根據(jù)局部放電產(chǎn)生的機理和發(fā)生的位置，大致可將電氣設(shè)備中發(fā)生的局部放電類型分為三種：1）絕緣介質(zhì)內(nèi)部的局部放電；2）絕緣介質(zhì)表面的局部放電；3）高壓電極的電暈放電。每一種局部放電類型的放電起始電壓、放電波形以及跟隨施加電壓的變化規(guī)律都不盡相同，我們將一一分別進(jìn)行介紹。

絕緣介質(zhì)內(nèi)部的局部放電

存在于絕緣介質(zhì)內(nèi)部或介質(zhì)與電極之間的氣隙，其放生放電，都屬于內(nèi)部局部放電。介質(zhì)的特性和氣隙的形狀、大小、位置以及其氣隙中的氣體決定了內(nèi)部局部放電的特性。

一般情況下，我們可以看到絕緣介質(zhì)內(nèi)部的氣隙放電的正負(fù)半周放電脈沖的圖形基本上是對稱的，如圖2-1所示。

圖2-1內(nèi)部局部放電波形

從圖上可以看出在放電初始時刻，總是出現(xiàn)在相電壓上升接近90度或270度時；隨著相電壓的升高，放電脈沖出現(xiàn)的相位范圍逐漸擴展，甚至?xí)^0度和180度，但90度和270度之后的一段相位內(nèi)都不會出現(xiàn)。事實上絕緣介質(zhì)內(nèi)部氣隙的真正放電過程要比我們理論分析的更為復(fù)雜。比如放電大小不同、疏密度均勻程度不同，所以放電量小的放電次數(shù)多、間隔時間短;放電量大的放電次數(shù)少、間隔時間長。

圖2-2 氣隙處于金屬電極與絕緣介質(zhì)之間的放電波形

如圖2-2所示，當(dāng)氣隙處于金屬電極與絕緣介質(zhì)之間時，在工頻交流工作電壓下，正負(fù)半周放電波形是*不對稱的。當(dāng)導(dǎo)體為負(fù)極性時發(fā)射電子容易，氣隙的擊穿電壓降低，放電波形也就小而密。所以如果高壓端是氣隙一邊的導(dǎo)體，則放電波形在正半周呈現(xiàn)大而稀，負(fù)半周呈現(xiàn)小而密；如果接地端是氣隙一邊的導(dǎo)體，則放電波形剛好相反，即負(fù)半周大而稀，正半周小而密。

圖2-3是兩種氣隙表面電阻不同的絕緣介質(zhì)內(nèi)部氣隙一次放電波形。圖2-3 （a）中氣隙內(nèi)表面電阻較高為1016Ω；圖2-3（b）中氣隙內(nèi)表面電阻較低為109Ω。前者時間較短，后者波尾較長。這種差別反映了兩種不同的放電機理。氣隙的形狀、氣隙內(nèi)表面的狀態(tài)以及氣隙中氣體的性質(zhì)都會影響放電的波形。

圖2-3 兩種氣隙表面電阻不同的絕緣介質(zhì)內(nèi)部氣隙放電波形

氣隙內(nèi)表面電阻高時，放電產(chǎn)生的電荷只集中在放電通道所對應(yīng)的氣隙表面上，而不會均勻分布在氣隙的整個表面。所以，在電荷聚集的地方會產(chǎn)生*的電場，整個氣隙中的電場發(fā)生畸變，進(jìn)而產(chǎn)生流柱型放電現(xiàn)象。這是由于光子激勵發(fā)生電子崩進(jìn)而形成通道。電子、離子均勻的在通道之中產(chǎn)生，靠陰極近的正離子迅速移向陰極，靠陰極遠(yuǎn)的正離子則被積聚的負(fù)電荷吸引，因此在通道中正離子消失得快一些，放電波形的波尾會比較的短。但這種放電波形的放電量比較大，幅值高。因為一次流柱放電至少需要10^6個電子崩，而每一電子崩約需要10^4個自由電子組成，所以一次流柱放電zui少需要7.6×10^8個電子，這就相當(dāng)于122PC的放電量。

氣隙表面電阻較小時，放電產(chǎn)生的電荷會很快的分散到整個氣隙表面，使氣隙中的電場分布較均勻。此時氣隙中的放電應(yīng)屬于碰撞電離，即湯姆遜放電。由于大部分正離子向負(fù)電極移動緩慢（只有少數(shù)被負(fù)離子中和而消失），所以放電波形的波尾較長。