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        三維電場覆冰絕緣子PD等離子體仿真研究

        2021-12-29 12:54:50馮宇寧蔡志遠(yuǎn)苑經(jīng)緯胡大偉葛建寧
        東北電力技術(shù) 2021年9期
        關(guān)鍵詞:電子密度金具帶電粒子

        馮宇寧,蔡志遠(yuǎn),苑經(jīng)緯,胡大偉,葛建寧

        (1.沈陽工業(yè)大學(xué)特種電機(jī)與高壓電器重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,遼寧 沈陽 110870;2.國網(wǎng)遼寧省電力有限公司,遼寧 沈陽 110006;3.國網(wǎng)遼寧省電力有限公司電力科學(xué)研究院,遼寧 沈陽 110006;4.河北硅谷化工有限公司,河北 邯鄲 056000)

        我國地域遼闊,氣候多樣,東北某重工業(yè)城市冬季嚴(yán)寒,輸電線路絕緣子易發(fā)生覆冰的情況。供暖及工業(yè)生產(chǎn)均會(huì)對大氣造成一定程度污染,大氣污染導(dǎo)致覆冰絕緣子的水電導(dǎo)率增加,覆冰絕緣子在融冰期易發(fā)生閃絡(luò)事故,嚴(yán)重威脅電網(wǎng)安全運(yùn)行[1]。對覆冰絕緣子閃絡(luò)機(jī)理進(jìn)行研究,需要在多學(xué)科多領(lǐng)域開展,較為復(fù)雜,試驗(yàn)條件苛刻,數(shù)學(xué)模型建立難度大。國外學(xué)者對絕緣子污閃與冰閃進(jìn)行了大量系統(tǒng)性研究,并建立了用于預(yù)測閃絡(luò)電壓的宏觀數(shù)學(xué)模型。我國在此領(lǐng)域雖然起步較晚,但在專家學(xué)者努力下,也取得了很多較有價(jià)值的成果。重慶大學(xué)蔣興良對覆冰絕緣子進(jìn)行了包括完善預(yù)測閃絡(luò)電壓的數(shù)學(xué)模型[2]及電場分析[3]等大量研究;沈陽工業(yè)大學(xué)陳剛和苑舜等人應(yīng)用有限體積法對液滴進(jìn)行流體場計(jì)算,根據(jù)覆冰絕緣子機(jī)理,研發(fā)了一種利用電熱去冰來防止絕緣子覆冰的半導(dǎo)體憎水性涂料;同時(shí)研發(fā)了一種全新的組合式室溫硫化硅橡膠長效防污閃(RTV)涂覆方法,應(yīng)用該涂覆方法可在幾乎不提升絕緣子正常工作狀態(tài)時(shí)能耗率的前提下,在其覆冰狀態(tài)下產(chǎn)生足夠的熱量來阻止冰層形成[4]。這些成果能夠?yàn)殡娋W(wǎng)防冰閃工作提供有效的理論和實(shí)踐支持。以往人們對冰閃研究集中在用試驗(yàn)來對其閃絡(luò)過程中的表面現(xiàn)象進(jìn)行總結(jié),利用仿真對其穩(wěn)態(tài)的電場分布進(jìn)行研究與優(yōu)化。雖然絕緣子電場分布可以在一定程度上反映絕緣子的狀態(tài),但在局部放電及閃絡(luò)發(fā)生后,其電場分布情況發(fā)生改變,此前專家學(xué)者通過構(gòu)建動(dòng)態(tài)的數(shù)學(xué)模型對其放電和擊穿本質(zhì)的研究較少。本文提出導(dǎo)致氣隙擊穿的原因?yàn)閺?qiáng)場區(qū)產(chǎn)生足夠的高密度帶電粒子,在電場影響下定向運(yùn)動(dòng),直至形成貫穿氣隙的導(dǎo)電通道的假設(shè)。以金具與近金具冰棱下端的最短距離為擊穿路徑,結(jié)合國內(nèi)外學(xué)者對覆冰絕緣子的研究,考慮了帶水膜冰層的三維結(jié)構(gòu),通過三維電場有限元仿真,確定了氣隙擊穿路徑的電場分布情況。將電場分布情況帶入等離子體模型,模擬氣隙擊穿過程中擊穿路徑上的等離子體分布情況。通過仿真模型,對提出的假設(shè)進(jìn)行研究與驗(yàn)證。

        1 基于絕緣子覆冰機(jī)理的三維電場仿真

        1.1 仿真模型建立的理論基礎(chǔ)

        對覆冰絕緣子研究一直是具有挑戰(zhàn)性的課題,其主要原因如下。

        a.冰體結(jié)構(gòu)難以確定,冰體不同區(qū)域?qū)щ娦圆煌?,在絕緣子帶電情況下形成的冰體與不帶電情況下形成的冰體不相同,難以對帶電情況下形成的冰體進(jìn)行測量。

        b.從覆冰到閃絡(luò)的故障過程時(shí)間長。

        c.設(shè)計(jì)閃絡(luò)與局部放電的理論跨越多個(gè)學(xué)科,涉及到等離子物理等前沿領(lǐng)域。

        本文針對中重度覆冰絕緣子進(jìn)行研究,此狀態(tài)下的絕緣子通常在迎風(fēng)側(cè)形成一定厚度的冰層,根據(jù)絕緣子布置方式,氣隙可能存在于下金具與下傘裙之間,氣隙間通常存在一定長度的冰棱[5],冰層本身電導(dǎo)率較低。閃絡(luò)事故大多發(fā)生于融冰期,此時(shí)冰體表面存在0.015 mm厚的水膜,該水膜電導(dǎo)率較高[6],在局部放電發(fā)生前,大部分電壓集中在氣隙兩端[7],此刻絕緣子的電場分布可用穩(wěn)態(tài)靜電場描述。

        考慮冰棱對電場分布的影響,使用三維模型進(jìn)行靜電場仿真,空間電場梯度通過泊松方程進(jìn)行求解。

        式中:φ為電位,V;ε為介質(zhì)的相對介電常數(shù);ρ為空間電荷密度,C/m3。仿真模型如圖1所示。

        圖1 仿真結(jié)構(gòu)

        1.2 三維穩(wěn)態(tài)靜電場仿真分析

        在模擬穩(wěn)態(tài)電場的過程中,由于冰層表面水膜具有一定的導(dǎo)電性,且上端與上金具直接接觸,氣隙未擊穿,氣隙兩端電阻無窮大,因此幾乎全部電壓集中在氣隙處。此模型設(shè)置下金具為接地端,上金具為高壓端,冰體表面與上金具電位相同。為確保氣隙擊穿現(xiàn)象產(chǎn)生,高壓端設(shè)置電壓-72 kV,遠(yuǎn)大于該類型絕緣子額定電壓。三維電場分布切面如圖2所示。

        圖2 三維電場分布切面

        在局部放電和閃絡(luò)發(fā)生后,絕緣子電場分布發(fā)生改變,覆冰絕緣子最初的氣隙擊穿發(fā)生于電場強(qiáng)度最大,并且能夠貫穿氣隙的距離最短區(qū)域。因此假設(shè)氣隙擊穿發(fā)生于金具與冰棱相連的最短路徑上(圖2中紅線),此路徑上的電場分布極為重要。

        圖3為擊穿路徑的電場強(qiáng)度分布,距離0 m處為靠近金具的位置,右側(cè)末端為靠近冰棱的位置。由圖3得出以下結(jié)論。

        圖3 擊穿路徑上的電場強(qiáng)度分布

        a.擊穿路徑上的電場強(qiáng)度為兩端高中間低,兩端的電場強(qiáng)度呈指數(shù)變化趨勢??拷馓幍碾妶鰪?qiáng)度增加速度明顯超過靠近金具處的電場強(qiáng)度增加速度。在擊穿路徑中間的大部分區(qū)域內(nèi),電場強(qiáng)度較低。

        b.冰棱周圍電場強(qiáng)度變化劇烈,局部電場強(qiáng)度已經(jīng)超過空氣擊穿電場強(qiáng)度3×106V/m,在此狀況下局部放電的發(fā)生難以避免。

        c.絕緣子表面任何與高壓端或接地端導(dǎo)通的尖銳突起的導(dǎo)電結(jié)構(gòu)會(huì)嚴(yán)重畸化附近的電場分布,導(dǎo)致局部電場強(qiáng)度增加。由于高壓端與接地端附近電場強(qiáng)度呈指數(shù)增加趨勢,因此缺陷導(dǎo)致的電場畸變效應(yīng)會(huì)大大增強(qiáng),易導(dǎo)致局部放電的發(fā)生。

        2 三維電場等離子體電擊穿仿真

        2.1 仿真原理

        在未靠近電極與冰棱的大部分區(qū)域中,電場強(qiáng)度分布均勻,約為-6.65 kV/cm,該值較低,低于空氣擊穿場強(qiáng)。大量試驗(yàn)表明,該結(jié)構(gòu)的絕緣子在覆冰水電導(dǎo)率足夠高的情況下,兩端承受-72 kV的電壓時(shí)會(huì)發(fā)生閃絡(luò)事故,因此可判斷氣隙擊穿會(huì)在閃絡(luò)事故前發(fā)生。本文根據(jù)等離子體理論及高電壓工程理論,對氣隙擊穿的原因進(jìn)行分析,并且通過對電子崩頭部在不同初始帶電粒子濃度時(shí),電子崩發(fā)展的瞬態(tài)特性進(jìn)行仿真并驗(yàn)證。

        在帶電粒子受電場力移動(dòng)過程中,逃逸帶電粒子的能量主要由電場力提供,其所受阻礙主要為碰撞損失的能量。在足夠高的電場強(qiáng)度下,帶電粒子在2次碰撞之間獲得的能量,將大于碰撞損失的能量,此時(shí)自由帶電粒子進(jìn)入持續(xù)加速狀態(tài);若帶電粒子在2次碰撞之間獲得的能量小于碰撞損失的能量。此時(shí)帶電粒子能量逐漸降低,路徑中的帶電粒子數(shù)逐漸減少[8]。

        根據(jù)高電壓工程相關(guān)理論,此情況類似“極不均勻電場”中的氣體擊穿過程,強(qiáng)場區(qū)的帶電粒子大量電離,出現(xiàn)帶電粒子累積,曲率半徑較小的電極表面開始出現(xiàn)放電現(xiàn)象,形成電子崩,并不斷向另一極發(fā)展[9]。

        通過建立介質(zhì)阻擋放電(DBD)模型,模擬氣隙間的電擊穿過程,因?yàn)閳鰪?qiáng)較高,判斷放電類型是以遷移為主的電子和離子通量類放電。因等離子體仿真計(jì)算及其復(fù)雜,為保證計(jì)算成功,在求解過程中采用Comsol軟件等離子模塊中特有的有限體積離散化處理。具體計(jì)算方程如下。

        進(jìn)行靜電場求解,通過泊松方程,計(jì)算等離子體的電勢,通過電子和其他帶電粒子的密度計(jì)算空間電荷密度。

        -▽·ε0εr▽V=ρ

        (2)

        (4)

        式中:Γe為電子通量,1/(m2·s);u為質(zhì)量品平均速度,m/s;Re為電子速率。

        式中:xj為反應(yīng)j的目標(biāo)物質(zhì)的摩爾分?jǐn)?shù);αj為反應(yīng)j的湯森系數(shù),m2;Nn為總中性數(shù)密度,1/m3。

        模型采用“局部場近似”進(jìn)行求解,無需求解電子能量密度方程,傳輸系數(shù)和源系數(shù)通過約化電場來映射。各種重物質(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?shù)為

        式中:ρ為氣體密度,kg/m3;wk為質(zhì)量分?jǐn)?shù);Rk為速率,kg/(m3·s);jk為擴(kuò)散通量向量,kg/(m2·s)。

        模擬常壓下氣體的電擊穿,計(jì)算過程非常復(fù)雜。為了使計(jì)算成功,揭示氣隙擊穿過程中的現(xiàn)象,對空氣的化學(xué)反應(yīng)進(jìn)行一定簡化,適當(dāng)減少了物質(zhì)和反應(yīng)數(shù)量。由于空氣中的氮?dú)怏w積分?jǐn)?shù)為78%,因此采用氮?dú)獾幕瘜W(xué)反應(yīng)替代空氣進(jìn)行計(jì)算。氮中等離子體的化學(xué)性質(zhì)非常復(fù)雜,若對主要激發(fā)態(tài)進(jìn)行詳細(xì)研究,有數(shù)百種反應(yīng)需要考慮,因此模型還需根據(jù)研究目標(biāo)對計(jì)算的電離反應(yīng)情況做一定簡化。本文主要是研究強(qiáng)電場下的帶電粒子密度分布,因此在計(jì)算過程中,只使用如表1所示的電離反應(yīng),如表2所示的表面反應(yīng)。

        表1 電離反應(yīng)

        表2 表面反應(yīng)

        一直以來,專家學(xué)者對絕緣子局部放電至閃絡(luò)過程中局部電弧進(jìn)行了一系列研究,這些研究絕大多數(shù)以試驗(yàn)為主。經(jīng)研究發(fā)現(xiàn),該階段產(chǎn)生的局部電弧具有以下特征:①局部電弧發(fā)展的初始階段,泄漏電流較小,一般在0.01~0.1mA;②局部電弧半徑為

        式中:參數(shù)k由Farzaneh等人研究確定,與高壓端極性有關(guān),高壓端為正極性時(shí)與高壓端為負(fù)極性時(shí)所對應(yīng)的k值分別為1.75與1.67。

        設(shè)定高壓端電勢值為負(fù),k值取1.67,根據(jù)式(2)可推算局部電弧半徑在1.38~4.4 mm。氣隙擊穿前的等離子體流柱產(chǎn)生于局部放電之前,可推斷其半徑更小,并且氣隙擊穿所經(jīng)歷的放電反應(yīng)時(shí)間極小,因此只考慮擊穿路徑中的徑向等離子體分布,采用一維模型進(jìn)行仿真。

        假設(shè)因兩端場強(qiáng)較大而造成的空間帶電粒子的積累,對氣隙擊穿的進(jìn)程具有決定性作用。由于氣隙擊穿路徑一側(cè)與下金具相連,另一側(cè)與冰棱下端相連,雖然覆冰絕緣子冰棱周圍電場強(qiáng)度更高,但因其與金具之間的接觸方式為金屬接觸,電荷更易導(dǎo)出,因此假設(shè)局部放電先發(fā)生在靠近金具表面的空氣中。由于等離子體仿真計(jì)算量極大,冰棱下端距下金具的距離過大,因此對擊穿路徑的全部區(qū)域進(jìn)行仿真不現(xiàn)實(shí)。為實(shí)現(xiàn)研究目標(biāo),截取擊穿路徑中間的一小段區(qū)域,模擬電子崩在場強(qiáng)相對較低區(qū)域的發(fā)展?fàn)顟B(tài),截取從電子崩頭部到冰棱下端路徑上的一小段距離,模擬電擊穿過程的瞬態(tài)特性。專家學(xué)者對放電現(xiàn)象進(jìn)行過大量研究,認(rèn)為隨著電子崩發(fā)展,電子崩頭部存在一定密度的自由電子。由于仿真模型的最左側(cè)為電子崩頭部,因此通過改變此處的電子密度,模擬電子崩頭部電子密度對氣隙擊穿進(jìn)程的影響。根據(jù)三維電場仿真結(jié)果,在擊穿路徑上設(shè)置-6.65 kV/cm的恒定場強(qiáng)。

        2.2 DBD仿真分析

        假設(shè)電子崩頭部最大電子密度為1.4×1024m-3。擊穿過程中,帶電粒子密度隨時(shí)間的變化趨勢如圖4所示,電場強(qiáng)度隨時(shí)間的變化趨勢如圖5所示。圖4中實(shí)線為電子密度,虛線為帶電離子密度。

        圖4 初始電子密度1.4×1024 m-3時(shí)帶電粒子密度隨時(shí)間的變化趨勢

        圖5 初始電子密度1.4×1024 m-3時(shí)電場強(qiáng)度隨時(shí)間的變化趨勢

        由圖4可以看出,在-6.65 kV/cm恒定場強(qiáng)下,因碰撞造成的能量損失導(dǎo)致?lián)舸┞窂缴系膸щ娏W用芏瘸手笖?shù)趨勢下降。

        由圖5可判斷,電場強(qiáng)度為零的區(qū)域已經(jīng)發(fā)生了電擊穿。雖然在-6.65 kV/cm恒定場強(qiáng)下,能量損失會(huì)導(dǎo)致?lián)舸┞窂缴系膸щ娏W用芏妊杆傧陆?,但并未影響電擊穿路徑發(fā)展。

        假設(shè)電子崩頭部最大電子密度為1.4×1021m-3,帶電粒子密度隨時(shí)間的變化趨勢如圖6所示,電場強(qiáng)度隨時(shí)間的變化趨勢如圖7所示。

        圖6 初始電子密度1.4×1021 m-3時(shí)帶電粒子密度隨時(shí)間的變化趨勢

        圖7 初始電子密度1.4×1021 m-3時(shí)電場強(qiáng)度隨時(shí)間的變化趨勢

        由圖7可知,擊穿路徑上電場強(qiáng)度幾乎保持初始值不變,因此可判斷在-6.65 kV/cm恒定場強(qiáng)下,氣隙未被擊穿。

        3 結(jié)論

        a.在電場強(qiáng)度較小,帶電粒子逃逸過程中,當(dāng)電場提供的能量小于其碰撞損失的能量時(shí),氣隙能否擊穿取決于氣隙中的電子密度。

        b.通過對DBD仿真結(jié)果進(jìn)行分析,絕緣子發(fā)生局部放電(PD)的原因是由于缺陷處強(qiáng)電場導(dǎo)致帶電粒子的產(chǎn)生和累積。

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