袁 濤 楊澤文 司馬文霞 鄧明海 任健行 劉良順

半密閉腔室內(nèi)沖擊閃絡(luò)電弧觀測(cè)及弧后氣體逸散過程研究

袁 濤1楊澤文1司馬文霞1鄧明海1任健行1劉良順2

（1. 輸變電裝備技術(shù)全國(guó)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室（重慶大學(xué)） 重慶 400044 2. 國(guó)網(wǎng)重慶市電力有限公司奉節(jié)供電公司 重慶 404600）

多腔室滅弧裝置可保護(hù)絕緣子、抑制故障電弧存續(xù)，具有成為配電網(wǎng)線路防護(hù)增補(bǔ)措施的潛力。半密閉腔室作為多腔室滅弧裝置的基本單元，腔室內(nèi)沖擊閃絡(luò)電弧演變進(jìn)程尚缺乏完備的觀測(cè)手段和針對(duì)不同電極結(jié)構(gòu)的直觀對(duì)比，以及弧后氣體狀態(tài)的量化分析。為進(jìn)一步完善半密閉腔室內(nèi)電弧演變過程觀測(cè)方法，優(yōu)化結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)，該文搭建了用于觀測(cè)半密閉腔室電弧及弧后氣體演變的高速紋影系統(tǒng)，對(duì)比分析了開放氣隙與半密閉腔室氣隙、U型電極和球形電極下半密閉腔室內(nèi)沖擊閃絡(luò)電弧演變過程，根據(jù)紋影圖像數(shù)據(jù)定義密度恢復(fù)率，并采用光流法探討了弧后氣體逸散過程中氣體密度恢復(fù)和速度場(chǎng)分布。電弧演變過程的紋影圖像表明，半密閉腔室較開放氣隙具有主動(dòng)“吹弧”作用，由于自感應(yīng)磁場(chǎng)的分布差異，U型電極較球形電極加速腔室內(nèi)電弧運(yùn)動(dòng)；弧后氣體演變?yōu)榻茰u環(huán)結(jié)構(gòu)，促使腔室出口鄰近區(qū)域氣體密度率先恢復(fù)，空氣自恢復(fù)能力得到提升。

半密閉腔室 紋影觀測(cè) 電弧演變 電極結(jié)構(gòu) 弧后氣體密度

0 引言

配電網(wǎng)線路分布廣泛，但防護(hù)措施欠缺，絕緣子易受過電壓或雷擊誘發(fā)沖擊閃絡(luò)電弧，造成斷路器跳閘、絕緣子破裂和線路斷線等故障，尤其在山區(qū)復(fù)雜地形下越加頻發(fā)，危及供電安全[1-4]。為抑制閃絡(luò)電弧存續(xù)，國(guó)內(nèi)外學(xué)者提出由多個(gè)半密閉腔室串聯(lián)的多腔室滅弧裝置，其淬弧效果及半密閉腔室結(jié)構(gòu)如圖1所示[5]。半密閉腔室由兩端金屬電極、與外界相通的極間氣隙和絕緣材料包覆構(gòu)成。線路遭受雷擊或過電壓時(shí)，裝置先于絕緣子閃絡(luò)，并將線路間隙內(nèi)的長(zhǎng)電弧截?cái)酁槿舾啥味屉娀?，腔室?nèi)氣體受熱膨脹進(jìn)而加速電弧與外界氣體對(duì)流耗散，實(shí)現(xiàn)保護(hù)線路絕緣子、抑制間隙閃絡(luò)向工頻續(xù)流電弧轉(zhuǎn)變的目的[6]。

半密閉腔室作為多腔室滅弧裝置的基本單元，優(yōu)化腔室設(shè)計(jì)對(duì)提升多腔室滅弧裝置的滅弧性能具有重要意義。俄羅斯學(xué)者基于擴(kuò)張結(jié)構(gòu)和管型結(jié)構(gòu)腔室設(shè)計(jì)了適用于不同電壓等級(jí)的多腔室系統(tǒng)，并通過與絕緣子結(jié)合構(gòu)成多腔室絕緣子[5,7]。武漢大學(xué)郭婷等通過仿真分析了工頻電弧在管型腔室內(nèi)的運(yùn)動(dòng)特性，實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證了以該結(jié)構(gòu)為基本單元的多間隙結(jié)構(gòu)熄滅工頻電弧的可行性[8-9]。廣西大學(xué)王巨豐團(tuán)隊(duì)通過二維磁流體模型研究了腔室斷口寬度和深度對(duì)電弧溫度和氣流速度的影響，認(rèn)為合理改進(jìn)腔室斷口寬度和深度能促進(jìn)電弧熄滅[10-11]。重慶大學(xué)司馬文霞團(tuán)隊(duì)通過磁流體電弧模型仿真分析了電弧溫度分布、氣流運(yùn)動(dòng)速度隨不同腔室結(jié)構(gòu)參數(shù)的變化趨勢(shì)和所受影響程度，發(fā)現(xiàn)其中腔室直徑和腔室長(zhǎng)度對(duì)電弧能量耗散起主要作用，并提出了多級(jí)收斂發(fā)散結(jié)構(gòu)以提高氣流速度，加速電弧熄滅[12-14]。同樣以熄滅電弧為目的，在斷路器滅弧室的設(shè)計(jì)中除優(yōu)化腔室結(jié)構(gòu)增強(qiáng)氣體對(duì)流外，改進(jìn)觸頭結(jié)構(gòu)以提升電流中斷性能和開斷容量已有相關(guān)研究。斷路器觸頭采用不同的設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)，使電流流經(jīng)觸頭時(shí)感應(yīng)橫向磁場(chǎng)或軸向磁場(chǎng)作用于電弧，增強(qiáng)斷路器滅弧可靠性。通過對(duì)不同磁場(chǎng)分布下電弧演變過程的觀測(cè)，橫向磁場(chǎng)作用下電弧在觸頭表面旋轉(zhuǎn)移動(dòng)呈現(xiàn)多弧柱或單一弧柱射流模式[15-16]。電弧的光學(xué)形態(tài)顯示，軸向磁場(chǎng)驅(qū)使電弧呈柱狀擴(kuò)散，使觸頭表面電流密度均勻分布，直至熄滅[17-18]。目前在多腔室滅弧裝置的研究中以優(yōu)化腔室結(jié)構(gòu)參數(shù)提升滅弧效果為主，取得了諸多有益成果，但不同電極結(jié)構(gòu)下閃絡(luò)電弧演變和滅弧效果的對(duì)照觀測(cè)卻鮮有涉及。

圖1 多腔室滅弧裝置淬弧效果及半密閉腔室結(jié)構(gòu)

同時(shí)，在前述不同腔室結(jié)構(gòu)的多腔室滅弧裝置實(shí)驗(yàn)過程中，研究人員多采用高速攝像機(jī)拍攝電弧光學(xué)形態(tài)，但當(dāng)電弧不再發(fā)光而溫度較高時(shí)，高速攝像機(jī)無法拍攝其演變過程，進(jìn)而難以觀測(cè)后續(xù)的氣體運(yùn)動(dòng)和密度狀態(tài)，且缺乏對(duì)弧后氣體逸散過程的量化表征，無法實(shí)現(xiàn)對(duì)電弧演變和氣體狀態(tài)恢復(fù)的完整過程觀測(cè)[19]。

作為一種流場(chǎng)可視化的手段，高速紋影拍攝將氣體密度或溫度分布的非均勻性轉(zhuǎn)換為圖像的亮度差異[20]。該方法在開放空間內(nèi)間隙放電及通道形態(tài)演變的研究中已有諸多應(yīng)用。學(xué)者B. Singh利用紋影技術(shù)拍攝棒-棒間隙火花放電產(chǎn)生的沖擊波，并對(duì)電弧形態(tài)變化產(chǎn)生的影響進(jìn)行研究，發(fā)現(xiàn)沖擊波分離后氣體渦流促進(jìn)電弧等離子體冷卻并抑制其膨脹[21]。學(xué)者S. B. Leonov采用紋影技術(shù)，觀測(cè)到間隙擊穿后放電通道的射流現(xiàn)象，并對(duì)其物理機(jī)制進(jìn)行了分析[22]。華中科技大學(xué)何俊佳團(tuán)隊(duì)采用高速紋影系統(tǒng)，觀測(cè)了長(zhǎng)空氣間隙擊穿后放電通道的形態(tài)演化[23]，對(duì)其氣體運(yùn)動(dòng)特性與密度恢復(fù)特性展開分析[19,24-25]。綜上可知，采用紋影觀測(cè)能夠?qū)崿F(xiàn)電弧及弧后氣體演變過程的完整觀測(cè)，可嘗試用于半密閉腔室沖擊閃絡(luò)電弧演變和弧后氣體逸散過程的研究。

因此，本文搭建了用于觀測(cè)半密閉腔室電弧及弧后氣體演變的高速紋影拍攝系統(tǒng)，同時(shí)對(duì)半密閉腔室外串開放氣隙、U型電極和球形電極半密閉腔室內(nèi)沖擊閃絡(luò)電弧演變進(jìn)行對(duì)比分析，并根據(jù)紋影圖像量化分析弧后氣體逸散過程中氣體密度恢復(fù)程度和速度場(chǎng)分布。

1 實(shí)驗(yàn)配置

1.1 實(shí)驗(yàn)觀測(cè)平臺(tái)

本文搭建的半密閉腔室淬弧實(shí)驗(yàn)觀測(cè)平臺(tái)如圖2所示，其可分為沖擊電流發(fā)生器和高速紋影觀測(cè)系統(tǒng)兩部分。沖擊電流發(fā)生器由0.3 μF/100 kV充電電容、放電球隙、125 μH調(diào)波電感和15 Ω調(diào)波電阻構(gòu)成。實(shí)驗(yàn)中經(jīng)調(diào)壓器升壓整流對(duì)電容器并聯(lián)充電，產(chǎn)生幅值為2 kA、波形為8/20 μs的電弧電流，模擬配電網(wǎng)線路因感應(yīng)過電壓閃絡(luò)時(shí)的沖擊電流。電容分壓器電壓比為2 000:1，羅氏線圈電流比為40:1，實(shí)驗(yàn)所用RIGOLMSO5000示波器最高采樣率為8 GS/s，可滿足實(shí)驗(yàn)中的電流、電壓波形采集要求。

圖2 半密閉腔室淬弧實(shí)驗(yàn)觀測(cè)平臺(tái)

為防止色散并增強(qiáng)觀測(cè)對(duì)象的對(duì)比度，高速紋影觀測(cè)系統(tǒng)由中心波長(zhǎng)為550 nm的綠色光源、透鏡（準(zhǔn)直透鏡和匯聚透鏡）、刀口和高速攝像機(jī)共軸排列組成。單色光源發(fā)光經(jīng)準(zhǔn)直透鏡形成平行背景光場(chǎng)，由匯聚透鏡聚焦于刀口處，隨后入射攝像機(jī)鏡頭；透鏡口徑為150 mm，焦距為260 mm，高速攝像機(jī)型號(hào)為Photron FASTCAM SA5，最高拍攝幀率為106幀/s。為滿足對(duì)電弧演變過程的觀測(cè)，高速攝像機(jī)的拍攝幀率調(diào)整至150 000幀/s，曝光時(shí)間設(shè)為2 μs。設(shè)置示波器電壓通道下降沿為觸發(fā)信號(hào)，當(dāng)腔室極間氣隙擊穿時(shí)示波器采集電壓、電流信號(hào)，并同步發(fā)送方波觸發(fā)高速攝像機(jī)拍攝紋影圖像，從而實(shí)現(xiàn)電流、電壓波形數(shù)據(jù)和紋影圖像的同步采集。

1.2 實(shí)驗(yàn)試品結(jié)構(gòu)

考慮多腔室滅弧裝置中半密閉腔室的常見結(jié)構(gòu)和尺寸，本文設(shè)計(jì)如圖3所示的三種實(shí)驗(yàn)試品結(jié)構(gòu)，以探究開放氣隙與半密閉腔室氣隙、U型電極與球形電極半密閉腔室電弧演變及弧后氣體逸散過程。圖3a所示結(jié)構(gòu)上部為球-球電極構(gòu)成的20 mm開放氣隙，下部為球-球電極與直管腔室構(gòu)成的半密閉腔室，電極間距為4 mm，腔室直徑為6 mm；圖3b所示為采用U型電極和球形電極構(gòu)成的兩個(gè)串聯(lián)半密閉腔室，兩個(gè)腔室結(jié)構(gòu)參數(shù)相同，電極間距均為 3 mm，腔室直徑為4 mm；圖3c為U型電極構(gòu)成的單個(gè)半密閉腔室，電極間距為3 mm，腔室直徑為 4 mm。圖3中所示球形電極直徑均為8 mm，腔室軸向長(zhǎng)度為15 mm，腔室外壁由透明環(huán)氧樹脂固化脫模制作，便于對(duì)電弧進(jìn)行觀測(cè)。

圖3 實(shí)驗(yàn)試品結(jié)構(gòu)尺寸

2 不同結(jié)構(gòu)下電弧形態(tài)觀測(cè)結(jié)果

2.1 半密閉腔室外串開放氣隙電弧形態(tài)對(duì)比

利用前述搭建的實(shí)驗(yàn)觀測(cè)平臺(tái)，采用圖3a所示結(jié)構(gòu)，對(duì)比觀測(cè)半密閉腔室與開放氣隙中電弧的形態(tài)演變。其典型的電弧及弧后氣體形態(tài)演變?nèi)鐖D4所示。

圖4 半密閉腔室外串開放氣隙電弧演變紋影圖像

在0 μs時(shí)可見開放氣隙中出現(xiàn)流注，隨后半密閉腔室極間氣隙擊穿。在腔室內(nèi)部，初始電弧位于極間最短處，隨著電流增大，氣體溫度上升，氣壓增大，促使弧柱向出口方向運(yùn)動(dòng)拉伸，弧根向出口側(cè)移動(dòng)[9,13]，并伴隨劇烈白光形成光暈。在33.3 μs時(shí)，滅弧腔室內(nèi)受熱膨脹的高溫高壓氣體將電弧噴射出腔室。在53.3 μs時(shí)可見激波與高溫高壓的電弧等離子體開始分離。在73.3 μs時(shí)清晰可見激波與氣體分離，并伴隨著開放氣隙內(nèi)的電弧光學(xué)形態(tài)直徑減小。由于高速電弧射流與出口處冷空氣發(fā)生強(qiáng)烈對(duì)流換熱，加速等離子體能量逸散與冷卻復(fù)合，從而溫度降低，反映為紋影圖像中半密閉腔室出口處電弧較腔室內(nèi)部亮度降低。由圖4e明顯可見半密閉腔室的“吹弧”作用，電弧弧根位于電極上腔室出口一側(cè)，弧柱沿腔室上下壁分布并向噴口外拉伸，印證了文獻(xiàn)[9]中的論述。在106.7 μs時(shí)半密閉腔室內(nèi)已無明顯弧光，弧后氣體繼續(xù)向遠(yuǎn)離出口方向運(yùn)動(dòng)。直至606.7 μs開放氣隙內(nèi)電弧弧光消失，較半密閉腔室內(nèi)電弧熄滅時(shí)刻相差500 μs。

開放氣隙與半密閉腔室內(nèi)電弧弧光消失時(shí)差驗(yàn)證了半密閉腔室抑制電弧存續(xù)、加速電弧熄滅的有效性。半密閉腔室內(nèi)電弧加熱腔室氣體，促使電弧膨脹向外界高速運(yùn)動(dòng)，與外界氣體發(fā)生強(qiáng)烈對(duì)流，增強(qiáng)電弧與外界的能量耗散；而開放氣隙電弧弧柱呈徑向膨脹，弧柱和弧根位置固定于電極軸線處，未能發(fā)揮“吹弧”作用。若以多個(gè)半密閉腔室串聯(lián)截?cái)嚅L(zhǎng)電弧，將加速電弧整體的能量耗散，縮短熄滅時(shí)間。

2.2 U型電極與球形電極下腔室電弧形態(tài)對(duì)比

采用圖3b所示串聯(lián)腔室結(jié)構(gòu)開展實(shí)驗(yàn)，以對(duì)比分析不同電極結(jié)構(gòu)下電弧演變過程的差異。調(diào)節(jié)沖擊電流發(fā)生器充電電壓以施加幅值為2 kA的電弧電流，典型時(shí)刻電弧形態(tài)如圖5所示。

圖5 U型電極與球形電極串聯(lián)半密閉腔室電弧演變紋影圖像

串聯(lián)半密閉腔室內(nèi)極間氣隙擊穿后，電弧初始階段紋影圖像與圖4中前期相似，電弧周圍伴隨著強(qiáng)烈光暈。在53.4 μs時(shí)刻，電弧已噴出腔室，U型電極結(jié)構(gòu)下電弧鋒面超前于球形電極間電弧鋒面，二者距腔室出口平面差值為4.5 mm，并隨著時(shí)間進(jìn)一步增加，在73.4 μs時(shí)達(dá)到7.6 mm。在113.4 μs時(shí)刻，球形電極腔室的弧后氣體鋒面已明顯滯后于U型電極腔室弧后氣體；153.4 μs時(shí)刻U型電極腔室電弧熄滅，弧后氣體進(jìn)一步擴(kuò)散加速冷卻。

電流自下向上流過U型電極和球形電極時(shí)的磁場(chǎng)分布如圖6所示。因U型電極與球形電極結(jié)構(gòu)不同，實(shí)驗(yàn)電流流經(jīng)電極和電極間的電弧時(shí)，根據(jù)安培定則，將感應(yīng)出不同的磁場(chǎng)分布。電流垂直流經(jīng)球形電極時(shí)，感應(yīng)出環(huán)繞兩球電極中心軸線分布的磁場(chǎng)，該磁場(chǎng)整體表現(xiàn)為對(duì)電弧起箍縮作用[26]；電流通過U型電極腔室兩端的平行段時(shí)，將感應(yīng)出與極間電弧正交的橫向磁場(chǎng)，磁場(chǎng)方向與電弧段在相同位置感應(yīng)的磁場(chǎng)方向一致，增強(qiáng)電極側(cè)磁場(chǎng)強(qiáng)度，且該橫向磁場(chǎng)作用于電弧的洛倫茲力方向始終指向出口，受磁場(chǎng)和氣體膨脹的影響，U型電極腔室電弧鋒面超前于球形電極腔室。

圖6 電流流經(jīng)U型電極與球形電極磁場(chǎng)分布

串聯(lián)腔室極間氣隙可認(rèn)為在同一時(shí)刻擊穿，U型電極間電弧鋒面超前球形電極表明：一方面，U型電極腔室電弧的運(yùn)動(dòng)速度高于球形電極腔室；另一方面，驗(yàn)證了電弧運(yùn)動(dòng)從電熱驅(qū)動(dòng)向電磁驅(qū)動(dòng)的可能性。觀察電弧紋影圖像，U型電極結(jié)構(gòu)腔室下電弧光學(xué)形態(tài)面積大于球形電極腔室，且電弧的亮度更強(qiáng)，這可能是因?yàn)閁型電極腔室電弧等離子體具有較高的能量，且受磁場(chǎng)影響急劇向外界膨脹，隨后與周圍低溫氣體接觸換熱并轉(zhuǎn)移能量[27]。

3 U型電極腔室內(nèi)電弧觀測(cè)及弧后氣體逸散過程分析

3.1 電弧形態(tài)及弧后氣體逸散過程灰度紋影圖像

為避免弧后氣體之間相互混合，采用圖3c中所示由U型電極構(gòu)成的單個(gè)半密閉腔室結(jié)構(gòu)，觀測(cè)電弧演變和弧后氣體的逸散過程，灰度化后的紋影圖像如圖7所示。

由圖7可見，電極間氣隙電離擊穿后電弧發(fā)光傳熱，在腔室內(nèi)完成能量沉積，氣體內(nèi)能增加，溫度急劇上升，并不斷膨脹壓強(qiáng)增大，促使電弧向腔室出口方向運(yùn)動(dòng)。電弧進(jìn)入開放空間后進(jìn)一步膨脹增大，與開放空間氣體接觸混合，通過對(duì)流與傳導(dǎo)耗散電弧能量，其形態(tài)由半球形逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)槌省澳⒐健睜畹幕『髿怏w射流。從而形成腔室內(nèi)電弧能量沉積，致使其向出口膨脹運(yùn)動(dòng)，從而形成由腔室內(nèi)噴出電弧與開放空間氣體混合，并完成能量耗散的過程。

圖7 U型電極腔室電弧及弧后氣體演變灰度紋影圖像

3.2 弧后氣體密度恢復(fù)過程分析

氣體間隙擊穿放電后弧后氣體的密度恢復(fù)過程影響氣隙的絕緣恢復(fù)程度[24,28]。根據(jù)紋影系統(tǒng)的成像原理，觀測(cè)區(qū)域中氣體密度或溫度在空間非均勻分布引起氣體折射率的差異，進(jìn)而形成灰度分布不均的紋影圖像，對(duì)比電弧出現(xiàn)前后的灰度紋影圖像可反映弧后氣體密度恢復(fù)的時(shí)空分布。

電弧膨脹吹出腔室后弧光泯沒，演變?yōu)闇囟容^高的弧后氣體。由圖7c可知，在=73.4 μs時(shí)刻，腔室出口前端的電弧光學(xué)形態(tài)面積大于腔室內(nèi)電弧區(qū)域，其后高溫發(fā)光區(qū)域主要集中在前端；且高溫氣體沿腔室出口軸向運(yùn)動(dòng)，腔室內(nèi)形成負(fù)壓促使出口兩側(cè)低溫氣體注入腔室，腔室出口前端區(qū)域的密度恢復(fù)滯后于腔室內(nèi)氣體密度恢復(fù)，出口鄰近區(qū)域的氣體密度狀態(tài)可近似反映腔室內(nèi)的氣體密度狀態(tài)。

本節(jié)選取腔室出口軸向3個(gè)15 mm×10 mm的矩形標(biāo)記區(qū)域，如圖7f所示，通過對(duì)比同一區(qū)域內(nèi)電弧出現(xiàn)前后所定義的表征量判斷該區(qū)域內(nèi)弧后氣體的密度恢復(fù)狀態(tài)。根據(jù)圖像結(jié)構(gòu)相似性原理[29]，定義密度恢復(fù)率e，以衡量標(biāo)記區(qū)域內(nèi)弧后氣體密度恢復(fù)程度，其表達(dá)式為

觀察圖8中不同區(qū)域密度恢復(fù)率隨時(shí)間的變化趨勢(shì)可知，在有限時(shí)間內(nèi)，標(biāo)記區(qū)域?qū)?yīng)的密度恢復(fù)率先后達(dá)到0.95后逐漸趨于平緩，此后密度恢復(fù)減慢，因此可認(rèn)為當(dāng)密度恢復(fù)率達(dá)到0.95時(shí)，區(qū)域內(nèi)氣體密度已恢復(fù)至電弧出現(xiàn)前的狀態(tài)。標(biāo)記區(qū)域1、2和3內(nèi)氣體密度分別在放電1.24、4.62和5.95 ms后恢復(fù)至放電前的狀態(tài)。圖9為標(biāo)記區(qū)域1與2內(nèi)密度恢復(fù)率先后達(dá)到0.95時(shí)對(duì)應(yīng)的紋影圖像。從圖9中可以看出，標(biāo)記區(qū)域內(nèi)亮度分布均勻，且與周圍未存在弧后氣體的區(qū)域一致。

圖9 不同恢復(fù)時(shí)間下弧后氣體紋影圖像

本節(jié)將密度恢復(fù)率到0.95的時(shí)刻定義為該區(qū)域的密度恢復(fù)時(shí)間re，選取了5次相同實(shí)驗(yàn)條件下的結(jié)果統(tǒng)計(jì)不同區(qū)域的密度恢復(fù)時(shí)間，見表1。結(jié)合表1中數(shù)據(jù)及圖8中曲線，其上升斜率在一定程度上反映區(qū)域內(nèi)氣體密度的恢復(fù)速率?；『髿怏w密度在空間分布上呈現(xiàn)距離腔室出口較近的區(qū)域內(nèi)密度率先恢復(fù)；從時(shí)間尺度上，腔室出口鄰近區(qū)域的氣體密度恢復(fù)時(shí)間在數(shù)千微秒內(nèi)，且距離腔室出口較近的區(qū)域密度恢復(fù)速率較快，距腔室出口較遠(yuǎn)的區(qū)域密度恢復(fù)時(shí)間則較長(zhǎng)。

表1 不同區(qū)域內(nèi)弧后氣體密度恢復(fù)時(shí)間

Tab.1 The recovery time of post-arc gas density in different areas

3.3 弧后氣體速度分布分析

借鑒文獻(xiàn)[19]對(duì)灰度紋影圖像的光流計(jì)算方法，針對(duì)半密閉腔室弧后氣體軸向運(yùn)動(dòng)的同時(shí)沿徑向膨脹擴(kuò)散的特點(diǎn)，在其基礎(chǔ)上對(duì)光流約束方程求解過程和圖像分割進(jìn)行改進(jìn)，實(shí)現(xiàn)弧后氣體流場(chǎng)速度定量和可視化，進(jìn)而分析電弧及弧后氣體演變的速度場(chǎng)分布，具體的計(jì)算流程如圖10所示。

1）輸入紋影圖像序列，采用中值濾波去除電弧高亮導(dǎo)致相機(jī)過曝帶來的噪點(diǎn)，并將圖像轉(zhuǎn)換為灰度圖像。

2）根據(jù)金字塔L-K光流算法，首先對(duì)相鄰兩幀原始圖像生成圖像金字塔，并對(duì)頂層（第1層）光流進(jìn)行初始化；其后自上而下逐層迭代求解光流約束方程，獲取該層圖像光流和仿射矩陣，由此估算下一層圖像的光流初始值，不斷遞歸迭代，直至求解出第層（原始圖像）的光流場(chǎng)。

3）同時(shí)，獲取當(dāng)前紋影圖像與背景圖像的差分圖像，對(duì)差分圖像采用Canny邊緣檢測(cè)算子標(biāo)記弧后氣體邊緣輪廓，據(jù)此分割氣體所在區(qū)域。

4）提取弧后氣體輪廓內(nèi)的光流場(chǎng)，同時(shí)，考慮拍攝幀率和空間尺寸比例，將光流矢量轉(zhuǎn)換為實(shí)際運(yùn)動(dòng)的速度矢量，獲得弧后氣體運(yùn)動(dòng)的速度分布。

依據(jù)前述氣體速度場(chǎng)計(jì)算流程，計(jì)算得到圖7e中=293.4 μs時(shí)刻框選區(qū)域和=753.3 μs時(shí)刻的弧后氣體速度分布如圖11所示，圖中箭頭為弧后氣體速度矢量，背景為對(duì)應(yīng)區(qū)域的弧后氣體灰度紋影圖像。293.4 μs時(shí)刻弧后氣體最大速度為91 m/s，峰面平均速度為51 m/s；753.3 μs時(shí)刻氣體最大速度為69.3 m/s，峰面平均速度為31.6 m/s。觀察圖11a可知，293.4 μs時(shí)對(duì)應(yīng)速度矢量場(chǎng)，弧后氣體鋒面兩側(cè)速度矢量指向側(cè)后方，中間區(qū)域速度矢量整體指向前方，氣體運(yùn)動(dòng)存在明顯的卷吸現(xiàn)象；圖11b中753.3 μs時(shí)弧后氣體軸線兩側(cè)速度矢量形成環(huán)流，氣體沿兩側(cè)向中心卷吸，中心軸線處保持持續(xù)向前運(yùn)動(dòng)，整體近似渦環(huán)結(jié)構(gòu)。

圖11 不同時(shí)刻弧后氣體速度分布

在相同實(shí)驗(yàn)條件下重復(fù)實(shí)驗(yàn)，選取3組紋影圖像序列分析電弧及弧后氣體鋒面運(yùn)動(dòng)速度。當(dāng)電弧還未熄滅時(shí)，取前后兩幀圖像電弧鋒面距離差的時(shí)均作為前一幀電弧鋒面的平均速度；電弧熄滅后，采用光流法計(jì)算不同時(shí)刻弧后氣體鋒面的運(yùn)動(dòng)速度，得到不同時(shí)刻電弧及弧后氣體鋒面速度平均值，如圖12所示，零時(shí)刻定義與圖8中相同。

圖12 氣體鋒面速度變化曲線

從圖12中速度變化曲線可以看出，電弧出現(xiàn)后在腔室內(nèi)沉積能量產(chǎn)生的高溫高壓氣體以高于聲速的速度向出口膨脹運(yùn)動(dòng)，在20 μs時(shí)速度約為475 m/s，隨后電弧電流下降，注入能量減弱，電弧運(yùn)動(dòng)速度逐漸減弱，當(dāng)電弧電流為零后，運(yùn)動(dòng)速度進(jìn)一步降低，以12～17 m/s的速度向前運(yùn)動(dòng)出實(shí)驗(yàn)觀測(cè)區(qū)域。電弧膨脹產(chǎn)生的激波以375 m/s的速度運(yùn)動(dòng)。

結(jié)合圖7所示的電弧及弧后氣體演變紋影圖像，高溫高壓的電弧等離子體在運(yùn)動(dòng)出腔室后首先呈半球形，電弧中的沉積能量維持高溫氣體向開放空間中高速膨脹形成射流；在這一過程中，射流正前方與迎面氣體發(fā)生擠壓，其軸線兩側(cè)與周圍空氣接觸摩擦產(chǎn)生剪切應(yīng)力，帶動(dòng)內(nèi)部氣體形成環(huán)流，射流整體逐漸徑向擴(kuò)張，從半球形變成蘑菇狀，并不斷向前方運(yùn)動(dòng)。當(dāng)電弧電流為零時(shí)，射流不再有能量沉積，且射流與周圍氣體接觸面積逐漸增大，弧后氣體受到剪切作用增強(qiáng)，內(nèi)部環(huán)流向渦環(huán)結(jié)構(gòu)演變，并在自身誘導(dǎo)作用下不斷向前運(yùn)動(dòng)，其能量與周圍氣體不斷耗散，從而強(qiáng)度減弱，以較低的速度向遠(yuǎn)離腔室出口的方向運(yùn)動(dòng)。

電流為零后電弧失去能量注入，弧后氣體與周圍氣體摩擦促使局部氣體周圍形成剪切層，造成氣體局部向內(nèi)凹陷分離，后半部分氣體逐漸演變?yōu)槲槽E，前端頭部則演變成近似渦環(huán)結(jié)構(gòu)[30]，如圖11中所示。在這一過程中，前端區(qū)域不斷發(fā)生卷吸，其內(nèi)部將積聚周圍氣體的能量，使能量集中于頭部[31]，如圖5c、圖7d中所示，電流為零后，弧后氣體頭部亮度較高，距離腔室出口附近亮度則較低。這些能量轉(zhuǎn)化為渦環(huán)維持轉(zhuǎn)動(dòng)和前進(jìn)的動(dòng)能，不斷遠(yuǎn)離腔室出口。同時(shí)促進(jìn)尾跡與渦環(huán)分離，加速氣體后半部分的冷卻和密度恢復(fù)，使得靠近腔室出口區(qū)域氣體密度率先恢復(fù)。

4 結(jié)論

本文搭建了半密閉腔室淬弧過程紋影觀測(cè)平臺(tái)，主要由沖擊電流發(fā)生器和高速紋影觀測(cè)系統(tǒng)組成，對(duì)半密閉腔室外串開放氣隙、U型電極和球形電極半密閉腔室串聯(lián)和U型電極半密閉腔室電弧演變及弧后氣體逸散過程開展觀測(cè)分析，主要結(jié)論如下：

1）電弧演變過程的紋影圖像表明半密閉腔室較開放氣隙具有主動(dòng)“吹弧”作用，其促使電弧與外界氣體形成強(qiáng)烈對(duì)流，增強(qiáng)電弧能量耗散，縮短熄弧時(shí)間。

2）受電流流經(jīng)U型電極時(shí)的感應(yīng)磁場(chǎng)作用，電弧運(yùn)動(dòng)由電熱驅(qū)動(dòng)向電磁驅(qū)動(dòng)轉(zhuǎn)變，在多腔室滅弧裝置的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)中采用U型電極較球形電極將有利于加速電弧熄滅。

3）以紋影灰度圖像數(shù)據(jù)計(jì)算得到的密度恢復(fù)率表征密度恢復(fù)程度，表明腔室出口鄰近區(qū)域氣體密度恢復(fù)速率較快，距腔室出口較近區(qū)域恢復(fù)時(shí)間較短。

4）弧后氣體運(yùn)動(dòng)過程中氣體鋒面兩側(cè)向內(nèi)卷吸，演變?yōu)榻茰u環(huán)結(jié)構(gòu)，并與腔室出口鄰近區(qū)域氣體逐漸分離，促進(jìn)腔室出口鄰近區(qū)域密度恢復(fù)。

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Study on Impluse Flashover Arc Observation and Post-Arc Gas Dissipation Process in the Semienclosed Chamber

Yuan Tao1Yang Zewen1Sima Wenxia1Deng Minghai1Ren JianXing1Liu Liangshun2

（1. State Key Laboratory of Power Transmission Equipment Technology Chongqing University Chongqing 400044 China 2. Fengjie Power Supply Company of State Grid Chongqing Electric Power Co. Ltd Chongqing 404600 China）

The multi-chamber arc-extinguishing device, which consists of multiple semienclosed chambers connected in series, protects insulators and inhibits the development of fault arcs on the distribution network lines; the current research on it mainly focuses on optimizing the structural parameters of the chamber to improve the arc-extinguishing effect. However, the comparative observation of the arc evolution and arc-extinguishing effect under different electrode structures is rarely involved. Meanwhile, when the arc is no longer glowing but its temperature is high, it’s difficult for the high-speed camera to observe the complete process of arc evolution and gas state recovery, and there is a lack of quantitative characterization of the post-arc gas dissipation process. To address these issues, a high-speed schlieren system for the semienclosed chamber has been developed. The arc evolution process of capacious air gap and semienclosed chamber with different electrodes is analyzed. And the gas density recovery and velocity field distribution are discussed by the optical flow method and the density recovery rate defined by the schlieren image data.

The observation platform for the semienclosed chamber quenching arc consists of two parts: an impulse current generator and a high-speed schlieren observation system. The impulse current generator produces an arc current with an amplitude of 2 kA waveform of 8/20 μs. Secondly, the high-speed schlieren observation system consists of a central wavelength 550 nm green light source, lenses (collimating and converging lenses), a blade, and a high-speed camera arranged coaxially. When the breakdown of air gap appears, the oscilloscope simultaneously sends a signal to trigger the high-speed camera to realize the simultaneous acquisition of current and voltage waveform data and schlieren images. As shown in Fig.3, the experimental objects are three different semienclosed chamber samples.

Arc evolution schlieren images of the semienclosed chamber connecting capacious air gap in series show that the semienclosed chamber exhibits the "arc-blowing" effect, with the arc column distributed along the upper and lower walls of the chamber and stretched outwards towards the nozzle. In Fig.4, at 106.7 μs there is no obvious arc in the chamber until 606.7 μs when the arc disappears in the open air gap, there exists a difference of 500μs compared to the arc extinguishing moment of the semienclosed chamber. The comparison of the arc form in the chamber with U-type and spherical electrodes indicates that, the arc frontal between the U-type electrodes structure overtakes the one between the spherical electrodes, with the interval gradually increasing with time. By comparing the density recovery rates at different moments in different regions and defining the gas density recovery time. The gas density recovery times in the regions tagged with 1, 2 and 3 are 1.24 ms, 4.62 ms and 5.95 ms respectively. The velocity distribution of the post-arc gas at different moments shows that the velocity vectors on both sides of the gas frontal point to the side and rear, while the other in the middle region point to the front as a whole, and there exists obvious entrainment phenomenon in the gas motion process, which approximates vortex-ring structure.

The following conclusions can be drawn from the result analysis: (1) The semienclosed chamber has an active “arc-blowing” effect compared with the open air gap, which promotes the arc to form strong convection with the external gas, enhances the arc energy dissipation, and shortens the arc-extinguishing time. (2) The transverse induced magnetic field appears when the current flows through the U-type electrodes, which accelerates the arc motion versus the spherical electrodes. In the design of the multi-chamber arc-extinguishing device, U-type electrodes will be more conducive to accelerating arc-extinguishing than spherical electrodes. (3) The gas density recovery rate in the vicinity of the semienclosed chamber outlet is faster, and where the recovery time is shorter. During the post-arc gas movement, the gas is entrained inward, which evolves into an approximate vortex-ring structure, and gets gradually separated from the gas in the vicinity of the chamber outlet, where the phenomenon promotes density recovery.

The semienclosed chamber,schlieren observation, arc evolution, electrode structure, post-arc gas density

TM863

10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.222128

國(guó)家自然科學(xué)基金面上項(xiàng)目資助（51777020）。

2022-11-11

2022-12-20

袁 濤 男，1976年生，副教授，博士生導(dǎo)師，研究方向?yàn)殡娏ο到y(tǒng)過電壓防護(hù)及防雷接地技術(shù)、電磁兼容技術(shù)。E-mail：yuantao_cq@cqu.edu.cn（通信作者）

楊澤文 男，1998年生，碩士研究生，研究方向?yàn)檩旊娋€路故障電弧防護(hù)。E-mail：202011021108t@cqu.edu.cn

（編輯 李 冰）