Ударную вязкость по Шарпи пластмасс, композитов, слоистых пластиков и других твёрдых материалов определяют при помощи маятниковых копров жёсткой конструкции. Образец помещают на две опоры, как показано на рисунке 4.15. Тяжёлый маятник l, имеющий боёк в виде клина с углом при вершине 30 ° и радиусом закругления (2±0,5) мм, поднимают на оси 2 так, чтобы испытуемый образец находился в нижней части траектории маятника. Центр тяжести маятника совпадает с серединой бойка.

При освобождении фиксатора маятник падает, ломает образец и поднимается до некоторого положения. По разности первоначального и конечного запасов потенциальной энергии маятника находят энергию удара, затраченную на разрушение образца. Ударная вязкость есть отношение энергии удара к площади поперечного сечения образца.

Рисунок 4.15 -Схема маятникового копра Шарпи (а) и положение бойка относительно образца в момент удара (б): l - маятник; 2 - грань бойка; 3 - ось маятника; 4 - испытуемый образец

Твёрдость электроизоляционных материалов и изделий определяется различными методами в зависимости от свойств испытуемого объекта. В большинстве случаев используется статический метод вдавливания индентора в поверхность образца при заданной нагрузке. О твёрдости судят по глубине вдавливания индентора. Иногда, наоборот, задают глубину вдавливания при постоянной скорости движения индентора, а измеряют нагрузку, приложенную к индентору. Применяются и другие варианты данного метода.

Твёрдость пластмасс (исключая стеклопластики с однонаправленным волокном) измеряют путём вдавливания полированного шарика из закаленной стали диаметром (5±0,5) мм. Образцы в форме круга или квадрата площадью 10x10 мм, толщиной не менее 4 мм помещают на стальную плиту, шарик плавно опускают на материал до соприкосновения с ним; через 5 с при помощи специального устройства начинают вдавливать его в поверхность, увеличивая нагрузку до максимального значения в течение (2 - 3) с. Затем нагрузку поддерживают постоянной в течение 30 с. Измеряют глубину вдавливания шарика h, мм, после снятия нагрузки. Опыт повторяют несколько раз на трёх и более образцах. Расстояние между отпечатками шарика, а также между отпечатком и краем образца должно быть не менее 5 мм. Значение максимальной нагрузки выбирают таким, чтобы глубина вдавливания шарика через 30 с находилась в интервале от 0,15 до 0,35 мм. Если этому значению удовлетворяют несколько значений нагрузки, то берут наименьшие из них. Haгрузка измеряется с погрешностью не более ±1 %, глубина вдавливания - с погрешностью не более 0,001 мм.

Твёрдость, Н/мм², находят как отношение нагрузки к поверхности сферического отпечатка

H = F/dh, (4.69)

где F - нагрузка, H; d - диаметр шарика, мм; h - глубина вдавливания, мм.

К термическим характеристикам электроизоляционных материалов относят: теплопроводность, температуру размягчения и температуру воспламенения материала, нагревостойкость, холодостойкость, стойкость термоударам.

Теплопроводность является важной теплофизической характеристикой, так как от неё в той или иной степени зависят многие другие свойства материала (механические, электрические, тепловые) при воздействии на него низких и высоких температур. Конструктивные особенности изделия из электроизоляционного материала и надёжность его работы также зависят от теплопроводности. Важность термических испытаний связана также с тенденцией снижения толщины изоляции и расширением диапазона рабочих температур.

Согласно основному закону распространения тепла путём теплопроводности (закону Фурье) плотность теплового потока пропорциональна градиенту температуры

,(4.70)

где q - количество переданного тепла, отнесённое к единице площади сечения и к единице времени, дх - малое приращение толщины слоя испытуемого материала; дТ/дх - температурный градиент; - теплопроводность, Вт/(мК); знак минус означает, что в направлении распространения тепла температура уменьшается. Теплопроводность зависит от структуры и плотности материала, его влажности, температуры и (в меньшей степени) от давления. Для твёрдых тел лежит в пределах от 0,02 до 400 Вт/(мК). Нижняя часть диапазона 0,02 - 3,0 Вт/(мК) характерна для диэлектриков; материалы с теплопроводностью менее 0,2 Вт/(мК) используются в качестве теплоизоляционных. Для жидкостей Х = (0,08 - 0,7) Вт/(мК), для газов - от 0,05 до 0,5 Вт/(мК).

В практике испытаний электроизоляционных материалов применяют стационарные и нестационарные методы определения теплопроводности. И те, и другие могут быть абсолютными и относительными. Стационарные методы характеризуются постоянством распределения температурного поля в образце в течение времени измерения. Теплопроводность находят, используя приведённое выше уравнение Фурье применительно к одномерным температурным полям для тел простой геометрической формы

, (4.71)

где - теплопроводность при температуре Т, равной ; Q - тепловой поток, проходящий через слой исследуемого вещества, ограниченный двумя изотермическими поверхностями с температурами Т₁ и Т₂; К - приведённая длина слоя. Для неограниченного плоского слоя

К_П = F/, (4.72)

где F - площадь поверхности, перпендикулярной тепловому потоку; - толщина плоского слоя.

Стационарные методы более широко распространены, так как отличаются простотой и более высокой точностью по сравнению с нестационарными. Однако они требуют значительных затрат времени и большого количества термопар для надёжного измерения температуры поверхности образца. Нестационарные методы дают возможность получить более полную информацию о свойствах материалов: помимо теплопроводности измеряются также удельная теплоёмкость и коэффициент температуропроводности. Последний характеризует соотношение между двумя тепловыми свойствами материала: способностью проводить тепло и способностью его аккумулировать. Коэффициент температуропроводности а связан с теплопроводностью соотношением

= К/С р, (4.73)

где Ср - удельная теплоёмкость материала, Дж/(кг/К); р - плотность, кг/м³.

Теплопроводность. Практическое значение теплопроводности объясняется тем, что тепло потерь в окружённых изоляцией проводниках и магнитопроводах электрических машин, аппаратов, кабелей и т. п. должно переходить в окружающую среду через слой изоляции (за исключением некоторых новых конструкций электрических машин, в которых отвод тепла от проводников осуществляется пропусканием охлаждающего вещества через канал внутри самого проводника).

Термическое сопротивление электрической изоляции влияет на нагрев проводников и магнитопроводов. Особо большое значение имеет теплопроводность сравнительно толстой изоляции в устройствах высокого напряжения. Теплопроводность влияет на электрическую прочность при электротепловом пробое.

Формальное определение полной и удельной теплопроводности, полного и удельного термического сопротивления аналогично определению полной и удельной электрической проводимости, полного и удельного объёмного электрического сопротивления.

Ориентировочные значения коэффициента теплопроводности ряда электроизоляционных (и для сопоставления, проводниковых и полупроводниковых) материалов приведены в таблице 4.2.

Очевидно, что при достаточно высокой температуре становится возможной ионизация в результате столкновения молекул с электронами. Степень ионизации может быть вычислена по формуле Саха

(4.78)

где - степень ионизации; р - давление, мм.рт.ст.

В воздухе уже при Т = (2 -104)К практически все молекулы ионизированы. Если интенсивность ионизации определяется только температурой газа, то рекомбинация происходит тем более энергично, чем больше ионизированных частиц. Поэтому для каждой температуры существует определённое состояние равновесия, при котором число возникающих и рекомбинирующих частиц в единицу времени равно друг другу.

Поверхностная ионизация. Ранее появление в газе свободных электронов и ионов связывалось с процессами объёмной ионизации, то есть с ионизацией газа, находящегося в пространстве между электродами. Электроны в газе могут появляться и путём эмиссии с катода. В металле свободные электроны находятся в электрическом поле положительных ионов, образующих кристаллическую решётку. Поверхность металла создает потенциальный барьер, который удерживает свободные электроны внутри металла. Для выхода электроны должны получить энергию, достаточную для преодоления поверхностного потенциального барьера (энергия выхода). Потенциалы поверхностной ионизации меньше потенциалов объёемной ионизации газов. Для развития газового разряда основное значение имеет поверхностная ионизация с катода, так как электроны с анода вновь притягиваются к аноду и поглощаются им, а с катода удаляются силами электрического поля.

Энергия, необходимая электрону для выхода из металла, может сообщаться ему различными способами:

Поверхностная ударная ионизация - бомбардировка поверхности катода положительными ионами. Чтобы освободить электрон, ион должен пролететь путь

(4.79)

Поверхностная фотоионизация (фотоэлектронная эмиссия). Для однократной поверхностной ионизации необходимо выполнение условия

(4.80)

Термическая эмиссия - за счёт нагрева катода. Широко применяется в радиолампах.

Автоэлектронная эмиссия (холодная эмиссия) - электроны образуются под действием сил электрического поля, т.е. вырываются из катода при напряжённости вблизи катода Е 10⁶ В/см.

Коэффициент ударной ионизации электронами. Накопление энергии электронами и ионами происходит главным образом на пути между двумя последними столкновениями, то есть на пути свободного пробега данной частицы. Из кинетической теории газов известно, что средняя длина свободного пробега обратно пропорциональна давлению газа и прямо пропорциональна его температуре. Поскольку температура в нормальных условиях изменяется в довольно узких пределах, положим её постоянной, а в дальнейшем будем вводить поправку, учитывающую изменение температуры. При неизменной температуре

(4.81)

где А - коэффициент, зависящий от вида газа и величины температуры, принятой неизменной; р - давление газа.

Действительная длина свободного пробега может сильно отличаться от средней при хаотическом движении. Однако, если средняя длина свободного пробега недостаточна для накопления энергии для ионизации, это не означает, что ионизация в газе будет отсутствовать вовсе. Предположим, что из точки х = 0 вдоль оси х вылетело n₀ частиц. Число частиц, по мере движения не испытывающих ни одного столкновения n, будет уменьшаться. Общее число столкновений на пути dx равно убыли числа нестолкнувшихся частиц dn

(4.82)

где - число столкновений, испытанных каждой частицей.

Разделяя переменные и интегрируя в пределах от n₀ до n и от 0 до х, получаем

(4.83)

где - доля частиц, пролетевших без столкновения путь х или больше, для которых, следовательно, фактическая длина свободного пробега равна или больше х; - вероятность того, что действительная длина свободного пробега равна или больше х.

Зная вероятность различных длин свободного пробега, нетрудно количественно оценить ионизацию, осуществляемую электронами или ионами.

Назовём коэффициентом ударной ионизации электронами число ионизаций, осуществляемых электроном на единичном пути вдоль силовых линий электрического поля. При определении коэффициента ударной ионизации обычно делают следующие допущения:

- электрон не производит ионизации, если его энергия меньше энергии ионизации W_u , и ионизирует, если его энергия больше W_u;

- при столкновении отдаёт полную энергию и начинает движение с нуля;

- траектория движения электрона совпадает с направлением поля.

Эти допущения грубые, однако с их помощью удаётся наглядно получить аналитическую формулу для определения коэффициента , которая при правильном подборе коэффициентов даёт удовлетворительное совпадение с экспериментом.

Энергия к концу свободного пути электрона равна Eqx. Чтобы прошла ионизация Eqx W_u , электрон должен перед ионизацией пролететь путь При средней длине свободного пробега вероятность того, что электрон пролетит перед столкновением путь х_u или больше, равна . Общее число столкновений на единице пути равно . Тогда число ионизирующих столкновений на единице пути Учитывая, что и и, обозначая можно получить , или в общем виде . Это подтверждается экспериментально и свидетельствует о том, что при неизменном отношении

(4.84)

Электронная лавина. Рассмотрим ионизационные процессы в газовом промежутке между двумя электродами. Если напряжённость электрического поля достигает значения, при котором возможна ударная ионизация, то в поле возникают лавинные процессы, в которых происходит размножение заряженных частиц - электронов и ионов. Предположим, что в некоторой точке поля с напряжённостью Е возник свободный электрон с энергией, достаточной для ионизации газа. Электрон может возникнуть, например, в результате фотоионизации молекул каким-либо внешним ионизатором. Первое ионизирующее столкновение с молекулой приведёт к образованию одного положительного иона и двух электронов. Разгоняясь в электрическом поле, каждый из электронов может ионизировать молекулу, что приводит к образованию уже 3 ионов и 4 электронов и т.д. Такой постепенно усиливающийся поток электронов получил название лавины (рисунок 4.20).

Выведем соотношение, которое количественно характеризует лавину электронов в равномерном поле. Число электронов в головке лавины нетрудно определить, если неизвестны коэффициент ударной ионизации и закон изменения электрического поля вдоль траектории движения лавины. Допустим, что на расстоянии х образовалось n электронов. Каждый из них на пути dx производит dx ионизации. Все электроны произведут ndx ионизации. Следовательно, увеличение электронов на пути dx будет равно

или

Тогда (4.85)

Для однородного поля, в котором напряжённости в любой точке одинаковы, получим

(4.86)

Рисунок 4.20 - Схема образования лавин

В результате лавинообразования электронов распределение зарядов в лавине должно быть резко неравномерным. При достаточно большом пробеге лавины заряды приобретают значительную величину и в сильной степени могут искажать электрическое поле между электродами. На рисунке 4.21 показано равномерное поле с лавиной, распределение зарядов в лавине, их продольные составляющие напряжённости поля, создаваемые этими зарядами и результирующая напряжённость электрического поля.

Рисунок 4.21 - Искажение поля между плоскими электродами объёмными зарядами начальных лавин

Характерным является резкое увеличение напряжённости поля перед головкой лавины и спад позади головки. Это искажение поля способствует излучению лавиной фотонов, обладающих большой энергией. Известно, что рекомбинация ионов происходит наиболее интенсивно при незначительной скорости заряженных частиц противоположных знаков, т.е. в слабых электрических полях. Такие условия соблюдаются в области пониженной напряжённости, где, следовательно, будут образовываться фотоны с энергией, равной энергии ионизации газа.

4.8 Развитие разряда в однородном поле

Условие самостоятельности разряда в однородном поле. Возникновение лавины и даже пересечение ею всего межэлектродного промежутка не означает еще пробоя промежутка и превращения в самостоятельный разряд. Канал лавины заполнен положительными ионами и их движение к катоду создаёт некоторый ток, однако ток прекращается, как только все ионы достигнут катода. Для возобновления тока необходимо образование нового электрона и, если этот электрон может быть создан только внешним ионизатором, разряд остаётся несамостоятельным. Ток будет иметь характер отдельных импульсов, частота которых зависит от интенсивности внешнего ионизатора. Для перехода в самостоятельный разряд необходимо создание новых электронов за счёт процессов, происходящих в промежутке до того, как лавина пройдет весь промежуток. Эти электроны называют вторичными. Искажение поля лавиной создаёт для этого благоприятные условия. Вторичные электроны могут быть созданы в результате:

- бомбардировки катода положительными ионами, созданными лавиной;

- фотоионизации на катоде, осуществляемой излучением начальной лавины;

- фотоионизации в объёме за счёт излучения начальной лавины.

При пониженных давлениях ионизация ионами на катоде идёт довольно интенсивно, однако при атмосферном давлении скорость ионов мала и степень ионизации на катоде уменьшается, так как требуется очень большое время (5 мкс) для пересечения ионами промежутка. Фотоионизация на катоде не требует такого большого времени, так как фотоны распространяются со скоростью света. Однако при повышении давления эффективность фотоионизации на катоде должна уменьшаться вследствие того, что фотоны поглощаются молекулами и рассеиваются в окружающее пространство. Фотоионизация в объёме происходит с большими энергиями, поэтому необходимы значительное искажение поля и, следовательно, значительной величины заряд. Однако этот вид ионизации происходит интенсивно при больших давлениях. Следует отметить в этих рассуждениях, что при пониженных давлениях большое значение имеют процессы на катоде, которые начинаются при меньших напряжениях. При больших давлениях основную роль начинает играть фотоионизация в объёме, так как фотоионизация на катоде маловероятна, а ионизация ионами на катоде требует значительного времени.

Рассмотрим случай при пониженных давлениях и найдём условие самостоятельности разряда, то есть когда разряд может поддерживаться при отсутствии внешнего ионизатора. Допустим, что ионизация на катоде осуществляется только положительными ионами. Обозначим коэффициент поверхностной ионизации через - число электронов, выбиваемых из катода при ударе одного иона.

В начальной лавине после прохождения ею пути S в ней образовалось электронов и - ионов.

Для того чтобы удары всех образовавшихся ионов привели к появлению на катоде одного нового электрона, необходимо выполнение следующего условия

(4.87)

Это и есть условие самостоятельности разряда в однородном поле при пониженных давлениях. Равенство показывает, что после пересечения лавиной промежутка на катоде в результате вторичных процессов образовался новый электрон, следовательно, ионизация может продолжаться с прежней интенсивностью без участия внешнего ионизатора. Следует отметить, что величина очень быстро изменяется при изменении напряжённости поля, а следовательно, напряжения между электродами. Поэтому практически при соблюдении условия самостоятельности разряда количество вторичных электронов непрерывно возрастает. В результате образуются новые лавины, когда положительные ионы не успели уйти на катод. Происходит перемешивание положительных и отрицательных зарядов и всё пространство заполняется плазмой, после чего можно считать формирование разряда завершённым. (Тлеющий разряд, так как рассмотрен случай пониженного давления). Образование тлеющего разряда требует относительно большого времени, вызванного многократным пересечением положительными зарядами межэлектродного промежутка. Так как всегда , то условие самостоятельности можно записать в виде

(4.88)

Рассмотренное условие самостоятельности разряда в однородном поле при пониженных давлениях носит название теории Таунсенда, по имени английского учёного, разработавшего эту теорию. Долгое время её распространяли и на высокое давление, получая при этом приемлемые результаты, что следует из аналогии внешнего вида условия самостоятельности этих двух случаев. Принципиальная разница между развитием разряда при низких и высоких давлениях стала очевидной относительно недавно в результате накопления экспериментальных данных по механизму формирования разряда. Было показано, что физические основы теории Таунсенда неприемлемы к высоким давлениям, в результате чего была разработана так называемая стримерная теория.

Стримерная теория. Рассмотрим развитие разряда при высоких давлениях. Как уже отмечалось ранее, поверхностная ионизация ионами на катоде при высоких давлениях теряет своё определяющее значение. Основным источником в этом случае становится фотоионизация в объёме газа. Если напряжённость поля достаточно велика, образующийся объёмный заряд лавин значителен. Это создаёт существенное искажение внешнего поля в промежутке. В результате сильного искажения внешнего поля канал лавины начинает испускать большое количество фотонов ещё до того, как положительные ионы начальной лавины уйдут на катод. Образованные этими фотонами вторичные электроны дадут начало новым лавинам в промежутке. Электроны этих лавин будут притягиваться объёмным положительным зарядом, расположенным в головке начальной лавины. В пространстве, заполненном объёмными зарядами, средняя напряжённость поля невелика, поэтому большое количество проникших туда электронов из вторичных лавин превращается в отрицательные ионы. Таким образом, в месте расположения объёмного положительного заряда образуется канал, заполненный плазмой, - так называемый стример.

Канал стримера является проводящим, так как плазма обладает тем большей проводимостью, чем больше ионов содержится в единице её объёма. В силу этого на конце стримера создается повышенная напряжённость поля. Между тем продолжающаяся фотоионизация в объёме приводит к образованию всё новых и новых лавин, которые двигаются в направлении наиболее сильного поля, то есть к головке стримера. Электроны этих лавин уходят в канал стримера, а положительные ионы увеличивают вблизи его головки объёмный положительный заряд, который усиливает внешнее поле и притягивает следующие лавины, превращающие его в плазму. Таким образом, канал стримера постепенно увеличивается и прорастает к катоду. Процесс этот идёт со всё возрастающей скоростью, так как напряжённость поля на головке стримера, по мере его продвижения в глубь промежутка, непрерывно увеличивается. После пересечения всего промежутка стримером пробой промежутка можно считать завершённым, так как в этом случае между электродами образовался сквозной проводящий канал, заполненный плазмой. Если увеличить напряжённость поля между электродами, то искажение поля, достаточное для фотоионизации в объёме, наступит раньше, чем начальная лавина пересечёт весь промежуток (х_к < S). В этом случае вторичные электроны возникают не только позади лавины, но и впереди неё.

В промежутке развиваются сразу две и более лавин. Следовательно, каждая из них должна пройти расстояние меньшее, чем расстояние между электродами. В результате время развития разряда существенно уменьшается. Из этого следует, что при минимальном напряжении, при котором ещё возможен пробой промежутка, начальная лавина успевает пересечь всё пространство между электродами. Для того, чтобы в объёме при этом возникла достаточная фотоионизация, необходимо значительное искажение внешнего поля, то есть определённая величина объёмного заряда.

Рисунок 4.22 - Возникновение и развитие анодного стримера: 1 - начальная лавина; 2 - вторичные лавины; 3 - скопление положительных зарядов в головке стримера; 4 - анодный стример

Рисунок 4.23 - Развитие заряда в однородном поле при напряжении выше начального объёмного заряда

Заряд начальной лавины пропорционален числу электронов в её головке, то есть величине . Из этого следует, что условие образования стримера, а следовательно, и условие пробоя однородного поля, запишется в виде

(4.89)

Сравнивая это выражение с условием самостоятельности разряда при пониженных давлениях, нетрудно видеть их полную аналогию. Это указывает на то, что для любых давлений условие самостоятельности разряда имеет одинаковый внешний вид

(4.90)

Однако необходимо помнить, что коэффициент при разных давлениях имеет не только различные численные значения, но и разный физический смысл. При пониженных давлениях он характеризует вторичную ионизацию на поверхности катода, а при высоких давлениях - вторичную фотоионизацию в объёме газа.

Развитие стримера из одной лавины препятствует образованию других стримеров, и тем сильнее, чем дальше этот стример продвинулся. Это вызвано тем, что развивающийся стример уменьшает напряжённость поля в окружающем его пространстве, причем этот эффект увеличивается с ростом длины стримера. Это обстоятельство является объяснением того, что при низких давлениях разряд занимает всё пространство между электродами, а при высоких давлениях развивается в виде узкого канала, совпадающего с траекторией развития одного из стримеров.

Разрядное напряжение. Закон Пашйна. Рассмотрим вопрос о разрядном напряжении в однородном поле. Для определения разрядного напряжения воспользуемся полученными ранее выражениями: условием самостоятельности разряда , аналитическим выражением для коэффициента объёмной ионизации электронами и связью между напряжением и напряжённостью поля . Из этих соотношений получим выражение для разрядного напряжения в однородном поле

(4.91)

Входящий в формулу коэффициент аналитически определить затруднительно, так как он зависит от многих факторов: давления, температуры, напряжённости поля, а при низких давлениях - от материала катода. Обычно коэффициент определяют путём сравнения опытных и расчётных данных о величине разрядного напряжения. При низких давлениях результаты дают величину

.

При высоких давлениях удовлетворительное совпадение расчётных и опытных данных наблюдается при значении . Поэтому часто условие самостоятельности разряда для атмосферного давления и выше его записывается

 (4.92)

Равенство S = 20 соответствует минимальному напряжению U₀, необходимому для осуществления разряда.

Анализ опытных данных показывает, что напряжённость в однородном поле при нормальных условиях - около 30 кВ/см, но убывает с увеличением расстояния. Это изменение является прямым следствием условия самостоятельности S = 20, когда электрон на своём пути должен произвести 20 ионизаций. При увеличении расстояния для выполнения этого условия требуется всё меньшая величина коэффициента , а следовательно, и напряжённости поля. Так как коэффициент очень сильно меняется при изменении напряжённости, то убывание разрядной напряжённости происходит медленно при увеличении расстояния.

Полученное выражение для разрядного напряжения имеет принципиальное значение. Прежде всего, необходимо отметить, что давление и расстояние учитывают только в виде произведения. Это обстоятельство является математическим выражением установленного экспериментально закона Пашйна: при Т = const разрядное напряжение в однородном поле является функцией произведения давления газа на расстояние между электродами. Опытные данные для разрядного напряжения приведены на рисунке 4.24.

Рисунок 4.24 - Зависимость разрядного напряжения в однородном поле от произведения S для некоторых газов

Наличие минимума у кривых можно объяснить с помощью рассмотренной теории газового разряда. Как отмечали выше, для условия самостоятельности разряда необходимо, чтобы электрон на своём пути между электродами совершал число ионизаций . С другой стороны, в соответствии с формулой для коэффициента объёмной ионизации электронами число ионизаций равно

(4.93)

где ApS - общее число столкновений, испытываемых электроном на пути S; - вероятность того, что столкновения закончатся ионизацией.

Общее число столкновений растёт при увеличении S, а вероятность ионизации, наоборот, убывает либо вследствие уменьшения длины свободного пробега при увеличении давления, либо из-за уменьшения напряжённости поля при увеличении расстояния между электродами. Поэтому S имеет максимум (рисунок 4.24.), и необходимое число ионизаций при данном напряжении может быть достигнуто при двух значениях S. Минимальное разрядное напряжение будет при . Для воздуха оно равно 270 В и близко к экспериментальным данным.