文档介绍：该【大气条件下厘米级棒-板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制 】是由【pdf】上传分享，文档一共【14】页，该文档可以免费在线阅读，需要了解更多关于【大气条件下厘米级棒-板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制 】的内容，可以使用淘豆网的站内搜索功能，选择自己适合的文档，以下文字是截取该文章内的部分文字，如需要获得完整电子版，请下载此文档到您的设备，方便您编辑和打印。:..:--板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制李长云李岩青于永进(山东科技大学电气与自动化工程学院青岛266590)摘要该文研究了大气条件下棒-板间隙中流注放电的产生与发展机理。首先,基于Raether判据和Meek判据,建立了在给定放电条件下流注的发展长度与由电子球表面电场表示的空间电场强度之间的关系,可用其判断流注放电的发展过程;然后,建立了流注放电的等离子体化学反应仿真模型,分析了流注放电发展过程中带电粒子、平均电子能量及电场强度的分布规律;最后,开展了大气条件下负直流棒-板放电实验,分析了流注型电晕放电的发展过程。研究表明,等离子体化学反应模型用于计算厘米级间隙的流注放电的可靠性较高,放电初期以氮气和氧气的电离反应为主,且只有主放电通道的电子崩在放电中期发展为流注,而放电后期负离子层变厚形成鞘层。实验结果表明,流注型电晕由流注和漫射辉光区域组成,且流注的形状、位置随加压时间发生变化,负离子层的积聚是漫射辉光区域形成的主要原因。该文所得结论可为明确负极性电晕放电中流注放电的产生与发展机制,以及等离子体的制备等提供理论依据。关键词:流注型电晕辉光放电Raether判据Meek判据离子鞘棒-板间隙中图分类号:TM8510引言还未完善。极性效应使得负极性条件下的起晕电压低,流注更易产生。因此,研究大气条件下厘米级在直流输电工程中,由于架空线表面存在强电间隙的负极性流注放电的产生与发展机制能够丰富场,因此在导线周围的空气间隙内极易发生电晕放和发展气体放电理论。电。具有流注性质的电晕放电在局部产生大量带电计算机模拟技术、设备检测和观测技术的迅速粒子,进而畸变空间电场并加速空间电离反应,促发展为流注放电的实验与仿真研究提供了有力支进流注放电的发展。流注通道一旦形成,极易引起撑。实验方面,D(intensified输电线路与周围空气发生闪络,不仅耗费大量电能,[1]chargecoupleddevice)可在宏观上研究流注放电的还威胁电力系统的安全运行。厘米级空气间隙中发展过程。例如,文献[6]观察到电晕放电中心由大的流注放电会产生大量的等离子体和自由基团,且量喷射状细丝组成;文献[7],故厘米级间隙的流[2-4]注放电的放电形态;文献[8]分析了大气条件下一次注放电常用于点火助燃、废气处理及毒剂洗消。流注与二次流注放电过程中自由基的产生数量,并因此,研究厘米级间隙电晕放电过程中流注的产生实测了流注半径;文献[9]测量了不同压强下厘米级与发展机制,对提高直流输电系统运行可靠性以及棒-板空气间隙的击穿电压,发现负直流条件下板电等离子体的工业生产制备具有重要意义。极表面的电荷积聚是极性效应反转的主要原因;文大气条件下流注放电的发展速度极快,气相反献[10]发现在8cm的空气间隙下,湿度越大,流注应复杂。由于缺乏更高精度的观测和测量系统,在发展所需的电场强度越大,气压越小,流注发展所实验中很难完整地记录流注放电过程并准确地测量[5]需的电场强度越小;文献[11]研究表明,,流注放电起始和发展的机理研究空气间隙中氮氧比例能直接决定光电离的速率,且山东省重点研发计划资助项目(2019GGX102049)。氧气含量越少,光电离效率越低,越容易产生分支;收稿日期2022-11-21改稿日期2022-12-21文献[12]对高压直流实验的回路设计进行了详细说:..888电工技术学报2024年2月明,有助于正确搭建实验平台。,可深入探究流注放电的微随着棒-板间隙中电压的升高,电晕放电加剧,观机理。现有流注仿真模型主要包括动力学模型、在靠近棒电极的电离区内产生大量空间电荷,倘若流体力学模型和混合模型,其中流体力学模型因其畸变的空间电场能够维持流注产生,则负电晕开始较高的计算可靠性被广泛应用[13-14]。但流注放电的向负流注转变。目前广泛认可的流注起始判据有微观研究主要集中在毫米级间隙,鲜有对厘米级间Raether判据、Meek判据和光电离判据[18-19]。其中隙下流注放电的仿真研究。同时,传统流体仿真模Raether判据和Meek判据是基于均匀场下的流注放型[15]仅由三个连续性方程和一个泊松方程组成,其电起始判据,不适于本文棒-板电极下的流注放电起计算所用的放电参数是在毫米级间隙条件下得到的始判定;而光电离判据是基于流注形成过程建立的拟合结果,因此其用于厘米级间隙流注仿真计算的数学模型,理论性强,但其模型中的多个变量取值有效性尚待检验。困难,不易对其进行定量求解。为此,本文流注放为提高计算模型的可靠性,本文对大气条件下电的起始判据将根据流注仿真研究的经验,认为当厘米级棒-板间隙负极性电晕中流注的产生与发展电子密度达到1018m?3时,流注起始。进一步,基于机理进行研究。首先,分析流注的产生与发展机制,Raether判据和Meek判据中可利用空间电场强度与然后建立流注放电的等离子体化学反应仿真模型,外施电场的比值关系判定流注起始的基本思想,发并开展实验研究。本文通过求解玻耳兹曼方程得到展了确定流注发展长度的方法。电子能量分布函数,为减小计算量,。电子能量分布函数仅用于求解电离反应的反应当棒-板间隙之间的电压低于击穿电压时,流注速率,然后将计算结果代入流体方程求解流体模型。的发展过程如图1所示,此时流注放电由流注茎、此外,基于Raether判据和Meek判据的理论基础,主流注通道、流注丝组成。发展了在极不均匀场下流注的发展长度与电子崩头部的电场强度之间的关系,可用于检验仿真模型准确性和计算流注长度。[16]最早给出了大气压下25℃时导线起晕场强的计算式,如式(1)所示。但由式(1)计算的正电晕放电及球电极放电的起晕场强与实际测量值间的误差较大,[17]对其进行了修正,得出了式(2)所示球电极的起晕场强表达式。??=+301δ??(1)图1中,将流注茎与主流注通道的长度作为流??δrL??注的长度。极不均匀电场下,电离系数α随流注发??,在靠近棒电极的周围,流注Ec=++251δ??(2)??δRδR头部空间电荷数量多、电场强度高、电离和激发速式中,Ec为起晕场强,kV/cm;δ为相对空气密度;率快,且流注的半径较小,因此光电离提供的种子rL和R分别为导线半径和球电极半径,cm。电子容易在高电场强度作用下产生电子崩维持流注虽然利用式(1)和式(2)确定厘米级间隙的发展。当流注发展至远离棒电极时,由于电源电场起晕场强简单易行,但是其仅可用于分析放电起始本身的不对称性及电子发射角度的随机性,使得流阶段的起晕场强,尚不能对流注放电的产生及发展注半径在发展过程中增大,流注头部空间电场强度过程进行详细描述。降低,电离减弱,流注发展变得困难。:..第39卷第3期李长云等大气条件下厘米级棒-板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制889为探究流注的发展长度与空间电场强度两者间2流注放电仿真模型的关系,本文提出在极不均匀场下流注长度的计算本文采用基于流体力学的等离子体化学反应模方法。具体地,首先,假设流注发展过程中流注头型[21]进行流注放电的数值模拟。模型由电子连续性部的电子都聚集在一个半径为rS的球内,并以电子方程,电子能量方程,正、负离子及中性分子输运球表面的电场强度Es作为空间电场强度。其次,当方程和泊松方程组成,并耦合光电离计算模型。电子球内的电子数为n时,用式(3),即得到能够维持流注发展的空间电电子的迁移和扩散过程由连续性方程表示为场强度模值。因流注发展过程中,流注头部的电子P?数量并非均匀分布,而是由无限个不同数密度的小nxkNnSeeneph+??=+Γ∑ii(8)?ti=1区域组成,故可将式(3)中的电子数n表示为电子数密度与体积的乘积关系,如式(4)所示。再次,Γeeeee=???nμEDn(9)用式(5)近似计算流注半径r[20],并将其代入式(3)式中,Гe为电子通量;Sph为光电离速率,m3/s;PS中,得到流注长度l与空间电场强度Es的一一对应为使目标物质产生或减少的反应数目;i为不同的反关系,进而可根据空间电场强度确定流注长度。应;xi为目标物质的摩尔分数;ki为反应速率,m3/s,en电子碰撞反应的反应速率通过求解电子能量分布函E=03s2()数,并对能量进行积分求取,(21);4πε0SrE为电场强度,V/m。43nrn≈πSe(4)电子能量的传输过程由电子能量密度方程表3示为dl?01?PrDtDlSee≈=33d∫dll??(5)nxkNnεε+??+?=ΔΓEΓene∑iiiε(10)0μedcEl()?ti=1式中,E为电子球表面电场强度,V/m;n为球体内Γεεεεε=???nμEDn(11)s的电子数;ε0为真空介电常数,ε0=×10?12F/m;式中,Г为电子能量通量;n为电子能量密度,εεe0为元电荷量,C;ne为球体内电子数密度,m?3;eV/m3;Δεi为碰撞反应i产生的能量损失,eV;μεDe为电子扩散系数,m2/s;Edc(l)为外施电源电场强为电子能量迁移率,m2/(V·s);Dε为电子能量的扩散度,V/m;μe为电子迁移率;l0和l分别为流注起始系数。本文取电子迁移率μe=×1024(1021E)?[20],位置和发展长度,cm;d为间隙距离,cm;t为流注电子输运系数之间的关系满足发展为l长度所需的时间,s;。?Deee=μT通常,μe和De满足爱因斯坦关系式(6),故可?将式(3)进一步表征为式(7)。?5?με=μe(12)?3DkTee?D=μT=(6)?εεeμe0e正离子、负离子、中性分子的迁移与扩散过程dl?01由重粒子多组分输运方程表示,即ekTl0e∫dll??dnEledc0()(7)Es=?ε03ρnkkkk+ρ()uj??=??+nR(13)?t式中,Te为电子温度,eV;k为玻耳兹曼常数。WT??Dk显然,式(7)可定量表征流注发展长度l与维jdkkkwk=??ρnDT??∑ln(14)??w=1ρnk持其发展所需的空间电场强度Es之间的关系。通过求解流注放电等离子体化学反应仿真模型,确定式式中,ρ为空气密度,kg/m3;nk为重粒子k数密度,(7)中的参数变量,并将电子球表面电场强度Es与m?3;u为平均流体矢量,m/s;jk为粒子k扩散通量流注放电仿真模型中由泊松方程计算的空间场强进矢量,kg/(m2·s);Rk为粒子k由于化学反应造成的行对比,进而可以判定流注发展是否截止。速率变化,kg/(m3·s);Dkw和dk分别为多组分扩散系:..890电工技术学报2024年2月统中粒子k的Maxwell-Stefan扩散系数和扩散驱动为简化计算模型,本文仅考虑氮气与氧气的混合气力;W为粒子k扩散系数的总个数;DT为热扩散系+k体(N2:O2=:),其包含N2、O2、O、O3、N2、数;T为气体温度。O+、N+、O+、NO+、O?、电子e共11种组分,244222空间电场分布由泊松方程式(15)和式(16)可形成23组反应[25],具体见表2。表2中,M代表求解。N2或O2,当R9~R11、R17、R18分别考虑N2或εεφ??=???2ennnO2时,共计23组反应;NA为阿伏伽德罗常数;反0r0pne∑()(15)应速率单位对于二体反应为m3/(s·mol),三体反应为E=??φ(16)62m/(s·mol),其中k1和k2通过求解电子能量分布函式中,εr为相对介电常数;np、nn分别为正、负离子数,并对能量进行积分求取,表达式为数密度,m?3;φ为电势,V。2e0∞光电离是流注生成与发展不可或缺的因素,目k12N,O,=∫0εσ22f()εεd(21)me前空气中放电的光电离速率主要由传统积分模型[22]确定,其表达式为式中,me为电子质量,kg;ε为电子能量;σN2、σO2分别为电子与N2和O2的碰撞截面,截面数据来自gRI()()ar[26-27]SVph()dr=∫∫∫V2(17)LXCat数据库;f(ε)为电子能量分布函数,采用4πRa玻耳兹曼-两项近似(线性)方法求解。pqvu表2本文考虑的化学反应过程I()r=ξvnie(18)ppv+,g(Ra)为光子的吸收函数;Ra为光子产生与被吸收之间的距离;I()r为光子的产生函数;r为方电离反应R1Ne2eN+→++;ξ为光电离效率;p为大气压强,p=760Torr22R2Oe2eO22+→++(1Torr=);pq为激发态气体熄灭压强,pq=30Torr;vu为电子的激发频率;vi为电离频率。本文附着反应ξvu/[23]。R32OeOO+→+?kTN=×210300/?41()22223eA传统光电离模型计算采用积分运算形式,为减复合反应少计算量,本文采用对光子的吸收函数作三指数拟R4NeN2N+++→kN=×??,计算式见式R5N2eNe++→+kTN=×??[24]225eA(19)和式(20),拟合系数取值见表1。+?+→kT6e=×/()NA2?R7Oe2O+2+2+→kT7eA=×210300/?13()N??=?SphOphO()()()rrr()λccpSApI22(19)R8OO3O+?+→k=×110?13N4228AcR9OOM3OM+?++→+k=×210?37N2SSphph()()rr=∑(20)4229,10AcR10OOM2OM+?++→+kN=×210?37222211,12A式中,A?、λ为拟合系数;pO为氧气分压,取150cc2电荷转移反应Torr。R11NNMNM++++→+kN=×510?41222413,14A表1拟合参数取值++?16R12NOO2N4222+→+kN15=×++?17R13NOON2222+→+k16A=×610NcA?/(cm-2·Torr-2)λc/(cm-1·Torr-1)cR142NONON+→+++k=×910?43N2-4-22222217A12××10++?10-3-1R15NONO2N22222+→+kN18=×××10R16NOOON+++→+k=×110?×10-×10-12224219AR17OOMOM++224++224++→+k20,21=×??462R18OOMOM+23+→+k22,23=×,:..第39卷第3期李长云等大气条件下厘米级棒-:电极边界采用反应壁边界条件;气体边界设置为零电荷、零通量边界。电子在电极上的边界条件为18kTen?=??ΓΓeepn∑γ()n(22)2πme式中,n为边界法向量;Гp为正离子的通量;γ为二次电子发射系数,在板电极取0,。电子能量在电极上的边界条件为图2几何模型58kTen?=?Δ?ΓΓεεn∑γε()pn(23),气体分子将被电离。所有正离子、负离子、中性分子在电极边界上在整个流注发展过程中,对称轴线上正、负离满足式(24)。子及电子的整体密度分布随时间的发展曲线如图318kT所示。由图3可看出,每一时刻电子密度峰值存在n?=+?ΓenanμEn24gggg()于流注头部,同样在流注头部存在大量电离产生的4πmg正离子,而负离子的产生稍滞后于电子和正离子,式中,Гg为第g类粒子的通量;mg为粒子质量,kg;其原因是负离子主要在流注经过的通道内产生,而ng为其数密度,m?3;μg为其迁移率,m2/(V·s);a为系流注头部由于电场强度高、电子能量大,难以发生数。对于正、负离子,当离子向异性电极方向迁移时附着反应。为深入研究流注发展过程中带电粒子a=1,同性电极边界a=0;中性分子在电极边界取0。的动作行为及分布特性,本文将整个流注放电的发为保证计算模型的准确性,边界条件与文献[24]展过程分为三个具有代表性的时间点,分别对应流保持一致。、数学模块和静电模块,建立二维轴对称仿真模型。本文构建的几何模型中,,,板电极半径为8cm。外施电压上升沿为5ns,峰值为?80kV。板电极接地,间隙为18cm。气压为1atm(1atm=760Torr=),温度为293K。为提高模型的收敛性,本文对求解域网格进行了一定的设置,,所建立的几何模型如图2所示。(2),在外施电压达到峰值时,棒电极尖部产生的电场强度约为200kV/cm,因此在棒电极处电晕放电剧烈,自由电子获得能量,当其能量高于气:..892电工技术学报2024年2月图3不同时刻带电粒子数密度分布曲线图4t==3nsdifferenttimes19?3+++×10m。正离子中,N2、N4、O2占比注的起始、发展与预击穿时刻,其对应时间分别为最高,据此可推断出靠近棒电极处以电离反应R1、t=3ns、t=10ns、t=29ns。R2为主,且其数值大于电子崩到流注起始的临界粒t=3ns时,间隙内电子密度分布和对称轴线上18?3子数密度10m,因此流注产生。在电离区以外的带电粒子数密度分布如图4所示。图4中以板电极区域,电场强度较小,正、负离子发生复合,并发的圆心作为x=0的位置,此时电压幅值约为?70kV。射光子引发光电离,光电子因无法形成新电子崩而由图4a可看出,此时电子密度峰值仅分布在棒电极10?3生成负离子。尖部及两侧拐角处,通道内电子数密度仅为10mt=10ns、外施电压为?80kV时,间隙内电子密量级。由图4b、图4c可发现,在靠近棒电极约度分布和对称轴线上带电粒子数密度分布如图5所1mm的间隙内,电子和正离子数量最多,负离子数量较少,×1021m?3,正离子数:..第39卷第3期李长云等大气条件下厘米级棒-板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制893子数密度增加,这是由于负离子受电场迁移在板电极聚集,随着时间的延长,负离子层变厚,且电荷之间相互排斥,因此形成鞘层。鞘层的出现增加了板电极处的电场畸变,造成电离速率升高,电子和正离子增多。图5t==10ns示。由图5a可看出,由于棒电极尖部与两侧曲率大,靠近其周围的气体分子几乎全部被电离,并形成了三个方向的电子崩;电极两侧电场强度小,无法持续产生有效电子来维持电子崩发展,最终只有主放电通道的电子崩发展为流注。由图5b可知,此刻对称轴线上靠近棒电极处的电子密度较t=3ns时明显降低,×1019m?3,负离子数密度大幅提高,×1020m?3。分析其原因是,前期产生的自由电子有一部分被附着为负离子,并形成负离子层,负离子层削弱了与棒电极之间的电场并使得净电离速率降低。此时流注头部在y=,由于流注头部空间电荷密度足够高(1018m?3量级),空间电场能够维持流注头部内的电离反应,因此流注头部电子密度和正离子数密度要高于负离子数密度。由图5c可知,在流注头部正离子占比最多的是O+、2N+,这是因为流注头部空间电场畸变程度大,且O42电离能低于N2,所以O2更易被电离。在流注经过的通道内O+、O+占比最多,这是由于O易吸收光422子而引发光电离,产生的O+发生电荷转移生成O+。24本文各类正、负离子的分布规律与文献[21,28]结果基本一致,其原因是流注的产生与发展强调的是空间电场及光电离对维持流注头部电离反应的影响。故毫米级间隙下流注的产生与发展机理同样能够解释厘米级间隙的流注放电。图6t=29ns时带电粒子分布t=29ns时带电粒子分布如图6所示。=29ns可看出,此时流注头部已到达板电极,×1019m?3。由轴线上的带电粒子数密电子在电场作用下能量升高,高能电子通过与度分布曲线图6b可知,在棒电极处存在大量正离重物质的碰撞过程进行能量传递,由高能电子碰撞子,正离子碰撞棒电极会产生二次发射电子,二次引发的电离过程会直接影响带电粒子的位置分布,电子在畸变电场下将形成电子崩。在流注通道内正、进而影响空间电场的分布,因此空间电场的畸变程负离子数值稳定,形成等离子体正柱区,此时流注度及其分布和发展规律是研究流注放电的关键。的放电形态如图6c所示。在板电极处,负离子和电轴线上不同时刻平均电子能量的分布如图7:..894电工技术学报2024年2月所示。由图7可知,在流注发展初期,流注的起始依赖外施强电场,当t=4ns时,在棒电极处电场强度高达上百kV/mm,,远高于通道内的平均电子能量。当流注发展至远离棒电极时,电场畸变则主要由流注头部的空间电荷引起,其在流注发展过程中较为均匀,因此通道内的平均电子能量也较为均匀,~,这将会造成氮气分子的电子能级以及转动图8不同时刻电场强度及负离子的空间分布和振动能级发生跃迁,由于其能级不稳定,,产生的光子极易被氧气分子吸negativeionnumberdensityatdifferenttimes收而发生光电离,进而维持流注的发展。在靠近板由图8a可知,电场强度随空间电荷的移动而电极处,平均电子能量开始增加,原因是此处的空发生变化,净空间电荷密度分布决定了电场的分布间电场强度增强。为探究电场强度增强的原因,计规律。当t=3ns时,棒电极处存在大量带电粒子,。之后由于负离子层图8所示。的存在使得棒电极与流注头部之间的电场强度降低,因此在t=10ns时,。当t>10ns时,流注头部距棒电极较远,放电通道内带电粒子密度和电子能量较为均匀,因此其电场强度相对平缓,~。当流注头部靠近板电极时,空间电场强度明显增强,。从图8b可看出,当流注头部靠近板电极时,流注通道内已存在大量的负离子,由于同性电荷之间相互排斥及质量大等原因,其运动速率较电子慢得多,因此其积聚会使得流注头部与板电极之间的电场强度增强;同时负离图7不同时刻轴线处的平均电子能量分布子层的存在会削弱与棒电极之间的电场强度,,自由电子timesalongtheaxis更易被附着,负离子数目会继续增加,进一步增大与板电极之间的电场强度,此时流注头部的自由电子在前向通道内的电离反应将更为激烈,将会产生更多的空间电荷和有效电子,流注头部的电场强度也随之增强,而最先到达板电极的部分电子,会在电场作用下发生放电,使得板电极附近出现放电现象。此时,板电极处的放电现象有别于流注通道内的放电,其放电强度与负离子层的积聚程度有关。,本文绘制了外施电压在轴线上的电场分布曲线,如图9所示。图中,Edc为外施电压在轴线上产生的电场强度分量;Eav定义为平均电场强度,其值为外施电压幅值与间隙距离的比值,。:..第39卷第3期李长云等大气条件下厘米级棒-板间隙负极性电晕放电中流注的产生与发展机制895的积累和汇聚作用而缓慢升高。当流注头部电场畸变程度小于1倍平均电场强度时,流注发展长度小于6cm;当流注头部电场畸变程度为1~5倍平均电场强度时,;当流注头部电场畸变程度大于12倍平均电场强度时,流注将击穿棒-板间隙。,本文进一步搭建了棒-,并开展了实验研究。实由图9可知,外施电压产生的电场在靠近棒电验用棒、板电极均由金属铜材料制成,棒电极半径极的区域内变化较大,而在通道内较为均匀,,;。将Edc16cm,厚度为1cm。采用HY-DC300型高压直流(单位为V/m)取倒数并进行三次多项式拟合为流注电源供电,最高输出电压为±300kV,放电间隙设置长度l(单位为cm)的函数,即为18cm,环境温度为20℃,限流电阻为40k?。1??9382放电时采用照相机对放电现象进行拍摄。放电结构=×?×+()示意图如图11所示。×?×??67ll0≤≤(25)因Raether判据中的l代表电子崩发展的临界长度,本文为将其转换为流注长度作如下假设。1)外施电压能够满足在棒电极放电起始时刻,电子崩放电转变为流注放电,因此式(7)中l0=0。2)在式(7)成立的条件下,将式中电子密度ne、电子温度Te及式(25)中Edc(l)倒数的拟合函数取值为流注放电仿真模型中的计算值,并采用描坐标点法得到Es与l的关系曲线,如图10所示。,当电压升至约?60kV时,棒电极处产生蓝紫色微弱的晕光,如图12所示。,在流注起始阶段Es较高,意味着流注起始需要较高的电子密度,此时崩头内电场强度要高于52kV/cm才能满足条件。随后Es迅速降低,这是由于流注起始阶段的光电离效率高,光电离为流注发展提供大量种子电子,并且流注起始阶段存在分支,在轴线方向上碰撞电离速率较低。图12实验中的电晕放电在流注发展过程中,