Qattiq dielektrikdagi buzilish kuchlanishining harorat va chastotaga bog'liqligi

3. Qattiq dielektrikdagi buzilish kuchlanishining harorat va chastotaga bog'liqligi .
Qattiq dielektriklarning ularning hajmi bo'yicha parchalanishini o'rganish boshqa barcha turdagi dielektriklarni o'rganishdan sezilarli darajada oshadi, bu qattiq dielektriklardan kengroq foydalanish bilan bog'liq. Bu, o'z navbatida, qoniqarli mexanik va termofizik xususiyatlar bilan birlashtirilgan yuqori elektr xususiyatlariga bog'liq. Turli dielektriklar va hatto bir xil dielektriklar uchun turli sharoitlarda parchalanish mexanizmi sezilarli darajada farqlanadi [16].
Qattiq dielektriklarning parchalanish qonuniyatlari:
haroratga bog'liqlik. Bu munosabatlar ko'pincha ancha murakkab shaklga ega. Misol uchun, ba'zi hollarda elektr quvvati birinchi navbatda harorat ortishi bilan ortadi va keyin pasayadi, boshqa hollarda monoton ravishda ortadi yoki kamayadi. Oxirgi holat odatda termal buzilish modeli bilan yaxshi tasvirlangan.
Dielektrikning isishi tufayli buzilish kuchlanishi maydonning chastotasi, dielektrikni sovutish shartlari va atrof-muhit harorati bilan bog'liq; bu materialning issiqlikka chidamliligiga ham bog'liq. Haroratning oshishi bilan elektr quvvati pasayadi.
Yo'qotishlarga ega bir hil tekis dielektriklar uchun buzilish kuchlanishini hisoblashning taxminiy usuli mavjud.
U pr ni hisoblash uchun biz yuqori haroratda parchalanish sodir bo'ladi va dielektrikda o'tkazuvchanlik yo'qotishlari ustunlik qiladi deb faraz qilamiz. Shunday qilib, yo'qotish tangensining (tg ?) haroratga eksponensial bog'liqligini hisobga olgan holda va Pa = U ifodasini ishlatib? S-tg?, transformatsiyalardan so'ng biz olamiz
a = U2 f ? Stg? e?(t - t0) / (1,8 1010 h) (3,1)
bu erda U - qo'llaniladigan kuchlanish; f - chastota; ?. - materialning dielektrik o'tkazuvchanligi; S - elektrod maydoni; tg? - t 0 - atrof-muhit haroratida dielektrikning yo'qotish burchagi tangensi; a - yo'qotish tangensining harorat koeffitsienti; t - dielektrik yo'qotishlar tufayli isitiladigan materialning harorati; t 0 - elektrodlarning harorati, taxminan atrof-muhit haroratiga teng; h - dielektrikning qalinligi.
Elektrod materialining issiqlik o'tkazuvchanligi odatda dielektrikning issiqlik o'tkazuvchanligidan ikki-uch daraja kattaroqdir, shuning uchun biz dielektrikning isitish hajmidan issiqlik elektrodlar orqali atrof-muhitga o'tishiga ishonamiz. Dielektrikdan chiqarilgan quvvat Nyuton formulasi bilan ifodalanadi
Ra = 2? S (t - t0 ) (3.2)
qayerda? - tizimning issiqlik uzatish koeffitsienti dielektrik - metall elektrodlar.
Keyingi mulohazalarni aniqlashtirish uchun biz 3.1-rasmda ko'rsatilgan grafik konstruktsiyadan foydalanamiz, bu erda qo'llaniladigan kuchlanishning turli qiymatlari va to'g'ridan-to'g'ri issiqlik uzatish uchun issiqlik chiqarish ko'rsatkichlari tanlangan koordinata tizimida ko'rsatilgan [16].
Shakl 3.1 - Termal omilda buzilish kuchlanishi
3.1-rasmda ko'rsatilgan: to'g'ridan-to'g'ri issiqlik uzatish Rt = F(t); qo'llaniladigan kuchlanishning uch xil qiymati uchun issiqlik chiqarish ko'rsatkichlari. U 1 kuchlanish qiymatida to'g'ridan-to'g'ri issiqlik uzatish issiqlik chiqarish egri chizig'ining sekantidir va shuning uchun dielektrik barqaror muvozanat holati haroratining t1 haroratiga qadar qiziydi. U1 kuchlanishi namuna uchun xavfli bo'lmaydi, agar bu haroratgacha qizdirish namunaviy materialning tuzilishini mexanik va kimyoviy yo'q qilishga olib kelmasa. Shuning uchun biz kuchlanishni U 1 qiymatiga oshiramiz, bunda issiqlik chiqarish egri chizig'i to'g'ridan-to'g'ri issiqlik uzatishga tegadi, bu esa t haroratda beqaror termal muvozanat holatiga olib keladi. U 2 kuchlanishida issiqlik chiqarish egri chizig'i to'g'ridan-to'g'ri issiqlik uzatishdan yuqoriga o'tadi, ya'ni termal muvozanat yo'q, ya'ni.
Shunday qilib, beqaror rejim sodir bo'ladigan kuchlanish U - chegara rejimi, buzilish kuchlanishi sifatida qabul qilinishi mumkin U pr.
Uning qiymatini ikkita shart bilan aniqlash mumkin
Ра = Рt, (3.3)
dPa / dt = dP t / dt (3.4)
Ui uchun ushbu ikkita tenglamani yechish, Pa va Pt uchun yuqorida ko'rsatilgan qiymatlarni hisobga olgan holda, biz olamiz
U2 f ε tgδ S eα(t - t0) / (1,8 1010 h) = 2 σ S (t - t0) (3.5)f ε tgδ S eα(t - t0) / (1,8 1010 h) = 2 σ S (3.6)
Ushbu ikkita ifodani bo'linib, biz 1 / ni olamiz? = t - t 0, keyin uni oxirgi ifodaga almashtirib, U uchun yechish orqali biz hosil bo'lamiz.
пр = 1,8 1010 2 σ h / (f ε tgδ α) (3.7)
yoki
пр = К ( σ h / (f ε tgδ α)1/2, (3.8)
Bu erda K barcha qiymatlar SI birliklarida ifodalangan bo'lsa, 1,15 10 5 ga teng raqamli koeffitsientdir.
Bundan kelib chiqadiki, buzilish kuchlanishi yuqoriroq bo'ladi (eksponensial qonunga muvofiq o'zgaradi), agar dielektrik qalinroq bo'lsa, issiqlikni olib tashlash shartlari yaxshiroq (? ko'proq), chastotasi pastroq va ? va tg? Kamroq. Katta uchun?, tg? va yuqori chastotalarda, shuningdek, yo'qotish tangensining katta harorat koeffitsienti bilan buzilish kuchlanishi past bo'ladi.
Faqat bir o'lchovli issiqlik oqimi uchun mos bo'lgan bu hisob grafik-analitik deb ataladi va taxminiy hisoblanadi.U dielektrikning qalinligi bo'ylab haroratning pasayishini (elektr maydonining buzilishi va kuchlanish gradientining oshishi) hisobga olmaydi. sirt qatlamlari), shuningdek, elektrod materialining issiqlik o'tkazuvchanligi. Shuning uchun termal buzilish ko'pincha hisoblangan kuchlanishdan past bo'lgan kuchlanishda sodir bo'ladi. Aniqroq hisoblash usullarini akademiklar N.N. Semenov va V.A. Fock faqat eng oddiy konfiguratsiyadagi mahsulotlar uchun.
|