的畸变和加强了的局部电场作用下，又形成新的电子崩,即二次电子崩（如图1－7（b））。二次电子崩头部的电子跑向初始电子崩的正空间电荷区域，与之汇合成为充满正负带电粒子的混合通道，这个电离通道称为流注。流注通道导电性能良好，其端部（这里流注的发展方向是从阳极到阴极，与初崩的方向相反）又有二次崩留下的正电荷，因此大大加强了流注发展方向的电场，促使更多的新电子崩相继产生并与之汇合，从而使流注向前发展（如图1－7（c））。到流注通道把两极接通时（如图1－7（d）） ，就将导致气隙完全被击穿。
综上所述，流注理论认为：形成流注的必要条件是电子崩发展到足够的程度后，电子崩中的空间电荷足以使原电场（外施电压在气隙中产生的电场）明显畸变，大大加强了电子崩崩头和崩尾处的电场。另一方面，电子崩中电荷密度很大，复合过程频繁，放射出的光子在这部分强电场区很容易成为引发新的空间光电离的辐射源。因此，流注理论认为：二次电子的主要来源是空间的光电离。
气隙中一旦出现流注，放电就可以由放电本身所产生的空间光电离而自行维持，因此自持放电条件就是流注形成的条件。而形成流注的条件是需要初始电子崩头部的电荷达到一定的数量，使电场得到足够的畸变和加强，造成足够的空间光电离，转入流注。所以流注形成的条件为：
αd e ≥常数 （1-20）
αd8
一般认为当αd≈20（或e ≥10）便可满足上述条件，使流注得以形成。 利用流注理论可以很好地解释高气压、长间隙情况下出现的一系列放电现象。
（1）放电外形 流注通道电流密度很大，电导很大，故其中电场强度很小。因此流注出现后，将减弱其周围空间内的电场，加强了流注前方的电场，并且这一作用伴随着其向前发展而更为增强。因而电子崩形成流注后，当某个流注由于偶然原因发展更快时，它就将抑制其它流注的形成和发展，这种作用随着流注向前推进将越来越强，开始时流注很短可能有三个，随后减为两个，最后只剩下一个流注贯通整个间隙了，所以放电是具有通道形式的。
（2）放电时间 根据流注理论，二次电子崩的起始电子由光电离形成，而光子的速度远比电子的大，二次电子崩又是在加强了的电场中，所以流注发展更迅速，击穿时间比由汤逊理论推算的小得多。
（3）阴极材料的影响 根据流注理论，大气条件下气体放电的发展不是依靠正离子使阴极表面电离形成的二次电子维持的，而是靠空间光电离产生电子维持的，故阴极材料对气体击穿电压没有影响。
在Pd值较小的情况下，起始电子不可能在穿越极间距离后完成足够多的碰撞电离次数，
αd8
因而难以聚积到e ≥10所要求的电子数，这样就不可能出现流注，放电的自持只能依靠阴极上的γ过程。因此汤逊理论和流注理论适用于一定条件下的放电过程，不能用一种理论来取代另一种理论，它们互相补充，可以说明广阔的Pd范围内的放电现象。
必须指出，上述自持放电条件公式适用于非电负性气体。而对强电负性气体，还应引入η系数描述电子的附着效应η过程。η的定义与α相似，即一个电子沿电场方向行经1cm时平均发生的电子附着次数，由此可知，在电负性气体中，有效碰撞电离系数为
????? （1－21）
? 9
对于这种情况，汤逊理论自持条件式（1－10）中的?不能简单地用?－?来代替。这是因为在电负性气体中，正离子数等于新增的电子数与负离子数之和。
一般强电负性气体的工程应用属于流注放电的范畴，因此这里直接探讨其流注自持放电条件。参照式（1－20），均匀电场中电负性气体的流注自持放电条件有类似的表达式
(???)d?K （1－22）
式中，K为电子崩中电子的临界值取对数。实验研究表明，对于SF6（六氟化硫）强电负性气体，K=10.5。
由于强电负性气体的附着效应，使得???，从而导致自持放电场强远比非电负性气体高得多。以SF6气体为例，在标准状态下，均匀电场中击穿场强（89kV/cm）约为同样状态的空气间隙击穿场强（30 kV/cm）的3倍。 1.3 不均匀电场中气体的击穿
在均匀电场中，气体间隙内的流注一旦形成，放电达到自持的程度，气隙就被击穿。而在不均匀电场中，情况就更复杂。
电气设备绝缘结构中的电场大多是不均匀的。根据其放电特点，不均匀电场可分为稍不均匀电场和极不均匀电场。
1.3.1 稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特点
电场不均匀系数f等于气隙中最大场强Emax与平均场强Eαν的比值。
f =Emax/Eαν （1－23）
Eαν=U/d （1－24） 式中，U为极间电压；d为极间距离
通常f<2时为稍不均匀电场，f>4明显的属于极不均匀电场。 由上述可见，在稍不均匀电场中放电达到自持条件时发生击穿现象，此时气隙中平均电场强度比均匀电场气隙的要小，因此在同样极间距离时稍不均匀场气隙的击穿电压比均匀气隙的要低，在极不均匀场气隙中自持放电条件即是电晕起始条件，由发生电晕至击穿的过程还必须增高电压才能完成。
极不均匀电场有如下特征：
（1）极不均匀电场的击穿电压比均匀电场低；
（2）极不均匀电场如果是不对称电极，则放电有极性效应； （3）极不均匀电场具有特殊的放电形式——电晕放电。 1.3.3 极不均匀电场中的放电过程
“棒－板”间隙是典型的极不均匀电场，以下以正棒负板的“棒－板”间隙为例， 讨论极不均匀电场中的放电过程。 一 非自持放电阶段
当棒具有正极性时，间隙中出现的电子向棒运动，进入强电场区，开始引起电离现象而形成电子崩。随着电压逐渐上升，到放电达到自持、爆发电晕之前，这种电子崩在间隙中已形成相当多了。当电子崩达到棒极后，其中的电子就进入棒极，而正离子仍留在空间，相对缓慢地向板极移动。于是在棒极附近，积聚起正空间电荷，从而减少了紧贴棒极附近的电场，而加强了外部空间的电场。
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???????????????????????????(a)??????????????Esp?????????EexEsp??(b)
图1－11 正棒－负板间隙中非自持放电阶段
二 流注发展阶段
棒极附近形成流注，由于外电场的特点，流注等离子体头部具有正电荷，头部的正电
荷减少了等离子体中的电场，而加强了其头部电场。流注头部前方电场得到加强，使得此处易于产生新的电子崩。新电子崩的电子被吸引进入流注头部的正电荷区内，加强并延长了流注通道，其尾部的正离子则构成了流注头部的正电荷，流注及其头部的正电荷使强电场区更向前移，好像将棒极向前延伸了似的（当然应考虑到通道中的压降），于是促进了流注通道进一步发展，逐渐向阴极推进。 三 先导放电阶段
图1－12 正棒－负板间隙中流注的形成和发展
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间隙距离较长时，在流注通道还不足以贯通整个间隙的电压下，仍可能发展起击穿过
程。这时流注通道发展到足够的长度后，将有较多的电子沿通道流向电极，通过通道根部的电子最多，于是流注根部温度升高，出现了热电离过程。这个具有热电离过程的通道称为先导通道。先导中由于出现了新的电离过程，电离加强，更为明亮，电导增大，轴向场
11
强比流注通道中的场强低得多，从而加大了其头部前沿区域中的场强，引起新的流注，导致先导通道不断伸长。
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图1－13 正棒－负板间隙中先导通道的发展
四 主放电阶段
先导通道头部的流注放电区达到板极（短间隙时为流注通道达到极板）。先导通道导电性很好，场强较小，因而好像将棒极延长了似的，通道头部的电位接近棒极的电位（当然还应减去通道中的压降）。因此，当先导通道头部极为接近极板时，这一很小间隙中的场强可达极大数值，以致引起强烈的电离，使这一间隙中出现了带电粒子浓度远大于先导通道的等离子体。新出现的通道大致具有极板电位，因此在它和先导通道交界处总保持着极高的电场强度，继续引起强烈的电离。于是高场强区，也即强电离区迅速向阳极传播，强电离通道也迅速向前推进，这就是主放电过程。由于其头部场强极大，所以主放电通道发展速度及电导都远大于先导通道。主放电通道贯穿电极间隙后，间隙就失去绝缘性能，击穿过程完成。
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图1－14 正棒－负极板间隙中的主放电过程
负极性“棒－板”间隙（图1－16）中，棒极附近形成电子崩，由于棒极为负极性，所以电子崩中的电子迅速扩散并向板极运动，离开强电场区后，不再能引起电离，向阳极运动的速度也越来越慢，一部分消失于阳极，另一部分为氧原子所吸附而形成为负离子。电子崩中的正离子逐渐向棒极运动，但其运动速度较慢，所以在棒极附近总是存在着正空间电荷。这些正空间电荷加强了棒极附近的场强，使棒极附近容易形成流注，因而电晕起始电压比正极性时要低。正空间电荷产生的附加电场与原电场方向相反，削弱了外部空间的电场，阻碍了流注的发展，因此击穿电压较高。
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