图1 试验布置示意图
Fig.1 Test layout diagram
摘要 换流站阀厅作为我国高海拔超/特高压直流工程的重要组成部分，其内部存在大量球-板间隙结构。研究高海拔球-板间隙放电机理对高海拔超/特高压工程外绝缘设计具有实际工程意义。该文在昆明地区（海拔2 100 m）开展了不同尺寸球电极在1.0～3.0 m间隙下的球-板间隙操作冲击试验，分析了不同电极结构和间隙距离下的放电过程、流注起始分散性、流注分支发展特性和注入电荷变化规律，并研究了电压上升率对流注放电参数的影响。研究结果发现，相同间隙结构下，随着海拔升高，气压变低，放电过程会缩短；当间隙距离分别为2.0 m和3.0 m，球电极直径从0.3 m增至0.9 m时，平均流注起始时间最大增量分别为54.8%和57.0%，其分散性也随之增加；初始流注注入电荷量随着间隙距离和球电极直径的增加而增加，注入电荷量范围为1.1～15.6 μC；流注分支主通道和次通道平均发展速度分别为1.2～5.0 cm/μs和0.8～2.6 cm/μs。在末跃阶段流注分支主通道迅速发展，直至击穿，平均发展速度约为10～25 cm/μs，次通道停止发展后消失。流注起始时间及其分散性会随着外施电压上升率的增加而减小，同时注入电荷量会随着流注起始电压和电压上升率的增加而增加。
关键词：高海拔 球-板间隙 流注起始 注入电荷 电压上升率
为实现“碳达峰、碳中和”目标，我国积极发展特高压输变电工程以解决长距离输电的工程问题[1-2]。目前国内多个特高压工程需要在高海拔地区开展，存在大量复杂的地理环境和气候条件，对外绝缘设计提出了更多要求[3]。在特高压工程建设中，换流站是直流输电系统的核心组成部分之一，目前国内换流站阀厅内大多采用均压屏蔽球作为屏蔽金具[4-5]。这些屏蔽球与墙壁、地面形成了大量的球-板间隙结构，这些球-板结构的放电特性是否能够套用目前大量研究的棒-板、棒-棒结构的放电特性还有待论证[6]。因此，研究球-板结构放电特性能够为输电系统换流站设计提供理论指导，保证电气设备外绝缘安全[7-8]。
近年来，国内外学者开展了大量高海拔长间隙放电试验来研究不同气象条件下的空气间隙放电特性，对于高海拔宏观参量如放电电压的研究已经比较完善，对于高海拔长间隙放电发展的机理研究也日渐重视[9]。S. Pancheshnyi等开展试验研究了气压为40.0～101.3 kPa时流注通道直径的变化[10]。N. A. Popov研究了气压为30.4 kPa与101.3 kPa时先导速度与放电电流的关系[11]。C. L. da Silva等建立了适用于不同气压下的放电模型，研究了流注-先导转化系统中持续电流的影响[12-13]。国内许多学者在人工气候室中开展试验，模拟了不同气压下的放电过程。Ma Xinyu等在人工气候室中开展了60.0～202.6 kPa气压下的棒-板间隙试验，研究了不同气压下的流注与先导特性[14]。孟晓波等研究了不同气压、湿度下，流注传播概率和平均传播速度与平板间电场强度之间的关系[15-16]。夏喻等搭建人工气候室研究了高空条件下的棒-板空气间隙在直流电压下的放电电压U50%与气压、间隙距离的关系[17]。但是高海拔现场与人工气候室中的放电特性存在一些差异，不能完全进行等价[18]。并且目前的研究主要针对小曲率半径高压电极的放电过程，需要验证其是否适用于工程中的大曲率半径电极[19]。
学者们对高海拔条件下球-板间隙的放电发展特性开展了试验研究与理论分析。华北电力大学团队在海拔4 300 m和海拔2 200 m地区开展了3 m间隙大直径球-板间隙试验，研究了流注起始时延特性[20-22]，为高海拔球-板间隙放电过程研究提供了一定参考。但目前对于高海拔地区球-板间隙的试验研究仍然较为有限，放电过程具体参数的描述比较局限，想要准确地解释气象条件对间隙放电特性的影响机理还任重而道远。因此需要进一步对放电发展规律进行试验和理论分析，为高海拔球-板间隙取值及放电模型的建立提供依据。基于以上需求，本文首先在昆明地区（海拔2 100 m）开展了大量球-板间隙放电试验，搭建了球直径为0.3～0.9 m、间隙距离为1.0～3.0 m的12种球-板间隙结构；然后采集了放电电压、放电电流以及光学图像，结合电学参量与光学图像分析了不同工况的放电过程，计算了初始流注的起始时间及其分散性、起始电压和注入电荷量，并与现有模型进行了对比；最后研究了放电特征参数与外施电压上升率之间的关系。本文的研究工作可以为进一步厘清高海拔条件下空气间隙放电机理和优化高海拔输变电工程外绝缘设计提供参考和依据。
本文试验在特高压电力技术与新型电工装备基础国家工程研究中心（昆明，海拔2 100 m）开展。试验设置的工况为：间隙距离为1.0、2.0、3.0 m，球电极直径为0.3、0.4、0.6、0.9 m。试验电压由7 200 kV/720 kJ冲击电压发生器产生，施加电压为250/2 500 μs的标准正极性操作冲击电压。试验布置示意图与实际布置图分别如图1和图2所示。
在试验中，使用由高压侧的同轴分流式电流传感器和低压侧的光/电转换器构成的电流采集装置来实现放电电流采集，通过测量采样电阻两端的电压，可计算出被测电流[23]。利用光电转换技术将高电位采集的电信号转换为光信号，再通过光纤传输至低压端并还原成电信号。这样不仅能够测量到更加准确的放电电流，也能够使信号不受高电场的干扰[24]。同时使用FASTCAM SA-Z高速摄影仪进行光学图像拍摄，拍摄速度设置为3×105帧/s，单帧曝光时间为3.33 μs。
图1 试验布置示意图
Fig.1 Test layout diagram
图2 试验实际布置图
Fig.2 Test the actual layout
在试验过程中，施加的冲击电压信号传输至控制台后使用示波器测量，用计算机采集电流信号和光学图像。放电电流测量装置和高速摄影仪由示波器输出的触发信号同步触发。在试验中，每个测量模块之间不可避免地存在时间延迟[25]，图3为示波器、电流测量装置和高速摄影仪触发信号之间的延时，在后期数据处理时对时延进行修正。
图3 触发信号时延
Fig.3 Trigger signal time delay
在试验中，根据标准GB/T 16927.1—2011《高电压试验技术第一部分：一般定义及试验要求》[26]，采用升降法获取50%放电电压U50%，之后施加幅值为105%～110% U50%的电压，连续开展15次放电试验，获取放电电压与电流波形以及放电通道光学图像。试验中气压为0.079 8 MPa，温度为24.6～31.0℃，相对湿度为29.3%～40.0%。
作者前期在武汉地区（海拔20 m）开展了一系列球-板间隙放电试验[27]，结合本次试验结果，得到不同海拔下直径0.3 m的球电极在1.0 m间隙下的电压、电流波形和放电光学图像如图4所示。
如图4a和图4b所示，在海拔20 m地区，t1=104.90 μs时，电流采集装置第一次采集到较为明显的电流脉冲，此时为流注起始时刻，峰值电流为8.76 A，在光学图像中可观察到初始流注的发展。在t2=106.56 μs时，检测到另一个明显的电流脉冲，峰值电流为2.19 A。此时流注和先导同时发展，确定t2时刻为先导起始时间。在t3=117.76 μs时，电流迅速增加，间隙被击穿。在海拔2 100 m地区，t1=114.76 μs时，测量到峰值为2.35 A的电流脉冲，其流注起始时间接近操作冲击电压的峰值时间，流注和先导同时发展。在t2=124.76 μs时，间隙击穿。
图4 不同海拔下的放电电压、电流波形和光学图像（球直径为0.3 m，间隙距离为1.0 m）
Fig.4 Discharge voltage and current waveforms and optical images at different altitudes (sphere diameter of 0.3 m, gap distance of 1.0 m)
由图4分析可知，当海拔升高，气压变低，导致间隙50%放电电压U50%降低，同时放电过程缩短，流注到先导的转化过程加快，间隙更容易击穿。这是因为当海拔增加时，空气密度降低，气体分子和离子密度降低，使得有效自由电子产生频率降低，流注起始时间变晚。而在空气密度降低的同时，间隙击穿所需要的能量降低，放电电压降低。因此“暗期时间”变短，流注更快转化为先导后击穿。
图5为2.0 m间隙时直径为0.3、0.4、0.6、0.9 m的球电极的放电电压和电流波形。如图5a和图5b所示，当球电极直径为0.3 m和0.4 m时，流注起始较早，起始时间分别为63.61 μs和99.4 μs，持续时间分别为4.96 μs和5.44 μs，峰值电流分别为2.00 A和2.65 A。流注起始之后，先导发展。图5c中，当球电极直径为0.6 m时，初始流注在t=152.60 μs时出现，峰值电流为4.425 A，之后迅速转化为先导，然后在t=157.40 μs时间隙迅速被击穿。图5d中，当球电极直径为0.9 m时，在t=182.95 μs时刻流注起始，峰值电流为13.95 A，初始流注与先导会如图4c一样几乎同时出现，之后间隙直接被击穿。
图5 空气间隙2.0 m时电压、电流波形
Fig.5 Voltage and current waveforms at 2.0 m air gap
图6为直径为0.3、0.4、0.6、0.9 m的球电极在3.0 m间隙下的放电电压和电流波形。与2.0 m间隙类似，当球电极直径为0.3、0.4、0.6 m时，流注起始时间分别为48.28、60.29、102.35 μs，持续时间分别为7.52、6.40、6.72 μs，电流峰值分别为2.55、2.08、6.05 A。而当球电极直径为0.9 m时，流注起始时间为115.32 μs，电流峰值为10.80 A，此时流注先导几乎同时发展。
图6 空气间隙3.0 m时电压、电流波形
Fig.6 Voltage and current waveforms at 3.0 m air gap
综上分析可知，如图5a、图5b和图6a、图6b所示，当球电极直径较小时，流注起始之后存在暗期，整体放电过程的光学图像均与图7类似：当流注起始之后，可以拍摄到明显的微光，但是由于此时的能量不足以支持放电通道发展，放电进入“暗期”。随着外施电压的继续增加，放电通道头部的电位升高，使得周围空气被电离，流注-先导体系重新发展。而如图5c、图5d和图6c、图6d所示，当球电极直径较大时，流注和先导几乎同时起始，起始电压足够高，此时的能量足以支撑整个流注-先导体系发展，因此放电同时快速发展，直至最后击穿空气间隙。
图7 空气间隙3.0 m、球电极直径0.4m时的光学图像
Fig.7 Optical images at 3.0 m gap distance with sphere diameter of 0.4 m
研究流注起始时间的分散性对于研究放电随机性具有重要作用。图8为间隙2.0 m时流注起始时间的概率分布。可以发现，当球电极直径从0.3 m增至0.9 m时，平均流注起始时间分别依次增加35.6%、54.8%和5.7%，这是因为曲率半径越大的电极会使电极端部的电场更加均匀，因此需要更多的能量来到达流注起始，从而使流注起始时间推迟。同时可以注意到，流注起始时间的分散性也随着球电极直径的增加而加强。这是由于流注起始时间越晚，电压变化率越小，流注可以在越大的范围内发生起始[6]。
图9为间隙3.0 m时流注起始时间的概率分布，其流注起始时间和分散性与2.0 m间隙的规律相似。当球电极直径从0.3 m增至0.9 m时，平均流注起始时间分别依次增加38.7%、57.0%和21.4%，其平均流注起始时间和击穿时间都明显低于2.0 m间隙时的工况。
图8 间隙2.0 m时流注起始时间概率分布
Fig.8 Probability distribution of streamer initiation time at 2.0 m gap distance
图9 间隙3.0 m时流注起始时间概率分布
Fig.9 Probability distribution of streamer initiation time at 3.0 m gap distance
各工况下平均流注起始时间、流注起始电压、电压变化率、50%击穿电压以及流注起始时刻和击穿时刻的平均电场强度见表1。可以发现，平均流注起始电压和50%击穿电压均随着球电极和间隙距离的增加而增加，且随着球电极和间隙距离的增加，平均流注起始电压越接近击穿电压。流注起始和间隙击穿时刻，间隙中的平均电场强度均随着间隙距离的增加而减小，随着球电极直径的增加而增加，这使得施加击穿电压时，增加球电极直径和减小间隙距离均会使流注起始时间变晚，逐渐接近击穿时刻。在球电极直径相同的情况下，随着间隙增加，平均电场强度减小，这说明流注起始电场强度和间隙击穿电场强度均会随着间隙距离增加出现“饱和”现象。以球电极直径0.4 m工况为例，随着间隙距离增加，高压电极端部电场明显增加，间隙距离为1.0、2.0、3.0 m时，电场不均匀系数f分别为5.56、10.59和15.62，电场的不均匀程度增加使得流注更容易起始。但是相比于间隙距离，球电极直径对流注起始电压的影响更为明显，这是因为改变球电极直径对于高压电极周围电场的影响更大，更容易影响附近有效电子的产生。流注起始电压随着球电极直径和间隙距离增加而增加。流注起始时刻电压变化率随着球电极直径的增加而减小，随着间隙距离的增加而增加。值得注意的是，当球电极直径从0.3 m增加至0.6 m时，放电过程包含“暗期”，流注起始时间几乎呈线性增长趋势。但当流注和先导几乎同时起始时，放电过程较快，流注起始时间受击穿时间影响较大，其增长趋势会有所饱和。
表1 各工况下放电特征参数
Tab.1 Discharge characteristic parameters of each working condition
间隙距离/m球电极直径/m平均流注起始时间/μs标准差/μs平均流注起始电压/kV流注起始时刻电压变化率(%)50%击穿电压/kV流注起始平均电场强度/(kV/m)击穿时刻平均电场强度/(kV/m) 2.00.370.832.19501.583.67562250.79281.00 0.496.046.65588.281.25630294.14315.00 0.6148.6913.87780.510.69783390.26391.50 0.9157.1318.331 032.680.261 069516.34534.50 3.00.344.154.94538.877.43771179.62257.00 0.461.226.14604.634.22813201.54271.00 0.696.148.82820.153.70875273.38291.67 0.9116.689.281 105.372.781 275368.46425.00
流注起始时，空气间隙中粒子的碰撞电离产生大量自由电子。这些电子的注入会产生电晕电流，并驱动流注到先导的转化[28-29]。当这些自由电子通过流注茎注入球电极中时，电流测量装置可以检测到大振幅的电流脉冲。根据电荷守恒原理，通过电极的自由电子总量等于流注区的净正电荷。因此通过对放电电流进行时域积分，可以计算出初始流注的注入电荷Q为
（1）
式中，
为放电电流；
和
分别为初始流注的开始时间和结束时间。
A. Bondiou等提出了一种利用被空间电荷畸变的电位分布来计算注入先导头部的电荷量的方法[30]。该模型基于连续性放电阶段的空间电荷、电位分布和电场来进行假设。在空气间隙中，流注的传播与高压电极端部的正离子密度有关，其能量在外部电场的影响下趋于稳定。在电场高于稳态电场的区域，流注中的电荷增加；而在电场低于稳态电场的区域，通过消耗电荷的势能来维持流注传播。电位畸变法原理示意图如图10所示，流注起始时，聚集在流注头部的正电荷会使高压球电极附近的电位发生畸变，导致其电场被削弱。通常认为流注为一个弱电离等离子体的圆柱体，通过定义其半径与长度可以将电位变化与电荷的线性分布进行联系[31]。该方法通过计算流注产生后的空间电位分布Ue(x)与不考虑流注发展的背景电位分布Un(x)围成的阴影部分面积，计算出流注阶段产生的空间正电荷量Q+为
（2）
图10 电位畸变法原理示意图
Fig. 10 Schematic diagram of potential distortion method
式中，KQ为空间电荷电位畸变系数，取值为3.5×10−11 C/(V·m)[32]；ls为初始流注长度。
Ue(x)与流注稳态电场强度Es有关，其定义为流注传播概率为97.5%的电场强度，主要与相对空气密度δ和绝对湿度H有关。考虑气象条件影响的Es计算公式[15-16]为
（3）
根据本文试验的气象条件，气压取值为0.079 8 MPa，温度取值为30℃，相对湿度取值为35%，计算得到相对空气密度δ=0.76，绝对湿度H=8.74 g/m3，最终计算得到流注稳态电场强度约为370 kV/m。
采用电位畸变法可计算出初始流注长度ls，其计算结果见表2。当间隙距离为2.0 m和3.0 m时，随着球电极直径从0.3 m逐渐增加到0.9 m，初始流注长度分别依次增加37.8%、28.2%、18.2%和34.6%、56.9%、45.6%，放电通道中流注占比更大。当流注长度更长时，流注转化成先导所需要的时间更短。同时可以发现相比于间隙长度，球电极直径对初始流注长度的影响更明显。
表2 不同工况下初始流注长度
Tab.2 Initial streamer length at different working conditions
间隙距离/m球电极直径/m初始流注长度/m 2.00.30.90 0.41.24 0.61.59 0.91.88 3.00.30.81 0.41.09 0.61.71 0.92.49
基于本文试验电流波形和电位畸变法计算得到的注入电荷量试验值与仿真值的对比如图11和图12所示。可以看到，初始流注的注入电荷量会随着间隙距离和球电极直径的增加而增加，这是因为随着间隙和球电极直径的增加，电极端部电场更强，流注起始电压和所需要的能量更高。同时随着球电极直径的增加，注入电荷量的分散性也会变大，这是因为大曲率半径电极的放电分散性更大，需要的能量也大小不一。同时可以发现试验值与仿真值的拟合程度较好，这表明试验得到的数据具有一定的可靠性。
图11 2.0 m间隙不同球电极直径下的注入电荷量
Fig.11 Injected charges for different sphere diameters at 2.0 m gap distance
图12 3.0 m间隙不同球电极直径下的注入电荷量
Fig.12 Injected charges for different sphere diameters at 3.0 m gap distance
图13所示为1.0 m间隙下0.3 m和0.4 m直径的球电极在不同海拔下的注入电荷量对比。可以发现，随着海拔的增加，初始流注的注入电荷量减小，流注起始所需要的能量减少。
图13 间隙1.0 m时不同海拔注入电荷量
Fig.13 Injection charges at different altitudes at a gap of 1.0 m
间隙3.0 m、球电极直径0.6 m工况下的放电发展路径如图14所示。可以看到，流注发展的过程中可以分为主通道和次通道，其发展速度在不同的阶段均有一定差异。定义流注分支发展速度计算方法为流注分支在两帧之间发展的长度（lb-la）与其相应的发展时间（tb-ta）之比，即流注分支平均发展速度vs=(lb-la)/(tb-ta)。通过计算得到在流注-先导系统发展阶段的流注分支主通道的平均发展速度范围为1.2～5.0 cm/μs，且速度发展逐渐加快，最后在末跃阶段流注分支主通道迅速发展直至击穿，平均发展速度约为10～25 cm/μs。而在流注-先导发展阶段中，流注分支的次通道发展速度略低于主通道，发展速度范围为0.8～2.6 cm/μs。在末跃阶段流注分支的次通道停止发展然后消失。
图14 3.0 m空气间隙和0.6 m球电极直径工况的光学图像
Fig.14 Optical images of 3.0 m air gap and 0.6 m sphere electrode diameter
流注起始时间和电压决定了流注的起始，对应注入电荷量决定了流注的传播过程。大量试验也证明了电压上升率对流注起始电压和注入电荷量存在非常明显的影响[33]。因此，研究电压上升率对流注起始特征参数的影响对构建流注起始模型具有非常重要的作用。
冲击电压上升率dU/dt定义为0.9倍的电压幅值U0.9与0.1倍的电压幅值U0.1的差值与对应时间t0.9和t0.1差值的比值[26]，即
（4）
四种球电极直径在不同电压上升率下的流注起始时间如图15所示。可以发现，对于同一种球电极，随着电压上升率的增加，流注起始时间减小，同时其分散性也会变小。这是由于当电压上升率增加时，高压电极端部的电场强度增长速率变大，使有效电子形成的概率变大，统计时延减小。
图15 不同球电极直径下电压上升率与流注起始时间的关系
Fig.15 Voltage rise rate versus streamer initial time under different sphere electrode diameters
不同电压上升率下，流注起始电压与注入电荷量的关系如图16所示。该注入电荷量均选取为在先导起始前存在暗期情况的初始流注电荷量，其最小电荷量约为2.1 μC。可以发现，注入电荷量会随着流注起始电压和电压变化率的增加而增加。同时，除电压上升率为3.41 kV/μs的情况外，其他三种情况下，电荷量都比较集中。当起始电压增加范围ΔU为34.61～98.61 kV时，注入电荷变化量ΔQ范围为0.476～0.916 μC，在同一电压上升率下ΔU增加，ΔQ增长有饱和趋势，这是因为流注起始所需要的能量已经足够。而当电压上升率平均增加10%，注入电荷量平均增加20%，因此电压上升率变化对注入电荷量的影响更大。
图16 不同电压上升率下流注起始电压与注入电荷量的关系
Fig. 16 inception voltage of streamer versus injected charge at different voltage rise rates
为研究低气压条件下球-板电极长空气间隙中流注放电的宏观特性，本文在海拔2 100 m地区开展了不同尺寸球电极在不同间隙距离下的正极性操作冲击球-板间隙试验，采集了放电电压、放电电流及光学图像，分析了高海拔球-板间隙放电的流注起始时间及其分散性和初始流注注入电荷量等特征参数，并研究了电压上升率对流注放电参数的影响。本文研究成果不仅可以为深入探究长间隙放电本质特征提供依据，同时可为我国高海拔地区输变电设备外绝缘设计提供参考。具体结论如下：
1）在相同间隙距离下，随着球电极直径增加，放电发展过程会由“流注起始、暗期、先导发展、末跃、击穿”变为流注和先导同时发展然后直接击穿。而间隙距离增加会使流注起始时间提前。当海拔升高、气压变低时，放电过程变短，流注到先导过程的转化过程加快，间隙更容易击穿。
2）在2.0 m和3.0 m的空气间隙距离下，流注起始时间随着球电极直径的增加而增加，其分散性也更大。随着间隙距离的增加，流注起始时间会更早。流注起始电压随着球电极直径和间隙距离的增加而增加，球电极直径对其影响更明显。
3）初始流注的注入电荷量会随着间隙距离和球电极直径的增加而增加，在本文试验所有工况下，基于试验数据得到的注入电荷量范围为1.1～15.6 μC。同时随着球电极直径的增加，初始流注长度也明显增加，而间隙距离对初始流注长度的影响较小。
4）流注-先导系统发展阶段的流注分支主通道的平均发展速度范围为1.2～5.0 cm/μs，且速度发展逐渐加快；次通道发展速度范围为0.8～2.6 cm/μs。在末跃阶段流注分支主通道迅速发展直至击穿，平均发展速度约为10～25 cm/μs；次通道停止发展然后消失。
5）随着电压上升率的增加，流注起始时间减小，同时其分散性也会变小。注入电荷量会随着流注起始电压和电压变化率的增加而增加，电压上升率变化对注入电荷量有较为明显的影响。
参考文献
[1] 周远翔, 陈健宁, 张灵, 等. “双碳”与“新基建”背景下特高压输电技术的发展机遇[J]. 高电压技术, 2021, 47(7): 2396-2408.
Zhou Yuanxiang, Chen Jianning, Zhang Ling, et al. Opportunity for developing ultra high voltage transmission technology under the emission peak, carbon neutrality and new infrastructure[J]. High Voltage Engineering, 2021, 47(7): 2396-2408.
[2] 孟沛彧, 向往, 潘尔生, 等. 分址建设直流输电系统拓扑方案与运行特性研究[J]. 电工技术学报, 2022, 37(19): 4808-4822.
Meng Peiyu, Xiang Wang, Pan Ersheng, et al. Research on topology and operation characteristics of HVDC transmission system based on site-division construction[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2022, 37(19): 4808-4822.
[3] 张少玉, 周艳青, 罗永吉. 高海拔地区变电站500kV高抗回路隔离开关断口优化研究[J]. 电气技术, 2019, 20(1): 84-87.
Zhang Shaoyu, Zhou Yanqing, Luo Yongji. The research on optimized breakage of disconnector used for 500kv high voltage shunt reactor in high altitude area[J]. Electrical Engineering, 2019, 20(1): 84-87.
[4] 郭贤珊, 丁玉剑, 姚修远, 等. ±1100kV特高压直流换流站球-板间隙放电特性及取值研究[J]. 中国电机工程学报, 2020, 40(11): 3701-3710.
Guo Xianshan, Ding Yujian, Yao Xiuyuan, et al. Flashover characteristics of sphere-plane gap and distance selection for ±1100kV UHVDC converter stations[J]. Proceedings of the CSEE, 2020, 40(11): 3701-3710.
[5] 刘鹏, 郭伊宇, 吴泽华, 等. 特高压换流站大尺寸典型电极起晕特性的仿真与试验[J]. 电工技术学报, 2022, 37(13): 3431-3440.
Liu Peng, Guo Yiyu, Wu Zehua, et al. Simulation and experimental study on corona characteristics of large size typical electrodes used in UHV converter station [J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2022, 37(13): 3431-3440.
[6] Chen She, Zeng Rong, Zhuang Chijie, et al. Switching impulse breakdown characteristics of large sphere-plane air gaps compared with rod-plane air gap[J]. IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation, 2013, 20(3): 839-844.
[7] 张炜, 杨国华, 李勇杰, 等. 高海拔地区特高压换流站典型电极起晕特性与均压屏蔽电极设计[J]. 高压电器, 2022, 58(4): 124-130.
Zhang Wei, Yang Guohua, Li Yongjie, et al. Corona inception characteristics and design of grading shielding electrode of typical electrode in UHV converter station in high altitude area[J]. High Voltage Apparatus, 2022, 58(4): 124-130.
[8] 刘鹏, 郭伊宇, 林锐, 等. 应用电场强度等效法的特高压交流双回线路双摆防舞器电晕试验及优化设计[J]. 电工技术学报, 2022, 37(15): 3963-3972.
Liu Peng, Guo Yiyu, Lin Rui, et al. Equivalent electric field strength method used in corona test and optimization design of double-swinging protectors for UHVAC double circuit tension support[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2022, 37(15): 3963-3972.
[9] 黄道春, 范建斌, 王平, 等. 极端环境条件下输变电设备空气间隙绝缘特性研究现状及展望[J]. 高电压技术, 2023, 49(5): 1892-1906.
Huang Daochun, Fan Jianbin, Wang Ping, et al. Current status and future prospects of transmission and transformation equipment air gap insulation characteristics under extreme natural environmental conditions[J]. High Voltage Engineering, 2023, 49(5): 1892-1906.
[10] Pancheshnyi S, Nudnova M, Starikovskii A. Development of a cathode-directed streamer discharge in air at different pressures: experiment and comparison with direct numerical simulation[J]. Physical Review E, 2005, 71: 016407.
[11] Popov N A. Study of the formation and propagation of a leader channel in air[J]. Plasma Physics Reports, 2009, 35(9): 785-793.
[12] 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.
[13] da Silva C L, São Sabbas F T. Consequences of the application of the streamer fluid model to the study of the sprite inception mechanism[J]. Advances in Space Research, 2013, 51(10): 1902-1915.
[14] Ma Xinyu, Zhuang Chijie, Wang Zezhong, et al. Positive leader velocity and discharge current considering leader branching under different air pressures[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2019, 47(5): 1939-1943.
[15] 孟晓波, 惠建峰, 卞星明, 等. 低气压下流注放电特性的研究[J]. 中国电机工程学报, 2011, 31(25): 139-149.
Meng Xiaobo, Hui Jianfeng, Bian Xingming, et al. Research on the characteristic of streamer discharge at low air pressure[J]. Proceedings of the CSEE, 2011, 31(25): 139-149.
[16] 孟晓波, 梅红伟, 陈昌龙, 等. 气压与湿度对绝缘介质表面流注发展特性影响的试验研究[J]. 中国电机工程学报, 2014, 34(12): 1938-1947.
Meng Xiaobo, Mei Hongwei, Chen Changlong, et al. Experimental research on influences of air pressure and humidity on characteristics of streamer propa-gation along insulation surfaces[J]. Proceedings of the CSEE, 2014, 34(12): 1938-1947.
[17] 夏喻, 李卫国, 陈艳. 高空下棒-板间隙直流放电特性及电压校正[J]. 电工技术学报, 2018, 33(9): 2115-2120.
Xia Yu, Li Weiguo, Chen Yan. DC discharge performance and voltage correction of air gaps under high altitude[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2018, 33(9): 2115-2120.
[18] 张志劲, 蒋兴良, 孙才新, 等. 高海拔现场与人工气候室下绝缘子交流污闪特性的比较[J]. 电网技术, 2012, 36(2): 163-169.
Zhang Zhijin, Jiang Xingliang, Sun Caixin, et al. Comparison of AC pollution flashover performances of insulators in high altitude sites with that in chamber climate[J]. Power System Technology, 2012, 36(2): 163-169.
[19] 耿江海, 陈雅茜, 王平, 等. 正极性操作冲击下球-板长间隙流注-先导转化模型[J]. 中国电机工程学报, 2021, 41(8): 2919-2929.
Geng Jianghai, Chen Yaxi, Wang Ping, et al. Streamer-to-leader transition model of sphere-plane long air gap at positive switching impulse voltage[J]. Proceedings of the CSEE, 2021, 41(8): 2919-2929.
[20] 王平, 肖智勇, 汪鑫宇, 等. 高海拔正极性操作波下放电起始时延特性[J]. 高电压技术, 2022, 48(3): 857-864.
Wang Ping, Xiao Zhiyong, Wang Xinyu, et al. Streamer inception time delay characteristics under high altitude positive switching impulse voltage[J]. High Voltage Engineering, 2022, 48(3): 857-864.
[21] Geng Jianghai, Cheng Yuzhou, Wang Ping, et al. Distribution characteristics for initial time delay of streamer of shielding spheres under operating impulse voltage at high altitudes[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2022, 55(34): 345203.
[22] 王平, 陈雅茜, 姚修远, 等. 海拔2200m地区正极性操作冲击下大尺寸球–板间隙放电转化特性[J]. 中国电机工程学报, 2023, 43(15): 6112-6124.
Wang Ping, Chen Yaxi, Yao Xiuyuan, et al. Discharge conversion characteristics of large size sphere-plane gap under positive switching impulse voltage at altitude of 2200m[J]. Proceedings of the CSEE, 2023, 43(15): 6112-6124.
[23] Gao Jiachen, Wang Linong, Wu Shaocheng, et al. Experimental platform for measuring electrical discharges in long air gaps with floating objects and its applications under lightning impulse[J]. IEEE Sensors Journal, 2023, 23(3): 3103-3114.
[24] 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]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2021, 36(2): 380-387.
[25] 程晨, 陈维江, 贺恒鑫, 等. 基于脉冲定量纹影系统的正先导放电起始阶段通道瞬态温度测量[J]. 电工技术学报, 2023, 38(23): 6483-6493.
Cheng Chen, Chen Weijiang, He Hengxin, et al. Experimental measurement on the transient temperature evolution of positive initial leader channel based on pulse-driven quantitative schlieren system[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2023, 38(23): 6483-6493.
[26] 国家质量监督检疫检验总局, 国家标准化管理委员会. 高电压试验技术第1部分：一般定义及试验要求: GB/T 16927.1—2011[S]. 北京: 中国标准出版社, 2012.
[27] Fang Yaqi, Mao Suhan, Yang Bingsen, et al. Experimental study on streamer-leader transition characteristics of sphere-plane gap in valve hall under positive switching impulse voltage[J]. Journal of Electrostatics, 2023, 125: 103829.
[28] Gallimberti I, Bacchiega G, Bondiou-Clergerie A, et al. Fundamental processes in long air gap discharges [J]. Comptes Rendus Physique, 2002, 3(10): 1335-1359.
[29] Xie Shijun, He Junjia, Chen Weijiang. An improved model to determine the inception of positive upward leader–streamer system considering the leader propagation during dark period[J]. Physics of Plasmas, 2013, 20(4): 042107.
[30] Bondiou A, Gallimberti I. Theoretical modelling of the development of the positive spark in long gaps[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 1994, 27(6): 1252-1266.
[31] Gu Jianwei, Huang Shengxin, Fu Yufei, et al. Morphological characteristics of streamer region for long air gap positive discharge[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2021, 54(2): 025205.
[32] 谷山强, 谢施君, 向念文, 等. 长间隙正极性放电流注-先导发展3维物理仿真研究[J]. 高电压技术, 2014, 40(9): 2903-2910.
Gu Shanqiang, Xie Shijun, Xiang Nianwen, et al. Research on simulation of three-dimensional streamer-leader propagation for positive long gap discharge[J]. High Voltage Engineering, 2014, 40(9): 2903-2910.
[33] 彭长志, 董旭柱, 赵彦普, 等. 正极性先导起始与发展过程中的等离子体特征[J]. 电工技术学报, 2023, 38(2): 533-541.
Peng Changzhi, Dong Xuzhu, Zhao Yanpu, et al. Plasma characteristics of positive leader inception and development[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2023, 38(2): 533-541.
Abstract The valve hall in converter station, as an important part of China's extra-high voltage (EHV) and ultra-high voltage (UHV) project in high-altitude areas, has a large number of sphere-plane configurations inside. The study of sphere-plane gap discharge mechanism in high-altitude areas has practical engineering significance for the design of external insulation of EHV and UHV projects.
In this paper, the switching impulse test of sphere-plane gaps with different sizes of sphere electrodes at gap distance of 1.0～3.0 m is carried out in Kunming area (altitude of 2 100 m). The discharge voltage, discharge current and optical images of different working conditions are collected by the high potential current acquisition device and the high speed camera. The discharge process, the dispersion of streamer initiation, streamer branch development characteristics, and the changing rules of the injected charge under different electrode structures and gap distances are analyzed. And the effects of the voltage rise rate on the streamer discharge parameters are also analyzed. On this basis, some of the initial parameters of the streamer are compared with those of the low altitude test, and the effect of altitude on the initial characteristics of the streamer is studied.
The results show that the discharge process will be shortened with the increased altitude and reduced air pressure under the same working conditions. When the gap distance is 2.0 m and 3.0 m respectively, and the sphere diameter increases from 0.3 m to 0.9 m, the maximum increment of streamer inception time is 54.8% and 57.0% respectively, and its dispersion also increases. With the increasing gap distance, the streamer incepion time will be earlier. The streamer inception voltage increases with the increase of sphere electrode diameter and gap, and the influence of sphere electrode diameter on streamer inception voltage is more obvious. The injected charge of the streamer increase with the increasing gap distance and sphere diameter, which ranges from 1.1 μC to 15.6 μC. With the increase of sphere electrode diameter, the initial streamer length also increases obviously, but the gap length has little effect on the initial streamer length. During the process of initial streamer into final jump, the average development velocity of the main channel and sub-channel of the streamer branch ranges from 1.2～5.0 cm/μs and 0.8～2.6 cm/μs, respectively. At this stage, new branches may develop on the main channel and sub-channel, but the development speed is relatively stable. In the final jump, the main channel of the streamer branch develops rapidly until the breakdown, with an average development rate of about 10～25 cm/μs, and the sub-channel stops developing and then extinguishes.The streamer inception time and its dispersion decrease with the increasing applied voltage rise rate, and the injected charge increases with the increasing of streamer inception voltage and the voltage rise rate.It can be concluded that the voltage rise rate has obvious influence on the injected charge.
keywords：High altitude, sphere-plane gaps, streamer inception, injected charge, voltage rise rate
中图分类号：TM85
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.231253
国家自然科学基金（52107146）和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（NELUHV-2021-KF-01）资助项目。
收稿日期 2023-08-03
改稿日期 2023-09-05
方雅琪 女，1990年生，讲师，硕士生导师，研究方向为空气间隙放电和输电线路运行维护。
E-mail：fyq@hbut.edu.cn（通信作者）
毛苏涵 男，2001年生，硕士研究生，研究方向为空气间隙放电。
E-mail：102210368@hbut.edu.cn
（编辑 李 冰）