图1 现场试验布置图
Fig.1 Outdoor experimental platform
摘要 先导放电通道由等离子体构成，先导的注入电荷和先导头部温度是用于判断正极性先导起始的关键物理参数。为了获取先导起始的条件及先导发展过程的等离子体特性，该文利用等离子体模型对先导放电通道进行了仿真研究。首先通过10m户外长空气间隙放电综合观测平台，获取了不同冲击电压下的先导放电电流、电压及光学数据。随后利用实测电流数据作为等离子体模型输入，仿真得到了放电通道的温度、等离子体密度、电导率等参数的演变特性。实验及模拟结果表明，先导起始前的触发温度随电压上升率的下降呈现明显的下降趋势。此外，10m空气间隙下，先导起始所需要的临界电荷可低至0.66mC。先导发展过程中的通道温度相对稳定，维持在4 000K左右，电子的产生主要源于热电离，放电通道电导率在1～10S/m范围内波动。
关键词：先导放电 等离子体特征 通道温度 注入电荷
长空气间隙放电和闪电类似，是空气被电离并产生了光和热的效应，被称为大气等离子体[1-3]。长空气间隙放电包括电晕、流注、先导、末跃[4-7]四个基本的过程。其中，流注和先导是非平衡等离子体，其特点是寿命短，电子温度比中性粒子的温度高得多，在带电粒子和中性气体之间有较高的碰撞率，且其电离程度相对平衡态等离子较低[8-9]。长间隙放电过程中的流注、先导过程能够产生电离波，具备屏蔽电场的能力。此外，先导放电通道表现出特殊的负微分电阻特性[10]，被认为可能与通道的分形特性及先导前端被流注和电晕鞘包裹有关。由于工程防雷应用和基础物理研究的需要[11-13]，关于长间隙放电的等离子特性已经开展了大量的试验和模拟的研究。
最早，1970年R. G. Les对长间隙放电过程进行了全面的试验研究，主要为了特高压工程的外绝缘设计[14]。试验结果描述了长间隙放电的基本过程，从电晕起始、流注被加热、先导起始和先导发展，直至整个间隙被完全击穿。这些放电过程中有三个需要被重点关注的物理量：①先导头部温度；②注入的空间电荷量；③通道微分电阻。在正极性长间隙放电过程中，气体的加热首先发生在正电极头部，通道大量电子流入正电极头部产生的电流对流注茎进行持续的加热[15]。因此，在流注-先导转化时，空气加热主要是由随时间变化的电流引起的，而在先导向前发展的过程中，空气加热是在相对稳定的电流下进行的[16]。I. Gallimberti认为先导起始的临界温度为1 500K[17]，因为在这一温度下电子可脱附负离子形成自由电子。最近，基于流体动力学和192种化学反应的流注-先导转化模型的结果表明，当流注被充分加热到2 000K时先导起始[18]。因此，目前被广泛用于先导起始的判据条件之一是1 500～2 000K。通过先导起始的临界温度结合流注先导转换模型可以估算先导起始所需要的临界电荷和流注先导转换的时间。I. Gallimberti基于0维热流体力学模型，该模型忽略了对流热、传导热，模拟结果表明，当流注的注入电荷达到1mC时，先导才能被加热至临界温度并起始。随后，Liu Lipeng和M. Becerra基于一维流体热力学模型并考虑了多种等离子体化学反应，模拟得到仅当注入电荷为0.2mC时，先导即可加热到2 000K[19]。这一结果也与Wu Chuanqi等在4m间隙下发现的注入电荷为0.2～0.3mC先导即可起始的结果保持一致[20]。此外，G. Carrara等发现在先导开始之前还存在一段没有放电电流的暗区时间，且这一暗区时间被发现和施加电压的上升率有关[21]。然而，目前关于电压上升率的改变对流注-先导转换过程影响的研究还较少。由于冲击电压的类型较多，从上升时间为几微秒的雷电冲击电压到上升时间为几百微秒的操作冲击电压，不同的冲击电压下，间隙表现出不同的放电特性。例如：试验结果表明在同一间隙下，50%击穿电压随着波头时间的增加而呈现U型曲线，存在临界波头使得击穿电压最小[22]。文献[23]在1m空气放电间隙下基于三种不同的电压上升率研究发现，放电通道的扩张速率随着电压上升率的升高而升高[23]。因而，可以推断施加电压的电压上升率将明显影响通道中的注入能量和流注-先导的转化。
正极性先导在发展过程中通常保持连续性，而负极性先导在发展过程中由于空间先导的存在，表现出梯级性和间歇性，相较而言正先导的发展过程更为清晰[24]。此外，在实验室长间隙放电中，在相同间距和外界条件下，正极性放电击穿电压比负极性低[25]，因而绝缘间隙设计依据通常以正极性击穿电压为参考，故本文的研究对象为正极性先导放电。由于试验场地和光学分辨率的要求，以往的长间隙放电试验主要为1～5m的放电间隙[5,23]，本研究重点关注在更长空气间隙下的先导起始特性，故选取了10m的棒-板间隙作为试验对象。另外，为了充分考虑电压上升率对先导起始的影响，设计了不同波头上升时间（40～1 200ms）下的放电试验。
本研究旨在结合等离子放电模型和10m长空气间隙下的放电数据，研究10m空气间隙下先导起始及发展过程中的放电特性。基于丰富的放电数据，本文研究了不同冲击电压波形下先导起始的特性，获取了10m棒-板间隙下先导起始的临界电荷，得到先导起始和发展过程中通道的微分电阻和电导率变化规律。
本文所使用的所有数据均在特高压工程技术国家工程实验室（武汉）试验获得。该试验场地为户外场地，所构建的试验平台示意图如图1所示。电源为7.2MW的冲击发生器，所施加的电压波形的波头时间为40～1 200ms，峰值电压为1 500～3 000kV，试验所建立的棒-板间隙为10m。正电极为直径2cm的铜棒电极，负电极为20m×20m的良好接地的铁板。施加的冲击电压通过电容式分压器连接至数字示波器进行记录。通过将电流分流器和数字采集系统嵌入高压电极内部测量电流。电流传感器与文献[26]中所使用的电流测量装置一样，由5W 的无感电阻构成的同轴分流器实现对放电电流的测量。电流传感器的物理带宽为18.3MHz，数字采样率为500MHz，电流测量范围为±40A。示波器的触发输出信号作为光电转换器的输入，产生三个单独的触发信号：触发电流测量装置、触发CCD摄像机、触发单反相机。所配备的高速摄像机为Photron SAZ CMOS高速摄影仪，帧率为200 000f/s，曝光时间5ms，单帧分辨率为176×384。此外，两台正交布置的单反相机尼康D750通过5ms的长曝光来记录放电通道的完整图像。所有触发信号都转换成光信号，通过光纤传输，从而避免了电磁干扰。户外试验的绝对湿度为1～5g/m3，气压为1atm（1atm=101 325Pa）大气压。
图1 现场试验布置图
Fig.1 Outdoor experimental platform
图2显示了10m长间隙中典型先导放电的同步电压和电流波形及视频帧，所施加电压的波头时间为450ms，峰值电压为2 500kV。如图2a所示，在首次流注放电并经过十几微秒的暗区时间后先导放电起始，正极性先导以大约1A左右的电流持续向前发展。当正极性先导接近极板时，电流达到电流测量系统的量程，随后无效的数据被舍弃。图2b中的视频帧是通过将有放电的图像减去没有放电的图像来消除背景噪声的，然后通过图像灰度值反转，使得放电通道更加清晰。每隔20ms选取了一帧图像，曝光时间为5ms，每一帧的电学数据对应图2a的（红色）条纹，可以较为清晰地看到先导向前发展的完整过程及其对应的电流电压数据。
图2 10m棒-板间隙典型试验结果
Fig.2 Typical experimental results of 10m air gap discharge
本文中所使用的模型为可获取长间隙放电通道等离子体特征的最小模型。该模型为0维的等离子体模型，描述了等离子体通道在给定横截面中的瞬态动力学过程。该模型基于大量的等离子试验数据，将等离子反应速率进行了一系列的参数化，并被验证可以用于模拟流注-先导转化过程[20]。所研究的建模对象原本为三维问题，但可以通过部分合理的假设和简化降低求解问题的维度。首先假设长间隙放电通道为一个长圆柱体，且放电通道二维轴对称。由于各物理量沿通道方向的变化比径向方向有更大的空间尺度，进而将二维长圆柱几何形状简化成一维径向的几何形状。最后，对一维径向动态进行平均，从而产生平均通道特性的近似解。这一简化可以极大程度地方便直接研究放电通道的等离子体特性。
式（1）表示为通道截面的欧姆定律，通过将单位长度的电阻
与电流
联系起来，并求得通道内的轴向电场
为
（1）
式中，
为电导率，通过
计算得到；
为电子的电荷量；
为电子迁移速率；
为电子密度；
为等离子体通道的载流半径。
式（2）描述了空气温度
的变化率。右边第一项为空气的加热速率，第二项为气体冷却的热传导，第三项为辐射发射的能量损失。
（2）
式中，
为空气质量密度；
为比定压热容；
为焦耳热对空气加热效率的系数；
为空气加热区域的热半径；
为热导率；
为起始周围空气温度；
为净辐射发射系数。值得注意的是，由于对流形成的能量损失持续时间很短，因而式（2）假设空气等压加热，忽略了对流冷却。
式（3）描述了电子密度ne的变化。等式右边第一项描述了电场作用下的电子碰撞速率；第二项描述了电子与离子的分离；第三项描述了热电离的有效速率。
（3）
式中，
分别为电离速率、二体结合速率、三体结合速率；
为电子与离子脱附速率，nn为负离子密度；
为电子-正离子复合的速率系数，
为局部热力学平衡中的电子密度。由于放电通道为电中性，故正离子密度为
。
式（4）描述了负离子密度
的变化。
、
为大气放电过程中的主要负离子，这些离子主要由二体结合和三体结合所产生。最后一项代表正负离子结合所导致的负离子减少。
（4）
式中，
为相应的速率系数。
式（5）和式（6）分别描述了载流半径
和热半径
的膨胀率。即
（5）
（6）
式中，
为双极扩散系数，可根据电子温度由爱因斯坦关系得到[27]。
总体而言，式（1）～式（6）所需求解的6个未知数为
的瞬态动力学过程。模型的输入为时域动态电流和5个状态变量
的初始条件，电场的初始值则通过式（1）求解得到。为了求解方程式（1）～式（6），所需要的其他参数均为约化电场
和的函数，其中
为相对空气密度。具体每一个参数受到电场和温度的影响可以参见文献[27]中的图2和图3。
尽管本模型在文献[28]中已经与成熟的流注-先导转换模型进行了模拟结果的对比，但该模型所用的电流为模拟电流。为了验证本文所使用的模型的可靠性，将文献[29]中所使用的实测电流数据作为输入，并与其模拟结果和试验结果进行了对比，如图3所示，可以发现本模型的模拟结果和其试验结果及试验观测结果表现了良好的一致性，尤其在100ms以后，电场的振荡也显示出很好的一致性，足以说明本文所用模型的合理性。
图3 温度、电场模拟结果
Fig.3 Computed temperature and electrical field inside a leader channel
先导通道的重要特征之一是其气体温度高、气体密度低，先导通道内气体密度因热膨胀而降低，与其通道内电场强度的降低现象密切相关，先导通道的温度特性与先导通道内的主要电离反应密切相关，因此热学特性是先导通道最重要的特征之一。由于长间隙放电存在一定的分散性，其中所包含的先导起始过程也存在一定的分散性，为了获取不同电压上升率下的先导起始之间的差异性和共同的规律，本研究分析了不同电压上升率下的先导起始与发展特性。
在不同的电压上升率下的首次流注电流上升沿和下降沿时间不同，本文所选取的四例60ms、280ms、470ms、1 200ms波头的施加电压下的放电数据，其首次流注放电电流的上升沿时间分别为20ns、30ns、22ns、28ns，下降沿时间分别为222ns、202ns、180ns、220ns，电流持续的半宽时间分别为92ns、94ns、76ns、116ns。本文给出的四例不同电压上升率下的先导起始放电过程的暗区时间分别为0.5ms、4.5ms、23.8ms、59.7ms。
在电压上升率为60ms时，流注-先导转化期间的最大放电电流为5A，随后其放电电流持续减小，经过约80ms的时间，最终减小至1A左右，其放电通道的温度也随之不断减小。在波头时间较短时，首次流注和先导起始之间的间隔时间较短，如文献[8]中1.2ms的波头时间时，在首次流注的电流降为0之前先导就已经形成了[8]。而在电压上升率为280ms时，在流注转化形成先导后，先导电流缓慢上升至1A，并以1A以上的电流持续发展一段时间，随后先导放电电流开始减小。在施加电压波头时间为470ms和1 200ms时，其暗区时间增加，分别为20ms和50ms以上，由此可以推断，先导的起始与暗区时间内的电场上升有较大关系。
图4给出了在不同电压上升率下先导起始阶段放电通道的温度演变过程，放电通道的温度曲线伴随着两个峰值，第一个温度峰值是由于首次电晕放电电流对通道的加热而形成，第二个温度峰值是由于二次电晕放电电流对先导通道的加热而形成。随着施加电压波头时间的增长，间隙内空间电场的上升率降低，粒子的运动速率减小，首次流注到先导起始所需要的时间更长，即两个温度峰值之间的时间间隔也加大。先导通道温度在暗区时间内经过冷却后先导起始，可以发现，随着施加电压波头时间增长，先导起始的触发温度也随之下降。
图4 不同电压上升率下先导起始温度仿真结果
Fig.4 Computed temperature promoting the transition of a streamer into a leader channel under different voltage rise time
由于强电场下的电子运动和中性气体分子之间的能量转换促进了流注向先导的转化，因而注入电荷量是用于描述先导形成的关键条件之一。注入电荷量主要由流注的放电电流决定，在同一电极结构和施加电压波形下，首次流注的注入电荷可能相差较大。
图5给出了在同一放电条件下，耐受和击穿两次放电事件中的注入电荷和放电电流演变结果。放电电流为实验测量结果，注入电荷量则通过对放电电流对时间的积分得到。图中的蓝色实线和阴影部分分别为耐受时的放电电流和注入电荷量，耐受情况下的注入电荷量更小，为0.66mC。而击穿过程首次电晕放电电流高达34A，其注入电荷为3.7mC，约为耐受时的注入电荷的5倍。这一观测结果也说明，即使是在10m的长间隙下，先导起始的注入电荷量也可能低于1mC，这一结果与之前1～4m长间隙放电所得到的结果一致，低于Gallimberti模型所得到的临界电荷为1mC的结果。
图5 注入电荷与放电电流同步结果
Fig.5 Discharge current and injected charge for breakdown and withstand discharge events
此外，在相同外施电压下，首次电晕注入电荷量越多，第二次电晕产生得越晚，这可能是由于首次注入电量越大，存留在电极头部的正电荷越多，则对电极头部区域的电场屏蔽效应越明显，正电荷远离电极使得空间电场满足二次电晕起始所需要的时间越长。Wu Chuanqi等发现首次注入电荷量会随着电压和电极间距的长度的增大而增大，其中在8m棒板间隙下，首次电晕注入电荷为0.36mC[20]。本文关于先导起始前临界电荷量的统计结果显示，在更长极板间隙（10m）下，其临界电荷值依然是小于1mC的，为0.66mC。
流过流注茎的电流使得待形成的先导通道持续加热，并保持较好的电导率。但先导头部的电导率并非一直处于某一稳定的状态和趋势，稳态等离子体表现出负微分电阻特性，即电阻随着电流的增加而减小。在模拟开始的较短时间内，电阻取决于初始条件。先导放电通道的电阻特性已被广泛地用于讨论闪电和放电现象。图6给出了一次先导稳定发展过程中的非线性电阻及电极头部带电负粒子的时间演化规律。在先导稳定发展过程中，放电通道的电导率在1～10S/m的范围内波动，微分电阻在
W/m左右波动。
图6 先导通道电导率、微分电阻演变特性
Fig.6 Evolution of conductivity and nonlinear resistance inside leader channel during the stable development of leader
图7给出了一次先导发展过程中先导通道内的等离子体密度及温度的演变的规律。由图7可以看出，在先导持续发展的过程中，先导通道温度始终保持在4 000K左右，通道内的电子数密度为1020m-3量级。在放电通道未击穿时，其等离子体密度和电导率始终处于某种动态平衡，当电流减小，放电通道的电子数密度降低，电导率随之降低，即通道内的微分电阻增大，加热速率逐渐上升，导致热电离增加，使得电导率随后升高。这一动态平衡通常以电阻持续上升的整体趋势进行，当电阻值大于某一值时，通道内的电场陡然上升，导致带电粒子数短时间内急剧增多，随后继续维持在动态平衡过程中，似乎在先导发展过程中先导头部的电阻始终处于一种自我调节的动态平衡过程中。
图7 先导通道等离子体密度、温度演变特性
Fig.7 Evolution of plasma density and temperature inside leader channel
基于简化的等离子体放电模型，本研究对10m棒-板间隙在冲击电压下的先导形成过程进行了仿真模拟，对不同类型先导放电中的流注茎温度、电导率、先导通道热力学参数的演化规律进行了分析，其主要结论如下：
1）在10m棒板间隙下，首次流注放电注入电荷量较多，先导起始前可以较容易地被加热到2 000K以上。在同一峰值电压下，随着施加电压波头时间增长，先导起始的触发温度下降。
2）在10m棒板间隙下，先导的起始注入电荷量也偶尔低于1mC，先导的注入电荷量可低至0.66mC。
3）先导发展过程中的通道温度相对稳定，维持在4 000K左右，电子的产生主要源于热电离，其流注茎电导率在1～10S/m范围内波动。
参考文献
[1] 蔡国伟, 雷宇航, 葛维春, 等. 高寒地区风电机组雷电防护研究综述[J]. 电工技术学报, 2019, 34(22): 4804-4815.
Cai Guowei, Lei Yuhang, Ge Weichun, et al. Review of research on lightning protection for wind turbines in alpine areas[J]. Transactions of China Electro- technical Society, 2019, 34(22): 4804-4815.
[2] Gallimberti I, Bacchiega G, Bondiou-Clergerie A, et al. Fundamental processes in long air gap dis- charges[J]. Comptes Rendus Physique, 2002, 3(10): 1335-1359.
[3] 刘晓鹏, 赵贤根, 刘磊, 等. 长空气间隙放电通道的绝缘恢复特性[J]. 电工技术学报, 2021, 36(2): 380-387.
Liu Xiaopeng, Zhao Xiangen, Liu Lei, et al. Characteristics of the discharge channel during the relaxation process in the long air gap[J]. Transa- ctions of China Electrotechnical Society, 2021, 36(2): 380-387.
[4] 谢耀恒, 彭平, 刘赟, 等. 低电压上升率条件下正极性不连续先导发展特性[J]. 电工技术学报, 2018, 33(14): 3406-3413.
Xie Yaoheng, Peng Ping, Liu Yun, et al. The development characteristics of the discontinuous leader under the positive switching impulse with low rate of voltage rising[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2018, 33(14): 3406- 3413.
[5] 刘晓鹏, 董曼玲, 邓虎威, 等. 空气间隙击穿后放电通道内的气体运动特性[J]. 电工技术学报, 2021, 36(13): 2667-2674.
Liu Xiaopeng, Dong Manling, Deng Huwei, et al. Movement characteristics of the gas in discharge channel after air gap breakdown[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2021, 36(13): 2667- 2674.
[6] 郭子炘, 李庆民, 于万水, 等. 负极性雷击下地面物体上行先导稳定起始的初始流注动态临界长度判据[J]. 中国电机工程学报, 2020, 40(5): 1713- 1722.
Guo Zixin, Li Qingmin, Yu Wanshui, et al. The dynamic critical length criterion of initial streamer for the stable upward leader inception under negative lightning strikes[J]. Proceedings of the CSEE, 2020, 40(5): 1713-1722.
[7] 蔡力, 柯逸丰, 李进, 等. 基于高速摄像观测的风电场雷击风机发展过程和特性分析[J]. 电工技术学报, 2021, 36(增刊1): 303-310.
Cai Li, Ke Yifeng, Li Jin, et al. Development process and characteristic analysis of the natural lightning strike on wind turbine based on high-speed camera observation[J]. Transactions of China Electrotech- nical Society, 2021, 36(S1): 303-310.
[8] Becker K H, Kogelschatz U, Schoenbach K H, et al. Non-equilibrium air plasmas at atmospheric pre- ssure[M]. Los Angeles: CRC Press, 2004.
[9] 臧奕茗, 钱勇, 刘伟, 等. C4F7N/CO2混合气体中尖端缺陷的流注放电仿真研究[J]. 电工技术学报, 2020, 35(1): 34-42.
Zang Yiming, Qian Yong, Liu Wei, et al. Simulation study on streamer of tip defects in C4F7N/CO2 mixed gas[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2020, 35(1): 34-42.
[10] Hare B M, Scholten O, Dwyer J, et al. Needle-like structures discovered on positively charged lightning branches[J]. Nature, 2019, 568(7752): 360-363.
[11] Zhuang Chijie, Zeng Rong. A positivity-preserving scheme for the simulation of streamer discharges in non-attaching and attaching gases[J]. Communi- cations in Computational Physics, 2014, 15(1): 153- 178.
[12] Chen She, Heijmans L C J, Zeng Rong, et al. Nano- second repetitively pulsed discharges in N2–O2 mixtures: inception cloud and streamer emergence[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2015, 48(17): 175201.
[13] Zhao Xiangen, Liu L, Wang Xiaolei, et al. On the velocity-current relation of positive leader discharges[J]. Geophysical Research Letters, 2019, 46(1): 512- 518.
[14] Les R G. Positive discharges in long air gaps at Les Renardieres-1975 results and conclusions[J]. Electra, 1977, 53: 31-153.
[15] Zhao Xiangen, Becerra M, Yang Yongchao, et al. Elongation and branching of stem channels produced by positive streamers in long air gaps[J]. Scientific Reports, 2021, 11(1): 4120.
[16] da Silva C L, Pasko V P. Dynamics of streamer-to- leader transition at reduced air densities and its implications for propagation of lightning leaders and gigantic jets[J]. Journal of Geophysical Research: Atmospheres, 2013, 118(24): 13561-13590.
[17] Gallimberti I. The mechanism of the long spark formation[J]. Le Journal De Physique Colloques, 1979, 40(C7): 193.
[18] Liu Lipeng, Becerra M. Gas heating dynamics during leader inception in long air gaps at atmospheric pressure[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2017, 50(34): 345202.
[19] Liu Lipeng, Becerra M. On the critical charge required for positive leader inception in long air gaps[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2018, 51(3): 035202.
[20] Wu Chuanqi, Xie Shijun, Qi Fei, et al. Effect of corona discharges on the inception of positive upward leader-streamer system[J]. International Journal of Modern Physics B, 2013, 27(28): 1350165.
[21] Carrara G, Thione L. Switching surge strength of large air gaps: a physical approach[J]. IEEE Transactions on Power Apparatus and Systems, 1976, 95(2): 512-524.
[22] Young F S, Schneider H M, Gutman Y M, et al. USA-USSR investigation of 1200-kV tower insu- lation[J]. IEEE Transactions on Power Apparatus and Systems, 1980, PAS-99(2): 462-470.
[23] Cui Yingzhe, Zhuang Chijie, Zhou Xuan, et al. The dynamic expansion of leader discharge channels under positive voltage impulse with different rise times in long air gap: experimental observation and simulation results[J]. Journal of Applied Physics, 2019, 125(11): 113302.
[24] 苟学强, 张义军, 李亚珺, 等. 闪电双向先导理论及观测: 极性不对称、不稳定及间歇性[J]. 物理学报, 2018, 67(20): 400-410.
Gou Xueqiang, Zhang Yijun, Li Yajun, et al. Theroy and observation of bidirectional leader of lightning: Polarity asymmetry, instability, and intermittency[J]. Acta Physica Sinica, 2018, 67(20): 400-410.
[25] 杨亚奇, 李卫国, 夏喻, 等. 低气压下长间隙交直流放电特性研究[J]. 电工技术学报, 2018, 33(5): 1143-1150.
Yang Yaqi, Li Weiguo, Xia Yu, et al. Research of AC and DC discharge characteristics of long gap under low pressure[J]. Transactions of China Electro- technical Society, 2018, 33(5): 1143-1150.
[26] Huang Shengxin, Chen Weijiang, Pei Zhehao, et al. The discharge preceding the intense reillumination in positive leader steps under the slow varying ambient electric field[J]. Geophysical Research Letters, 2020, 47(3): e2019GL086183.
[27] Raĭzer I P. Gas discharge physics[M]. Berlin: Springer, 1997.
[28] Da Silva C L, Sonnenfeld R G, Edens H E, et al. The plasma nature of lightning channels and the resulting nonlinear resistance[J]. Journal of Geophysical Research: Atmospheres, 2019, 124(16): 9442-9463.
[29] Cheng Chen, Liu Lipeng, He Hengxin, et al. Experi- mental study of the dynamics of leader initiation with a long dark period[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2020, 53(20): 205203.
Plasma Characteristics of Positive Leader Inception and Development
Abstract Long air gap discharge is similar to lightning discharge, which is known as atmospheric plasma. One of the primary processes of long air gap discharge is leader discharge. Despite extensive experimental and simulation work related to leader discharge has been carried out, the conditions for leader initiation remain unclear. In this study, we use experimental data and numerical model to investigate the favorable conditions for leader inception.
First, a 10m air gap discharge observation system was built. The observation system includes a high-speed camera, a current measuring device, and a voltage measuring sensor. The high voltage electrode was applied four different rise rate voltages. Using the measured current data, the inception time of the leader discharge can be easily classified. The injected charge for leader inception could be obtained by integrating the current with time. Hence, we obtained the minimum amount of injected charge required for leader initiation at various voltage rise rates.
Secondly, the measured current of the 10m discharge gap can be used to simulate plasma discharge process. The key physical quantities that influence channel temperature are the magnitude and duration of the current in the discharge channel. By using the experimental current as the input of plasma model, the gas temperature in the discharge channel could be calculated.
Finally, the micro process and luminous properties of the discharge channel during leader development are then examined. The leader discharge current generally fluctuates within a certain range during the leader development process. The plasma model was used to compute the plasma density and conductivity in the discharge channel.
Based on the simplified plasma discharge model, the leader formation process of 10m rod plate gap are simulated under different impulse voltage. The evolution laws of the leader channel's streamer stem temperature, conductivity, and thermodynamic parameters are investigated. The main conclusions are as follows: ① For the 10m rod plate gap, the first streamer discharge injected more charge, and the stem can be easily heated to exceed 2 000K before leader inception. At the same peak voltage, with the increase of applied voltage wave front time, the initial trigger temperature of the leader decreases. ② The initial charge injected by the leader is occasionally less than 1mC. The injected charge of the leader can be as low as 0.66mC. ③ During the development of the leader, the channel temperature is relatively stable, maintained at about 4 000K. The generation of electrons is mainly from thermal ionization, and the conductivity of the streamer stem fluctuates within the range of 1～10S/m.
Keywords：Leader discharge, plasma characteristics, channel temperature, injected charge
中图分类号：TM853
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.211565
特高压电力技术与新型电工装备基础国家工程研究中心开放基金资助项目（2021-4201-21-000066）。
收稿日期 2021-09-30
改稿日期 2021-11-01
E-mail: pengcz@whu.edu.cn
董旭柱 男，1970年生，教授，博士生导师，研究方向为长间隙放电物理机理及数值模拟。
E-mail: dongxz@whu.edu.cn（通信作者）
（编辑 郭丽军）