污秽绝缘子闪络机理研究综述.ppt

1 污秽绝缘子闪络机理研究综述 报告人 张飞指导老师 谢老师 目录 课题研究背景及意义污秽闪络的发展过程闪络机理研究对当前研究现状的思考 绝缘子污秽闪络研究背景 自从1895年世界上第一个交流电力系统在美国加利福尼亚州建成以来 各国的电网系统得到快速发展 电压等级不断提高 输送距离不断增大 在带动生产力发展的同时 电力系统的安全稳定运行引起人们广泛关注 从20世纪90年代以来 我国较大区域范围的污秽闪络日益频繁发生 在雾 露毛毛雨等不利气象条件下 由污秽引起的绝缘子闪络事故目前在电网总事故中已占第二位 仅次于雷害事故 但污秽事故造成的损失却是雷害事故10倍左右 因此人们对污秽绝缘子闪络特性及闪络机理的研究展开广泛深入的研究 并取得了一些列的研究成果 绝缘子污秽闪络过程 目前国内外对绝缘子污闪机理的尚未有统一的共识 但大多数研究者认为污秽闪络经过4个阶段 污秽的沉积污秽的湿润烘干区的形成及局部电弧的产生局部电弧发展成完全闪络 局部电弧发展过程 如右图所示的汉普顿所做的用硅藻土加NaCL模拟染污放电试验 起初污秽绝缘子干燥时 电阻很大 泄漏电流很小 表面的电压分布比较均匀 随着污层继续受潮 泄漏电流增加 产生的焦耳热较多的部位被烘干 该处的电压较集中 出现几个台阶 随着污层继续受潮 泄漏电流继续增大 干区逐渐扩大 并出现跨越烘干区的局部电弧放电 由于周围的湿润条件 会使得污层电阻不断减小 局部电弧不断向对方电极发展延伸 当电弧每单位长度的压降减小到等于或小于污层每单位长度的电阻压降时 电弧自动而迅速的向对方电极发展 直至贯穿两极 这就是污闪的全过程 直流电弧的伏安特性曲线 从曲线1可见 触头在开断直流电路时所产生的电弧 相当于在电路中串入一个非线性电阻 当电弧电流增加时 电弧电压减小 这和我们熟知的普通电路的情况相反 在普通电路中 当电流增加时 电阻上的电压也增加 这是因为电路中的电阻值不变的缘故 但在弧隙中 电弧电阻是随着电弧电流而变化 随着电流的增大 电弧内的游离作用越来越激烈 离子浓度越来越大 导电性越好 其对外所呈现的电阻值愈小 从而维持电弧稳定燃烧所需的电压也相应减小 反之 当电弧电流减少时 维持电弧稳定燃烧所需的电压相应增大 交流电弧的下降伏安特性曲线 图2 6为交流电弧在一周内的伏安特性 图中箭头方向表示了电流变化和方向 从O点开始 因电弧还未产生 所以随着电压的增加只有小量的由阴极发射产生的电流 到A点时电弧点燃 再随着电流的增大 电弧电阻减小 电弧压降也下降 直到B点 此时弧电流达到峰值 在B点后随着电流的减小 弧电阻增加 电弧压降上升 变化到C点时 电弧电流趋近于零 电压达到熄弧电压 电弧熄灭 当电流过零点后 在第三象限重复上述规律 由于热惯性作用 弧电流绝对值从小到大的特性曲线与弧电流绝对值从大变小的特性曲线不重合 这种现象称为 弧滞 弧自身所具有的不断变化值 它的伏安特性都是动特性 由于热惯性作用 弧电流绝对值从小到大的特性曲线与弧电流绝对值从大变小的特性曲线不重合 这种现象称为 弧滞 污秽绝缘子直流闪络机理 1 平板模型 图1 污闪电路模型图中X为局部电弧长度 L为泄露距离 HV表示高压端 如右图所示为德国学者奥本诺斯 Obenaus 最早于1958年提出的分析污闪过程的局部电弧串联剩余污层的电路模型 图中外施电压的表达式为U AX R X I 1 1 式右侧第一项代表局部电压降 具有负特性 第二项代表剩余污层压降 具有正特性 因而存在一临界电压Uc 当外施电压大于Uc时 电弧将向前延伸 最终闪络 在奥本诺斯维持方程的基础上 钮梅克 Neunarker 阿斯顿 Alston 佐来杰夫斯基 Zolewdziouski 等人做了数学处理 令X为定值 求dUdI 0 得电弧为X时的最小维持电压和此时的电流值如下 I 1 1 2 Umin 1 1 1 1 1 3 由3式 求dUmin 0 可得R X nX 4 4式的数值解Xc既是电弧的临界长度 将Xc代入2 3式中即可求出此时的临界电压Uc和电流Ic 为便于数学处理 阿斯顿等人假设表面均匀染污 每单位长的电阻为rC 板上电流分布亦均匀 即R X rC L X 最终可得 临界弧长 Xc 1 5 临界电流 Ic 1 1 6 临界电压 Uc 1 1 1 7 同样根据奥本诺斯平板模型 当局部电弧产生后如果单位长度电弧电阻 Rarc小于单位长度剩余污层电阻rc且外加电压不变 局部电弧将发展称完全闪络即局部电弧发展成完全闪络的条件为 Rarc r 8 Woodson和Mcelroy用圆盘模型模拟绝缘子表面 Wilkins等把实际绝缘子转换成实际矩形进行了类似的推导 清华大学用椭圆形平板等效绝缘子 基于威尔金的镜像法和复位函数等方法 推导出剩余污层电阻与电弧长度的函数关系式 R X 1 lnL XrC 9 式中 是临界弧长时剩余污层表面有效电导率 2 能量模型 汉普顿 Hampton 用一定电导率的水柱代替污层做实验 从能量的角度提出的局部电弧伸长并完成闪络的判据是电弧弧道内的电位梯度Ea等于剩余污层中的电位梯度Ep即Ea Ep时 电弧的延伸不需靠提高电压补偿 Wilkins等通过实验研究了半导体釉层长棒形绝缘子的污闪过程 从能量角度提出局部电弧发展成完全闪络的条件 dPdx 0 10 即如果局部电弧延伸过程中从电源处获得的能量增加 局部电弧就能发展成完全闪络 3 动态模型 Sundararajan等结合平板模型和能量模型 在假设绝缘子染污均匀 均匀湿润 只有一根电弧其主要作用并忽略电弧和污层的热特性等条件下提出计算污秽绝缘子闪络电压的程序 U Uc Ua RarcXI IRc Rs 11 式中Uc为阴极电压 Ua为阳极电压 Rarc为单位长度电弧电阻 X为电弧长度 I为泄漏电流 Rc为剩余污层电阻 Rs电源内阻 可忽略I 12 由电弧电压梯度Earc A 13 剩余污层电压梯度Ep 1 1 1 14 单位长度剩余污层电阻rC 15 电弧电阻随时间 变化关系dRarc 2 1 16 电弧发展判据Ep Earc 17 由以上11 17式进行编程选测合适的初值和计算步长 就可以计算出污秽绝缘子的闪络电压 计算模型 污秽绝缘子交流闪络机理 在奥本诺斯提出的污闪模型中并未考虑交流电流过零时电弧会熄灭的问题 在20世纪70年代 初期克莱瓦里 Claverie 等提出 为实现交流污闪 除应满足原直流污闪的维持方程外 还应补充交流电弧的重燃条件 并提出交流电流的重燃条件的经验公式 维持方程 U 100 18 重燃条件 U 800 19 克莱瓦里在提出重燃条件时首先假定只有当电压U K 时 染污绝缘子上的放电才能重燃 接着提出假如最大泄漏电流是Imax 电弧长度不能超过Xmax Xmax Imax 再由试验求得不同污层电导率时的Xmax Imax特性 从而确定K和n值 80年代初 瑞兹克 Rizk 总结了25年来污闪的数学模型 并明确提出 以往用直流数学模型来分析交流污闪是不对的 应另行建立交流污闪的数学模型 他认为交流电流过零后的电弧重燃 可分为能量击穿和介质击穿 如过零后在电弧间隙中仍存在着导电的等离子体 就仍有电流可以流过 这时如能量不能散发出去 就可能直接在电流零点附近发生能量击穿 如过零后 在电弧间隙中 只存在不导电的热气体 在过零后的稍晚阶段 只有当恢复电压的瞬时值超过间隙的介电强度时才发生介质击穿 并假设交流电流过零后弧隙两端电压仍是正弦波得到交流电弧重燃条件 Ucx 2080 20 清华大学提出交流电弧的重燃不等于恢复 设Uhf为恢复电压 没有明显熄灭重燃现象的交流电弧恢复条件为 Uhf 531 21 有明显的熄灭重燃现象交流电弧的恢复条件为 Ucx 1050 Im 22 电场模型 重庆大学采用复数模拟电荷法计算污秽绝缘子闪络过程中沿面电场的分布和变化 首先假定局部电弧发展后期只剩一根电弧横跨干燥带 局部电弧紧贴绝缘子表面发展 并且只沿轴向增加 剩余污层电导率在电弧发展过程中保持不变 电弧电流基本上为正弦波形 在以上的假定下 通过数学上的正交分解原理可以把交流电压下产生局部电弧后的电场归结为如下的边值问题 最终得出 推动电弧向前发展的主要因素不是强电场的电离作用而是电弧头部附近热点离加剧促使带电粒子运动速度增加并最终形成闪络 低气压下污秽绝缘子的闪络机理 多数研究者一致认为 气压降低 电弧的伏安特性将发生变化 从而引起污闪特性的变化 因此在国内外量试验的基础上得出常压和低气压下电弧的V I特性的经验公式Uarc AxI 23 式中 Uarc为电弧电压 I为电弧电流 A n为与电极形状电源类型 气压 沿面介质等有关的电弧常数 相关研究进展 Bergman等在气压p为70 3kPa时对染污平板表面的交流电弧特性进行了测试 提出式 24 中的A取84 n取0 7 Kawamura等测试了染污三角形玻璃平板表面负极性直流电弧的伏安特性 24 结果表明 当气压为101 3kPa时 A 63 n 0 5 当气压为13 0kPa时 A 53 n 1 0 Ishii等利用光电测量法对直流电弧的V I特性进行了测试 结果表明 当气压为101 3kPa时 A的取值范围为40 50 n 0 83 当气压为40 0kPa时 A的取值范围为20 35 n 0 77 张仁豫等对染污绝缘子表面电弧的V I特性进行了测试 发现常数A与绝缘子型式有关 26 提出交流下A的取值范围为345 P P0 0 65 376 P P0 0 65 n 0 67 黄超峰在水平放置的三角形平板玻璃模型上测试了直流电弧的V I特性 27 提出正极性直流下A 120 P P0 0 25 n 0 52 负极性直流下A 148 P P0 0 25 n 0 52 李玉等对表面覆冰三角形平板玻璃的电弧V I特性进行了测试 结果表明 正极性直流下A 178 P P0 0 75 n 0 61 负极性直流下A 103 P P0 1 14 n 0 69 交流下A 133 P P0 0 74 n 0 70 重庆大学张志劲等针对实际高海拔下污秽绝缘子电弧发展过程中存在的飘弧现象 以及低气压下空气间隙电弧的E I特性与沿面电弧的E I特性存在明显差异的问题 在奥本诺斯模型的基础上提出低气压下污闪放电模型 图中X1 cm 为绝缘子串中所有绝缘子的沿面电弧长度总和 x2 cm 为绝缘子串中所有空气间隙电弧长度之和 x3 cm 为绝缘子串中所有剩余污层电阻长度之和 由图知外施电压U A1 0 1 1 1 2 0 2 2 2 3 24 对于N片串绝缘子 应满足下式 X1 x2 x3 k1NL 25 式中 L为单片绝缘子的爬电距离 k1为绝缘子串污闪放电路径长度与绝缘子串总爬电距离之比 0 k1 1 当局部电弧均为纯沿面电弧 x2 0 时 对1式求极值得到低气压下绝缘子串污秽闪络的临界电压Uc 11n1 1 0 1 1 1 1 1 1 26 当局部电弧均为纯空气间隙电弧 x1 0 时 假定产生的空气电弧长度为其对应所短接的绝缘子串爬电距离长度的k倍 对式 27 求极值得到的低气压下绝缘子串污秽闪络的临界电压Uc为Uc 2 1 2 1 0 2 2 2 2 1 27 西安交通大学的李亚伟等考虑受热浮力的影响 局部电弧在上表面会有飘离表面的趋势 散热条件受表面状况的影响较小 而在下表面 热浮力则会使局部电弧更加贴近表面 造成水分蒸发加剧 散热加快带来局部电弧在湿污绝缘的上 下表面表现出的电弧特性必然存在差异 提出了交流污闪电压双电弧计算模型 如下图所示 图中 L为中泄漏距离 Lt Lb分别为上下表面泄漏距离xt xb分别为上下表面局部电弧弧长外施电压表达式为 UM txt M t bxb M b IMR xt xb 式中 UM IM为外施电压和泄漏电流峰值 At nt及Ab nb分别为上 下表面局部电弧静态电弧特性常数 R xt xb 为剩余污层电阻 对目前研究现状的思考 通过对以上国内外的研究现状的分析 国内外对染污绝缘子闪络机理的研究主要基于奥本诺斯 Obenanus 的平板模型 主要针对一般海拔地区 对低气压下染污绝缘子的闪络机理研究较少 基于平板