0 引言
绝缘子作为输变电工程的重要组件，其绝缘性能受室外不同污染源的影响大，在重污秽地区因污秽放电导致的闪络概率将大幅增加，成为威胁电网安全稳定运行的重要因素[1-4]。240～280 nm 日盲波段紫外光信号的日盲紫外放电检测具有抗太阳背景噪声干扰、探测距离远、非接触、放电点定位准确等诸多优点，近年来在电气外绝缘设备放电检测中得到了广泛应用[5-8]。
相关研究表明，环境因素变化对紫外成像检测结果的影响较大，进而会影响到后续紫外检测结果诊断的准确性[8-11]。因此，需要分析环境因素对紫外放电检测的影响特性。文献[9-11]仅根据试验中紫外成像仪输出的结果，分析了不同环境条件对紫外成像检测的影响特性，没有从机理层面进行说明。文献[12]根据紫外光辐射的大气透过率，建立了日盲波段紫外光辐射的大气传输模型，分析了湿度、气压等环境因素对日盲紫外光辐射的大气传输过程的影响，但缺少对放电点日盲紫外光辐射的产生过程的研究。
放电过程中，高能级激发态粒子跃迁到基态或者其他低能级时释放出的不同能量或频率的光子，对应于不同的波长即形成了放电发射光谱[13-14]。放电发射光谱主要分为原子电子能态跃迁产生的线状光谱、分子电子能态跃迁产生的带状光谱和炽热固体或熔体发光产生的连续谱[15]，可根据光谱中的特征谱线分析出放电过程中相关粒子的能级结构和运动状态等重要信息。因此，本文将进行污秽瓷绝缘子放电试验并测量放电的日盲紫外波段发射光谱，根据光谱的特征谱线识别产生日盲紫外波段发射光谱的粒子跃迁过程，并分析不同环境条件对发射光谱的影响特性。
借助光谱试验结果，基于放电理论，采用数值模型仿真研究空气沿面放电过程不仅能够描述放电的宏观过程，而且能够从更微观的角度解释放电过程中相关粒子的产生、扩散、迁移及消失等问题。目前已有多种理论模型被用于描述大气压空气中的沿面放电过程。文献[16-17]利用ZDPlasKin 建立了潮湿空气中大气压电晕放电的零维等离子体动力学模型，研究了潮湿空气中带电粒子和中性物质的演化过程，该类模型能够提供全面的等离子体动力学信息，但是放电过程中不同粒子间的碰撞十分剧烈，导致计算量巨大、计算效率较低；文献[18-19]建立了大气压空气中沿面放电的二维仿真模型，该类模型具有较高的计算效率，同时可以深入了解放电过程中的微观物理过程，计算得到的电压、电流、电子密度和电场分布等电学参量也便于直接同试验结果进行比较，但仅考虑了空气中的N2 和O2 两种成分，忽略了湿度对于沿面放电的影响。此外，目前已有的沿面放电仿真模型研究对于放电过程中产生日盲紫外波段光辐射的粒子及其化学反应关注较少。
综上所述，本文为了研究湿度和气压对瓷绝缘子放电日盲紫外波段光辐射的影响特性，首先搭建污秽瓷绝缘子放电试验平台，利用光谱仪分别测量不同湿度和气压下240～280 nm 日盲紫外波段的放电发射光谱，由光谱的特征谱线识别标记产生日盲紫外波段光辐射的2 种粒子及相关化学反应。根据试验参数及光谱分析结果，利用有限元软件建立潮湿空气中瓷绝缘子沿面类辉光放电的二维仿真模型，在仿真模型中添加了主要的25 种粒子和37 个化学反应，包含与产生日盲紫外波段光辐射有关的2 种激发态粒子及9 个相关化学反应，并在模型中分别改变湿度和气压，得出2 种激发态粒子的粒子数密度及生成速率的变化特性，将其与试验中不同湿度和气压对放电发射光谱的影响特性分析相结合，揭示日盲紫外波段光辐射强度的变化机制。
1 污秽瓷绝缘子放电试验及其发射光谱测量
1.1 试验平台
试验平台如图1 所示，主要由负极性高压直流电源、放电腔体、环境因素控制系统、紫外成像仪和光谱测量系统五个部分构成。由于电晕放电具有极性效应，且负极性电晕放电中相对稳定的类辉光放电阶段更适合进行紫外成像检测及放电点辐射光谱的测量，因此，在污秽绝缘子放电试验中对高压端施加负直流电压。电源额定电压为50 kV，通过套管与放电腔体内的电极相连，电极间距精确可调；参考文献[20-21]，腔体密闭设计，两侧观察窗装有厚度为15 mm、直径为220 mm 的石英玻璃，其240～280 nm 波段的平均透过率大于90%；腔体内温湿度探头通过BNC（bayonet nut connector）接口与外界数字温湿度计相连，气压计为KL60 型压力表，测量准确度等级为1.5 级。温度控制设备中的冷却装置采用无锡冠亚生产的LT—5040N 低温冷水机，可调温度范围为-45～30℃，利用低温冷水机将冷却液降至低温，并使其在螺旋分布的导热铜管内循环流动，以实现腔体内部的低温控制；加热装置为附着在腔体外壁、热功率为100 W 的加热板。湿度和气压分别由FK260 加湿器和上海欣泉2XZ 真空泵、浙江红五环LV3008AT/S 空气压缩机控制。参考文献[22]，利用日盲型紫外成像仪可确定瓷绝缘子表面的放电情况。光谱测量系统采用普林斯顿仪器公司生产的Spectropro 2750 光谱仪，光谱探测器为PIX-100 CCD 相机，该相机对于日盲紫外波段入射光的量子效率为10%～20%，配套的光谱采集软件为LightField。为了便于进行放电强度的控制及放电光谱的测量，参考文献[23-24]，采用图1 中所示的瓷绝缘子沿面放电模型，其中瓷绝缘子圆盘从XWP2—120 绝缘子上切割得到，直径为80 mm；绝缘子片底部有接地的铜制底座提供稳定支撑，高压电极为特制的扁平状针电极以紧贴瓷绝缘子片表面，其尖端位于瓷盘圆心处。
图1 试验平台
Fig.1 Experimental platform
1.2 试验方法
试验之前，严格控制暗室的日盲紫外波段干扰；按照固体层法进行绝缘子的人工涂污[25-26]，用氯化钠模拟绝缘子表面污秽层中的盐密，用硅藻土模拟绝缘子表面污秽层中的灰密。根据国家电网公司企业标准Q/GDW 1152.1—2014《电力系统污区分级与外绝缘选择标准 第1 部分：交流系统》划分的a、b、c、d、e 五种污秽等级，本试验将等值灰密固定为1 mg/cm2，等值盐密固定为0.2 mg/cm2，对应标准d 级污秽。
试验过程中，高压侧施加-10 kV 直流电压时的放电紫外图像如图2 所示，由紫外放电光斑较为稳定可知瓷盘表面存在较为稳定的放电点，可认为此时放电处于较为稳定的类辉光放电阶段[27-29]，便于进行紫外检测和放电光谱测量。通过低温冷水机和加热板将腔体内温度控制为25℃，波动范围为±4℃。根据前期研究成果可知，当环境相对湿度大于80%时不建议进行紫外成像检测[12]，因此腔体内相对湿度分别控制为25%、55%和75%；试验采用恒压加湿法[10]，加湿前施加电压，在每个湿度下分别保持15 min 后进行紫外检测和放电光谱测量；湿度控制误差为±5%。通过真空泵和空气压缩机将腔体内气压分别控制为0.8 atm（1 atm=1.01×105 Pa）、1 atm和1.2 atm。紫外成像仪的增益固定为70%，检测距离固定为5 m。光谱仪光栅为600 g/mm，狭缝设置为250 μm，为保证较好的信噪比，每次放电采集的探测器的积分时间为5 min。采用焦距为70 mm 的石英聚光透镜，将放电产生的光辐射直接聚焦至光谱仪狭缝处，避免光纤对紫外信号的衰减。
图2 高压端施加-10 kV 电压时的放电紫外图像
Fig.2 UV image of discharge at -10 kV applied at the high voltage terminal
1.3 日盲紫外波段的放电发射光谱分析
参考文献[30-33]，确定形成日盲紫外波段放电发射光谱的跃迁粒子及其跃迁发光过程。以气压为1 atm、温度为25℃、相对湿度为30%的情况为例，放电紫外光谱的组成如图3 所示，图3 中被识别标记的240～280 nm 波段的粒子跃迁详见表1。表1 中，基态粒子N2 和NO 的分子光谱学标记分别为
；ν′和ν″分别代表粒子跃迁前后的振动能级[33]。
图3 放电紫外光谱组成
Fig.3 Composition of the discharge UV spectrum
表1 放电光谱中240～280 nm 波段被标记的粒子跃迁
Tab.1 Labeled particle transitions in the 240～280 nm band of the discharge spectrum
由图3 和表1 可知，放电发射光谱中日盲紫外波段光谱谱系主要包括氮气分子的Vegard-Kaplan带系
和一氧化氮分子的 γ 带系
，并且在240～280 nm 光谱区域未检测到原子线状光谱，可能是被分子跃迁产生的带状光谱所掩盖。
2 瓷绝缘子沿面类辉光放电模型
根据上述利用试验从宏观角度对放电发射光谱的分析，建立瓷绝缘子沿面类辉光放电的仿真模型，从微观角度描述放电过程。
2.1 控制方程
本文构建的空气中瓷绝缘子沿面类辉光放电模型的控制方程主要由电子连续性方程、平均电子能量传输方程、离子和中性粒子的多相扩散方程及泊松方程组成。
电子连续性方程为
式中，ne 为电子数密度，m-3；t 为时间，s；Гe 为电子通量，m-2·s-1；Re 为电子源项，m-3·s-1，表示由于M 个化学反应产生电子的净速率，主要涉及电离、激发、附着、复合及光电离反应；μe 为电子迁移率，m2/(V·s)；E 为电场强度，V/m；De 为电子扩散系数，m2/s；xj 为第j 个反应中目标物质的摩尔分数；kj 为第j 个反应的速率系数，m3/s；Nn为总的中性粒子数密度，m-3；α=(2q/me)1/2，其中q为电荷量，C，me 为电子质量，me=9.109 56×10-31 kg；ε 为电子能量，eV；σj(ε)为第j 个反应中与电子能量ε 对应的反应碰撞截面，m2；fj(ε)为电子能量分布函数（Electron Energy Distribution Function,EEDF）。
平均电子能量传输方程为
式中，nε 为电子能量密度，eV/cm3；Гε 为电子能量通量，eV/(m2·s)；Rε 为由Z 个非弹性碰撞反应引起的电子能量的损失或增益，eV/(m3·s)；με 为电子能量迁移率，m2/(V·s)；Dε 为电子能量扩散系数，m2/s；Δεj 为第j 个反应的能量损失，eV。式（5）与式（1）相比，增加了E·Гe 项，其原因是外加电场会导致电子发热[19]。
电子扩散系数和电子能量扩散系数通过电子迁移率进行计算。
式中，Te 为电子温度，K；
为平均电子能量，eV；kb 为玻耳兹曼常数，kb=1.38×10-23 J/K。
对于离子和中性粒子，采用多相扩散方程。
式中，ρ 为离子和中性粒子的总粒子数密度，m-3；k 为化学反应中包含的粒子种类，k =1,2,…,Q；wk 为Q 种粒子中第k 种粒子的质量分数；jk 为粒子k 的扩散通量矢量，kg/(m2·s)；Rk 为粒子k 的速率，kg/(m3·s)，表示单位时间、单位体积内参与反应的粒子质量。
泊松方程为
式中，ε0 为真空介电常数；εr 为相对介电常数；e 为单个电子电荷量即元电荷，e=1.6×10-19 C；nk+和nk-分别为正离子和负离子数密度，m-3；φ 为电位，V。
2.2 化学反应方程
为了从微观角度描述放电过程，根据1.3 节中放电光谱的分析，本文考虑了放电区域内的粒子化学反应。经简化，本模型仅考虑空气中N2、O2 和H2O 三种成分，参加反应的主要粒子有25 种，具体见表 2，其中激发态粒子
分别简写为N2(A)、N2(B)、N2(C)、NO(A)。需要说明的是，在放电过程中激发态粒子 N2(C)退激为 N2(B)后，会很快退激为N2(A)[30-31]，由此可知，激发态粒子N2(C)和N2(B)的跃迁反应会通过改变N2(A)的数量，间接影响放电产生的日盲紫外波段光辐射的强度，这2 种粒子及相关化学反应需加入到放电仿真模型中。
表2 仿真模型中考虑的粒子种类
Tab.2 Particle species considered in the simulation model
基于现有研究成果[16-17,34-39]，本文最终选取了37 个化学反应来描述潮湿空气中瓷绝缘子的沿面类辉光放电过程，具体见表3，其中Tg 为气体温度（单位为K）。
表3 仿真模型中考虑的化学反应过程
Tab.3 Chemical reaction processes considered in the simulation model
（续）
①所有单体反应的速率系数单位为 s-1；二体反应的速率系数单位为m3/s；三体反应的速率系数单位为m6/s。
②反应的速率系数由EEDF 计算得出，其中EEDF 通常通过求解自由电子的玻耳兹曼方程获得，本文使用原始截面数据直接计算电子碰撞反应的速率系数，所需的电子散射截面取自 LXCat 项目数据库[36-37]。
2.3 几何模型
本文采用的瓷绝缘子沿面类辉光放电的二维仿真模型几何结构如图4 所示，其是将试验中的放电模型按8:1 的比例缩小后构建的，该处理方法既不影响仿真结果分析又可节省计算时间[40]。在针电极处施加-10 kV 直流电压，气体温度为25℃，利用控制变量法，分别改变湿度和气压，其中，相对湿度分别为25%、55%、75%，气压分别为0.8、1、1.2 atm。此外，在仿真中需要将相对湿度转换为反应物质H2O 的初始摩尔分数，参考文献[41]，转换公式为
图4 二维仿真模型几何结构
Fig.4 Geometry of the 2D simulation model
式中，X0(H2O)为H2O 的初始摩尔分数；pa为某一气体温度Tg 下饱和水蒸气的绝对压强，atm，该数值可通过GB 19000—2001 中的标准饱和蒸气压对照表进行查找；pg为潮湿空气的总压强，atm；RH 为 相对湿度。
高质量的网格剖分可提高模型的收敛性，本文模型的计算网格划分如图5 所示。在放电发生区域划分较密的网格，网格最大单元尺寸为0.06 mm；放电区域周边和瓷盘内部对计算影响较小，选择较大的网格尺寸，最大单元尺寸分别为0.2 mm 和0.67 mm，这样可以在保证计算精度的前提下，提高收敛性，加快计算速度。
图5 模型计算网格划分
Fig.5 Meshing of the model
2.4 初始值及边界条件设置
参考文献[19]，本模型中放电区域的初始电子密度为1×1013 m-3，瓷盘的初始表面电荷密度为0。N2(A)、N2(B)、N2(C)均为激发态中性粒子，在放电开始前其初始摩尔分数应该为0，但为了避免设置为0 时有限元软件计算容易出错的问题，本模型将N2(A)、N2(B)、N2(C)的初始摩尔分数均设置为1×10-16。电场强度通过式（11）所示的泊松方程计算，进而可得到电位移矢量D =ε0εrE。放电过程中，电荷会在瓷盘表面进行累积，其边界条件为
式中，ρs 为表面电荷密度，C/m2；n 为边界单位法向量；n·Ji 和n·Je 分别为壁上总离子流密度和总电子流密度的法向分量；n·D1 和n·D2 分别为分界面两侧电位移矢量的法向分量。
边界1 和边界2 的电子出口边界条件分别为
同时，边界1～5 采用零电荷边界条件
对于电子连续性方程，电子在随机运动过程中或与壁发生碰撞而减少，或因二次电子发射而增加，电子通量的边界条件为
式中，ve,th 为电子热速度，m/s，其定义见式（20）；γi 为带电粒子 i 撞击壁面引起的二次电子发射系数，参考文献[18,42-43]，将二次电子发射系数设置为0.01；Гi 为壁面上带电粒子i 的粒子数密度通量，m-2·s-1。
电子能量通量的边界条件为
式中，
为粒子i 撞击壁面后二次发射电子的平均能量，eV。
离子和中性粒子的边界条件[42]为
式中，Гk 为正负离子和激发态中性粒子数密度通量，m-2·s-1； β k为正负离子和亚稳态粒子在碰撞到壁面后转化为稳定的中性粒子的反应系数，具体的表面反应见表4；nk 为粒子k 的粒子数密度，m-3；mk 为粒子k 的质量，kg；Tk 为粒子k 的温度，K，Tk ≈ Tg。
表4 表面反应
Tab.4 Surface reactions
3 结果及分析
通过仿真模型描述放电过程并获得相关电学、粒子参量后，可与试验结果进行对比分析，从宏观和微观两个角度综合说明湿度和气压对放电点日盲紫外波段光辐射产生过程的影响特性。
3.1 放电特征分析
根据试验观测，低气压辉光放电时，放电区域沿电场轴线方向主要分为阴极区、负辉区、法拉第暗区、正柱区和阳极区五个区域，其中负辉区内带电粒子的密度高但电场强度极低[44]，对于大气压类辉光放电，其空间分布特征和低气压辉光放电基本相同[45]。对于本文仿真，以气压为1 atm、温度为25℃、相对湿度为25%的情况为例，1、10、20、30、40、50 ns 时针尖至接地端之间瓷盘表面电场强度、电流密度和电子密度的径向分布特征如图6 所示。参考文献[28-29,44-45]，可认为模型处于类辉光放电阶段，负辉区始端位于距针尖0.5 mm 处附近。由此可说明，仿真模拟中模型的放电特征与试验相符，即均处于类辉光放电阶段，仿真模型可以用于描述试验中的瓷绝缘子沿面类辉光放电过程。
图6 瓷盘表面电场强度、电流密度和电子密度径向分布
Fig.6 Radial distribution of electric field intensity,current density and electron density on the surface of porcelain plate
3.2 不同湿度和气压对日盲紫外波段光辐射的影响特性
由1.3 节分析可知，激发态N2、NO 分子的形成及其跃迁反应的发生是产生日盲紫外波段放电发射光谱的根本原因；同时，放电过程中具体的微观粒子反应过程已通过仿真模型进行描述。由仿真模型可知，湿度和气压发生变化时，激发态粒子的数量、分布及其相关化学反应的速率将发生改变，则放电产生的日盲紫外波段光辐射的强度也将随之改变。由此可认为，在不同湿度和气压下，通过仿真得到的2 种激发态粒子的数密度及其产生速率的变化，与试验中放电点日盲紫外波段光辐射的强度变化是相对应的。因此，本文将结合试验结果与仿真结果，说明不同湿度和气压对日盲紫外波段光辐射的影响特性。
图7 不同湿度和气压下放电产生的240～280 nm 波段光谱
Fig.7 Spectra of 240～280 nm band produced by discharge under different humidity and air pressure
试验采用控制变量法，分别改变湿度和气压，测量得到了2 组放电发射光谱，如图7 所示。从图7 可以看出，随着湿度和气压的变化，各谱线形状基本不变；同时，图7 中240～280 nm 波段的谱线形状与图3 基本相同，说明了湿度、气压的改变仅影 响放电区域内相关粒子的数量、分布及其化学反应的速率，不影响其化学反应的发生与否。
通过仿真计算，以50 ns 为例，此时不同湿度和气压下激发态N2、NO 分子的粒子数密度及生成速率的空间分布如图8 所示。此外，为了更直观地展现不同湿度和气压下日盲紫外波段光辐射的变化趋势，本文利用由试验和仿真得到的部分光学和粒子参量进行表征，具体数值见表5。其中，对于通过试验得到的光学参量，光谱仪虽然未进行绝对辐照度校准，其测量结果为计数值，与光辐射的绝对辐照度值的大小不同，但计数值的曲线形状与绝对辐照度值是一致的，因此可求取光谱曲线在240～280 nm区间的积分，并采用文献[12]中放电的紫外光斑面积的计算方法求取表征放电强度的紫外光斑面积，利用积分值和紫外光斑面积值比较每组试验中放电产生的光辐射强度的变化；对于通过仿真得到的粒子参量，利用图8 所示的2 种激发态粒子的粒子数密度和生成速率最大值比较不同湿度和气压下光辐射的变化。
表5 不同湿度和气压下的光学和粒子参量
Tab.5 Optical and particle parameters under different humidities and air pressures
图8 不同湿度和气压下粒子数密度和产生速率的空间分布
Fig.8 Spatial distribution of number density and production rate of particles under different humidity and air pressure
结合试验结果与仿真结果进行分析，可得到不同湿度和气压对日盲紫外波段光辐射的影响特性。
1）当气压为1 atm、温度为25℃时，不同湿度下放电产生的240～280 nm 波段光谱如图7a 所示。结合图8a 和表5 分析可知，当气压和温度不变时，随着湿度的增加，放电区域内的N2(A)、NO(A)的粒子数密度和生成速率均增大，导致激发态粒子跃迁产生的日盲紫外波段光辐射的强度逐渐增大，放电光斑面积逐渐增大。然而，对比图7a 中3 条光谱曲线的积分值发现，湿度变化对光辐射强度所产生的影响程度较小，如表5 所示，当相对湿度由25%增加至75%时，光谱曲线积分值仅增加了21%，紫外光斑面积值仅增加了32%，放电区域内N2(A)的粒子数密度和生成速率分别增加了8%和68%，放电区域内NO(A)的粒子数密度和生成速率分别增加了约2.46 倍和2.37 倍。分析其原因，当湿度增加时，放电区域中存在的微粒聚集量增大，电场的不均匀度增加，起晕电压降低，更易产生光子[46]；但同时水分子具有电负性，如表3 中反应R14、反应R15所示，水分子会与自由电子结合形成负离子[47]，由于负离子的运动速度远低于电子，使得碰撞电离不易发生，这将抑制放电的发展。在这两个相反因素的制约下，湿度对光辐射强度的影响程度较小。
2）当温度为25℃、相对湿度为25%时，不同气压下放电产生的240～280 nm 波段光谱如图7b所示。结合图8b 和表5 分析可知，当温度和湿度不变，气压由1.2 atm 降低至0.8 atm 时，光谱曲线积分值增大了54%，紫外光斑面积值增大了约2.6 倍，放电区域内N2(A)的粒子数密度和生成速率均增大约2 个数量级，放电区域内NO(A)的粒子数密度和生成速率均增大约3 个数量级，导致激发态粒子跃迁产生的日盲紫外波段光辐射的强度增强，放电光斑面积增加。分析其原因，当气压减小时，电子的平均自由程增大，促进了粒子激发和电离所需的高能电子的产生，由表3 中反应R5～R8 产生的激发态粒子数量均会增加，从而增大了由退激跃迁产生的日盲紫外波段光辐射的强度。
此外，前期研究中根据紫外光辐射的大气透过率，建立了日盲波段紫外光辐射的大气传输模型，分析了湿度、气压等环境因素对日盲紫外光辐射的大气传输过程的影响[12]，本文分析了湿度、气压对放电点日盲波段紫外光辐射产生过程的影响，二者相结合可以完整地描述湿度、气压对紫外放电检测结果的影响机理。同时，根据文献[12]提出的紫外检测结果一致性公式，可将紫外放电检测所得结果由紫外光斑面积转换为紫外成像仪接收到的光辐射通量，一致性公式如式（23）所示，进而可利用式（24）将紫外成像仪输出的光斑面积换算为入射到仪器的240～280 nm 波段的光辐射照度。由于光辐射照度为客观物理量，可避免不同紫外成像仪型号对检测结果的影响，并基于光辐射照度提取合适的特征参量对污秽瓷绝缘子绝缘状态进行有效评估。
式中，Φ为紫外成像仪接收到的光辐射通量，μW；Id 为放电点产生的光辐射强度，μW/sr；A 为成像仪探测系统的光学孔径面积，cm2，A=πd2/4，其中d 为紫外成像仪的通光口径，cm；τf 为紫外成像仪日盲紫外滤光片的透过率；τl 为紫外成像仪光学系统的透过率；τa (p,T,L, λi)为目标辐射源在波长λi 处的大气透过率；p 为气压，atm；T 为温度，K；L 为检测距离，m；S 为紫外成像仪检测放电时输出的紫外光斑面积；I 为紫外成像仪接收到的放电点产生的光辐射照度，μW/m2。
4 结论
本文结合试验和仿真模型，从宏观和微观两个角度分析湿度和气压对瓷绝缘子沿面类辉光放电时日盲紫外波段光辐射产生过程的影响特性，具体结论如下：
1）日盲紫外波段光辐射的产生与激发态粒子N2(A)和NO(A)的退激跃迁反应有关，与2 种粒子相关的激发、淬灭等化学反应均需加入到放电仿真模型。
2）证实了本文所建立的放电仿真模型在数值模拟中处于类辉光放电阶段，与试验所处放电阶段相符，仿真模型可以用于描述试验中瓷绝缘子沿面类辉光放电过程。
3）湿度增大时，放电区域内粒子N2(A)、NO(A)的数密度和生成速率总体呈现增大趋势，导致放电产生的日盲紫外波段光辐射的强度增大；气压降低时，放电区域内粒子N2(A)、NO(A)的数密度和生成速率增大，导致放电产生的日盲紫外波段光辐射的强度增大。湿度和气压的改变仅影响放电区域内相关粒子的数量、分布及其反应的速率，不影响其化学反应的发生与否。
4）本文研究内容与前期有关日盲紫外波段光辐射传输模型的研究成果相结合，可将紫外放电检测所得结果由紫外光斑面积转换为客观物理量光辐射照度，后续可避免紫外成像仪型号不同对检测结果的影响进而实现对紫外检测结果的定量分析。
[1]Banik A,Mukherjee A,Dalai S.Development of a pollution flashover model for 11 kV porcelain and silicon rubber insulator by using COMSOL multiphysics[J].Electrical Engineering,2018,100(2): 533-541.
[2]Ibrahim M E,Abd-Elhady A M,Sabiha N A,et al.Dynamic flashover model considering pollution layer resistance variation for fixed washed high voltage insulators[J].IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation,2017,24(5): 2960-2967.
[3]Zhang Zhijin,Zhao Jiayao,Zhang Dongdong,et al.Study on the DC flashover performance of standard suspension insulator with ring-shaped non-uniform pollution[J].High Voltage,2018,3(2): 133-139.
[4]任明,夏昌杰,余家赫,等.绝缘子沿面放电多光谱脉冲演化特性及诊断方法研究[J].电工技术学报,2023,38(3): 806-817.Ren Ming,Xia Changjie,Yu Jiahe,et al.Multispectral pulse evolution of insulator surface discharges and its diagnosis approach[J].Transactions of China Electrotechnical Society,2023,38(3): 806-817
[5]Pei Shaotong,Liu Yunpeng,Ji Xinxin,et al.UVflashover evaluation of porcelain insulators based on deep learning[J].IET Science,Measurement &Technology,2018,12(6): 770-776.
[6]律方成,牛雷雷,王胜辉,等.基于紫外成像和改进YOLOv3 的瓷悬式绝缘子放电严重程度评估[J].高电压技术,2021,47(2): 377-386.Lü Fangcheng,Niu Leilei,Wang Shenghui,et al.Discharge severity assessment of porcelain suspension insulators based on UV images and improved YOLOv3[J].High Voltage Engineering,2021,47(2): 377-386.
[7]Lü Fangcheng,Niu Leilei,Wang Shenghui,et al.Influencing of water droplets on corona inception characteristics of composite insulator recorded by UV imager[J].IET Science,Measurement &Technology,2020,14(10): 1049-1056.
[8]冯智慧,张广洲,吴健,等.超高压交流变电站金具电晕特性与选型研究[J].智慧电力,2022,50(8): 82-88.Feng Zhihui,Zhang Guangzhou,Wu Jian,et al.Corona characteristics and type selection of EHV AC substation fittings[J].Smart Power,2022,50(8): 82-88.
[9]黎振宇.输变电设备外绝缘放电紫外成像检测方法研究[D].重庆: 重庆大学,2016.
[10]王胜辉.基于紫外成像的污秽悬式绝缘子放电检测及评估[D].北京: 华北电力大学,2011.
[11]田迪凯,罗日成,张宇飞,等.基于紫外成像检测技术的不同检测距离下光子数的修正[J].电气技术,2021,22(2): 30-35.Tian Dikai,Luo Richeng,Zhang Yufei,et al.Correction of photon number at different detection distances based on ultraviolet imaging detection technology[J].Electrical Engineering,2021,22(2): 30-35.
[12]Liu Yunpeng,Li Yonglin,Geng Jianghai,et al.A consistency method of discharge detection results at solar-blind ultraviolet based on a radiation transmission model[J].IET Science,Measurement &Technology,2022,16(4): 250-259.
[13]刘春香.沿面放电的非平衡态等离子体模型及发展过程影响因素分析[D].重庆: 重庆大学,2017.
[14]李彦飞,汤贝贝,韩冬,等.SF6 放电的发射光谱特性分析与放电识别[J].电工技术学报,2022,37(7): 1866-1874.Li Yanfei,Tang Beibei,Han Dong,et al.Spectroscopy analysis of emission spectrum characteristics and discharge recognition of SF6 gas discharge[J].Transactions of China Electrotechnical Society,2022,37(7): 1866-1874.
[15]孙汉文.原子光谱分析[M].北京: 高等教育出版社,2002.
[16]Wang Lanbo,Chen She,Wang Feng.Kinetic modelling of atmospheric pressure corona discharges in humid air[J].Plasma Chemistry and Plasma Processing,2019,39(5): 1291-1315.
[17]Sakiyama Y,Graves D B,Chang H W,et al.Plasma chemistry model of surface microdischarge in humid air and dynamics of reactive neutral species[J].Journal of Physics D: Applied Physics,2012,45(42): 425201.
[18]张颖.大气压沿面型介质阻挡放电光电特性实验和模拟研究[D].大连: 大连理工大学,2016.
[19]彭庆军,刘春香,司马文霞,等.大气压空气沿面放电的二维仿真[C]//中国电机工程学会高电压专业委员会学术年会,西安,中国,2015: 1-7.
[20]李帆,罗海云,杜娟,等.基于直流辉光放电等离子体的气体压力传感器[J].电工技术学报,2021,36(15): 3163-3171.Li Fan,Luo Haiyun,Du Juan,et al.Pressure sensor based on direct current discharge plasma[J].Transactions of China Electrotechnical Society,2021,36(15): 3163-3171.
[21]赵志航,魏新劳,姚远航,等.低温次大气压不均匀电场空气流注放电特性研究[J/OL].中国电机工程学报: 1-13.DOI: 10.13334/j.0258-8013.pcsee.213012.Zhao Zhihang,Wei Xinlao,Yao Yuanhang,et al.Study on discharge characteristics of non-uniform electric field air streamer at low temperature and sub atmospheric pressure[J/OL].Proceedings of the CSEE: 1-13.DOI: 10.13334/j.0258-8013.pcsee.213012.
[22]张静岚,符瑜科,卢铁兵,等.交直流复合电压下棒-板电极起晕电压实验分析[J].电工技术学报,2017,32(4): 180-188.Zhang Jinglan,Fu Yuke,Lu Tiebing,et al.Experimental analysis on corona inception voltage of rod-plane air gaps under DC and AC composite voltage[J].Transactions of China Electrotechnical Society,2017,32(4): 180-188.
[23]Zhang Zhenjun,Ji Qingqun,Zhu Zhenhua,et al.Atmosphere dependence of DC surface flashover voltage of insulators[C]//2020 5 th Asia Conference on Power and Electrical Engineering (ACPEE),Chengdu,China,2020: 1350-1354.
[24]朱明曦,王黎明.具有强垂直分量结构沿面放电现象及特征[J].电工技术学报,2020,35(10): 2266-2274.Zhu Mingxi,Wang Liming.Surface discharge phenomenon and properties of strong-vertical electric field electrode structures[J].Transactions of China Electrotechnical Society,2020,35(10): 2266-2274.
[25]杨忠毅.绝缘子表面污秽成分检测方法及成分对交流污闪特性的影响研究[D].重庆: 重庆大学,2019.
[26]刘云鹏,刘嘉硕,裴少通,等.雾室环境下污秽度和湿度对瓷质绝缘子放电特性的影响[J].绝缘材料,2021,54(4): 86-90.Liu Yunpeng,Liu Jiashuo,Pei Shaotong,et al.Effects of pollution and humidity on discharge characteristics of porcelain insulators in fog chamber environment[J].Insulating Materials,2021,54(4): 86-90.
[27]Trinh N G.Partial discharge XIX: discharge in air part I: physical mechanisms[J].IEEE Electrical Insulation Magazine,1995,11(2): 23-29.
[28]余哲,杨海东,杜还,等.大气压针板介质阻挡放电中微流注、电晕和辉光放电相互转换研究[J].高电压技术,2013,39(10): 2553-2559.Yu Zhe,Yang Haidong,Du Huan,et al.Transition of streamer,corona and glow discharges in needle-toplane dielectric barrier discharge at atmospheric pressure air[J].High Voltage Engineering,2013,39(10): 2553-2559.
[29]王新新.介质阻挡放电及其应用[J].高电压技术,2009,34(1): 1-11.Wang Xinxin.Dielectric barrier discharge and its applications[J].High Voltage Engineering,2009,34(1): 1-11.
[30]Reuter S,von Woedtke T,Weltmann K D.The kINPen—a review on physics and chemistry of the atmospheric pressure plasma jet and its applications[J].Journal of Physics D: Applied Physics,2018,51(23): 233001.
[31]Piper L G,Cowles L M,Rawlins W T.State-to-state excitation of NO(A
,v’=0,1,2) by N2(A
+u,v’=0,1,2)[J].The Journal of Chemical Physics,1986,85(6): 3369-3378.
[32]Lofthus A,Krupenie P H.The spectrum of molecular nitrogen[J].Journal of Physical and Chemical Reference Data,1977,6(1): 113-307.
[33]Herzberg G,Spinks J W T.Molecular spectra and molecular structure[M].2nd ed.Princeton: Van Nostrand,1950.
[34]Kossyi I A,Yu Kostinsky A,Matveyev A A,et al.Kinetic scheme of the non-equilibrium discharge in nitrogen-oxygen mixtures[J].Plasma Sources Science and Technology,1992,1(3): 207-220.
[35]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.
[36]IST-Lisbon Database[DB/OL].(2019-12-16) [2022-08-25].www.lxcat.net.
[37]Itikawa Database[DB/OL].(2012-06-05) [2022-08-25].www.lxcat.net.
[38]Liu Xinghua,Xian Richang,Yu Peng,et al.Numerical simulation transient electron distribution of direct current negative corona discharge in air[J].IOP Conference Series: Earth and Environmental Science,2017,64: 012102.
[39]西安交通大学荣命哲教授团队.“气体放电等离子体基础数据”网站正式发布[J].电工技术学报,2020,35(11): 2438.
[40]付洋洋,罗海云,邹晓兵,等.棒-板电极下缩比气隙辉光放电相似性的仿真研究[J].物理学报,2014,63(9): 095206.Fu Yangyang,Luo Haiyun,Zou Xiaobing,et al.Simulation on similarity law of glow discharge in scale-down gaps of rod-plane electrode configuration[J].Acta Physica Sinica,2014,63(9): 095206.
[41]廉乐明,谭羽非,吴家正.工程热力学[M].5 版.北京: 中国建筑工业出版社,2007.
[42]张以宁.介质阻挡放电等离子体放电过程数值模拟及气动激励特性研究[D].哈尔滨: 哈尔滨工业大学,2020.
[43]彭庆军.空气中流注放电等离子体化学模型研究及其影响因素分析[D].重庆: 重庆大学,2012.
[44]武占成,张希军,胡有志.气体放电[M].北京: 国防工业出版社,2012.
[45]王奇.大气压辉光放电模式及均匀性数值模拟研究[D].大连: 大连理工大学,2011.
[46]谢梁,花广如,崔云骧,等.湿度对棒-板间隙电晕特性的影响规律[J].南方电网技术,2021,15(7): 90-95.Xie Liang,Hua Guangru,Cui Yunxiang,et al.Influence of humidity on the corona characteristics of the bar-plate gap[J].Southern Power System Technology,2021,15(7): 90-95.
[47]杜新宇.湿度对电晕放电参数及直流起晕电压影响研究[D].武汉: 武汉大学,2019.