2.1 电弧的物理特性

2.1.1 电弧的组成

从外观来看，电弧表现为电极间隙内一束发光发热的火焰。电弧主体可分为三个区域，分别为近阴极区、弧柱区和近阳极区。电弧的两个电极——阴极和阳极，通常也可以认为是电弧的组成部分。电弧的构造如图2-1所示。

电弧在形成时，阴极表面存在阴极斑点，阴极斑点是一块或多块光度极强的区域。在电弧电流形成的磁场作用下，该斑点在阴极表面不断移动，并不断发射电子。临近阴极斑点的一小段区域，称为近阴极区，也称为阴极电位降区。阴极压降数值大小与阴极材料和气体介质有关。电弧近阴极区的变化过程对电弧的发生和物理过程有重要的意义，同时这也是电弧与其他放电形式的主要区别。近阴极区的特点是：近阴极区的长度很短，长度小于1μm；相对于弧柱区，近阴极区电位降较大。

阳极表面同样存在阳极斑点，阳极斑点接收来自电弧间隙的电子。临近阳极斑点一小段区域称为近阳极区，也称为阳极电位降区，其特点是：近阳极区的长度约为近阴极区的数倍；与近阴极区类似，电位降较大；但无论是近阳极区还是近阴极区，当电弧稳定燃烧时，电位降基本不随着电流的变化而变化，可近似地认为是常数，一般都小于20V。

近阳极区与近阴极区之间的区域，由于在自由状态下近似呈圆柱形，因此称为弧柱区。弧柱区内的气体已全部被电离，同时也在不断进行去电离过程。该区域几乎占了电弧的全部长度，同时弧柱区内充满了相同数目的正负带电粒子。由于不存在空间电荷，弧柱区的特性类似于金属电阻，弧柱区压降与弧柱长度间呈现线性变化关系。

电弧三个区域的电位降和电位梯度沿电弧长度方向的分布情况如图2-2所示。Uc表示阴极电位降，由于在阴极附近存在正空间电荷，阴极区域的电位发生急剧的跃变。Un为弧柱部分电位，呈均匀上升趋势，这意味着弧柱电位梯度保持不变。Uan为阳极的电位降，在阳极附近有未补偿的负空间电荷。

电弧所有的基本特性决定于电和热两个过程。弧柱区的电气特性包括电位梯度、电导、电流密度及其分布等；电弧的热特性包括温度、输入热能、散出热能、热流及其分布等。只有统一考虑电弧的电气特性和热特性，并找到相互之间的影响规律，才能对电弧进行更深入的分析。

2.1.2 电弧的温度

电弧的燃炽与电弧温度有很大关系，几个微秒的电弧燃炽，弧柱内温度可达上万摄氏度。在电场作用下，电子和离子得到动能并加速，速度不断加快的电子与中性分子撞击，由此使得分子的振荡运动加强，互撞频繁使得气体的温度升高。加速的电子也与原子撞击使得原子激发，受激发的原子撞击次数不断增加，它们的温度也将不断上升。在气体放电形成阶段，电子、受激原子和分子的温度各不相同，电子温度最高，但到电弧放电阶段，弧柱所有成分的温度几乎是相同的。

弧柱温度与电弧电流、电极材料、气体介质种类、气压及介质对电弧的作用强烈程度有关。低气压和高气压电弧的弧柱温度也不相同，低气压电弧气体温度一般不会超过几百摄氏度，而电子温度可达30000℃，高气压弧柱温度比低气压弧柱温度高得多。在弧长较短的情况下，由于电极材料的蒸气对电弧在其中燃炽的气体混合物的游离电位有很大的影响，因此电弧温度会受到电极材料蒸气的游离电位影响，而在弧长较长的情况下不会有这种影响。在交流电流的情况下，当电流下降到零时，弧柱温度不为零。由于电弧的热惯性，弧柱温度的变化会滞后电流一定的时间。图2-3展示了电弧的温度分布，中心温度可达（1～3）×104℃，非常明亮；弧柱区外层有一层晕圈，其温度范围为（0.5～4）×103℃，相对较红暗；近阴极区和近阳极区的温度由于受电极材料沸点限制，低于弧柱温度。从图2-3中温度曲线分布可以得出，高温的中心部分位于邻近阴极的区域，即这个区域是电能最强烈地转变成热能的区域。

2.1.3 电弧的直径

电弧的直径也就是弧柱的直径，是电弧的重要特征之一，它决定了电弧中的电流密度。弧柱横截面中电流密度的分布与温度的径向分布大致相同，当电弧电流大小一定时，弧柱有一极呈圆柱形的边界，圆柱的直径就是弧柱的直径。但是弧柱并非在任何情况下总是呈圆柱形，比如当电弧垂直放置时，弧柱直径上部变粗而呈倒圆锥形；又如当电弧处于耐弧绝缘材料的狭缝中燃烧时，由于受缝壁的约束，弧柱截面呈近似椭圆形。电弧直径沿着电弧长度并不是相等的，在离电极某一距离处有最大值。弧柱直径的大小与触头材料、电流大小、气体介质种类、气压及气体介质与弧柱的作用强烈程度有关。电弧的直径与电流的平方根成正比。在空气中被横向运动冷却的电弧，其温度和电流密度增大，直径减小；对于自由燃炽的电弧，其直径随压力的升高而减小；对于稳定燃炽的电弧，其直径与电弧在其中燃炽的气体的导热系数成反比。

在不同条件下计算弧柱直径的经验公式有所不同。对于铜电极，在大气中自由燃弧，弧长为5～20mm，电弧电流Ih为2～20A，弧柱直径dh为

对于铜电极，在大气中横向运动的燃弧，当横向运动速度v为20～50m/s，电弧电流Ih为50～1000A，弧柱直径dh为

对于铜电极，当受到压缩冷空气纵吹时，弧柱直径dh为

式中：dh——弧柱直径（cm）；

Ih——电弧电流（A）；

K——常数，取值范围为0.0023～0.0039；

p——压缩空气压力（Pa）；

m、n——指数，取值范围分别为0.22～0.27和0.6～0.7。

2.1.4 电弧的弧根和斑点

弧柱贴近电极的部分称为弧根。阴极和阳极弧根的截面积通常小于弧柱的截面积，因而接近电极的弧柱呈现收缩现象。弧根在电极表面上形成的圆形亮点称为斑点。阴极斑点是维持电弧存在的电子发射源，此处的电流密度在大气中自由燃弧时可达104A/cm2，当弧根在电极表面快速运动时可达107A/cm2。在这样高的电流密度的情况下，电极材料快速汽化形成的金属蒸气进入弧隙。阴极斑点区产生热发射、高电场发射和二次发射，向弧隙提供大量电子，结果导致阴极表面逐渐被烧蚀而形成凹坑。阳极斑点是电子进入阳极的主要入口，其面积比阴极斑点较大，因而其电流密度较小。阴极斑点和阳极斑点的温度大致等于电极材料的沸点。

当交流电弧横向运动时，阳极和阴极的弧根运动情况如图2-4所示。虚线左右两侧分别为电流过零点前后的弧根痕迹。在电流过零之前，弧根为阳极，其痕迹呈跳跃式运动；在电流过零点之后，弧根为阴极，其运动痕迹几乎是连续的。随着电流的增大，弧根痕迹分成了多条分支。

2.1.5 电弧的等离子流

等离子体是一股具有高温且带有金属蒸气的电离气体，是物质存在的另一种聚集体，通常被称作物质除固态、液态、气态之外的第四态。电弧在弧隙中燃烧产生的等离子体具有良好的导电性能，并保持电中性。弧柱是由等离子体构成的。

当电流流过电弧时，由于弧柱中心部分电流产生的磁场与其外层电流的作用，便产生一个将等离子体压向中心的压力。一般而言，当电流一定时，电弧直径越小，弧柱中心压力越大。在此压力作用下，弧根中心部分的等离子体将沿着弧柱轴向压力较低的弧柱中部运动，形成一股等离子体流。除此之外，由于弧根的斑点温度最高，弧根处的金属材料迅速汽化，也将形成一股垂直于电极表面的金属蒸气流，这两种蒸气流合在一起，统称为等离子体流。等离子体运动速度因电极材料不同而不同。

从电弧离子平衡观点看，根据弧隙中带电粒子数的增减可以判断电弧的燃烧状况。当电离强度大于消电离强度时，电弧燃烧强度增加，电弧电流增大；当电离强度等于消电离强度时，电弧燃烧稳定，电弧电流不变；当电离强度小于消电离强度时，电弧趋于熄灭，电弧电流减小。

2.1.6 电弧的能量平衡

在电弧稳定燃烧情况下，电弧的输入能量等于散出的能量，表现为弧柱温度和直径保持不变。如果电弧输入能量大于散出能量，则电弧燃烧越来越剧烈，表现为弧柱温度升高，直径增大。如果电弧输入能量小于散出能量，弧柱直径减小温度下降，则电弧趋于熄灭。

电弧的输入功率等于电弧两个电极的电压乘以电弧电流，因此从电路角度来讲，电弧相当于一个阻性发热元件。电弧散出功率Pz包括电弧传导散热功率Pcd、对流散热功率Pdl和辐射散热功率Pfs。

1. 传导散热功率Pcd

如果认为弧柱截面为圆柱形，其半径为rh，长度为l，表面温度为Th，在弧柱外围半径为r0处气体的温度与环境温度T0相等，设气体的热导率λ为常数，则弧柱传导散热功率Pcd可近似计算为

实际上，气体的热导率λ不是常数，它受温度变化的影响，不同气体的热导率和温度的关系如图2-5所示。随着温度的变化，每种气体的热导率都存在一最大值，此最大值为相应气体分子离解为原子时的温度。

2. 对流散热功率Pdl

在气体介质中自由燃弧时，对流散热功率和传导散热功率在同一数量级。但是，当采取强制吹弧时，对流散热起主导作用。常见的强迫吹弧方式有横吹和纵吹两种，横吹就是流体介质运动的方向与电弧轴线垂直，纵吹就是流体介质运动的方向与电弧轴线平行。横吹或者介质不动而电弧本身做横向运动时，可认为对流散热功率Pdl1与弧柱的纵断面面积成正比，可表达为

式中：v——流体介质垂直于电弧轴线运动的速度（cm/s）；

T0——流体介质未与电弧接触时的温度（K）；

T——流体介质被电弧加热后的温度（K）；

Th——弧柱平均温度（K）；

c——单位体积流体介质的比热容［J/（cm3·K）］；

dh——弧柱直径（cm）；

l——弧柱长度（cm）。

当纵吹时，可认为对流散热功率Pdl2与弧柱横断面面积成正比，可表达为

式（2-6）中各物理量的意义和单位与式（2-5）均相同。

从式（2-5）和式（2-6）可知，无论是横吹还是纵吹，对流散热功率都与介质吹弧速度成正比，所以增大吹弧速度是加强对电弧冷却作用的有效手段之一。

3. 辐射散热功率Pfs

由于电弧本身是透明体，所以辐射散热功率Pfs与体积成正比，计算公式为

式中：εfs——弧柱发射率［W/（cm3·K4）］。

式（2-7）中其他各物理量的意义和单位与式（2-5）均相同。

实验表明，辐射散热功率与电极材料及气压参数有关。在大气中自由燃弧的情况下，辐射散热功率通常只占总散出功率的百分之几到百分之十几，所以当采用了强迫冷却措施时，辐射散热可以忽略不计。

对于短弧，由于极间距离很近，电极温度又远低于弧柱温度，由电弧功率损耗转变成的热量主要先传给电极，然后由电极传给其他零件和周围介质，这时主导的散热作用是传导散热。对于长弧，由电极传导的热量较少，绝大部分由弧柱直接传给周围介质，这时主导散热的是对流散热。

电弧的动态能量平衡方程可表示为

式中：WQ——电弧能量；

Ph——电弧功率；

Ps——总散出功率；

t——时间。

当Ph>Ps时，WQ逐渐增大，弧柱温度增高，弧柱直径扩大，电弧燃烧趋于炽烈；当Ph=Ps时，WQ保持不变，弧柱温度和直径不变，电弧处于稳定燃烧的状态；当Ph<Ps时，WQ逐渐减小，弧柱温度下降，弧柱直径缩小，电弧趋于熄灭。

2.1.7 弧隙电压的恢复

对于交流电弧，当电弧电流过零后，电弧熄灭。此时弧隙电阻将非常大，弧隙两端的电压即电源电压。这一电压增大过程称为电压恢复过程，此过程中的弧隙电压称为恢复电压，电压恢复过程与电路参数有关。

在电压恢复过程中，恢复电压由稳态分量和暂态分量两部分组成。其中，稳态分量可由直流电压和工频电压组成，如果稳态分量仅是工频电压，则称为工频恢复电压。暂态分量通常呈复杂的波形，仅在电弧电流过零后几百微秒的时间内出现，此时为决定电弧能否熄灭的关键时刻，含有暂态分量的恢复电压又称为瞬态恢复电压。

对于不同性质的负载电路，其弧隙的恢复电压也不同。当负载为阻性时，由于电流和电源电压的相位相同，电弧熄灭后，弧隙恢复电压随电源电压一起由零按照正弦规律变化，没有暂态分量，其稳态分量即工频电压，即作用在弧隙上的只有工频恢复电压。当负载为容性时，电流超前于电源电压，弧隙恢复电压不含暂态分量，其稳态分量是直流电压和工频电压之和。当负载为感性时，电流滞后于电源电压，弧隙恢复电压含有暂态分量。