I. Le claquage intrinsèque

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COURS 8
12. CLAQUAGE DES ISOLANTS
On appelle claquage la perte subite de la propriété isolante d’un diélectrique soumis à
un champ électrique, manifesté souvent comme une modification irréversible du
diélectrique
La rigidité diélectrique Ec est la valeur maximale du champ auquel peut être soumis un
diélectrique, sans apparition d’un claquage.
Le claquage est caractérisé par l’apparition brusque d’un courant électrique intense
dans un isolant.
La décharge électrique désigne le passage du courant dans un isolant, lors d’un
claquage.
On appelle décharge partielle les décharges ne reliant pas directement les électrodes.
Elles sont localisées au voisinage des électrodes et au voisinage des discontinuités où le
champ est inhomogène.
La rigidité diélectrique d’un matériau dépend des conditions de détermination
expérimentale : la pureté et la forme géométrique de l’échantillon, la fréquence et la durée
d’application de la tension électrique, les caractéristiques physiques (température, pression,
humidité, conductivité électrique et thermique) du milieu environnant, la nature et la forme
géométrique des électrodes. Les essais pratiques pour la détermination de la rigidité
diélectrique se déroulent selon des procédures précisément définies pour garantir une
certaine représentativité aux résultants obtenus.
Le claquage détériore définitivement la plupart des isolants solides par l’effet Joule.
Seulement les gaz recouvrent très rapidement ses propriétés isolantes après l’interruption de
la décharge.
A. Claquage des gaz
Dans un volume de gaz, les électrons libres fortement accélérés sous l’action d’un
champ électrique intense sont susceptibles de produire par leurs chocs avec les molécules du
gaz des électrons et ions positifs en avalanche et des ions négatifs dans les gaz
électronégatifs.
Une avalanche d’électrons se développe par le suivant mécanisme : un électron libre
initial dans le volume de gaz est accéléré dans le champ électrique extérieur et cède à un
atome pendant l’impact une partie de son énergie. L’électron continue d’être accéléré. Après
plusieurs tels impacts, l’électron accumule l’énergie wi qui, fourni à un atome, réussit
arracher un électron. Les deux électrons continuent d’être accélérés et après n impacts
ionisants le nombre d’électrons créés est 2n. L’énergie wi nécessaire pour l’ionisation d’un
atome de gaz s’appelle énergie d’ionisation.
La plus complète théorie, la théorie de Townsend, détermine la tension de claquage Uc
pour un gaz trouvé entre deux électrodes plans et parallèles de surface étendue, situés à la
distance d et alimentés avec une tension continue. On considère que l’électron ne cède pas
d’énergie par choc si son énergie est w < wi (impact nonionisant) et la vitesse est nulle après
chaque impact. Un choc ionisant avec la création d’un électron secondaire se produit si
l’énergie de l’électron devient w > wi. On considère aussi que les ions positifs n’ont pas une
vitesse suffisante pour provoquer des ionisations par choc du fait de leur masse supérieure.

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En notant avec a le parcours moyen ionisant (égal avec la distance d’entre deux chocs
ionisants successifs) on peut écrire :
i0 waEq 
(8.1)
où :
i
UaE 
(8.2)
représente le potentiel électrique d’ionisation.
On définit le premier coefficient d’ionisation α comme le nombre des chocs ionisants
produits d’un électron sur l’unité de longueur de son parcours. Le coefficient α a
l’expression :
 l
a
l~
exp
~
1
α
(8.3)
Dans un gaz le parcours libre moyen
l
~
 1/p , p étant sa pression, on peut écrire le
coefficient α en fonction de grandeurs macroscopiques. Avec les relations :
pA
l
~
1
,
i
UAB 
(8.4)
et (8.2) s’obtient :
 EpB pA exp
(8.5)
où A et B sont constantes. En exprimant le champ électrique E en fonction de la tension
appliquée aux électrodes (E=U/d) l’expression du coefficient α devient :
 UdpB pA exp
(8.6)
La relation (8.6) se vérifie expérimentalement pour certaines valeurs des constantes A
et B. On peut trouver expérimentalement une expression de la forme =(U/p) plus
générale.
Le courant des électrons à la distance x de la cathode est donné par :
ie(x) = ie(0) exp [α x] (8.6)
où ie(0) est le courant électrique à la cathode. Donc, le courant entier est :
i = ie(0) exp [α d] (8.7)
et le courant de charges positives (ions positifs) à la distance x de la cathode vaut :

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ig(x) = i– ie(x) (8.8)
Les ions positifs atteignant la cathode arrachent des nouveaux électrons par collisions.
On note avec  la fraction des électrons arrachés par l’impact d’un ion. Donc le courant
d’électrons à la cathode devient
0
e
i
et avec (8.7) le courant entier prend la forme :
diiii αexp)0(γ0ee 
(8.9)
d’où s’obtient :
)1αexp(γ1
αexp0
e
ddi
i
(8.10)
Avec la condition de claquage (décharge autonome)
i
, tenant compte de (8.6) on
obtient l’expression de la tension de claquage:
11ln
ln
cdpA dpB
U
(8.11)
Cette relation, appelée la loi de Paschen est
représentée graphiquement dans la figure (8.1).
La dépendance de la tension de claquage Uc
du produit de la pression p du gaz par la distance
d séparant les électrodes est vérifiée
expérimentalement jusqu’à p.g< 200 torr.cm.
Il résulte que la tension de claquage augmente avec la pression du gaz, (une
conclusion utilisée en technique).
En champ électrique nonuniforme Uc a une valeur plus réduite que celle donnée de
(8.11).
En champ alternatif Uc augmente avec la fréquence.
B. Claquage des liquides
Le claquage des liquides est un phénomène complexe qui n’a pas une théorie
complète. Quelques théories sont consacrées.
a. La théorie de l’ionisation (Peek) est similaire à celle du claquage des gazes (théorie
de Townsend). On peut justifier les valeurs plus élevées de la rigidité diélectrique Ec des
liquides par le parcours moyen ionisant a plus petit du fait que leurs atomes sont plus proches.
b. La théorie du claquage thermique considère que par l’effet Joule, le gaz se peut
vaporiser localement et dans ces bulles on a lieu le claquage du gaz conformément à la
théorie de Townsend. Dans les liquides Ec baisse en présence des impuretés dissociables.
L’augmentation de la fréquence du champ implique l’augmentation de la rigidité
diélectrique en absence des pertes spécifiques.
Uc
p.d
Fig. 8.1

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C. Claquage des solides
Les claquages des solides sont classés en deux catégories :
- claquages intrinsèques;
- claquages thermiques.
I. Le claquage intrinsèque
Ce type de claquage se déroule en avalanche comme aux gaz par collisions ionisantes
produits des électrons de conductions. Le déplacement des trous vers la cathode crée des
charges d’espace qui renforcent le champ électrique au voisinage de la cathode. Par suite,
l’émission électronique augmente et l’isolant est détruit rapidement.
Ce type de claquage se déroule très rapide, en temps de l’ordre de la microseconde et
laisse dans le matériau une trace sous forme de canal fin. La dépendance de la rigidité
diélectrique des dimensions de l’isolant et des électrodes est très faible.
II. Le claquage thermique
Les pertes diélectriques et par l’effet Joule provoquent un dégagement de chaleur dans
l’isolant. Lorsque la quantité de chaleur produite est supérieure à celle évacuée, la température
augmente, entraînant l’accroissement de la conduction et de la chaleur par l’effet Joule dans un
processus d’instabilité thermique. Il résulte une augmentation de la température de l’isolant par
rapport au milieu ambiant qui produit la dégradation de l’isolant. Le mécanisme se déroule en temps
relativement long de l’ordre de la seconde.
Le claquage thermique est favorisé des conditions défavorables d’évacuation de la chaleur.
On peut démontrer que la tension de claquage thermique est reliée à la fréquence f par
l’expression :
f
C
U
c
(8.12)
C étant une constante.
Le claquage thermique suit le claquage intrinsèque. En général le claquage d’un isolant
solide est une combinaison entre les deux types de claquage. On peut identifier le type de claquage
dominant d’après ses conséquences (la forme de la trace) et du temps de déroulement.