图1 直流空气电弧开断实验平台示意图
Fig.1 Schematic diagram of DC air arc breaking test platform
摘要 塑壳断路器（MCCB）在开断过程中常采用产气材料辅助吹弧，高温电弧会侵蚀器壁产生聚合物蒸气，从而造成灭弧室内燃弧介质组氛的改变。该文通过实验发现直流塑壳断路器开断过程中出现的“电弧反冲”和“弧温回升”现象影响塑壳断路器的开断性能。针对旋动式直流塑壳断路器建立了考虑电弧-电极间微观能量传质传热的磁流体动力学耦合模型，采用动网格技术模拟真实触头旋动开断，研究了不同产气材料及蒸气扩散浓度对灭弧室内环境和电弧动态特性的影响。结果表明：PA66中由于含有氮元素且链式中氢键数量较多，使其成为热力学及输运性质优秀的辅助灭弧材料；PA66蒸气会改善灭弧室内的流场分布，有效避免“电弧反冲”及“弧温回升”现象的发生，减少电压波动，加快熄弧速度；电弧的熄弧时间与PA66蒸气浓度并非呈完全线性关系，当PA66蒸气浓度低于10%时，3%PA66蒸气浓度电弧熄弧时间最短，当PA66蒸气浓度高于10%时，熄弧时间与蒸气浓度成反比关系。
关键词：塑壳断路器（MCCB）磁流体动力学（MHD） 器壁侵蚀 产气材料 电弧反冲 弧温回升
直流塑壳断路器以空气为灭弧介质，凭借成本低、性能稳定的优势在中低压电力系统中得到了广泛应用[1]。而作为弱电负性的干燥空气，成分中虽含有强电负性的O2，但在高于3 000 K温度时，双原子氧解离会导致附着系数急剧降低，不利于电弧熄灭，因此寻找更加适合空气电弧熄灭的辅助手段是当下研究的热点。在空气断路器开断过程中，根据开断电流的不同，电弧的温度区间在3 000～30 000℃不等，远高于器壁的气化温度。器壁绝缘将与高温电弧产生强烈的相互作用，吸收电弧能量，产生绝缘蒸气，改变灭弧介质的组氛，影响电弧开断过程。作为有效的产气材料，所产生的绝缘气体须具备高导热性，特别是在灭弧温度（3 000～5 000℃）附近[2-3]。常见的灭弧室器壁材料通常有聚对苯二甲酸乙二醇酯（PETP, C10H8O4）、聚甲基丙烯酸甲酯（PMMA, C5H8O2）、聚酰胺6/6（PA66, C12H22O2N2）、聚氯乙烯（PVC, C2H3Cl）、聚四氟乙烯（PTFE, C2F4）和聚甲醛（POM）[4]。其中，聚酰胺（Polyamide, PA）系列热塑性材料力学性能高、耐温性能优良，在烧蚀过后产生的残炭少、绝缘性能优良，成为空气辅助熄弧的首选材料。虽然从21世纪初就开始对该绝缘材料进行研究，但人们对其电弧运动过程的认识仍有一定的局限性，限制了其在开关领域的应用。
目前针对PA系列产气材料的研究，主要是绝缘性能[5]、击穿特性[6]和分解特性[7]等，对于开断的研究主要采取实验手段[8]，而对于PA系列材料气化物及气体浓度对空气电弧开断影响的研究较少。实验对宏观电弧特性（如电弧图像、电弧电压电流等）较易观测，而电弧等离子体与器壁材料接触产生的聚合物蒸气使灭弧室内的压力上升，产生强烈的气流，并使电弧等离子体冷却收缩，这一过程涉及电-热-化等方面的交互耦合及大量的质量、动量和能量交换，仅依靠实验难以反映电弧与聚合物蒸气间复杂的机理反应。随着计算机技术的不断发展，通过数值仿真得到PA系列绝缘蒸气的性能是绝佳途径。关于PA系列绝缘蒸气的仿真先前大多聚焦在弧后击穿过程。J. J. Shea等通过PA66、POM对弧隙介质恢复强度的影响，发现这两种材料可通过加速去游离过程，提高介质恢复强度[9]。文献[10]利用空气和PA6混合气体研究了气体性质对电弧速度和重击穿可能性的影响，而对电弧的运动过程及对断路器开断方面的模拟仍有不足。目前，电弧磁流体动力学（Magnetohydrodynamic, MHD）模型的研究已经取得一定的进展，其模型从二维[11-13]发展到了三 维[14-15]，但在MHD模型中，电极与电弧的相互作用研究仍较粗糙，忽略了微观传热传质过程对电弧的影响。文献[2]通过实验发现阴极放置产气材料的熄弧效果更好，因此产气的主要机制来自于聚合物材料、电弧及电极间的热传导，而非光烧蚀或辐射烧蚀。常规单一气体熄弧介质分子结构小，仅考虑MHD宏观参数间的耦合即可。而聚合物蒸气的分子结构大，组氛复杂，碰撞反应传递能量高，会改变电弧内部的电离过程，形成的微观粒子在整个灭弧室极板表面复合，释放热量，影响电弧与电极间的能量传递，对电弧运动特性产生极大的影响。因此，结合传统MHD模型，考虑聚合物产气材料作用下的电极表面微观复合作用，对混合气体电弧运动特性进行耦合磁流体动力学数值模拟，可以从微观角度认识产气材料对灭弧室内置环境及电弧运动特性的改变，为寻找性能优良的产气材料，实现塑壳断路器的快速开断提供理论支撑。
塑壳断路器开断时，会在触头间形成电弧。弧根和弧柱的性能受灭弧室结构与触头运动的影响，伴随高温电弧造成的器壁产气与空气介质及触头相互作用，影响了开断过程[16]。本文通过实验拍摄了塑壳断路器开断过程中空气电弧的动态运动过程，并基于电极与电弧间微观能量耦合传递源项的磁流体动力学来建立完整电弧模型，分析产气材料气化产生的不同聚合物蒸气浓度对电弧热力学、动力学特性的影响，从而得到聚合物蒸气浓度的最优配比，同时，引入移动网格技术模拟真实塑壳断路器触头运动情况，来分析产气材料的加入对灭弧室内气流场的改变，从而更真实地反映灭弧室内置环境与电弧运动规律间的相互联系，该研究可为新型产气材料的探索与研发提供理论依据，对优化灭弧室结构从而实现断路器的快速开断具有一定的工程意义。
本文对直流塑壳断路器进行可视化处理，将断路器开槽处采用高透光性亚克力外壳保障断路器的气密性，以便在保留直流空气电弧真实开断条件的同时，可以清晰地观测到灭弧室内的电弧形态。实验设备包含直流电源及控制柜、可调电阻箱、直流塑壳断路器样机、示波器、高速摄像机。通过如图1所示的开断实验平台来模拟额定工况230 V/500 A条件下的电弧开断过程，其中直流电源电压为230 V，可调电阻为0.46 W，开断电流为500 A。断路器每次实验以手动触发开断，电源控制柜用来控制实验电路的启停，采用SONY公司的DSC-RX10M3型高速数码相机拍摄电弧图像，选用瑞士LEM公司生产的LF311-S型磁平衡式电流传感器、LV25- 400型电压传感器，将采集后的电压电流信号经传感器处理后通过示波器采集电弧特性曲线。
图1 直流空气电弧开断实验平台示意图
Fig.1 Schematic diagram of DC air arc breaking test platform
图2为高速摄像机拍摄到的断路器正常开断时的电弧动态演变图像，结合图3开断电弧电压图像可知，整个燃弧过程持续时间为6 ms。初始时刻，电弧位于动、静触头间，由于间隙过小导致电弧耗散困难，分布集中。随着动触头向上运动，电弧沿纵向延伸，弧柱在气流场和洛伦兹力的共同作用下带动弧根沿触头表面向灭弧室方向运动。2～3 ms期间，弧根持续停滞在触头边缘处，弧柱以相对低速向栅片内侧运动并持续灼烧栅片入口。此时弧压波形出现第一次波动。4～5 ms期间，电弧顺利进入栅片，弧柱逐渐被栅片切割，此时电弧电压出现又一次的下降。之后弧柱电压升高，电弧能量迅速耗散。6 ms时刻，电弧能量不足以维持燃烧，电弧熄灭，开断完成。在整个燃弧过程中，电弧电压出现两次相对较大的下降波动，第一次波动出现在栅片入口处，第二次出现在栅片内侧。两次波动延长了断路器整体的熄弧时间，不利于塑壳断路器开断。多次实验后，拍摄到栅片入口处受侵蚀情况如图2b所示，从图中可以清楚地看到，栅片入口处由于电弧长时间停滞烧蚀而造成碳化严重。
图2 直流空气电弧开断实验现象
Fig.2 DC air arc breaking experiment phenomenon diagram
图3 开断电弧电压
Fig.3 Breaking arc voltage
直流塑壳断路器灭弧室内部结构如图4所示，为了保证网格质量满足计算精度要求，且更真实地模拟直流塑壳断路器开断过程中动触头的圆周运动带来的气流场变化，采用动网格和自动网格处理求解区域的变形。其中模型中的动静触头材料为纯铜，栅片选用铁质栅片。为简化计算，灭弧室中忽略动触头臂，将出气口网视为间断的矩形出气孔。模型总长100 mm，宽52 mm，栅片厚度1.2 mm，栅片间距2.5 mm，鞘层区厚度0.1 mm。
图4 塑壳断路器灭弧室二维等效几何模型
Fig.4 Two-dimensional equivalent geometric model of the arc chamber of MCCB
气态电弧的内部时刻伴随着强烈的电离与消电离过程，涉及到电磁场、气流场和热场等多个物理场的耦合及复杂的物化反应，各场之间的耦合关系如图5所示。在电弧的发展过程中，各个物理场之间以及场与气体介质之间通过宏观和微观参数进行耦合计算。
图5 器壁材料与电弧间的多场耦合关系
Fig.5 Multiphysics coupling relationship between chamber wall materials and the arc
为了提升仿真效率及收敛性，忽略非平稳态电弧弧前过程，对整个电弧运动过程作如下假设[17-19]：
（1）空气电弧等离子体处于局部热力学平衡状态，流动状态为层流、不可压缩，其物性参数仅是温度和压力的函数。
（2）不考虑金属材料的相变。
（3）由于塑壳断路器开断电流等级较低，且PA66的产气温度远低于灭弧室内金属材料的气化温度，与灭弧室内产气材料产生的聚合物蒸气浓度相比，金属蒸气占比极小，因此忽略触头间与灭弧室内金属蒸气的影响。
（4）忽略光电离对电弧的影响。
描述电弧等离子体的控制方程包含流体动力学方程、电磁场方程及描述气体扩散程度的质量浓度方程。
2.3.1 流体运动方程
流体运动包含质量守恒方程、动量守恒方程和能量守恒方程。本文采用与文献[20]相同的流体运动方程。此外，由于塑壳断路器中内置产气材料，改变了原有的灭弧介质及空气电弧的物性参数，进而改变了与密度呈正相关的电弧重力。且随着产气材料的持续气化造成的重力效应的改变对电弧运动的影响愈加显著，因此，本文在动量方程的源项中考虑了电弧的重力效应。与普通流体方程相比，由于电弧与电极之间热传导导致产气材料烧蚀产生聚合物蒸气，因为本文在MHD模型中考虑了电弧-电极表面的微观能量传质传热过程中产生的热源项，采用的阴极和阳极的能量传递源项如下：对于阴极表面，来自电弧等离子体的阳离子被加速轰击阴极以产生热量
；阳离子中和电子产生的热量
；维持热电子发射所吸收的热量
。因此，考虑能量传递源项的阴极表面热通量为
（1）
其中
（2）
（3）
（4）
式中，k为热导率；T为热力学温度；
为离子电流密度；
为阴极压降；
为等离子体电离电位；
为电子电流密度；
为阴极表面功函数。且和满足
（5）
（6）
（7）
式中，
为面电流密度模；JR满足Richardson- Dushman热电子发射；AR为理查德森常数；e为元电荷，e=1.60×10-19 C；Feff为有效功函数；kB为玻耳兹曼常数，kB=1.38×10-23J/K。
对于阳极接触表面，在阳极附近没有离子电流。来自电弧等离子体的电子被加速轰击阳极以产生热量qa1，并且电子进入阳极以产生热量qa2。因此，考虑能量传递源项，阳极表面上的热通量为
（8）
（9）
（10）
式中，
为阳极压降；
为阳极表面功函数。
2.3.2 电磁场方程
（11）
（12）
（13）
（14）
式中，
为电导率；
为电位；
为真空磁导率；
为矢量磁位；
为磁矢位在i方向（i=x, y）上的分量；
为磁感应强度矢量。
2.3.3 质量浓度方程
本文采用聚合物蒸气的质量浓度方程来描述产气材料气化对灭弧室气体的热力学和输运性质的影响，有
（15）
式中，
为聚合物的质量；
为空气的质量；
为聚合物蒸气的摩尔数；
为聚合物蒸气的摩尔分子量；
为空气的摩尔数；
为空气的摩尔分子量。
2.3.4 边界条件
边界条件示意图如图6所示，本文中设置的边界条件包含温度、电磁、压力边界条件。对于温度边界条件，除出气孔外将模型外表面设置为热绝缘，出气孔设置为开边界，即与大气相连，温度为室温；对于气体压力边界条件，将无气气流流入时的出气孔处压力设置为一个大气压，金属及绝缘材料表面设置为无滑移壁面；对于电流边界条件，将断路器与电阻串接入电压源，设置动触头为阳极，接电压源正极，静触头接电压源负极；对于磁场边界条件，整个模型外边界设置为磁绝缘
。鞘层区域采用与文献[21]相同的方式处理。
图6 边界条件示意图
Fig.6 Schematic diagram of boundary condition setting in the model
结合实验条件，本文对50 mT磁场、开断等级230 V/500 A工况下的直流塑壳断路器开断过程进行仿真计算，讨论影响开断的核心因素。
图7为开断过程中灭弧室内电弧温度的分布情况。由图7可知，随着动触头的打开，电弧被纵向拉长，同时弧根在弧柱的带动下迅速运动到动、静触头边缘，当0.81 ms时，阳极弧根沿静触头边缘向上移动，阴极弧根变小且有向静触头右侧移动的趋势，直至1.63 ms，阴极弧根成功转移至静触头右侧。随着动触头不断拉伸，弧柱在气流场与外部磁场的共同作用下被横向拉长，且弧柱右侧已经与1号栅片及2号栅片产生接触，电弧呈倒“U”字形，开口向左。电弧在与栅片接触后，本应进一步被拉长切割。然而，从图7中可以看出，1.63 ms时刻后，电弧在接触到栅片后并未按照预想趋势继续靠近栅片并被栅片切割，而是发生了“电弧反冲”现象，即弧柱向远离栅片的方向运动，虽然动触头继续开断，但电弧尾部开断角度变小，弧柱收缩。当1.95 ms时，电弧呈“＞”形状并重新向栅片运动。电弧在完全进入栅片后，在栅片切割及动触头自身运动引起的弧柱拉伸的双重作用下，弧柱本应逐渐变暗，温度逐渐降低直至电弧熄灭。然而，在4.48～4.77 ms期间，即将熄灭的弧柱重新变得明亮起来，发生了“弧温回升”现象。直至5.35 ms，电弧完全熄灭，整个开断过程结束。
图7 开断过程的灭弧室内电弧温度分布
Fig.7 Arc temperature distribution in the arc chamber during the interruption process
本文采用文献[22]中的比色测温法对实验中拍摄到的图像进行处理，并与仿真中的数据进行了对比。其中，线图为仿真对应的弧温变化情况，云图为图2a对应的实验电弧测温情况。由图8电弧开断过程温度最大值曲线可以看出，1.63 ms时刻，由于发生了弧根转移，电弧温度最大值发生小幅波动，由17 320 K降低至15 916 K，说明弧根转移现象有利于电弧开断。阴极弧根转移至静触头右侧后，弧根不再继续运动，停留在静触头右侧，发生弧根停滞，导致电弧温度有小幅回升。在1.63～1.95 ms期间，“电弧反冲”现象发生，第一次相对较大的温升出现；而4.48～4.77 ms期间，弧温由14 885 K回升至16 531 K，这是由于电弧前期的反向运动造成电弧电压下降，电弧电流及电弧功率上升，其在栅片入口处的发热功率提高。当散热量逐渐小于电弧产生的热量时，电弧温升加剧，延长了电弧的燃弧时间。对动触头造成更严重的烧蚀。仿真中得到的两次温度跃变与实验中出现的电压变化相一致，说明电弧电压的两次变化是由于“电弧反冲”及“弧温回升”现象导致的，验证了仿真模型的准确性。
图8 仿真与实验开断过程空气电弧弧温变化对比情况
Fig.8 Comparison of temperature changes in the simulation and experiment during the interruption process of air arc
电弧运动方式复杂且受到许多因素影响，如电弧电流、磁感应强度、电极间隙和几何形状、阴极材料和表面状态（氧化层）、气体的种类和气压等。从图7可以看出，弧根运动过程复杂，在电弧演变过程中起到十分重要的作用，并对触头烧蚀具有直接影响。因此，本文对弧根转移过程中关键时刻灭弧室内气流场分布及电流密度分布情况进行分析。
灭弧室气流场及电流密度分布如图9所示，当弧根转移至触头边缘后，在0.9 ms时，位于动触头右下侧形成低流速涡旋。气流旋涡流速低，压强大，不仅降低了弧根的运动速度，且对动静触头产生很强的烧蚀作用，并且涡旋带来的高压环境会对弧柱造成挤压，造成弧柱区导电通道变窄，通道内电流密度增大，进而引发弧柱的反向运动，降低栅片利用率，无法达到预期灭弧效果。
图9 灭弧室气流场及电流密度分布
Fig.9 Airflow field and current density distribution in the arc chamber
因此，“电弧反冲”现象大多发生在小电极间隙和低气压的情况下。从整体上看，电弧既受到电极的作用，又受到弧柱中磁场的作用，反向运动的基点出现在阴极斑点或阴极鞘层区域。在一定的磁感应强度下，通常“电弧反冲”运动的速度随电流的增大而上升。当电流增大时，临界气压值下降，电流高于一定数值，气压低于一定数值时，会发生反向运动。由伯努利方程可知，在0.9～1.6 ms期间，电弧流速不断增加，压强随之不断降低，达到了电弧反向运动的临界条件，发生反向运动，对应实验中出现的第一次电压波动。直至1.9 ms时，流速降低，压强增大，反向运动不断减弱直至结束。4.4～4.9 ms时，随着开距增大，流速增大，压强降低，动、静触头区域间的弧柱受到气流场与磁场力的共同作用逐渐向右上方弯曲靠近栅片与引弧板，并且该段弧柱受到引弧板阻挡作用后不断挤压，挤压后的弧柱导电通道逐渐变窄，使得导电通道内电流密度增大，弧温升高，如图8所示，弧温由14 885 K回升至16 531 K，发生了“弧温回升”现象。同时，由于动触头与下引弧片之间的高速气流不断对其间隙内的弧柱进行横吹冷却，导致该段弧柱区域内电导率不断减小，弧阻逐渐增大，致使电压下降，出现实验现象中的第二次电压波动。两次波动均不利于电弧熄灭，会对栅片造成更严重的烧蚀。
现代低压断路器通常采用在灭弧室侧壁放置产气材料，并通过燃弧过程中的高温电弧等离子体烧蚀，产生绝缘气体扩散至整个灭弧室中。而聚合物蒸气改变了空气的热力学和输运性质，从而改变了电弧环境。烧蚀后的聚合物蒸气通常含有导热系数高的H2，能够有效冷却电弧[23]。且器壁材料产生的烧蚀蒸气使灭弧室与外界空间的压差升高，改变了灭弧室内的气体流动。由于灭弧室内的压强升高，气体流动加快，电弧更加容易熄灭。
相对于其他材料，使用PA系列产气材料可以产生更清洁的燃烧产物，从而降低特定物质和烟灰的形成，且PA系列器壁材料具有较高的绝缘性能、耐化学性、热稳定性、高机械性能和易于加工的优势[24-25]。PA系列工程塑料表现为角质、坚韧、超亮、白色（或乳白色）或淡黄色、透明或半透明的结晶树脂。本文将PA系列产气材料中的PA6、PA46、PA66的混合物性参数进行了计算，计算过程根据西安交通大学气体放电等离子体基础数据库[26]，利用文献[4]中的方法计算了如图10所示的聚合物蒸气与空气混合气体的物性参数（电导率、动力黏度、热导率、定压比热容、密度），通过道尔顿分压定律，将计算得到的气化压强加载在模型的初始边界条件上，并对电弧电流变化情况进行对比。
图10 空气和PA66蒸气混合等离子体物性参数
Fig.10 Physical properties of air and PA66 vapor mixed plasma
PA系列不同产气材料下的电弧电流变化对比如图11所示，这三种产气材料的灭弧性能之间的区别相差不大，尤其是PA6和PA66之间。但从整体灭弧效果来看，PA66＞PA6＞PA46。PA66的物化性质如图12所示。从PA66的链式结构来看，PA系列的分子结构虽然存在相似性，但仍有细微差别，PA66中氢键数量多且分子间作用力也强，而氢键上的差异导致了PA66在热学性质以及机械性能上优于其他PA系列复合材料[27]。
图11 PA系列不同产气材料下的电弧电流变化对比
Fig.11 Comparison of arc current changes with different gas-generating materials in the PA series
图12 PA66的物化性质
Fig.12 Physical and chemical properties of PA66
为此，本文以PA66聚合物材料为研究对象，通过分析电弧温度分布云图和特性曲线，对正常开断与存在产气材料条件下电弧演变过程中的相关特征进行了对比。由表1及图7共同分析可得，灭弧室介质为空气，1.63 ms时，弧柱与栅片接触，发生“电弧反冲”运动，此时，阴极弧根停滞时间0.74 ms，阳极弧根停滞时间0.63 ms、4.48 ms时，电弧发生“弧温回升”现象，此时，阴极弧根停滞3.55 ms，阳极弧根停滞3.45 ms。灭弧介质掺杂PA66蒸气，当弧柱与栅片接触时，阴极弧根停滞时间0.59 ms，阳极弧根停滞时间0.55 ms，远低于灭弧室介质仅为空气时的停滞时间，由于灭弧室内存在绝缘蒸气后，等离子体黏度降低以及绝缘器壁气化后的压强差作用，流速增大，因此未发生“电弧反冲”运动与“弧温回升”现象。
表1 不同灭弧介质下电弧演变情况
Tab.1 Arc evolution under different arc extinguishing media
灭弧室介质空气3%PA66-97%空气 阴极弧根停滞时间/ms0.89～5.230.37～2.32 阳极弧根停滞时间/ms0.99～5.270.41～2.52 反向运动发生情况发生未发生 弧温回升发生情况发生未发生 电弧燃烧情况5.35 ms熄灭2.61 ms熄灭
图13为灭弧室介质为空气与3%PA66-97%空气混合介质时的灭弧室温度场和压力场对比，由图可得，同一时刻下，添加产气材料后，由于PA66蒸气和空气混合气体的热导率增大，栅片入口处电弧最大温度较未添加产气材料时最大降低了1 624 K。因此减弱了“弧温回升”现象的发生。与此同时，PA66的气化温度明显低于电弧温度，因此内壁容易受电弧烧蚀而气化。由此产生的PA66蒸气使电弧迅速冷却，其较高的电离能降低了气体碰撞电离的概率，减少了电子密度。当电弧长时间停滞在栅片入口处时，由于电弧电流上升导致的反向电磁力增加，“电弧反冲”现象加剧。灭弧室内等离子体添加PA66蒸气后，混合气体的电导率减小，电弧电压增加，由于PA66蒸气的影响，电弧的最大电压增加了38.4 V，其限流作用致使安培力减小，反冲力减小，有效避免了“电弧反冲”现象的发生。图12c为PA66绝缘气体与电弧相互作用原理，当电弧烧蚀触头及栅片等金属材料时，灭弧室内原本的空气介质中因加入了烧蚀产生的铁蒸气，由于其较低的电离电位（7.83 eV），会显著提高电离系数。而当PA66蒸气掺杂到空气和铁蒸气的混合物中会导致多种碳氢化合物的加入，明显提高了等离子体的电离电位Vion，增加了整个气体混合物的电负性。同时，相比于其他产气材料，电弧烧蚀PA66的过程中含有的氮元素使产生的腈-CN（氰化物）和HCN（氰化氢）的数密度更高且单原子和双原子氢浓度更高，HCN在解离-附着碰撞过程中具有较高的电子附着截面：HCN+E-→H+CN-，该反应会导致PA66的临界击穿场强Ecrit很高，击穿延迟时间增加，灭弧室内冷却作用加强。在3 000 K以上的温度下，HCN开始解离形成氰基（CN）。由于CN具有极高的电子亲和力（3.862 eV），因此很有可能直接与电子结合，形成稳定的氰化阴离子CN-。而附着系数的增加导致阳极的阴离子质量增加，离子电流密度Jion增加、电子电流密度Jelec减小以及阴、阳极表面功函数增加，电弧的能量耗散率提高，从而电弧与电极间的换热效果增加；其次由于氢等离子体的高导热性，使混合气体的热导率增大，双重冷却作用下电弧等离子体温度降低。因此，从电弧运动特性来看，PA66是良好的器壁材料。
图13 电弧反冲时刻灭弧室内温度场和压力场分布对比
Fig.13 Comparison of temperature and pressure field distribution in the arc chamber at the moment of arc recoil
当器壁烧蚀程度不同时，所产生的PA66蒸气浓度不同，对灭弧室内电弧动态特性开断影响也会不同。本文对开断等级为230 V/500 A，外施磁场为50 mT，PA66蒸气不同占比情况下灭弧室内电弧开断过程进行仿真，定量分析PA66蒸气浓度对电弧开断特性的影响。灭弧室电弧特殊形态时间见表2，不同浓度PA66蒸气环境下的弧压弧流变化如图14所示。
表2 灭弧室电弧特殊形态时间
Tab.2 Schedule of special patterns of arc in chambers （单位: ms）
灭弧室介质阳极弧根转移时间阴极弧根转移时间弧柱与栅片接触时间 1%PA66-99%空气0.260.340.96 3%PA66-97%空气0.240.330.82 5%PA66-95%空气0.190.290.82 7%PA66-93%空气0.180.280.79 10%PA66-90%空气0.170.30.78 20%PA66-80%空气0.160.290.72
图14 不同浓度PA66蒸气环境下的弧压弧流变化
Fig.14 Changes in arc voltage and arc current under different concentrations of PA66 vapor
由表2和图14可知，3%PA66绝缘蒸气浓度的熄弧速度快于5%、7%PA66绝缘蒸气浓度的熄弧速度，慢于10%、20%时的熄弧速度。这是由于PA66蒸气与空气混合后，随着PA66蒸气浓度增大，一方面，等离子体热导率降低的同时定压比热容降低，使得电弧具有一定的热保持特性，即电弧等离子体吸热慢、散热慢；另一方面，黏度降低，阳极弧根转移速度加快，率先发生转移，转移后受气流旋涡影响形成弧根黏滞现象，这将导致弧柱与栅片接触时，弧根停滞时间变长，电流增大，有反向运动趋势，在栅片端口处发生短时停滞，不进入栅片。然而，随着PA66蒸气浓度进一步增大，其所产生的压强差越大，强大的压强差有利于弧柱向栅片内部运动，当压差达到一定程度时即可忽略黏度降低所导致的弧根黏滞时间过长以及定压比热容下降所产生的影响。因此，在断路器的灭弧能力优化设计中，可以以器壁烧蚀产生3%PA66蒸气浓度为目标，针对塑壳断路器的触点开距、开断速度、灭弧室体积、结构等进行相应配置实现产气量的有效控制，进而达到提升灭弧能力的效果，有效地指导工程实践。
本文通过耦合电弧-电极微观能量磁流体动力学模型对直流塑壳断路器开断过程进行了研究，对电弧“反向运动”及“弧温回升”现象进行了分析，讨论了器壁侵蚀材料成分及浓度对直流塑壳断路器开断行为的影响，结论如下：
1）直流塑壳断路器开断过程中存在“电弧反冲”及“弧温回升”现象，该现象会造成电弧电流升高，延长熄弧时间，加重电弧对金属栅片及触头的烧蚀，不利于直流塑壳断路器的开断，降低直流塑壳断路器的寿命。
2）相较于其他产气材料，PA66烧蚀过程中会产生氰化氢使灭弧室内氢离子浓度更高，使电子附着截面增加，电弧与电极间的换热加快，电弧的能量耗散率提高，有效避免“电弧反冲”及“弧温回升”现象的发生。PA66聚合物气化后产生的压强差，降低了等离子体的黏度和电导率，增大了混合气体的热导率及定压比热容。改变灭弧室温度场及气流场分布，拉长弧柱，使整个熄弧过程弧压曲线波动次数及波动幅度变小，加快熄弧速度。
3）由于物化参数改变与压强差的双重作用，导致电弧的熄弧时间与PA66蒸气浓度大小并不呈现完全的线性关系。当PA66蒸气浓度低于10%时，3%PA66蒸气浓度电弧熄弧时间最短。当PA66蒸气浓度高于10%时，熄弧时间与蒸气浓度成反比。因此，可根据3%PA66的产气优化目标，对塑壳断路器进行灭弧能力优化设计，为工程实践提供理论依据及有效指导。
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The Influence of Wall Materials on the Arc Interruption Behavior of DC Molded Case Circuit Breakers
Abstract With the rapid development of new energy DC distribution systems, there are increasing demands on the breaking performance of DC molded case circuit breakers (MCCBs). During the breaking process of MCCBs, gassing materials are often used to assist in arc extinguishing. The high-temperature arc can erode the chamber walls, generating polymer vapor, which alters the composition of the arcing medium within the arc chamber. Therefore, it is critical to study the dynamic breaking process of MCCBs and analyze the influence of gassing materials on the internal environment of the arc chamber and the characteristics of arc movement.
The phenomena of “arc recoil” and “arc temperature rise” during the breaking process of MCCBs were identified experimentally. For rotating-type DC MCCBs, considering the microscale energy transfer and heat exchange between the arc and the electrodes, a magnetohydrodynamic (MHD) coupling model was established. Using dynamic grid technology, the real contact rotation and breaking process were simulated, and the effects of different gas-producing materials and vapor diffusion concentrations on the arc chamber environment and the dynamic characteristics of the arc were investigated.
Through simulation analysis, the following conclusions can be drawn. (1) The phenomena of “arc recoil” and “arc temperature rise” during the breaking process cause an increase in arc current, extend arc extinction time, exacerbate the erosion of metal grids and contacts by the arc, hinder reliable breaking, and reduce the lifespan of the MCCB. (2) Compared to other gas-producing materials, the ablation of PA66 produces hydrogen cyanide, leading to a higher concentration of hydrogen ions in the arc chamber. As a result, the electron attachment cross-section and energy dissipation rate are increased, and heat transfer between the arc and the electrodes is accelerated, effectively preventing the occurrence of “arc recoil” and “arc temperature rise”. The pressure difference from PA66 vaporization reduces plasma viscosity and conductivity. The thermal conductivity and specific heat ratio of the mixed gas are increased, and the temperature and airflow distribution in the arc chamber are altered, which elongates the arc column. Therefore, the fluctuation amplitude and frequency of the arc voltage curve are reduced, speeding up arc extinction. (3) Due to physical/chemical parameter changes and pressure differences, the arc extinction time does not exhibit a fully linear relationship with PA66 vapor concentration. When the PA66 vapor concentration is below 10%, the arc extinction time is shortest at a 3% PA66 vapor concentration. When the PA66 vapor concentration exceeds 10%, the arc extinction time is inversely proportional to the vapor concentration. Therefore, by optimizing the gas production target based on 3% PA66, the MCCB contact gap, breaking speed, arc chamber volume, and structure can be configured accordingly to control gas production and enhance arc extinction capability effectively.
This research provides an accurate prediction of arc behavior under different polymer vapor concentrations in MCCBs. It offers insights into the selection of gassing materials and the optimization of MCCB arc extinction performance, which can guide improvements for MCCBs used in medium and low voltage power systems.
Keywords：Molded case circuit breaker (MCCB), magnetic hydro-dynamics (MHD), wall ablation, gassing material, arc recoil, arc temperature rise
中图分类号：TM561.5
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.241207
国家自然科学基金项目（51407120）、辽宁省教育厅面上项目（LJKZ0126）和辽宁省科技计划联合计划项目（2024-MSLH-366）资助。
收稿日期2024-07-08
改稿日期 2024-07-30
段 薇 女，1994年生，博士研究生，研究方向为电弧放电等离子体与直流开断技术。
E-mail: duanwei@smail.sut.edu.cn
李 静 女，1977年生，博士，教授，博士生导师，研究方向为微观电器电弧理论与高电压与绝缘技术。
E-mail: lijing@sut.edu.cn（通信作者）
（编辑 崔文静）