Efecto Corona Camaras Luz Ultravioleta

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EFECTO CORONA Y CAMARAS DE LUZ ULTRAVIOLETA.

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ÍNDICE: Pagina.

1. Introducción………………………………………………………………. 4 2. Descripción del fenómeno: Efecto Corona……………………. 6 2.1. La Ruptura Dieléctrica en Gases…………………………………. 6 2.1.1. Energía Potencial………………………………………… 6 2.1.2. Energía de Liberación…………………………………. 7 2.1.3 Ionización por Choque………………………………… 10 2.1.4 Foto Ionización…………………………………………… 10 2.1.5. Termo Ionización………………………………………… 10 2.1.6. Ionización Natural………………………………………. 10 2.1.7. Velocidad de las Partículas………………………….... 11 2.1.8. Recombinación…………………………………………… 11 2.1.9. Descargas en Gases……………………………………. 11 2.1.10 Teoría de Towsend……………………………………... 11 2.1.11 Ruptura de la Rigidez Dieléctrica………………… 21 2.1.12 Ruptura de Towsend…………………………………….. 24 2.1.13. Ley de Paschen……………………………………………… 25 2.1.14. Canal Plasmático Ruptura de Reather……………. 26 3. Efecto Corona…………………………………………………………….. 36 3.1 Sus Efectos……………………………………………………….. 36 3.2 Donde Ocurre…………………………………………………… 36 3.3 Fundamentos Teóricos……………………………………….. 37 3.4 Tipos de Efecto Corona……………………………………… 42 3.5 Cálculo del Gradiente…………………………………………. 44

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3.6 Conductores en Haz…………………………………………… 47 3.7 Sistemas Trifásicos…………………………………………….. 49 4. Importancia de su detección………………………………………. 51 5. Detección mediante la cámara de luz ultravioleta……….. 52 5.1 Una Metodología de trabajo………………………………………... 52 5.3 Principio de funcionamiento de la cámara de luz ultravioleta. 53 5.2 Ejemplos de equipos detección ultravioleta que se encuentran en el

mercado…………………………………………………………………… 55 6. Conclusiones……………………………………………………………. 60 7. Bibliografía……………………………………………………………….. 62

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CAPITULO 1. INTRODUCCIÓN: Uno de los fenómenos más frecuentes que ocurren en el aire cuando es sometido a una gran diferencia de potencial eléctrico y a su consecuente fuerte gradiente de campo eléctrico, es lo que se denomina comúnmente como “Efecto Corona” o “simplemente Corona”, el cual, algunos investigadores describen y engloban dentro de los fenómenos de las “Descargas Parciales” y otros lo tratan como un fenómeno aparte, con características propias diferenciadas, pero de origen común. En el fondo el origen de ambos fenómenos es el mismo, ya que parten de la ionización de un gas por la aplicación de una fuerte diferencia de potencial eléctrico y la influencia de su campo eléctrico asociado a las moléculas del gas y con ello, todos los fenómenos físicos intrínsecos que ocurren en el gas. En el estudio de la rigidez dieléctrica de los gases hay que diferenciar entre el estudio del punto de vista puramente de física Cuántica, Teoría Cuántica (condiciones de Bohr, etc..)que realizaría un investigador de física, este enfoque excedería nuestro estudio teórico, que busca modelar y cuantificar el fenómeno para aplicaciones de ingeniería, desde un punto de vista más practico, que nos permita entender el fenómeno para poder controlarlo y evitar su aparición y posteriores efectos; entre las teorías que vamos a estudiar, tenemos la “teoría de Towsend” o “teoría de la avalancha”, la “Ley de Paschen” y el “Canal plasmático” o “Ruptura de Raether” que revisaremos más adelante en el capítulo 2. En nuestro caso como vamos a tratar solamente el efecto corona en los gases, el dieléctrico que vamos a estudiar es el aire, que es obviamente el más utilizado en las instalaciones eléctricas de alta tensión, pero cabe también mencionar, que este fenómeno, ocurre en otros materiales presentes en los sistemas de potencia, como pueden ser en los aceites de los transformadores o el Hexafluoruro de azufre o SF6 en subestaciones encapsuladas u obviamente en cámaras de extinción de arco eléctrico de disyuntores, etc., Bien sea esta ruptura de la rigidez dieléctrica del aire, producto de una descarga franca entre electrodos o parcial con pequeñas micro descargas localizadas, en burbujas interiores del aislante, bien sean pequeñas corrientes eléctricas o flujos de electrones e iones en un gas o en el aire en cadenas de aisladores o cables de alta tensión, llegando a la abrupta ruptura de la rigidez dieléctrica con la aparición de un canal plasmático entre electrodos, sea cual sea, el tipo de descarga y donde ocurra, el fenómeno es el mismo. Las condiciones atmosféricas, van a tener una influencia determinante en la aparición del efecto corona y de las descargas atmosféricas; no vamos a incluir en este estudio las descargas parciales que ocurren en burbujas de aires en imperfecciones constructivas internas de los materiales aislantes, en los aceites de transformadores, ni en otros materiales presentes, para su estudio se necesitan otras técnicas de detección y por ende otros equipos de medida. En la detección del efecto corona, se utiliza por lo general, detección por cámaras de luz ultravioleta.

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Existen varios causas en la aparición del efecto corona en líneas y equipos de alta tensión: Intensidad de campo eléctrico en la superficie de los conductores y conexiones de alta tensión, como grapas, etc., lo que está influido por la tensión de línea, diámetros, disposición de los conductores y de las condiciones meteorológicas existentes, etc., también influyen, los defectos de fabricación o instalación a los que hayan podido ser sometidos las conexiones de equipos, conductores, etc., como hilos sueltos, efectos punta acusados en curvas, deformaciones de los radios de curvatura, aprietes inapropiados en grapas que causan deformación, etc., lo que indica que es importante no solo supervisar la etapa de diseño, si no las posteriores de instalación y puesta en marcha, y para ello la utilización de estos equipos de detección es imprescindible. La utilización de equipos de detección por luz ultravioleta en este caso, “Cámaras de Detección de Efecto Corona” es uno de los equipos de detección por inspección visual más importantes de los que disponemos para detectar este fenómeno, junto con otros equipos, como “Cámaras Termográficas” o “de Infrarrojos” y detectores acústicos, que nos ayudan como complementos ideales para realizar una inspección visual y poder realizar una detección temprana del fenómeno. Estos equipos son muy importante por su gran eficacia en la detección del fenómeno en sus comienzos y en condiciones más desfavorables, a la observación humana a simple vista, Como se ha estudiado en nuestro reciente prestigioso curso de experto universitario en “Mantenimiento Predictivo y Diagnosis de Fallos” del cual este es mi trabajo final, la utilización del mantenimiento predictivo como el tipo de mantenimiento que mejores resultados ofrece a la industria, es aplicable también a los sistemas de potencia. Cabe comentar, que este trabajo tiene un enfoque netamente teórico, y por ende, se va a hacer énfasis en la revisión teórica de los principios físicos que rigen la ruptura dieléctrica en gases, y el Efecto Corona, y de los principios de funcionamiento del equipo de detección de efecto corona y la características técnicas del equipo, todo desde un punto de vista teórico, la realización del enfoque teórico, ha sido sugerido y aprobado por el coordinador del master profesor D. Antonio Ordóñez.

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CAPITULO 2. 2. DESCRIPCION DEL FENOMENO EFECTO CORONA: He considerado importante para el conocimiento del Efecto Corona, la inclusión en este trabajo, de una revisión teórica exhaustiva de algunas de las teorías y ecuaciones más representativas de su estudio, que va desde la revisión teórica de la descargas en gases, hasta la ecuación del gradiente eléctrico en una configuración trifásica. 2. 1 RUPTURA DE LA RIGIDEZ DIELECTRICA EN GASES: De todos los aislantes, el aire es sin lugar a dudas, el empleado con más frecuencia, de allí la notoria importancia que reviste el conocimiento de su comportamiento dieléctrico. Si se emplearan dos placas metálicas con el aire como dieléctrico, y si aumentamos paulatinamente la diferencia de potencial existente entre ambas, observamos que a partir de un determinado valor de ésta, empiezan a tener lugar descargas eléctricas. Debido al sonido característico de estas descargas y a la formación de ozono, podemos percibir la presencia de las mismas, tanto con el oído como con el olfato. Ahora bien, si continuamos aumentando la diferencia de potencial, el efecto descrito anteriormente, se acentúa inclusive, comienza a ser percibido con la vista, debido a la luminosidad que lo caracteriza, este fenómeno trae consigo una descomposición parcial del medio circundante, en nuestro caso aire. El proceso en cuestión culmina al formarse una chispa o canal plasmático entre ambas placas, en cuyo caso tenemos un cortocircuito ante nosotros. 2.1.1 ENERGÍA POTENCIAL: La energía potencial de cada electrón depende de su distancia al núcleo, aumentando si se acerca (movimiento en contra de la intensidad de campo E) y disminuyendo si se aleja del mismo. De la física elemental sabemos, que a cada órbita de los electrones le corresponde, en la configuración atómica, un nivel energético determinado. Hay orbitas, sin embargo, que el electrón puede girar sin radiar energía alguna, estás orbitas se denominan órbitas cuánticas. Las moléculas o átomos del aire se encuentran, en su mayor parte, en estado neutral. Para excitar o ionizar entonces a una molécula es menester realizar un trabajo determinado. En el átomo de hidrógeno, p.e., se encuentra un solo electrón en la órbita K. Para desplazar ese electrón de la órbita K a la L, se precisa de una energía externa que venza el gradiente E, es decir: Aexitación. = e . ( Φk – Φl ) = e . U excitación. (2-‐1)

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En este caso hablamos de excitación del átomo o energía de excitación. Para que el electrón se aleje totalmente de la acción del núcleo, se requiere una energía mayor: Aionización. = e . ( Φk -‐ Φ∞ ) = e . Φk = e . U ionización. (2-‐2) En este otro caso hablamos de ionización del átomo o energía de ionización, ya que el átomo acusa un electrón por defecto, es decir le falta un electrón, quedando, por consiguiente, ionizado positivamente. Estos concepto se tratan de ilustrar en la figura 2-‐1, donde r es el radio de las diferentes órbitas; respecto al eje Φ (gráfico inferior), existe simetría especular.

Figura 2-‐1. Energía potencial del átomo y potenciales de diferentes órbitas. La energía de ionización se puede determinar haciendo uso de la teoría cuántica (condición de Bohr, etc.). considerando el potencial energético del átomo y el impulso dado por el movimiento circular. Este tipo de enfoque excedería notablemente el marco del presente capítulo, de allí que remitiremos al lector interesado a la teoría cuántica. Es interesante mencionar, que la energía necesaria para la ionización de los gases oscila entre 3 y 25 eV (electrón Voltio). Los gases de amplio uso comercial en la electrostática denotan valores cercanos al límite superior (CO2 =14,4, N2 =15,7, H2=15,8, He=24,6, etc.) 2.1.2 ENERGÍA DE LIBERACION: Para que el electrón pueda desprenderse de una molécula neutral, es necesario que la fuerza que lo une a la misma sea vencida. En estado de equilibrio la fuerza de atracción o de Coulomb es igual a la fuerza centrípeta. La primera viene dada por la ley homónima, a saber:

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q . q F = k. _______________ (2–3) r2 La constante k depende sólo de las unidades empleadas. En el caso del hidrógeno, tenemos: q = q´= e (2–4) de allí que (2–3) adquiera la siguiente forma: F = e2/r2 (2-‐5) Ahora bien, la fuerza de atracción electrostática entre protón y neutrón proporciona la fuerza centrípeta que mantiene a el electrón en su órbita, esta viene dada por la conocida relación: F = m . v2 / r (2-‐6) Ambas fuerzas, la de Coulomb (2-‐3) y la centrípeta (2-‐6) tienen que ser iguales entre si: e2/ r2 = m . v2 / r (2-‐7) El potencial energético del átomo (p.e. Hidrógeno) es igual a la suma de la energía dada por la atracción electrostática y la energía cinética: Aa = e2 / r2 + m . v2 / 2 = -‐ e2 / 2 . r (2-‐8) En esta última expresión su utilizo el concepto de la masa m que se obtiene de la expresión (2-‐7). La última expresión suele denominarse Energía de Liberación o Ionización superficial, pues tiene lugar en la superficie de cuerpos sólidos cuando un electrón es emitido por la superficie metálica de los electrodos. Superficies metálicas limpias y pulidas demandan un trabajo de liberación mucho más grandes que el de las superficies oxidadas y porosas. El proceso ϒ de la teoría de Towsend, que trataremos más adelante, tiene una estrecha relación con este fenómeno.

Figura 2-‐2: Representación esquemática y muy simplificada del átomo de Hidrógeno ante suministro de energía desde afuera.

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En vista de que el efecto de las cargas es inversamente proporcional a la distancia, se requiere de un trabajo de liberación o ionización superficial más pequeño que el tratado en el punto 2-‐1. Es de hacer notar que el electrón liberado se aleja de la superficie metálica, saliéndose así de la zona de acción de las cargas eléctricas. Los trabajos de liberación de los metales más usados en la práctica oscilan entre 1,08 y 5,34 eV ( Na = 2,28, Al = 4,20, Cu = 4,48, Wo = 4,53, Fe = 4,63, Ag = 4,70, Au = 4,71, Ni = 4,91, CuO = 5,34 etc.). En cuanto a las unidades de energía potencial y de liberación se refiere, es bueno hacer resaltar lo siguiente: La carga del electrón (-‐e) es igual a la carga negativa del protón e = 1,6.10-‐19 As, es decir 1 eV = e . 1 V = 1,6.10-‐19 As . 1V = 1,6.10-‐19 Ws, de allí que la unidad más usada sea eV. Ai ≈ e2/ r

Figura 2-‐3 Superficie metálica antes de verse sometida a Aa.

Figura 2-‐4 Superficie metálica después de haber liberado un electrón.

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Figura 2-‐5 .Esquema simplificado del átomo de hidrógeno en estado natural e ionizado. Mientras en la figura 2-‐2 ilustra lo que acontece con el átomo de hidrógeno al suministrarle energía desde afuera , las figuras 2-‐3 a 2-‐5 representan en forma muy simplificada los trabajos de ionización y liberación sobre el mismo elemento o átomo. De esta manera quedan relativamente bien explicados estos fenómenos, para así poder abordar otras formas otras formas de ionización. 2.1.3 IONIZACION POR CHOQUE: Una partícula de masa m que se desplace a la velocidad v, puede a través de un choque inelástico, suministrarle a un átomo o molécula toda su energía cinética de la partícula en referencia excede a la energía de ionización Ai, tiene lugar la ionización por choque. La condición reza, por consiguiente: m . v2 / 2 > Ai (2-‐9) 2.1.4 FOTOIONIZACION: Cuando una radiación electromagnética de frecuencia f alcanza un átomo, este puede que ionice, siempre y cuando se cumpla: H . f > Ai con c = f . λ la siguiente desigualdad λ < c . h / Ai (2-‐10) Donde c es la velocidad de la luz y λ la longitud de onda. Es de señalar que la luz visible no ioniza, ya que su longitud de onda es λ = 4……7.10-‐5 cm, mientras que la luz ultravioleta si ioniza (λ = 15 …..20 x 106 cm). Ionizadores muy activos son los rayos X, con una longitud de onda λ = 10-‐5 ………10-‐10 cm, y los rayos cósmicos (λ = 10-‐11 …..10-‐12 cm). 2.1.5 TERMO-IONIZACION: La termo-‐ionización substrae la energía necesaria para la ionización del movimiento térmico, cuya radiación respectiva cae en la zona de las ondas cortas, denotando un espectro máximo a temperaturas muy altas. La termo-‐ionización efectiva del aire comienza a partir de los 5.000 º K. A los 16.000 º K aproximadamente el 50 % de todas las partículas ya han sido ionizadas. La termo-‐emisión o ionización termo-‐iónica es la liberación de electrones de un filamento caliente, suministrándole a este energía desde afuera . Este procedimiento es muy conocido en la electrónica. 2.1.6 IONIZACION NATURAL: Sobre la superficie terrestre tiene lugar continuamente una ionización natural, ya que la naturaleza ofrece como fuente de energía la radiación radio activa de los elementos de la tierra y de y de aquellos contenidos en la propia atmosfera, así como la radiación a muy grandes alturas. El contenido natural de iones de aire oscila entre 1.000 y 2.000 iones por cm3, alcanza durante la lluvia de 2.000 a 5.000 iones por cm3, y denota, bajo focos de tormenta, una cifra contenida entre 20.000 y 50.000 por cm3.

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La presencia de electrones libres en el aire es más rara, ya que estos se integran a elementos del grupo negativo, como lo son 02, N2, He, Cl2, y otros. Otras fuentes de ionización no desempeñan un papel de importancia en la alta tensión, en vista de lo cual no se le dispensará atención alguna. 2.1.7 VELOCIDAD DE LAS PARTICULAS: El movimiento de las cargas eléctricas, en particular la velocidad que pueden alcanzar las mismas, es de singular importancia. Así tenemos p.e., a una cierta carga eléctrica de masa m y carga Q, la cual abandona su estado de equilibrio bajo la acción de uno cualquiera de los efectos citados anteriormente, para denotar la diferencia de potencial ΔΦ, respecto a su condición anterior. El trabajo realizado por el campo eléctrico, se transforma totalmente en energía cinética, E cinética = m . v2 / 2 = Q . ΔΦ = E ionización (2-‐11) Es decir al vencer la diferencia de potencial ΔΦ, La velocidad del cuerpo o masa en cuestión será: ______________ V = √2 . Q . ΔΦ / m = f (ΔΦ) (2-‐12) Está última relación tiene sólo validez para una masa constante, y por consiguiente para velocidades ≤ 0,2 . c, con c = 300 m / μs, ya que de lo contrario tendríamos que considerar a la masa de acuerdo a la teoría de la relatividad, a saber: _____________ M relativa = m . √ 1 – (v/c)2 (2-‐13) La energía cinética viene entonces dada por la diferencia existente entre la energía total (en movimiento) y la energía inerte, es decir: E cinética = Q . ΔΦ = m relativa . c2 – m . c2 y con (2-‐13), tenemos: _______________________________________ v / c = √ 1 – 1/ (((Q . ΔΦ) / (m . c2)) + 1)2 (2-‐14) Esta última relación es de amplia importancia practica. 2.1.8 RECOMBINACION: La existencia de los electrones libres e iones fortuitos no es indefinida, al contrario, van desapareciendo poco a poco, debido principalmente a los siguientes fenómenos:

1. Recombinación y neutralización de las cargas polares. 2. Difusión fuera de la zona de acción del campo. 3. Penetración en la superficie electródica.

En vista que la recombinación de las cargas necesita un tiempo determinado, la probabilidad de recombinación será más pequeña mientras mayor sea la velocidad de

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las partículas.,y podemos afirmar que la velocidad de recombinación de un electrón es, en consecuencia menor que la probabilidad de neutralización de los iones. En la literatura especializada se toman en cuenta estos fenómenos mediante la cifra de recombinación ρ y la constante de difusión Ď. 2.1.9 DESCARGA EN GASES: El mecanismo que rige la descarga en los gases lo trataremos a continuación, partiendo de la figura 2-‐6 en la cual se ilustra el comportamiento de la corriente en función de la tensión interelectródica: La energía de radiación que actúa desde afuera logra ionizar ligeramente al gas en vista de la cual el gas denota cierta conductividad eléctrica. Al existir una diferencia de potencial entre ambos electrodos, circula entonces una intensidad de corriente. Esta corriente aumenta primero con la tensión, para luego permanecer constante, debido a la saturación, este último efecto obedece a que la producción nuevas cargas eléctricas libres en función del tiempo se estabiliza. Al continuar aumentando la tensión, aumenta de nuevo la corriente, como consecuencia de la ionización por choque. En este caso se llama Descarga Dependiente, pues siempre hace falta un suministro de energía desde afuera. Si por el contrario la ionización del medio logra engendrar nuevos electrones, siempre en mayor cantidad, sin un suministro de energía desde afuera, entonces hablamos de Descarga Independiente y Autosostenida. Este mecanismo con lleva a una ruptura de la rigidez dieléctrica del medio circundante y es ampliamente conocido como Descarga de Towsend. A esta altura es importante que comencemos a diferenciar a los campos homogéneos de los no-homogéneos , ya que en los primeros la Descarga Independiente o Autosostenida. Conduce a la ruptura de la rigidez dieléctrica del medio aislante. En los campos no homogéneos ( p.e. punta placa, etc.,) la misma descarga conduce al Efecto Corona en aquellos sitios donde el electrodo denote los mayores gradientes. Este fenómeno se puede presentar en cualquiera de los dos electrodos. Antes de aborda la teoría de Towsend, es bueno que definamos al recorrido libre medio, bajo al cual entenderemos al trayecto Si del electrón entre dos choques consecutivos. En realidad el trayecto del electrón es tortuoso (movimiento en Zigzag), de allí que este concepto nos ayude a simplificar nuestro enfoque ( ver figura 2-‐7 ). En cada choque el electrón le transmite su energía a la molécula que encuentra en su camino (choque inelástico), bien excitándola o ionizándola.

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Figura 2-‐6: Comportamiento I = f(U) de un espacio interelectródico con un medio gaseoso como dieléctrico (esquema simplificado). Por lo general la partícula neutral o molécula se encuentra también en movimiento, pero su velocidad es despreciable comparada con la de los electrones. Si durante el choque del electrón con ésta la energía cinética no sufre alteración alguna, hablemos entonces de choque elástico. Si el electrón choca contra una molécula y le transfiere la misma cantidad de energía que le quita se dice que el electrón ha alcanzado el Estado Final de su velocidad promedio. Este fenómeno también es conocido como velocidad térmica media del electrón, pues depende fundamentalmente de la temperatura del gas. 2.1.10 TEORIA DE TOWSEND: Enfoquemos un campo homogéneo, en el cual la velocidad de los electrones sea proporcional a la intensidad del mismo, libre, además, de los efectos de concentraciones de cargas espaciales. En dicho campo tendrán lugar choques entre los electrones y las partículas neutrales, las cuales se verán excitadas o ionizadas, según la magnitud de la energía involucrada. La ionización no necesariamente tiene que tener lugar después del primer choque, pues perfectamente puede ser el resultado de varios choque elásticos, los cuales sirven como excitación progresiva del fenómeno. Deseamos enfatizar, una ves más, que el trayecto descrito por el electrón no obedece a un criterio u ordenamiento definido, si no más bien en un fenómeno probabilístico, sujeto a la pura casualidad, de allí la importancia del recorrido libre medio, el cual denominaremos por la letra Si . EL PROCESO ALFA α: Supongamos que Si sea el trayecto medio recorrido por el electrón entre dos choques consecutivos (figura 2-‐7), mientras que d representa al trayecto total recorrido en dirección hacia el ánodo. El número medio de impactos que conduce a ionizaciones viene entonces dado por la siguiente relación: Z = d / Si (2-‐15) El inverso de Si se denomina coeficiente de ionización α o primer coeficiente de Towsend, a saber α = 1/ Si (2-‐16)

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Este coeficiente α indica el número de impactos o colisiones que conducen a una ionización, en función del trayecto de desplazamiento (drifway), entendiéndose por este último al cambio de posición que sufre el electrón, provocado por el campo eléctrico E en sentido paralelo a las líneas de fuerza del mismo. Este concepto nos permite ignorar el movimiento tortuoso en forma de zigzag que efectivamente describe el electrón en su trayecto , tomando en cuenta, sin embargo a las condiciones reinantes, en especial el gradiente eléctrico y a la presión (E y p respectivamente). El coeficiente α se determina experimentalmente para cada gas o mezcla de gases, midiendo la intensidad de corriente que circula en el espacio interelectródico, la cual se ve incrementada por las ionizaciones sucesivas. Suponemos ahora que en el cátodo se encuentra solamente un electrón, al cual denominaremos electrón inicial. De acuerdo a los razonamientos anteriores, este electrón se habrá duplicado, una vez recorrido el trayecto de desplazamiento Si, figura 2-‐7. Al llegar al ánodo el electrón habrá tenido un número de impactos o colisiones igual a Z = α . d, es decir el número total de electrones se habrá incrementado de acuerdo a la siguiente relación: 2z = 2α . d (2-‐17) Pero si el número de electrones iniciales no era 1, si no n el incremento vendrá dado por una expresión análoga y la cantidad de electrones que llega al ánodo será: n = no . 2 α . d (2-‐18)

Figura 2-‐7: Incremento de la intensidad de corriente electrónica a través de la ionización por choque escalonada.

Figura 2-‐8: Incremento de la intensidad de corriente electrónica través de la ionización continua.

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Este proceso, por sus características se denomina avalancha de electrónica, de existir una radiación permanente, que libere electrones el cátodo ( no), tendríamos la siguiente corriente de emisión por unidad de tiempo: Io = Sc . A (2-‐19) Donde Sc es la densidad de corriente en el cátodo y A el área del mismo, considerando ahora que: Q = i . t, es decir: I = Q / t, obtenemos Io= no . e / t, (2-‐20) En está última expresión Io es la intensidad de corriente inicial , no el número de electrones iniciales, e la carga elemental del electrón y t el intervalo de tiempo para el cual se define a la intensidad de corriente. En el ánodo tendremos que la intensidad de corriente engendrada a través de la ionización por choque (proceso α ) será: Ia = no . e / t = no . e . 2 α . d / t = Io . 2α . d (2-‐21) En régimen estacionario las intensidades de corriente son iguales entre si en todos los intervalos de descarga. Esto se demuestra fácilmente al contemplar la cantidad de iones positivos, que se forman a raíz de la ionización por choque. El número de electrones que se forma en el espacio interelectródico, como consecuencia de la citada ionización por choque, viene siendo: Δn = n – no = no . (2α . d – 1) (2-‐22) Es decir Δn pares de cargas y por consiguiente, Δn iones positivos. Ahora bien mientras la intensidad de corriente en la superficie del ánodo es netamente electrónica, en la superficie del cátodo se compone de la intensidad de corriente electrónica inicial Io y de la intensidad de corriente iónica Ii. En el cátodo tenemos entonces la siguiente corriente: Ic = Io + Ii = (no + (2α . d – 1) ) . no ) . e / t (2-‐23) ó lo que viene siendo lo mismo Ic = I0 . 2 α . d = Ia (2-‐24) Conclusión: La intensidad de corriente anódica es igual a la intensidad de corriente catódica. Hacemos hincapié, una ves más, en que el trayecto asumido Si, representa un caso ideal, ya que el trayecto en la practica se ve sometido a fuertes variaciones. A continuación haremos uso, por consiguiente, de una aproximación que toma más en cuenta los fenómenos reales. En vista de que el coeficiente de ionización α es un índice cuantitativo de la cantidad de electrones que se engendran o forman por cada trayecto de desplazamiento Si recorrido, tiene también que existir un incremento diferencial de electrones, dn, recorrido igualmente el trayecto diferencia ds, en dirección hacia el ánodo. En forma análoga tenemos, que n electrones originaran dn = n . α . ds, obtenemos dn / n = α . ds e integrando ∫ dn / n = ∫ α . ds. (2-‐25) La integración conduce a ln (n) = ∫ α . ds + k (2-‐26) ó simplemente:

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n = e∫ α . ds + k = k´. e ∫ α . ds (2-‐27) donde k es la constante de integración , la cual se determina tomando en cuenta las condiciones iniciales del fenómeno: el trayecto de ionización , y por consiguiente el de integración también , comienza en la superficie del cátodo, para lo cual tenemos: ∫ α . ds = 0, pero con no electrones, es decir k = no, (2-‐28) La relación (2-‐27) adquiere entonces la siguiente forma, para el trayecto s: s n = no . e∫α . ds (2-‐29) 0 Si el límite superior de la integral dada en (2-‐27) no es ahora el trayecto s, si no el propio ánodo, tendremos que el número de electrones que alcanza al electrodo opuesto es: a na = no . e∫α . ds (2-‐30) c Esta última configuración no tiene validez para configuraciones electródicas arbitrarias, debido a los diferentes trayectos, pero si es válida para configuraciones dadas en la figura 2-‐9. La intensidad de corriente en régimen permanente se obtiene multiplicando a (2-‐30) por la relación e / t, a saber: a I = Io . e∫α . ds (2-‐31) c

Figura 2-‐9: Configuración electrónica con trayectos de desplazamiento iguales entre si. Solo para configuraciones electrónicas como la presente en la figura 2-‐9, al igual que para el condensador de placas en paralelo, según se mencionó arriba, tenemos que todos los trayectos de desplazamiento del cátodo al ánodo son iguales entre si, de allí que podamos prescindir de la integral (2-‐29) a (2-‐31). Las nuevas expresiones rezan entonces: n = no . e α . s ; na = no . e α . d; I = Io e α . d (2-‐32) en donde

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• s: Es el trayecto de desplazamiento del electrón respectivo, contando a partir de la superficie del cátodo.

• n: El número de electrones en la superficie de referencia, situado a la distancia s del cátodo.

• d: Es la distancia interelectródica que separa el cátodo del ánodo. Del último razonamiento podemos apreciar , que sustituyendo a la base 2 por la base del logaritmo neperiano, hemos obtenido un método que se acerca más a la realidad, pues considera el incremento diferencial de electrones al recorrer igualmente trayectos diferenciales. En los apartes siguientes veremos, que el producto α . d se mantiene siempre por debajo de 5, con lo cual también se cumple: e α . d / 2α . d < 5 (2-‐33) Este método de base 2 se puede utilizar, según se desprende de la última relación, cuando ofrezca la mayor sencillez, ya que la discrepancia respecto al método de base o no es sustancial. EL PROCESO β: En el aparte anterior vimos, que al tener lugar una ionización por choque (impacto de un electrón con una partícula neutral o molécula), se formaba o engendraba un ión positivo, pues bien puede que este ión positivo en su trayecto hacia el cátodo, choque contra partículas neutrales, ionizándolas o en caso de choque elásticos, excitándolas consecutivamente hasta lograr un ionización la posibilidad de que suceda esto y de que la ionización tenga lugar, se denomina proceso beta. Si bien la posibilidad existe fundamentalmente, más en presencia de un elevado gradiente eléctrico, cabe resaltar, no obstante que dicha posibilidad es algo remota, debido a las siguientes causas:

1. El diámetro y la masa del ión son mucho más grande que la del electrón, lo que en si aumenta la probabilidad de choque, pero reduciendo al mismo tiempo el recorrido libre medio.

2. En cada choque elástico el ión pierde más energía cinética que el electrón, reduciéndose así la probabilidad de ionización. En caso de un choque elástico central, el ión pierde totalmente su energía cinética.

Podemos afirmar, en consecuencia, que la probabilidad de ionización por choque de iones positivos con partículas neutras (proceso β) es apreciablemente inferior a la probabilidad de choque entre electrones con partículas neutrales (proceso α) de allí que podamos escribir: β = k . α con k<< 1 (2-‐34) EL PROCESO EPSILON δ: Los átomos excitados que se encuentran en el espacio interelectródico puede que transmitan su energía de excitación en forma de radiación. Si bien esta no es suficiente para ionizar una partícula neutral, es posible que si lo sea para ionizar una partícula, átomo o molécula previamente excitada. Este fenómeno quedará esclarecido más adelante, cuando tratemos la distorsión de campo debido a la presencia de avalanchas y nubes de cargas eléctricas, se ha podido demostrar que, que precisamente los diferentes procesos y fenómenos que tienen lugar en el frente de la avalancha, irradian

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fotones de onda corta, lo que en la forma anterior descrita, puede ionizar partículas previamente excitada ó liberar electrones del cátodo. Esta posibilidad se denomina efecto épsilon. La elevada velocidad de propagación de los fotones y la absorción energética del medio, limitan espacialmente a este proceso. EL PROCESO GAMMA γ : Este proceso permite un fácil entendimiento de los fenómenos que tienen lugar en el espacio interelectródico. Supongamos, que para un tiempo t = 0, se encuentra en el cátodo un número determinado de electrones, a los que llamaremos electrones iniciales no. Estos electrones han podido ser consecuencia de uno cualesquiera de los procesos anteriormente descritos. Pues bien, de reinar en el espacio interelectródico una intensidad de campo apreciable ( α/Ρ > 0 ), estos electrones iniciales formaran una avalancha ( proceso α ) en su trayecto hacia el ánodo, la cual viene dada por la conocida relación 2-‐32, a saber n = no x e α x d, en otras palabras, podemos afirmar que en el trayecto interelectródico se incrementan los electrones como consecuencia de los procesos anteriores, ahora bien la cantidad de nuevos electrones, ó el incremento de los mismos, se obtiene sustrayéndole a la cantidad total n, el número que había inicialmente, a saber, no , así obtenemos: n incremento = n – no = (e α . d -‐ 1) . no = M . no (2-‐35) Al factor M = eα . d lo denominaremos incremento de electrones, de acuerdo a la magnitud que representa. Pero al número de electrones, que se ha formado en el trayecto hacia el ánodo, le corresponde un número igual de iones positivos, estos debido a su polaridad, serán atraídos por el cátodo y al chocar con este liberaran un número determinado de nuevos electrones, a los que llamaremos no´. no ´= ϒ . n incremento = ϒ . M . no = ζ . no (2-‐36) Al factor ζ = ϒ . (e α . d -‐1) = ϒ . M se le denomina incremento de ionización, debido a que pone de manifiesto el aumento de la ionización en el espacio interelectródico. Pero los nuevos electrones (no´) sufrirán las mismas consecuencias anteriores, formando una nueva avalancha y multiplicándose en el trayecto interlectródico, para denotar a su llegada al ánodo, el siguiente incremento: n = no´ . e α . d = ζ . n (2-‐37) Asumiendo de nuevo que el número de iones positivos sea igual al número de electrones, tendríamos: n incremento´= n´-‐ no = M . no´ = M . ζ . no = ζ . n incremento (2-‐38) Estos iones, al chocar contra el cátodo, liberarán una nueva cantidad de electrones, dada por: no ´ ´ = ϒ . n íncremental = ϒ . M . n ó = ζ . n ó = ζ2 . no (2-‐39) Los electrones así liberados trataran de llegar al ánodo, formando una avalancha en el trayecto hacia el mismo, así sucesivamente. En la figura 2-‐10, se trata de estudiar este

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fenómeno en forma escalonada, asumiendo, no obstante que las avalanchas de electrones e iones no se perturban mutuamente en su trayecto.

Figura 2-‐10 a: Primera avalancha de electrones. El incremento de electrones viene dado por ni = n incremental.

Figura 2-‐10 b: Segunda avalancha de forma esquematizada.

Figura 2-‐10 c: Tercera avalancha de forma esquematizada.

Figura 2-‐10 d: Cuarta avalancha. La suma de los electrones formados por el efecto repetitivo de este proceso gamma, incluyendo a los electrones iniciales, es: Σn = n + n ´+ n ´´+ n ´´´´+ …………..……………….+ nm Σn = ( 1 + ζ + ζ2 + ζ3 + ζ4 +………………………….+ζm+….. ) . no . eα . d

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Esta serie geométrica infinita denota para 0 < ζ < 1 un valor límite finito, el cual viene dado por la siguiente expresión: Σn eα . d eα . d M + 1 ____ = _______= __________________= __________ ya que ζ = ϒ . M (2-‐40) no 1-‐ ζ 1-‐ ζ . (eα . d -‐ 1) 1-‐ ζ . M Discusión del factor ζ (incremento de ionización) Es importante discutir ahora los diferentes valores que puede asumir el incremento de ionización ζ, así tenemos que: 0 < ζ < 1: Una cantidad determinada de electrones iniciales genera, aun para un número infinito de avalanchas, un número finito de cargas eléctricas. En vista que las avalanchas sucesivas son proporcionales al factor ζz (con z = 0,1,2,3,4,5,….m…..), el número de electrones involucrado en cada una de ellas se hace cada vez más pequeño. El proceso sufre un desgarramiento, una vez que las avalanchas de iones no pueden liberar nuevos electrones del cátodo. Si se desea, por consiguiente, que el proceso se sostenga, es menester generar con la ayuda de factores externos (suministro de energía desde afuera), nuevos electrones iniciales. Podemos concluir, por consiguiente, que para el presente caso la descarga es dependiente. Mientras más se acerque ζ al valor 1, más lento aún será el decremento de electrones de una avalancha a la otra, durando el proceso de descarga un tiempo mayor, pero siempre dependiente.

Figura 2-‐11 a: α = 0, ϒ = 0, ζ = 0. ζ = 1: En este caso tenemos que no = no´= no´ ´….. es decir, todas las avalanchas de electrones son iguales entre si, pudiéndose hablar de una intensidad de corriente I =n . e / t, siendo e la carga elemental del electrón, n = noα . d y t el tiempo que transcurre hasta formarse una nueva avalancha. Cabe resaltar, que la corriente continua I comienza a circular, una vez que ha tenido lugar la primera avalancha. Como puede observarse, la descarga se torna independiente o autosostenida, ya que la intensidad de corriente I se mantiene circulando sin un suministro externo de electrones iniciales. Este proceso amerita, no obstante una aclaratoria: la corriente constante se basa en la suposición, de que cada avalancha consecutiva denota el mismo número de electrones de su antecesora. Considerando que el rendimiento del proceso de ionización, al igual que los coeficientes respectivos, representan a valores promedios estadísticos, es de esperar que la descarga tarde o temprano se desgarre, o que, en su defecto, el número de electrones empiece a variar fuertemente. Este caso por consiguiente, tiene solo importancia teórica, pues representa al límite entre la descarga independiente y la

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descarga dependiente, lo que no le priva de desempeñar un papel importante, y a veces principal, en ciertas observaciones prácticas.

Figura 2-‐11 b: α > 0, ϒ = 0, ζ = 0. ζ >1: El número de electrones aumenta de avalancha en avalancha, alcanzando teóricamente el valor infinito. Las simplificaciones asumidas al comienzo pierden aquí su validez, debido a la concentración de cargas espaciales en el espacio interelectródico, las cuales distorsionan el campo existente.

Figura 2-‐11 c: α > 0, ϒ > 0, 0< ζ < 1.

Figura 2-‐11d: α > 0, ϒ > 0, ζ = 1, En vista de que ζ = 1, se mantiene la intensidad de la avalancha inicial y el proceso se torna independiente ó autosostenido.

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Figura 2-‐11e: α > 0, ϒ > 0, ζ > 1, en vista de que ζ > 1 el número de electrones aumenta exponencialmente, hasta alcanzar teóricamente un número infinito de electrones por cada avalancha. 2.1.11 RUPTURA DE LA RIGIDEZ DIELECTRICA: La ruptura de la rigidez dieléctrica es la culminación de los procesos anteriores, cuando existen los principios favorables para las mismas, y es menester diferenciar el fenómeno que tiene lugar en un campo homogéneo de aquel que se lleva en un campo no homogéneo, pues en el primero la intensidad E y el coeficiente de ionización α denotan en todas partes el mismo valor, lo cual no sucede en el campo no homogéneo. Por lo pronto haremos un análisis general de los fenómenos que tienen lugar durante la descarga en los gases, para luego diferenciar a los citados campos en términos de la condición de ruptura. En los apartes anteriores habíamos asumido siempre una cantidad determinada de electrones iniciales no, la cual luego le daba origen a la denominada avalancha o nube electrónica. Dichos electrones iniciales eran la consecuencia de un efecto energético no repetitivo sobre el cátodo. En el presente aparte, por el contrario, partiremos de una corriente electrónica Io, como consecuencia de un efecto perenne sobre la superficie del cátodo. El comportamiento de dicha corriente electrónica inicial será constante, en función del tiempo, solo para el caso α = 0, pues no tiene lugar la conocida avalancha. Para el caso α > 0 y ϒ = 0, tendremos que la corriente se verá incrementada, a saber: I = Io . e α . d = (M+1) . Io (2-‐41) Al tener ahora un flujo continuo de electrones iniciales, la intensidad de corriente final, Ie se verá incrementada por cada una de las intensidades electrónicas parciales. La enésima avalancha le dará origen a la siguiente intensidad de corriente parcial ( ϒ ≠ 0 ) Im = ϒm . (eα . d -‐1)m . I = ϒm . Mm . I = ζm . I (2-‐42) La intensidad de corriente final será entonces la suma de todas las intensidades de corrientes parciales, a saber: Ie = ∑ I = I + I´+ I´´ + I´´´ + I´´´´……….. (2-‐43) = ( 1 + ζ + ζ 2 + ζ3 + ζ4 …………..) . I Considerando que I = Io . e α . d y ζ = ϒ . ( e α . d -‐1) = ϒ . M la última relación se transforma en: Ie = ( 1+ ζ + ζ2 + ζ3+ ζ4 + ζ5 + ………………) . ( 1 + ζ / ϒ ) . Io (2-‐44)

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Para 0 < ζ < 1 obtenemos el siguiente comportamiento asintótico: Ie e α . d M+1 ϒ + ζ ___________ = ___________ = ___________ = ____________ (2-‐45) Io 1 – ζ 1 – ζ ϒ x ( 1-‐ ζ) En la figura 2-‐12 se ilustra el comportamiento de la intensidad de corriente en función del tiempo para los casos más importantes. Es fácil demostrar, que independientemente de la liberación inicial de electrones, el límite entre descarga dependiente ( ζ < 1) y descarga independiente o autosostenida ( ζ > 1) viene dado por el factor o condición ζ = 1. La verificación de este comportamiento, al igual que la interpretación de la figura 2-‐12, se sustenta en lo visto hasta ahora, de allí que se deje a criterio del lector. TENSION DE DESCARGA DISRUPTIVA O DE RUPTURA: El factor ζ depende del coeficiente α y casualmente también de ϒ, es decir, también depende del gradiente eléctrico E. Conociendo entonces a la distancia interelectródica, se puede estudiar la dependencia o comportamiento de la descarga en función de la tensión. En especial interesa aquella tensión, para la cual la descarga dependiente se transforma en independiente ó autosostenida, y la cual denominamos tensión de ruptura, disruptiva o de descarga, pues la misma logra vencer la rigidez dieléctrica del espacio interelectródico. La denominación ruptura, encuentra su fundamento en que en la zona de las descargas dependientes el aislante pierde sus propiedades dieléctricas, una vez que las descargas se tornan independiente ( Ie > > Io ). En los aislantes sólidos la ruptura en referencia se ve caracterizada por una perforación permanente del dieléctrico, lo cual ha motivado a algunos autores a denominarla tensión de perforación, criterio que errónea y lamentablemente también ha sido extendido a los aislantes gaseosos. Dificultades semánticas se presentan en nuestro idioma, al tratar de diferenciar la ruptura de la rigidez dieléctrica a través del medio aislante o a lo largo de la superficie del mismo, como sucede con frecuencia con los aisladores de vidrio y porcelana. Por Tensión de Descarga o Ruptura, en el caso de aisladores entenderemos la pérdida de la rigidez dieléctrica a través del aire ( sparkover ), mientras que para definir a la ruptura a lo largo de la superficie del aislador, haremos uso del galicismo contorneo y de la tensión homónima. La tensión de perforación, en este caso particular, sería la ruptura o la perforación de la porcelana entre el espárrago y la caperuza, ambos metálicos, de allí que este concepto solo lo aplicaremos para materiales aislantes sólidos, pues dicha tensión deja una perforación permanente en el medio aislante.

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Figura 2-‐12: Representación simplificada de I = f (t). 2.1.12 RUPTURA DE TOWSEND: Las condiciones para el inicio de las descargas independientes ó autosostenida y la consecuente ruptura de la rigidez dieléctrica del medio aislante, fueron formuladas por vez primera, en su concepción matemática, por Townsend. Básicamente la ruptura tiene lugar, una vez que la intensidad de corriente electrónica Ie tiende hacia el infinito, es decir, la descarga a través del espacio interelectródico se torna independiente o autosostenida. Partiendo de la relación (2-‐42) podemos seguir de cerca y de forma analítica, este fenómeno. La relación existente entre Ie / Io = tiende hacia infinito, para 1-‐ζ = 0, es decir: Ie / Io ∞, para 1 – ζ = 0, es decir ζ = 1 (2-‐46) De (2-‐40) obtenemos ϒ . M = 1 y con 2-‐35 ϒ . (eα . d-‐1) = 1 (2-‐47) De esta última condición se obtiene fácilmente la Condición de Ruptura de Townsend, para el caso que predomine el proceso gamma, en su forma logarítmica: α . d = ln ( 1/ϒ +1) (2-‐48) Si, por el contrario, los proceso beta y alfa predominan sobre el gamma, obtenemos la siguiente expresión para la intensidad de corriente final: Ie (α-‐β) . e(α-‐β) . d __________ = ___________________________ (2-‐49) Io (α-‐β) . e (α-‐β) . d

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Igualando el denominador a cero, logramos la citada condición de ruptura (Ie/Io)∞ α = β . e (α-‐β) . d (2-‐50) Con β = k . α, se obtiene entonces la célebre condición de disparo o encendido de Townsend / Schumann, la cual es un elemento fundamental en el cálculo de disposiciones electrónicas de Alta Tensión: ln k α . d = _________ = constante = k (2-‐51) k -‐ 1 Es de resaltar que a pesar de las simplificaciones asumidas en los desarrollos anteriores, la relación (2-‐51) denota, en cuanto a los efectos prácticos se refiere, una exactitud apreciable , pudiéndose aplicar la misma inclusive para el cálculo de disposiciones no homogéneas, basta para tales fines, recurrir a su expresión integral: Ánodo ln k ∫ α . d = __________ = K (2-‐52) cátodo k -‐1 Podemos afirmar, en virtud de esta última relación, que la descarga o disparo del espacio interelectródico tendrá lugar una vez que la integral de contorno alcance o exceda el valor K a lo largo de una cualquiera de las líneas de campo, independientemente de la configuración electrónica. En la práctica se ha podido demostrar , que el valor K, a presión atmosférica, oscila entre 5 y 7, de acuerdo a las fluctuaciones de la presión del medio. Cierta dependencia del material del cátodo ha podido ser observada, la cual se manifiesta en la relación (2-‐47) a través del factor ϒ, pero no en la relación (2-‐51). Esto, sin embargo, debido a la presencia inevitable de dispersión, así de otros factores aleatorios, no tienen por que motivarnos a tomar una decisión al respecto, basta simplemente con seleccionar a la expresión más adecuada para nuestros fines. En términos generales podemos concluir, que para la condición de ruptura o disparo según la teoría de Townsend, la relación (2-‐51) se presta adecuadamente en caso de campos homogéneos, mientras que la relación (2-‐52) para aquellos campos que no se han homogéneos, aún sabiendo, a ciencia cierta, que la descarga se basa o fundamenta en los procesos α y ϒ. Para determinar la rigidez dieléctrica o capacidad de aislamiento de un espacio interelectródico con un gas como dieléctrico, basta con conocer al coeficiente de ionización α. Luego es fácil determinar los valores α . d o ∫α . ds, según sea el caso. Si dicho valor se encuentra entonces apreciablemente por debajo de 5, podemos hablar de una disposición dieléctrica rígida. 2.1.13 LEY DE PASCHEN: En las partes anteriores pudimos observar que la transición de descarga dependiente a descarga independiente, en un campo homogéneo, dependía del producto α .d. Esto

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implica una dependencia de la tensión de ruptura o disparo, Ud, del gradiente eléctrico E y de la presión P reinante en el espacio interelectródico. Antes de abordar analíticamente este fenómeno, es conveniente dejar sentados los criterios y fundamentos teóricos que caracterizan al mismo: Supongamos, para simplificar nuestro enfoque, que el electrón alcanza en cada choque la energía necesaria para ionizar a una partícula neutral, una vez recorrido el camino libre medio Si, al cual ahora, bajo esta condición, denominaremos λ, es decir, Si =λ. El electrón le transfiere toda su energía a la partícula neutral y es frenado a la velocidad v=0 (transferencia total de energía), para ser acelerado de nuevo por el campo eléctrico existente. Transcurrido el tiempo necesario para recorrer el trayecto λ (antes Si), el electrón vuelve a ionizar a una partícula neutral en la forma descrita, (ver figura 2.13). E1 < Eo : consideremos ahora una intensidad de campo E1 inferior a la intensidad de campo que reinaba inicialmente Eo y analicemos lo que sucede una vez que haya tenido lugar el primer choque: Si la intensidad de campo asumida, E1 es mucho más pequeña que la intensidad de campo inicial Eo, entonces el electrón liberado del cátodo no podrá recuperar, después de referido choque con consecuente ionización, a la energía perdida en el mismo para ionizar a una segunda partícula o átomo neutral. Recordemos que el electrón le transfiere a la partícula neutral toda su energía, siendo luego su vdesplazamiento = 0. El campo eléctrico reinante sí lo va a acelerar, pero la energía cinética así obtenida no será suficiente para una nueva ionización, sólo para una excitación de la partícula y así sucesivamente. Experimentalmente se ha podido verificar que para valores muy pequeños del gradiente eléctrico, pero con E ≠0 el coeficiente de ionización α 0. pi >po : el efecto de la presión p lo podemos analizar de la misma manera, sea po la presión inicial y p1 la nueva presión mayor que la anterior. La intensidad de campo Eo permanece constante, pero el recorrido libre medio no, pues éste varía con la presión. Al aumentar la presión dicho recorrido o trayecto se hace más pequeño, no alcanzando el electrón la energía necesaria para una ionización. Es decir, lo expuesto arriba para el gradiente eléctrico E, vale en forma análoga para la variación del inverso de la presión, es decir, cualquier modificación de las condiciones de ionización a través de una variación del gradiente eléctrico, puede ser compensada o anulada por una variación acorde de la presión, esto es en esencia la Ley de Paschen.

Figura 2-‐13: Variación del recorrido libre medio λ en función de la presión del medio. Para el modelo de la figura 2-‐13 tenemos entonces que la energía de ionización Ai denota la siguiente dependencia:

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Ai = e . Ui = e . E . Si e . E . λ, pero λ 1/p , de allí que Ai = k . e E / P (2-‐53) Donde k es un factor que considera la proporcionalidad existente entre el recorrido libre medio λ y la presión p. Si en nuestro modelo aumentamos la presión (a 2po), entonces el recorrido libre medio disminuye ( a λ/2 = λ1). Si se desea ahora que el electrón ionice recorrido el trayecto λ1 entonces tendremos que: E1 . λ1 = E . λ, es decir, E1 = 2 . E (2-‐54) Manteniéndose, sin embargo las relaciones E1 / p1 = E /p constantes. Considerando de nuevo que λ = Si, podemos concluir que: Α / p = α . λ = α . Si / k = 1 / k (2-‐55) Es decir, el cociente de ionización α / p se mantiene constante para condiciones de ionización invariables, si se duplica el valor de la intensidad de campo, de E a 2E, para compensar un incremento acorde de la presión , tenemos entonces que el recorrido λ = λ /2 conduce ya a una primera ionización. Podemos afirmar por consiguiente que el coeficiente de ionización α duplica su valor si la presión hace lo mismo. Ahora bien, α también varia al variar la intensidad de campo E. Es lícito en consecuencia, afirmar que: α / p =f (E / p) (2-‐56) La última expresión se suele representar gráficamente, según se ilustra en la figura 2-‐14. La curva correspondiente se denomina característica de ionización α. De este gráfico se desprende , que las pendientes de las rectas que pasan por el origen de coordenadas, obedecen a la siguiente relación: α/p α / p α . d _________ = _____________ = ___________ (2-‐57) E / p U / p U

Figura 2-‐14: Característica de ionización α para un campo homogéneo α/p =f(U/pxd) La pendiente o factor σ nos permite expresar a la intensidad de corriente de la siguiente manera: I = Io . eα . d = Io . eσ . U, ya que α . d = σ . U (2-‐58)

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Figura 2-‐15: Características de ruptura para gases en campo homogéneo. Ley de Paschen. La pendiente σ alcanza su valor máximo en el punto S, más conocido como punto de Stoletow .Conociendo a la intensidad de corriente inicial Io, se puede obtener a la corriente deseada I para la relativamente pequeña tensión U. Basta para ello seleccionar al espacio interelectródico d, al cual corresponde el valor α/p del punto de Stoletow. En el punto de Stoletow existe una relación unívoca entre el espacio interelectródico d, la tensión U, la presión p, y la intensidad de corriente inicial Io, lo cual no sucede con otros puntos de la curva. En la relación (2-‐58) habíamos expresado a la intensidad de corriente en términos de la pendiente σ . Ahora es menester, partiendo de la expresión (2-‐56), extender el criterio derivado hasta el presenta la tensión de ruptura Ud, ya que α . d depende del producto p . d, para la misma tensión U que se le aplica al espacio interlectródico. Nuestra relación, aplicada a la tensión de ruptura, reza entonces de la siguiente manera: p . d = f (U / p . d) = K (2-‐59) Esta última relación afirma que la tensión de ruptura Ud puede ser representada en función del producto p . d. En vista de que F. Paschen fue el primero que dio a conocer el contenido de la relación (2-‐59) en el año 1889, se suele denominar a esta como ley de Paschen. El contenido de esta ley se encuentra representado en la figura 2-‐15. En la zona de baja presión se obtiene una disminución de la rigidez dieléctrica, a dicha zona suele llamársele zona de ruptura inmediata, mientras que para presiones mayores se han podido determinar, a través de la experimentación, desviaciones en la zona de ruptura distante. Es importante resaltar, que la característica de ruptura, dada por la figura 2-‐15, varía para cada gas, denotando siempre , sin embargo, un aspecto similar al ilustrado. El contenido de la ley de Paschen puede resumirse de la siguiente manera: La tensión de ruptura del espacio interelectródico depende del producto p . d, ya que una variación de la presión trae consigo una variación del recorrido o trayecto libre medio, dicha variación no obstante, puede ser compensada por una variación acorde del espacio interelectródico o del gradiente eléctrico, lo que en si viene siendo lo mismo. A continuación trataremos de establecer una relación matemática, que nos permita derivar a la característica de la tensión de ruptura, de la conocida característica del coeficiente de ionización. A tal efecto expresaremos a ésta última a través de la siguiente expresión simplificada: α / p = A . e-‐B . p/ E (2-‐60)

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donde A y B son constantes, cuya denominación se hará de manera de conseguir una buena aproximación de la característica en referencia con la característica experimental, especialmente por debajo del punto de Stoletow. Multiplicando a (2-‐60) por p . d obtenemos con E = U / d α . d = A . p . d . e-‐B . p / E = A . p . d . e-‐B . p . d / U (2-‐61) de donde se despeja la tensión para obtener: p . d . B U = _______________________ (2-‐62) Ln ( A . p . d / α . d) Ahora bien, del aparte anterior sabemos que ζ = γ . ( e α . d – 1), es decir α . d = ln ( 1 + ζ / ϒ ), en vista de lo cual (2-‐62) adquiere la siguiente forma: p . d . B U = ______________________________ (2-‐63) A Ln (___________________ . p . d) Ln( 1 + ζ / ϒ ) Para la tensión de ruptura obtenemos, considerando que estamos en un campo homogéneo, la siguiente simplificación dada por la relación (2-‐51): p . d . B Ud = ___________________ (2.64) Ln ( A . p . d / K) Toda característica dada por las relaciones (2-‐62) y (2-‐63) denotará un mínimo para el siguiente valor: dU _______________= 0 es decir, para ln ( A . p . d / α . d) = 1 (2-‐65) d(p . d) o simplemente p . d = 2,718 . α . d / A p . d = 2,718 . ln ( 1 + ζ / ϒ ) (2-‐66) Para el valor mínimo de la tensión de ruptura, obtenemos entonces: ( p . d )Ud mínimo =2,718 . K / A = (13 …….. 19) / A (2-‐67) de la relación (2-‐65) obtenemos, en conjunto con la relación (2-‐62) la importante condición:

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Umínimo = B . ( p . d )mínimo (2-‐68) Es decir, los valores mínimos de la característica U = f ( p . d ) para diferentes ζ, de acuerdo a la relación (2-‐63), se encuentran sobre una línea recta que pasa por el centro de coordenadas. Las constantes A y B pueden ser determinadas entonces a partir de las características de ruptura obtenida experimentalmente. De la ecuaciones (2-‐67) y (2-‐68) obtenemos el siguiente valor para la tensión mínima de ruptura: Ud mínima = 2,718 . B . K / A =(13 ……….19) . B / A (2-‐69) Es prudente recordar, que de acuerdo a la relación (2-‐62) la tensión U tiende hacia infinito (U ∞ ), para ln ( A . p . d / α . d ) = 0, es decir, y de acuerdo a la relación para p . d = α . d / A (2-‐64) tendremos p . d = K / A. Es decir, así no tomemos a la característica ideal, simplificada, del coeficiente de ionización α, si no a su característica experimental, siempre tendremos que la característica de ruptura tenderá hacia infinito para p . d > 0. El sentido físico de este hecho es obvio: en vista de los pequeños valores de p . d, los electrones logran recorrer el espacio interelectródico sin chocar con las partículas neutras del gas. Teóricamente no existe entonce tensión alguna que logre conducir a una ionización, ó , en su defecto, incrementar a la densidad de corriente que circula en el espacio interelectródico. La zona comprendida entre 0 < p . d < α . d / A, para la cual la tensión U denotará valores negativos, no tiene ninguna importancia física para la característica de ruptura.

Figura 2-‐16: características U = f ( p . d ) para diferentes valores de ζ y en un campo eléctrico homogéneo. La curva correspondiente a ζ = 1, es la característica de ruptura. CONSECUENCIAS PRACTICAS DE LA LEY DE PASCHEN: La ley de Paschen viene en si dada por la relación (2-‐64). De la misma se desprende que la tensión de ruptura Ud depende únicamente del producto p . d, denotando un mínimo para p . d = e . K / A, dende e es la base del logaritmo natural. Para distancias muy pequeñas ( d < 10-3 cm )se observan en la practica desviaciones del comportamiento descrito por Paschen, fundamentalmente el efecto de punta de los electrodos. Según lo establecido por esta ley, tensiones inferiores a 300 V no conducen a una ruptura de la rigidez dieléctrica del aire. Distancias electrónicas de d = 1 cm, sometidas a una presión p = 1, 013 bar, denotan una constante K = 13,3. Este valor correspondería a la zona de ruptura inmediata (figura 2-‐15) . Para distancias

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electrónicas mayores, p.e., s = 10 cm, el factor K aumenta 45 (K = 45) y caemos en la zona de ruptura distante. Si cambiamos al medio aislante, p.e., SF6, en lugar de aire, obtenemos otros valores, pero siempre de acuerdo o en consonancia con la ley de Paschen. 2.1.14 RUPTURA DE RAETHER: La pregunta que nos falta hacer para completar el estudio de la ruptura de la rigidez dieléctrica en gases es: ¿Cómo se forma el canal plasmático entre dos electrodos?, en particular cuando estos se encuentran bastantes distantes el uno del otro. La baja velocidad de desplazamiento de las moléculas positivas impide una explicación satisfactoria de este fenómeno. La ruptura de Raether, o teoría del canal plasmático o de Raether, sí permite una explicación cualitativa de este interesante proceso. La teoría de Towsend nos llevó a la conclusión, que la avalancha del proceso α obedece a la siguiente relación: n(x) = no . eα . x (2-‐70) Es decir, un electrón inicial le daba origen a un número determinado de cargas eléctricas, lo cual tratamos de exponer en la figura 2-‐15. Pues bien, si la intensidad de campo eléctrico es elevada, es decir, coeficiente de ionización α también elevado, o si el recorrido o trayecto de las partículas es grande, el proceso de descarga conocido hasta ahora, degenera en una especie de canal plasmático, el cual logra la ruptura de la rigidez dieléctrica del espacio interelectródico. Esto tiene lugar, una vez que el factor de amplificación de la descarga, α . d, alcanza su valor crítico, el cual en la practica asciende a: α . d = 18, es decir, ncrìtica. = no . e18 (2-‐71) La descarga, hasta que se presente la ruptura, puede entonces ser resumida de la siguiente manera:

1. Formación de una avalancha o nube electrónica (figura 2-‐19) hasta alcanzar la amplificación crítica del proceso de descarga.

2. La concentración de cargas eléctricas en el espacio interelectródico provoca una fuerte distorsión del gradiente eléctrico y del potencial reinante, en vista de lo cual los fenómenos se intensifican.

3. Se observa como consecuencia de las avalanchas sucesivas, una reacción en cadena, formándose un canal plasmático en dirección hacia el ánodo y otro hacia el cátodo. Ambos constituyen el canal de descarga previa. La formación de los canales en direcciones opuestas se ve acompañada de una radiación intensiva.

4. La ionización progresiva en el gas libera una gran cantidad de fotones, la cual pude dar origen a nuevas avalanchas. La fotoionización contribuye a la propagación de los canales catódico y anódico. El canal catódico desplaza en su crecimiento a la tensión reinante en el espacio interelectródico, en vista de lo cual la fotoionización actúa en sentido contrario, es decir en dirección hacia el cátodo.

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Este último proceso se trata de ilustrar en la figura 2-‐21, aunque en forma muy simplificada.

Figura 2-‐19: Avalancha del proceso de Towsend, nube electrónica.

Figura 2-‐20: Distorsión del campo eléctrico E debido a la presencia de la nube o avalancha en el espacio interelectródico ( E = dΦ / dx ).

Figura 2-‐21: Formación del canal de descarga previo.

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Figura 2-‐22: Formación del canal catódico.

Figura 2-‐23: Formación del canal anódico 5-‐ Las avalanchas sucesivas van contribuyendo a la formación del canal de ruptura según Raether. En el espacio interelectródico se observa la formación de una manguera luminosa, denominada en términos científicos canal plasmático. A través de este canal, debido a su fuerte ionización y, en consecuencia baja impedancia, tendrán lugar todas las descargas sucesivas. El canal de descarga previo se ha transformado en el canal de ruptura de Raether, en honor a su descubridor. La ruptura del medio dieléctrico, como consecuencia de la formación de este canal , se ve acompañada por una fuerte radiación (figura 2-‐24).

Figura 2-‐24: Formación del canal de ruptura de Raether. CONCLUSION: La ruptura de la rigidez dieléctrica de un espacio o configuración interelectródica, depende de la presión reinante y la distancia s que separa a los electrodos involucrados. MECANISMO DE TOWSEND: Se observa a presiones relativamente bajas y distancias interelectródicas cortas. Según este mecanismo los electrones se ven acelerados bajo la acción del campo eléctrico. El choque de ellos con partículas neutrales conduce a la formación de iones y nuevos electrones, los que, a su vez, también pueden desencadenar fenómenos similares. La ley de parchen indica la relación existente entre el coeficiente de ionización α y el gradiente eléctrico E. La condición de ignición del fenómeno de ruptura, según Towsend, implica en el campo homogéneo que: α . s = constante = K. En esta forma se obtiene la tensión de ruptura de la citada ley. La verificación práctica de que esta ley se cumpla o no , según el mecanismo de referencia. MECANISMO DE RAETHER: Prevalece a presiones mayores y distancias interelectródicas relativamente largas. Se desencadena, cuando la avalancha de electrones alcanza su valor crítico, a saber: α . x = 18 A partir de este valor la fotoionización se hace más efectiva.

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En resumen, podemos afirmar, que para tensiones aproximadamente 5 % superiores a la tensión de ruptura de una configuración dada, es decir, U = 1,05 . Ud, se observa en el aire el siguiente comportamiento. p . s <10 bar . mm < p . s Ruptura de Towsend Ruptura de Raether CAMPOS ELECTRICOS MUY IRREGULARES: Los campos muy irregulares, o fuertemente no homogéneos, se encuentran con mucha frecuencia en la práctica ( punta-‐placa, conductor plano, etc,), En estos procesos de descarga, con su transición de dependiente a independiente o autosostenida, no tiene por que conllevar a una ruptura de la rigidez dieléctrica del medio. En la configuración Punta – Placa (Figura 2-‐25) observamos que el valor máximo de gradiente eléctrico se registra en la punta. Si su valor alcanza a Ei, al cual denominaremos Intensidad de Campo Inicial, entonces se puede observar descargas previas, como el efecto corona efluvios, etc., sin que tenga lugar una ruptura del dieléctrico o medio aislante (i), la tensión correspondiente, se denomina , en forma análoga, tensión de incepción Ui. En la figura 2-‐26 hemos representado en forma muy simplificada, al comportamiento dieléctrico de la configuración electródica Punta – Placa. Podemos observar, que para distancias muy pequeñas (S < Si) las tensiones de ruptura e incepción coinciden (Ud = Ui). Para distancias mayores y campos menos homogéneos (S > Si) se observa primero una descarga muy tenue. Al aumentar la distancia (S > S2) observamos una descarga más fuerte, la cual, en contraste con la anterior, sí puede ser oída. El valor para el cual se presenta esta descarga se denomina Incepción de descargas ramificadas. Uramificada. Si continuamos aumentando la tensión, tiene entonces lugar la ruptura dieléctrica del medio. El proceso anterior, característico de las descargas ramificadas puede ser percibido por el ojo, debido a que los penachos de las descargas de igual nombre, denotan un color azulado. La formación de ozono posibilita la percepción por el olfato.

Figura 2-‐25: Configuración electródica fuertemente irregular, donde se puede ver el campo eléctrico E en función de la separación interelectródica.

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Figura 2-‐26: Descargas características de la fuerte configuración irregular Punta – Placa en función de la separación interlectródica.

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CAPITULO 3. EFECTO CORONA. El fuego de San Telmo fue quizás la primera forma de efecto corona registrada. En clima tomentoso en la mar, en ocasiones aparecían luces como flamas rojizas o azuladas en la parte superior de los mástiles de los barcos. Los marineros lo asociaban con una forma de protección y lo nombraron en honor a su patrono, San Telmo. En el curso de las investigaciones sobre la electroestática en el siglo XVII, se observó por vez primera el mismo fenómeno en el laboratorio. Por lo general, también se le daba el nombre de corona. Ahora normalmente se utiliza el término de efecto corona para describir este fenómeno de descarga de gas eléctrico externo. El efecto corona es muy característico de los sistemas de extra y ultra alta tensión, y se observa, cuando el potencial de un conductor sobrepasa la rigidez dieléctrica del medio gaseoso que lo circunda. En el caso más frecuente de las líneas de transmisión aéreas, este fenómeno tiene lugar a partir de los 21,10 kv/cm (valor eficaz o rms) o 29,8 kv/cm (valor pico), pues los citados valores representan el gradiente disruptivo del aire bajo condiciones estándar (760 mm de Hg y 25 ºC). Es muy característico el sonido que acompaña a la descarga, el cual se asemeja al friteo de aceite en un sartén. En su superficie se concentran penachos azulados en función de las irregularidades de las mismas y se percibe también la formación de ozono y, en caso de humedad apreciable de acido nitroso. De esta manera el efecto corona podría ser detectado o reconocido por el oído, debido al chisporreteo y sonido silbante, por la vista debido a la luminescencia de los penachos azulados y también por el olfato como consecuencia de la formación de ozono o ácido nitroso, cuando estás condiciones son evidentes a los sentidos del ser humano, que no es lo que ocurre por lo general, en la mayoría de los casos el fenómeno esta ocurriendo y es imperceptible a simple vista, al cierta altura es imposible ver a plena luz del día los penachos azulados, de oler una pequeña concentración de ozono debido a su altura y más fácilmente tal ves, sea, si se tiene buen oído de escuchar el chisporreteo característico, por eso se hace necesario la utilización de equipos de medida para detectarlo. 3.1. SUS EFECTOS:

• Generación de luz. • Ruido audible. • Ruido de radio. • Vibración resultante del viento eléctrico. • Deterioro de los materiales como consecuencia de un bombardeo de iones. • Generación de ozono, óxidos de nitrógeno y la presencia de humedad, ácido nítrico.

• Disipación de la energía, por cual pérdidas.

3.2. DONDE OCURRE EL EFECTO CORONA.

• Alrededor de conductores de línea.

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• En espaciadores y amortiguadores. • Aislantes dañados -‐ de cerámica o un material diferente de la cerámica. • Aislantes contaminados. • En los extremos vivos de ensambles de aislantes y manguitos aisladores. • En cualquier punto de su equipo eléctrico, donde la fuerza del campo eléctrico

excede los 3 kV/m. 3.3 FUNDAMENTOS TEÓRICOS: De nuevo considero importante, incluir en el presente trabajo una revisión teórica exhaustiva sobre el fenómeno en si, donde se incluya desde los tipos de descarga, el cálculo del gradiente, especificaciones del Efecto Corona en sistemas trifásicos, con conductores en haz. REVISIÓN TEÓRICA: Con los conocimientos de la física de ruptura de la rigidez dieléctrica en gases y en particular con la ayuda de la teoría de Towsend, podemos explicar, en grandes rasgos la descarga conocida como efecto corona. En efecto, los iones y electrones libres en el aire, que han sido generados por radicación cósmica o radioactiva, se ven expuestos a la acción del campo eléctrico del conductor energizado. Si el mismo, transporta una corriente alterna, la polaridad cambia cada semiciclo, con lo cual las partícula en cuestión son atraídas y repelidas según el caso. Si la intensidad de campo E reinante es lo suficientemente elevada, estas partículas sufren una aceleración, en vista de lo cual alcanzan una energía cinética suficiente para ionizar por colisión a otras partículas neutrales. Los electrones, así liberados, entran a participar en este proceso, el cual va incrementándose en forma de avalancha. A partir de cierto estado de la descarga, la fotoionización entra a desempeñar un papel muy importante. El número de electrones formado durante el proceso de la avalancha y a lo largo del campo de longitud Si, se puede expresar a través de la siguiente ecuación: E2 n = exp ( ∫( α – η ) . ds (3-‐1) E1 Donde α es un factor multiplicativo, que considera el efecto de avalancha, llamado primer coeficiente de Towsend y η considera la absorción del medio, es decir, la admisión de cargas libres (p.e., electrones) a moléculas neutrales. Ambos coeficientes son , α, η, son una función del gradiente E y de la naturaleza del medio. La descarga solo puede tener lugar si la avalancha progresa, para lo cual es menester que α > η, en el caso del aire como medio aislante la descarga se observa cuando la intensidad de campo excede el gradiente crítico ( aproximadamente 30 kV / cm). Es de observar que para un conductor cilíndrico, como el de una línea de transmisión, el gradiente máximo se observa en la superficie del mismo, para decaer luego a medida que nos alejamos de él. Esto implica que el volumen de aire en el cual puede tener lugar la avalancha primaria es muy limitado. Para que una avalancha, como la descrita anteriormente, alcance una generación de interferencia significativa es menester que denote una dependencia de la polaridad, lo que nos induce a diferenciar la Corona Positiva, de la Negativa, Antes sin embargo, consideraremos la polaridad de conductor.

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CONDUCTOR POSITIVO: La avalancha electrónica tiene lugar en el aire circundante y se orienta hacia el conductor, cual trata de absorber a los electrones, formando así una nube de iones de mayor masa, mayor volumen y menos movilidad. Esta nube, que se aleja del conductor positivo, le da origen a la formación de una nueva avalancha, la cual logra alejarse mucho más del conductor que la avalancha de polaridad negativa. En literatura Anglosajona esta avalancha se denomina Streamer , expresión que asumimos literalmente, para no entrar en controversias semánticas. Al tener lugar esta segunda avalancha se observa un marcado proceso de fotoionización que actúa sobre el frente de la misma. Es por eso que el Streamer logra alejarse a gran velocidad más allá de la acción del campo eléctrico reinante. Para que el denominado Streamer se propague se requieren aproximadamente 108 electrones, siendo ésta la condición crítica en el desarrollo de la avalancha. En la figura 3-‐1 ilustramos en tres etapas el proceso de descarga positivo. CONDUCTOR NEGATICO: Contrario al caso anterior, la avalancha electrónica se desarrolla alejándose del conductor, para frenarse a cierta distancia, a partir de la cual el campo eléctrico reinante no mantiene su efecto multiplicador. Los iones positivos sin embargo, se aproximan al conductor negativo y entra en juego el proceso Gamma de la teoría de Towsend , con el coeficiente ϒ. Esto nos indica la probabilidad de ionización por choque, lo que nos permite formular un criterio para que el proceso se auto-‐sostenga (figura 3-‐2). Emínimo. ∫(α – η) . ds = ln ( 1 + 1/ϒ) (3-‐2) Eo Esta relación se fundamente en (nc – 1) colisiones por ionización en un proceso que contiene al número critico de electrones nc.. Eo se denomina gradiente crítico superficial y puede ser deducido de esta última ecuación si se conoce la configuración del campo. Su valor es prácticamente el mismo para la ionización positiva o negativa a pesar de los diferentes mecanismos.

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Figura 3-‐1: Representación esquemática, en tres etapas, de una descarga positiva.

Figura 2-‐2: Representación esquemática, en tres etapas, de una descarga negativa. Si en un laboratorio de alta tensión emplazamos a un conductor en la forma indicada en la figura 2-‐3 e incrementamos progresivamente a la tensión, observamos que partir de un valor determinado de la misma, denominado tensión de incepción, se observa una descarga característica del efecto corona para polaridad positiva, (semiciclo positivo de la tensión) y otra para polaridad negativa (figura2-‐4). Si la tensión aplicada, excede solo ligeramente a la tensión de inicio o incepción del fenómeno, como en nuestro caso, observamos impulsos Trichel durante el semiciclo negativo (10 a 100 kHz y unos 10 mA de amplitud) y a una descarga luminosa y estable denominada glow en la literatura anglosajona, durante el semiciclo positivo. Mientras el impulso Trichel se observa solo durante el semiciclo negativo, la descarga denominada glow puede aparecer con luminosidad constante para ambas polaridades. Si observamos simultáneamente al proceso o ensayo descrito anteriormente con la ayuda de un osciloscopio, notamos una distorsión de la intensidad de corriente, la cual es naturaleza capacitiva debido a la geometría del objeto en cuestión de ensayo.

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Algunos autores explican esta distorsión de la siguiente manera: la intensidad de corriente denota dos componentes, una dada por el desplazamiento eléctrico y otra dada por la intensidad de corriente que tiene que abandonar el conductor para alimentar las pérdidas característica del fenómeno a saber: du i = C . _______ + icorona. (3-‐3) dt Por supuesto que la intensidad de corriente iCorona se manifiesta primeramente para U > Uo, creciendo, no obstante, con el valor momentáneo de la primera. Su origen se debe al desplazamiento de los iones en el medio circundante, pudiéndosele contemplar, según se dijo anteriormente, como un índice característico de la pérdidas ocasionadas por el efecto en cuestión. Si la tensión reinante en el conductor continua incrementándose muy por encima de la tensión de inicio del efecto, numerosas descargas que diferenciaremos a continuación, valiéndonos de ello de la terminología utilizada por la IEEE (IEEE Standard definitions of terms relating to overhead-powers-line orona and radio noise).

Figura 2-‐3: Arreglo cilíndrico para el estudio del efecto corona en función del radio del conductor.

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Figura 2-‐4: Alteración que sufre la intensidad de corriente (capacitiva) como consecuencia del efecto corona positivo y negativo al ser observada con la ayuda de un osciloscopio.

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Figura 3-‐5: Descargas características del efecto Corona en las líneas de transmisión. La tensión 1 corresponde a la tensión de Incepción del efecto Corona ante polaridad negativa, al igual que la 4 ante polaridad positiva, tal como se observa en un Oscilograma. 3.4 TIPOS DE CORONA: Estos están fuertemente influenciados por diferentes factores, entre los cuales resaltan la geometría de los electrodos, la configuración del campo, las características de ionización del medio, la polaridad de los electrodos y las condiciones ambientales. Fundamentalmente se pueden diferenciar los siguientes tipos de descarga: GLOW CORONA: Es una descarga que puede presentarse para ambas polaridades y se caracteriza por ser estable, con una luminosidad constante. Las pérdidas que ocasiona

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pueden ser apreciables, pero no así la interferencia sobre las comunicaciones inalámbricas. Su observación en los sistemas comerciales de transmisión no es frecuente y más bien podría clasificarse de rara. TRCHEL CORONA: Se observa solo con polaridad negativa una vez que la tensión aplicada alcanza o excede ligeramente a la tensión de Incepción del efecto. Es en realidad el primer modo o tipo de corona que suele observarse durante las pruebas. Se le observa, como un abanico purpureo que se mueve constantemente, con una amplitud de corriente de aproximadamente 10 mA, una frecuencia de 10 a 100 kHz (rata de repetición) y muy corta duración ( aproximadamente 10 ns). Las pérdidas que causa este tipo de descarga suelen ser muy bajas, casi despreciables, al igual que la radio interferencia. Es, en contraste con la anterior un tipo de descarga muy frecuente. BURST CORONA: Se le considera como la descarga de inicio de un glow positivo y se observa solo para esta polaridad. Al igual que el Trichel, válido solo para polaridades negativas, esta descarga se manifiesta apenas la tensión de incepción es alcanzada o ligeramente excedida. Se le observa fuertemente adherida a la superficie del conductor como un terciopelo azulado. Los impulsos de corriente que la caracterizan en el osciloscopio son de poco amplitud y larga duración (fracciones de milisegundos). Las pérdidas, al igual que la radio interferencia, son de poca importancia. CORONA STREAMER: Es una descarga repetitiva caracterizada por un filamento luminoso que se extiende hasta la región de baja intensidad de campo. Se observa tanto para polaridad positiva como negativa, y para valores de la tensión por encima del valor de incepción. A medida que aumenta el gradiente eléctrico aumenta el streamer positivo, caracterizado por un cepillo de color azul luminoso, para degenerar luego en la descarga predisruptiva. Esta se identifica gracias al filamento azul que logra extenderse entre el espacio interelectródico, alejándose bastante del electrodo de partida. La intensidad de corriente de esta descarga denota una amplitud promedio de 100 mA, con una corta duración y una rata de repetición de varios kHz. Tanto las pérdidas como el efecto sobre la radio interferencia son de importancia para ambas polaridades ( positiva y negativa ). El estado final de la descarga (predisruptiva) se observa solo para valores elevados de la tensión (U>>Uo). CORONA PLUME: Se define así a los streamer positivos, descritos arriba, en caso de que aparezcan en forma múltiple. Se observa al desintegrarse gotas de agua que descansan sobre la superficie del conductor. HERMSTEIN GLOW: Es una descarga poco frecuente, difícil de observar en la practica, que se manifiesta solo ante polaridad positiva, causando elevadas pérdidas pero relativa poca radio interferencia. El orden en que suelen presentarse estas descargas, al ir incrementando la tensión aplicada, se ilustra en la figura 3-‐5. Así pues, tenemos que diferenciar: CORONA NEGATIVA: Según se ilustra en la figura 3-‐5, comienza con impulsos positivos una vez que el gradiente alcance el valor crítico. Si se continua aumentando la tensión aplicada, estos impulsos le ceden paso a la descarga conocida como Glow de Haermstein. Un incremento mayor de la tensión ( U>>Uo) conlleva a la descarga predisruptiva.

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Es de señalar, que el comportamiento transitorio de estas descargas , tanto positivas como negativas , estriba en el proceso de relajación, el cual se caracteriza por la formación de cargas espaciales, bloqueo de las avalanchas de cargas eléctricas y desvanecimiento de las nubes electrónicas e iónicas en su desplazamiento a través del espacio. La literatura especializada ha tratado con discreto éxito de arrojar más luz sobre estos interesantes fenómenos. 3.5. CALCULO DEL GRADIENTE: Como hemos podido apreciar, el conocimiento del gradiente eléctrico en la superficie del conductor es de suma importancia, en particular el del denominado Gradiente Crítico Eo , A partir del cual se observarían descargas del tipo corona. La fórmula más difundida es, sin lugar a dudas, la de Peek, que aplica para un conductor cilíndrico. Antes de analizar la misma , conviene resaltar, que el cálculo del gradiente eléctrico en una instalación comercial es bastante complejo, ya que es menester considerar la presencia de las otras fases, la de los equipos y estructuras próximas al conductor, la cercanía de la tierra y otros objetos aterrados, etc,. FORMULA DE PEEK: Data del año 1920 y permite calcular el gradiente crítico o de incepción del efecto corona ( critical surface voltage gradient or onset gradient ) en un conductor cilíndrico. 0,308 Eo = 31 . δ . ( 1 + ____________ ) (3-‐4) √ δ . r donde Eo es el valor pico del Gradiente Crítico en kV / cm (corriente alterna), r es el radio del conductor en cms y δ es una magnitud que conocemos, según la formula: 3,92 . p δ = _______________ (3-‐5) 273 + t Para las condiciones ambientales denominadas estandar, obtenemos a δ = 1 ( p = 76 mm de Hg y t = 25 ºC ). Es obvio que estas condiciones al igual que la fórmula de Peek, no aplican para líneas comerciales. En efecto, estas líneas no denotan las superficies lisa en su conductores, que asume la fórmula en cuestión, Como todos sabemos, el conductor empieza a sufrir deformaciones mecánicas, durante el mismo proceso de transporte y montaje, particularmente cuando es trenzado, con lo cual el gradiente crítico resulta ser inferior al del conductor ideal. Esto obedece a las irregularidades superficiales que conllevan a una concentración localizada del campo eléctrico, disminuyendo asía al gradiente eléctrico requerido para que el proceso de corona se inicie. Para obviar esta situación, se suele recurrir a un factor, determinado experimentalmente, que considera entonces al estado de la superficie del conductor

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( m < 1). Un valor característico de m, como consecuencia del mismo trenzado del conductor es 0,9, mientras que en caso de lluvia disminuye hasta 0,6. La formula de Peek adquiere entonces la siguiente forma: 0, 308 Eo = 31,8 . m . ( 1 + __________ ) (3-‐6) √ δ . r Esta al igual que la fórmula anterior, suministra el valor pico del gradiente crítico. En caso que se desee el valor eficaz, es necesario dividir por √2. Algunos autores recomiendan realizar el cálculo de Gradiente Superficial de conductores nuevos, cuyo diámetro es inferior a 2,5 cm ( d < 2,5 ), asumiendo que m = 0,8. El EPRI, en su conocido libro rojo ( Transmisión Line Reference Book, 345 kV and above ), estipula, sin embargo, un factor de m = 0,5, independientemente del diámetro del conductor. Cabe señalar finalmente, que si es necesario considerar la presencia de las otras fases, p.e., en un sistema trifásico, o la altura del conductor sobre la tierra, entonces el campo eléctrico y, en particular, el gradiente sobre el conductor, dejan de ser uniformes. Lo mismo sucede si tenemos a más de un subconductor por fase ( conductores en haz ), como veremos a continuación . Antes, no obstante, expondremos las fórmulas necesarias para el cálculo del gradiente en los siguientes arreglos. CILINDROS CONCENTRICOS: Para las dimensiones dadas en la figura 3-‐6 obtenemos para el gradiente E1 y la capacitancia C del arreglo: 2 . U1 55,6 E1 = ______________________ y C = __________________ pF/m (3-‐7) d1 . ln ( d2 / d1 ) ln ( d2 / d1 ) La tensión de Incepción, Uo, al igual que el gradiente crítico, Eo, se obtienen de: 0,436 Eo = 31 . m . δ . ( 1 + ______________) y de (3-‐8) √δ . d1 Uo = Eo = (d1 / 2 ) . ln (d2 / d1) (3-‐9)

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Figura 3-‐6: Cilindros concéntricos dimensiones en cms. Es de observar que en la relación 3-‐8 se indica el diámetro del conductor ( ver gráfico 3-‐6 ), mientras que en (3-‐6) se contempla al radio. En estas relaciones, al igual que en las siguientes tenemos que: E1 = es el gradiente en la superficie del conductor (kV / cm ) Uo = es la tensión de inicio de Efecto Corona ( kV ) CONDUCTORES PARALELOS: (ver figura 3-‐7). U1 27,8 E1 = ______________________ y C = __________________ pF/m (3-‐10) d . ln ( 2 . s / d ) ln ( 2 . s / d) los valores críticos se obtienen de 0,426 Eo = 30 . m . δ . ( 1 + __________ ) ; Uo = Eo . d . ln ( 2 . s / d) (3-‐11) √δ . d

Figura 3-‐7: Conductores paralelos dimensiones en cms.

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CONDUCTOR PARALELO A UN PLANO: (Ver figura 3 – 8). 2. U1 55,6 E1 = ____________________ y C = _________________ pF/m (3-‐12) d . ln (4 . h / d ) ln (4 . h / d) 0,426 Eo = 30 . m . δ . ( 1 + __________________ ; Uo = Eo . (d / 2 ) . ln (4 . h / d ) (3-‐13) √δ . d

Figura 3-‐8: Conductor paralelo a un plano dimensiones en cms. Observamos, como ya dijimos, que no todos los arreglos son uniformes, en vista de lo cual el gradiente suele denotar un valor promedio, Ea, y valores mínimos , Emínimo o máximo , Emáximo. Esto se hace aún más notorio en los conductores en haz. Para el arreglo sencillo de la figura 3-‐8, el valor máximo del gradiente se observa en la superficie que el conductor le ofrece al plano aterrado y así, según la configuración electródica. 3.6. CONDUCTORES EN HAZ: Por encima de los 300 kV la mayoría de las líneas de transmisión de energía denotan más de un conductor por fase, en cuyo caso se habla de conductores en haz (bundle conductors). Estos tienen como finalidad limitar el valor del gradiente eléctrico superficial a valores tolerables. En algunas líneas de 230 kV y 115 kV, los cuatro conductores por fase tienen como finalidad, aumentar la capacidad de transporte de energía. Es decir el uso de conductores en haz no es un uso absoluto de la extra o ultra alta tensión, sino también un recurso muy útil en sistemas de tensiones inferiores. En la figura 3-‐9 ilustramos a un arreglo correspondiente a una de las fases de un sistema trifásico con seis subconductores por fase:

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Figura 3-‐9: Haz de seis subconductores indicando los parámetros más relevantes. Por lo general un haz de conductores se caracteriza por el radio r (cms) de los subconductores, el número de ellos, n, los valores promedio, máximo y mínimo (Ea, Emáximo, Emínimo) del gradiente eléctrico superficial, el radio equivalente (Requivalente) y la separación D entre los subconductores adyacentes, dada por la figura 3-‐9. S = 2 . R . sen (Π/n) en cms. (3-‐14) El radio equivalente correspondiente al de un cilindro imaginario que denota la misma capacitancia del haz verdadero respecto a todos los subconductores vecinos y viene dado por: n ___________ REquivalente = R . √ n . r / R en cms. (3-‐15) Ahora bien, para determinar a los diferentes valores de importancia, que puede asumir el gradiente eléctrico, recurrimos a los Coeficientes de Potencial y determinamos a la carga total Q del haz de conductores, introduciendo para ello el radio equivalente. De esta manera observamos al valor promedio del gradiente eléctrico, Ea, a saber: 1 Q Ea = ____ . ______________ (3-‐16) N 2 . Π .εo . r Esto presupone que la carga total se encuentra uniformemente distribuida en los n subconductores del haz. Pero en realidad el efecto de apantallamiento mutuo, de un subconductor sobre el otro, conlleva a un valor mayor del gradiente eléctrico hacia fuera del haz (Emáximo) que hacia adentro (Emínimo), con lo cual obtenemos los valores limítrofes. ( n – 1 ) . r (n – 1) . r Emáximo = Ea . (1 + ____________) (3-‐17) y Emínimo = Ea . ( 1 -‐ ____________) (3-‐17) R R En términos generales se asume que el campo varia alrededor del haz, con lo cual obtenemos, ver figura 3-‐9. En la practica el valor más importante es Emáximo, pues de exceder este al gradiente crítico (Emáximo > Eo) en un punto cualquiera de la superficie de los conductores,

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comienzan allí las descargas del tipo corona. Más adelante veremos, que este valor se ve influenciado por el hilo de guarda y el puesto que ocupa dentro del arreglo, pues la fase central acusa, por lo general, valores más altos. 3.7 SISTEMAS TRIFÁSICO: Sea un sistema trifásico, conformado sólo por un conductor por fase, como el indicado en la figura 3-‐10. En vista de que la fase central acusa un gradiente eléctrico aproximadamente 5 % superior al de las fases laterales, es conveniente en la practica realizar el cálculo respectivo para esta fase. Utilizando los parámetros de la figura 3-‐10, obtenemos para el gradiente promedio Ea: U Ea = ____________________________ (3-‐19) r . ln ( 2. hequivalente / r ) donde la altura equivalente ( en cms) de la fase central respecto a tierra viene dada por: h . a hequivalente = ___________________ (3-‐20) √4 . h2 + a2 Es de señalar, que la altura equivalente suele ser ligeramente inferior que la mitad de la separación entre fases ( hequivalente < a / 2 ), en lo que respecta a las partes aterradas, no olvidemos que las barras de una subestación, por ejemplo, se encuentran emplazadas sobre aisladores de soporte, con lo cual, en el punto de apoyo, la altura en cuestión equivale, a la longitud del aislador de soporte. Si el sistema trifásico está conformado por haces de subconductores, es decir, más de un conductor por fase, el cálculo lo hacemos recurriendo al radio equivalente y a la altura equivalente, lo que ilustramos a través del siguiente ejemplo. Para un sistema trifásico, compuesto de más de un conductor por fase, aplica entonces, una fórmula que contemple el radio y la altura equivalente: U β E = ________ . _______________________________________________________ (3-‐21) √ 3 r . ln ( (a / Requivalente) . (2 . h / √ 4 . h2 + a2) Donde β es un factor que aplica para conductores multifilares, determinado según la siguiente relación: 1 + ( n – 1) . r / R β = ______________________________ (3-‐22) n donde: n = es el número de subconductores de una fase. R = es el radio de los subconductores agrupados en una misma fase que bien puede ser determinado con la ayuda de 3-‐14, por ejemplo. Requivalente = es el radio equivalente del haz, dado por 3-‐15.

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a = es la separación entre fases o entre subconductores de fases opuestas.

Figura 3-‐10: Representación simplificada de un sistema trifásico con sus conductores paralelos al plano terrestre en todo su trayecto. Las magnitudes señaladas son: a = Separación entre fases y en caso de conductores en haz, separación entre subconductores de fases opuestas. h = Altura de los conductores sobre el plano terrestre. r = Radio del conductor o el de uno de los subconductores del haz

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CAPITULO 4 IMPORTANCIA DE SU DETECCIÓN. En las líneas de transmisión, el efecto corona origina pérdidas de energía y, si alcanza cierta importancia, produce corrosiones en los conductores a causa del ácido de Nítrico que se forma en presencia de humedad y polución. La actividad de descargas eléctricas y Corona en líneas de energía eléctrica y en subestaciones pueden indicar componentes defectuosos que estén muy cerca de la falla y salida de servicio y también resultar en quejas por ruido de audio e interferencia de radio. Como tal, la posibilidad de identificar el lugar exacto de la emisión del componente fallado, permitiendo actividades correctivas, como ser su reemplazo prolongando la vida del sistema sin fallas. La presencia del efecto corona en los sistemas de potencia, como en líneas aéreas de alta tensión, así como en los equipos de subestaciones, es un indicador de posibles fallas, que pueden producir entre otras cosas, un inminente disparo, salida de servicio de las líneas o equipos donde esté presente, su aparición prolongada en el tiempo es indicador inequívoco de futuros daños físicos en los componentes por, degradación de los aisladores, instalación inapropiada, falta de anillos corona, lavado no efectivo, pérdidas de energía, etc. Asimismo, el efecto corona puede producir interferencia de radio y ruido audible. Por todos estos motivos, es de suma importancia su apropiada detección y corrección.

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CAPITULO 5. DETECCIÓN MEDIANTE LA CAMARA DE LUZ ULTRAVIOLETA. 5.1 UNA METODOLOGÍA DE TRABAJO: La metodología se basa en el manejo adecuado de los datos recogidos en los elementos inspeccionados, en las recomendaciones de uso de los equipos de inspección y en la interpretación de los resultados de la inspección. Para lo cual se realizan los siguientes pasos: 1. Ajustes de la cámara: Sería recomendable en la etapa de entrenamiento y ajustes, en el uso de la cámara, poder disponer de un Laboratorio de Alta Tensión, donde poder reproducir los fenómenos sobre equipos similares a los estudiar en campo y realizar el aprendizaje del manejo de la cámara en observación directa de los mismos. Por otro lado esta posibilidad sienta una base practica para establecer los ajustes iniciales del equipo. 2. Diseño de las planillas de inspección: Se realiza la captura fotográfica de los elementos, se digitalizan y se llevan a un programa de diseño y se construye una plantilla que debe contener los datos de la línea inspeccionada, las figuras de todos los elementos por inspeccionar y los datos del inspector. 3. Elaboración de los recomendaciones de uso de los equipos de inspección: Se logra mediante el diseño de protocolos de uso de los equipos comparando las recomendaciones de uso de los fabricantes, con los resultados de las inspecciones realizadas en el laboratorio de Alta Tensión y la validación en campo de los resultados por el aporte de la experiencia. 4. Resultados de la inspección: consiste en la recolección de la información de las plantillas diseñadas y en la interpretación de las mismas para establecer las acciones para realizar los correctivos necesarios para evitar las fallas producto de los elementos defectuosos. Diseño de las planillas de Inspección: Se realizan las tomas fotográficas, luego la digitalización de cada uno de los elementos y se procede al diseño de las planillas. Se realizan varias pruebas con inspecciones de campo para obtener el formato definitivo. El número de plantillas por equipo o instalación, puede oscilar entre 6 y 10 dependiendo de los elementos (aisladores, herrajes, sistema de puesta a tierra, estado de las bases) que la conforman. Los criterios de evaluación se deben establecer claramente para minimizar los errores y el personal que usará el formato debe previamente realizar un curso de entrenamiento para garantizar resultados confiables.

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5.2 PRINCIPIO DE FUNCIONAMIENTO DE LA CAMARA DE LUZ ULTRA VIOLETA. Las descargas de Efectos Corona irradian energía en forma de luz. Ésta es una luz principalmente ultravioleta que es invisible al ojo humano. Sin embargo, una pequeña porción de la energía sólo es visible en la noche y aparece como “llamas azuladas” en los bordes afilados en el equipo de alto voltaje. Durante el día, la energía radiada por el sol en el espectro UV tiene órdenes de magnitud más grandes que la energía liberada por las descargas del efecto corona. Por consiguiente, la energía de la descarga del efecto corona es absorbida casi por completo por la energía solar, al ser esta parte del espectro de la energía solar. Como consecuencia, es imposible observar el efecto corona durante el día a simple vista. Las cámaras de efecto corona han superado esto. Se ha desarrollado un sistema de observación y grabación del efecto corona con luz de día, el cual usa tres tecnologías únicas. La primera utiliza un detector UV optimizado con los filtros apropiados, la segunda controla la apertura de la lente y la última mejora las fotografías obtenidas. El efecto es la emisión de radiación, la cual en el rango ultravioleta posee longitudes que van desde los 230 nm. hasta 405 nm, como se puede ver en la figura 5-‐1

Figura 5-‐1. Espectro de radiación emitido por el Efecto Corona. La radiación emitida por el efecto corona, cuya longitud de onda se encuentra dentro del rango de la radiación visible, tiene una intensidad mucho menor a la radiación que se recibe del sol y por lo tanto resulta invisible al ojo humano durante el día como se puede ver en la figura 5-‐2. La tecnología desarrollada por Ofil Ltd., permite la detección del efecto corona a plena luz solar: mediante un filtro especialmente diseñado se logra eliminar toda la radiación que está fuera del rango de los 240 a 280 nm.

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Figura 5-2. Espectro de la radiación solar superpuesto al espectro del Efecto Corona.

El sistema posee dos canales de detección que funcionan simultáneamente y constituyen la llamada tecnología Biespectral desarrollada por Ofil Ltd., uno para la imagen visible y otro a través del cual se filtra la radiación incidente, pudiendo observarse así sólo la radiación debida al efecto corona. Este segundo canal de detección posee un amplificador para hacer apreciable dicha radiación. Finalmente, ambas imágenes se superponen y puede identificarse con claridad el objeto que está produciendo el efecto corona

Figura 5-‐3. Diagrama de bloques, esquema de funcionamiento de las cámaras

donde se puede observar los dos canales o sistema de observación Biespectral y el resultado de la mezcla de ambos canales en la cámara.

Las principales ventajas de la inspección con sistema de detección de efecto corona cámara con tecnología Biespectral, son las siguientes:

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1º -‐ Permite encontrar defectos evitando acercarse riesgosamente a elementos con tensión, tanto desde el suelo como con helicóptero.

2º -‐ No es una técnica invasiva, se puede detectar desde la distancia, con lo cual se puede trabajar con la operación normal del sistema.

3º -‐ Es rápida y de muy fácil utilización y por ende de detección.

4º-‐ Permite la documentación posterior, mediante la realización de informes, a través de sus distintos programas.

5º-‐ Puede hacerse a cualquier hora.

6º-‐ Permite ensayos de laboratorio sin la necesidad de costosos oscurecimientos.

7º-‐ Es más sensible que la visión nocturna.

5.3 EJEMPLO DE EQUIPOS QUE SE ENCUENTRAN EN EL MERCADO: Existe una gran cantidad de empresas que comercializan estos equipos de detección en el mercado, que a su vez presentan en su oferta una variedad de modelos para los distintos tipos de trabajo a realizar, con una gran variedad de accesorios que se necesiten según se requieran, el objetivo de este capítulo es solo mostrar las características técnicas de algunos equipos comerciales sin entrar en comparaciones o publicidad en una marca o modelo especifica. EJEMPLO 1:

NOMBRE COMERCIAL: CoroCam 504 DETECTION TOOL CARACTERÍSTICAS DE LA COROCAM 504: La CoroCAM 504 es una evolución exitosa CoroCAM 504 IV+ y su sistema de funcionamiento a plena luz del día con muchas mejoras y características adicionales. Éstas incluyen almacenamiento de datos a bordo y reducción de ruido UV de fondo. Cuenta con el mismo sistema óptico de pantalla solar pero construido en una moderna y elegante armadura que es muy ligera. El diseño ergonómico asegura que los botones de control se ajusten cómodamente a los dedos de la mano que sujeta la cámara. Puede operar con luz de día o en la noche (con luz artificial). Pantalla solar para operar con plena luz de día. Ligera. Muy portátil. Pantalla de visor a colores de alta calidad. Almacenamiento de datos a bordo por medio de tarjeta flash. Múltiples salidas de vídeo con alta resolución. Modo de integración para aumentar la sensibilidad y disminuir el ruido.

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Procesamiento de imágenes seleccionables de un menú para mejorar el visionado del efecto corona. Todas las funciones manejadas por medio del menú se pueden seleccionar con facilidad vía un solo joy stick que se opera con el dedo pulgar. Conteo y despliegue de eventos de fotones. Superposición de imágenes reales e imágenes ultravioleta. Enfoque manual o automático de ambos canales. Zoom en ambos canales. Opción de GPS (sistema de posicionamiento global). Medición de la temperatura ambiental. Interfaz con diferentes periféricos de despliegue y grabación. Actualización de software vía tarjeta flash (cuando está disponible). ES LA ULTIMA HERRAMIENTA DE DETECCIÓN DE CORONA UV CON LUZ DE DÍA. ESPECIFICACIONES TÉCNICAS: 1 - Salida Combinada del Sistema Óptico: Formato de salida de video: NTSC ( CC504N) PAL (CC504P). Canales ópticos: Canales visibles y UV superpuestos. Tipo de enfoque: Enfoque automático / Manual. Rango de enfoque: 2 m al infinito. Resolución horizontal: 460 líneas de TV. Apertura de la ventana: ϕ = 67 mm. 2 - Canal ultravioleta: Tipo de imagen: Video monocromático CCIR. Espectro: UV 240 a 280 nm. Campo de visión: 8° Horizontal, 6° Vertical. Índice de actualización: Máximo 50 Hz. Tipos de enfoque: Modelo de esclavo automático para enfoque visible

manual.

3 - Canal Visible: Tipo: Video de colores con todas las funciones. Sensibilidad mínima: Mínimo 3 Lux. Campo de visión: Sincronizado predeterminado con canal UV. Factor de acercamiento: 25 x óptico, 12 x digital. 4 - Interfaces para el Operador: Aplicación: Manual, para operación con una sola mano o

completamente a control remoto. Visor: Micropantalla SVGA a colores. Alarmas: Audio, LED y contactos auxiliare. Entradas de Control: Con múltiples botones, con una sola mano por

medio de varios menús en pantalla.

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Audio: Salida para auriculares, entrada para micrófono. 5 - Sistema de Energía: Consumo de energía: 17 W, 7.2 V, 2,5 A (batería). Tipo de batería: 7,2 V, 30 Wh de Ión Litio recargable. Tiempo de duración de la batería: Operación común de 90 minutos. Ubicación de la batería: Abordo, reemplazo rápido. Alimentación externa: 9-‐16 V 17 VA de adaptador para

automóvil. Adaptador de toma de corriente: 110 -‐240 VAC 50-‐60 Hz/12 VDC 3 A. Protección: Polaridad inversa, sobrecorriente. Alta

temperatura, bajo voltaje. 6 - Almacenamiento de datos: Medios de almacenamiento: Tarjeta flash compacta desmontable. Formato de imagen: Imagen fija comprimida JPEG. Formato de datos: Archivo de base de datos, todos los campos

desplegados Audio: Salida para auriculares entrada para micrófono. Capacidad de almacenamiento: 512 imágenes por memoria de 16 M. Transferencia de archivos: Lector de tarjeta externo o vía USB. Almacenamiento de video: Externo vía salida RSA y S-‐video. 7 – Mecánica: Peso: 2.3 kg incluyendo batería, excluyendo accesorios. Tamaño: Longitud: 302 mm, Altura, 165 mm, Ancho 125 mm. Puntos de montaje: Poste M 4 , en la parte inferior y trípode de 1/4” en la parte

inferior. 8 – Ambiente: Temperatura de operación: 15 °C a 50 °C. Temperatura de almacenamiento: 25 °C a 60 °C Humedad: Hasta 90%, sin condensación. Índice de protección: IP 55.

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EJEMPLO 2: NOMBRE COMERCIAL: AirCam: CORONA UV CON LUZ DE DÍA EN AERONAVES HERRAMIENTA DE DETECCIÓN: La AirCAM es un desarrollo de la CoroCAM para luz de día en una carcasa reforzada que permite montarla en un cardán u otro dispositivo de sujeción para aplicaciones en transportes aéreos. Tiene un control remoto que permite su operación y el registro de datos desde la cabina de la aeronave. CARACTERÍSTICAS DE LA AIRCAM: Dos tipos de usos:

1. Cardán para inspecciones de líneas aéreas desde el helicóptero. 2. Para uso manual o montada en un vehículo que realiza inspecciones de

líneas desde tierra usando una pantalla de LCD instalada en la parte superior de la cámara para ver las imágenes.

3. Opera en condiciones de luz de día, incluyendo plena luz solar. 4. Modo de conteo de eventos, es decir, conteo del número de fotos tomadas

por la fuente de corona X eventos por segundo. Esto se hace en toda el área de la imagen.

5. Una salida de video que permite registrar los resultados en el sitio y produce una imagen de video de la corona combinada con el fondo.

6. Control automático del diafragma para condiciones cambiantes de luz, es decir, la cámara se ajusta de acuerdo con las condiciones de nubosidad (mínimo 4 Lux).

7. Se puede alternar entre la imagen con luz de día “como se ve” y la imagen de la corona sola para asistir en la detección de descargas menores y distantes.

8. Ajuste rápido, con control de enfoque motorizado. CORONA UV CON LUZ DE DÍA EN AERONAVES: ESPECIFICACIONES DEL SISTEMA: 1 – Óptica: Rango de enfoque: Tipo: 4 m al infinito, 2 - Sensibilidad del Detector. Desempeño: Vida útil indefinida en condiciones normales de operación. Salida de la Cámara de Video: . -‐ Resolución de la Cámara:480 (H) líneas de TV con luz de día/canal a color 560

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(H) líneas de TV para el canal de corona, monocromático 3 - Dimensiones Físicas. -‐ Longitud -‐ Ancho -‐ Altura -‐ Peso. -‐ Dimensiones: (310 x 150 x 165) mm. Aproximadamente 5 kg (excluyendo los accesorios de montaje). 4 - Visor para Uso en el Campo. Tipo: Se proporcionará montura para LCD. La pantalla de LCD. no se proporciona como un componente estándar pero se puede incluir con un costo adicional opcional. 5 - Cinturón para Batería y Cargador para Uso en el Campo: Fuente de alimentación: Celdas recargables de Níquel-‐Metal. Tiempo de operación de la batería: Aproximadamente 4 horas de duración. Fuente de poder del cargador: 100 V a 240 V AC. 6 - Rango de Temperatura: Temperatura de operación: -‐10 °C a 55 °C Temperatura de almacenamiento: -‐5 °C a 50 °C 7 - Interfaz de la Consola de Control Remoto: Se proporcionará un cable de interfaz con conectores militares estándar para la consola de control del helicóptero. 8 - Funciones del Control: La funciones estándar del menú de la cámara. 9 - Vidrio Protector para el Soporte Cardánico: Se requerirá una ventana de cuarzo para el soporte cardánico.

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CAPITULO 6. CONCLUSIONES. Cabe destacar, que cualquier instalación eléctrica puede diseñarse y montarse de manera tal de que sea absolutamente libre del efecto corona, para lograr un ambiente libre de efecto corona, se requiere un apropiado diseño de la instalación, selección del equipamiento adecuado, de acuerdo con los niveles de tensión, como pueden ser aisladores, conductores, conectores, grapas, etc.. Realizándose pruebas e inspecciones, tanto en fábrica como en la obra, tanto en los materiales, como en los trabajos de instalación, es muy importante, no dañar los materiales durante el proceso de instalación o por la ejecución inapropiada en el proceso de instalación, por lo cual es importante la capacitación y concientización de los trabajadores que realizan estos trabajos de instalación, como una supervisión estricta en cada una de la fases del proyecto. Pero no es menos importante la etapa posterior de mantenimiento, por que, una instalación correctamente diseñada e instalada, puede llegar a fallar, si no se programan los convenientes ciclos de mantenimiento, y entre ellos, como se estudio en el curso que realizamos, la técnica del mantenimiento predictivo, es la que ofrece, las mayores garantías de resultado e información del estado de nuestras instalaciones, cumpliendo la exigencias en ese compromiso de mantenimiento eficiente que cada vez se emplea en la industria moderna.

La aparición de nuevas tecnologías en la detección del Efecto Corona, como en la de los demás fallos, que se puedan producir en las instalaciones de alta tensión, ha facilitado enormemente los trabajos de mantenimiento predictivo, ya que permiten detectar los fallos incipientes o prematuros, permitiendo programar las paradas o salida de funcionamiento de los equipos e instalaciones, para realizar las respectivas tareas de mantenimiento, mucho antes de que se produzca un deterioro considerable y riesgo sobre la instalación.

Las técnica modernas de mantenimiento predictivo y el mantenimiento predictivo en si, ha nacido como consecuencia del desarrollo de técnicas y su correspondiente instrumentación, que permiten monitorizar, observar, cuantificar, registrar y por ende comparar, permitiendo establecer programas de mantenimiento, ya que se puede observar la evolución de los fallos en el tiempo y los problemas de los equipos y materiales en el tiempo. El desarrollo de una metodología actuación y uso de los equipos modernos de detección, no solo parten de las recomendaciones de uso del fabricante y de los cursos que las empresas acreditadas realizan, que por supuesto son de inestimable e ineludible utilidad y seguimiento, también, surgen de la experiencia de los operarios y de las muchas horas de trabajo, con lo cual la elaboración de una metodología de inspección, debe ser desarrollada por la empresa que utiliza estos equipos, contando con esta experiencia. Una de la grandes aportes del mantenimiento predictivo a la industrial en general, además, de todas las ventajas estudiadas en el curso de Experto Universitario en

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Mantenimiento Predictivo y Diagnosis de Fallos, es la inestimable información que se obtiene de poder monitorizar, cuantificar y registrar, el deterioro de los equipos y materiales, y su posterior utilización en el rediseño de equipos y materiales, buscando diseños más efectivos para alargar la vida útil de los mismo, este gráfico de deterioro en el tiempo, en operaciones reales, por llamarlo de alguna manera, representa la herramienta más útil de sustentación al diseño que deben utilizar las empresas fabricantes para la mejora de sus equipos y materiales.

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CAPITULO 7. BIBLIOGRAFIA: Luis Alberto Siegert. +QEPD. CURSO DE ALTA TENSION, TOMO I, II, III. Profesor titular de la Cátedra de Alta Tensión. Universidad Simón Bolívar. G. Enrique Harper. TECNICAS DE LAS ALTAS TENSIONES. VOLUMEN I. Dra. Carolina Blanco1, Dra. Carmen Vásquez1, Ing. Víctor Calanche2, Ing. Víctor Graffe. TÉCNICAS DE INSPECCIÓN EN LÍNEAS AÉREAS. Universidad Nacional Experimental Politécnica “Antonio José de Sucre” / Laboratorio de Alta Tensión. CATALOGO COMERCIAL DE LA EMPRESA AMPERIS. Amperis: c/Agricultura, 34 (P.I. El Ceao) 27003 Lugo. T: (+34) 982 20 99 20 F: (+34) 982 20 99 11 E: [email protected] www.amperis.com

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