图1 温度梯度可控的绝缘子表面电荷测量平台
Fig.1 Surface potential measurement platform under temperature gradient
摘要 温度梯度对直流气体绝缘开关设备（GIS）和气体绝缘输电线路（GIL）内盆式绝缘子的表面电荷积聚行为有重要影响。该文搭建了温度梯度下的表面电荷测量平台，测试了不同温度梯度下绝缘子的表面电荷积聚特性，并定量获取了温度梯度对表面电荷密度的影响。同时，建立了电-热耦合的多物理场仿真模型来辅助分析实验结果，揭示了温度梯度影响表面电荷积聚的内在机制。实验结果表明，在正极性直流电压下，高压导杆附近的绝缘子表面主要积聚正电荷，地电极附近主要分布负电荷。随着高压电极与地电极温度差由0℃增加至63.4℃，绝对最大电荷密度由8.21 µC/m2增加至16.24 µC/m2。仿真得到的表面电荷分布与实验结果高度一致。在温度梯度增加过程中，正电荷的主导积聚途径由表面传导逐步转变为体传导，体电流和表面电流差值变小，导致正电荷密度有一定程度的减少。负电荷的主导积聚途径始终为表面传导，温度梯度增加会造成地电极附近最大电场强度由1.05 kV/mm激增至2.78 kV/mm，这导致了地电极附近的表面电流显著增大，负电荷密度显著增加。该文研究结果可为直流GIS/GIL在温度梯度工况下的绝缘设计提供一定参考。
关键词：直流GIS/GIL 气-固界面 电荷积聚 温度梯度 电-热耦合
随着电力传输需求逐渐向大容量、远距离方向发展，柔性直流输电技术的优势不断凸显[1-2]。直流气体绝缘开关设备（Gas Insulated Switchgear, GIS）和气体绝缘输电线路（Gas Insulated transmission Line, GIL）具备传输容量大、可靠性高和适应性强等优势，成为高压直流输电的关键环节[3-4]。然而，盆式绝缘子的表面电荷积聚现象是限制直流GIS/GIL研发的关键问题[5-6]。由于电流的热效应，直流GIS/GIL的中央导体在运行过程中会产生高温，从而在绝缘子径向形成较大的温度梯度[7]。大温度梯度会造成绝缘子电导率也形成梯度分布，导致表面电荷积聚特性发生较大变化[8]。因此，厘清温度梯度影响表面电荷积聚的内在机制，对于直流GIS/GIL的绝缘设计有着至关重要的作用。
目前，已有部分学者对温度梯度影响下的电荷积聚开展了仿真研究。M. Hering等[9]通过仿真发现，随着温度梯度的增加，绝缘子表面最大电场强度逐渐增加，且向地电极方向移动。上海电力大学张周胜等[10-11]基于温度和电场对气相离子迁移率与固相体电导率的影响建立了电荷积聚模型，发现温度梯度会极大地影响绝缘子体电导率，并且绝缘子表面法向电场与体电导率呈负相关，导致表面电荷密度急剧增加。天津大学杜伯学团队[12]在仿真模型中考虑了气体碰撞电离和电荷捕获-脱陷过程，发现随着中央导体温度升高，绝缘子体电导率的变化会导致导体附近电场降低。华北电力大学马国明等[13]仿真研究了绝缘子体电导率对表面电荷积聚的影响，建议在温度梯度工况下将绝缘子的体电导率降低2个数量级左右。文献[14-15]还分别以平板绝缘材料和三支柱绝缘子为研究对象，通过仿真发现温度梯度会促进电荷积聚和电场畸变。可以看出，多数学者采用有限元仿真方法研究了温度梯度下的表面电荷积聚过程及机理。然而，由于仿真的条件设置通常较为理想，无法完全反映实际情形，因此仿真只能作为实验结果的辅助来进行机制分析。
在实验方面，Li Chuanyang等[16]探究了温度梯度下电荷的注入和迁移过程，并提出“类似无效区”的概念解释了温度梯度下的闪络电压下降，但他们所采用的电极结构为一对指形电极，与实际同轴圆柱式结构的电场分布不太符合。马国明等[17-18]采用锥形绝缘子开展了表面电荷积聚实验，发现温度梯度显著增加了电荷积聚量和电场畸变程度。Liang Fangwei等[19]测试了室温和40℃温差条件下盆式绝缘子的表面电位分布，发现温度梯度造成了接地外壳附近的电场强度从2.5 kV/mm激增至4.3 kV/mm。然而，现有研究仅局限于某一特定温度梯度。实际上，GIS/GIL的负荷经常发生变化，设备内部的温度梯度大小也会相应改变[20]。研究不同温度梯度条件下的表面电荷积聚特性，有助于全面评估温度梯度这一实际工况对绝缘子表面电荷分布的影响。
因此，本文首先搭建了一套温度梯度可控的实验平台，测试了不同温度梯度下绝缘子的表面电荷分布，并定量获取了温度梯度对电荷密度的影响。同时，建立了电-热耦合的多物理场仿真模型，计算了不同温度梯度下的电流密度和电场分布变化。最后，利用仿真辅助分析实验结果，深入探讨了不同温度梯度对电荷传导途径的影响机制。本文的相关结果可为直流GIS/GIL在温度梯度工况下的绝缘设计提供一定参考。
本文搭建了一套温度梯度可控的绝缘子表面电荷测量平台，如图1所示。电极结构采用同轴圆柱形布置。绝缘子试样为Al2O3/环氧树脂浇注而成的圆形平板，其直径为45 mm、厚度为10 mm，中心嵌入直径为10 mm的金属导杆。试样外圈设计了圆环形接地电极。中央导杆设计为中空，其内部采用油浴加热循环可以使导杆升至特定的温度，从而实现从导杆到接地极的温度梯度。
图1 温度梯度可控的绝缘子表面电荷测量平台
Fig.1 Surface potential measurement platform under temperature gradient
为了探究不同温度梯度对绝缘子表面电荷积聚的影响机制，本文设置高压导杆温度THV分别为20℃（室温）、40℃、60℃、80℃、100℃。开始电荷积聚实验前，先使导杆升高到指定温度并维持1 h，随后测量地电极温度，计算得到不同THV下高压导杆与地电极的温度差ΔT，见表1。由表1可见，最大温度差可达63.4℃，可以有效地模拟直流GIS/GIL内的温度梯度分布。本文分别用温度差ΔT=0、17.5、32.6、47.7、63.4℃来代表不同的温度梯度。待绝缘子温度梯度分布稳定后将电压升至+20 kV，在第5、10、20、40、60 min各测试一次表面电位分布。所有实验均在室内空气中进行，室温保持在20～25℃，相对湿度保持在25%～30%。
表1 不同高压导杆温度下的温度差
Tab.1 Temperature difference at different temperatures of HV conductor
高压电极温度THV/℃地电极温度TGND/℃温度差ΔT/℃ 20200 4022.517.5 6027.432.6 8032.347.7 10036.663.4
当每次到达表面电位测量时刻时，立即关闭电源并打开罐体，将试样移动至静电探头正下方，并启动表面电位扫描程序。通过X轴和Y轴两个电机带动静电探头扫描绝缘子表面，扫描区域为45 mm× 45 mm的方形，绝缘子试样正好设计为此方形的内切圆。扫描路径通过PLC程序自动控制，相邻两条路径的间距为1 mm，如图2所示。表面电位数据采集完成后，将绝缘子表面以外区域的电位赋零，然后通过文献[21]的反演算法计算得到表面电荷密度分布。
图2 表面电位扫描区域及路径
Fig.2 Surface potential scanning area and path
图3展示了在+20 kV、不同温度梯度下表面电荷分布的实测结果。由图3可见，当ΔT在0～63.4℃范围内时，绝缘子表面均呈现明显的双极性电荷分布，即：在高压导杆和地电极之间的区域主要分布正电荷，在地电极附近的区域主要分布负电荷。此外，紧贴高压导杆附近的区域有少量的正电荷和负电荷。纵向对比可以看出，随着温度梯度逐步增加，表面电荷的分布模式也基本不变，仅正负电荷量发生变化。具体来讲，当ΔT=0℃时，正电荷积聚量和分布区域比负电荷积聚量和分布区域更大；当ΔT升至17.5℃和32.6℃时，正电荷积聚略微减小，同时负电荷量逐步增加，正负电荷分布相当；随着ΔT进一步增加至47.7℃和63.4℃，负电荷积聚量及其分布区域进一步增加，并且明显超过了正电荷的积聚量和分布区域。
图4a和图4b提取了平均电荷密度随加压时间的变化。可以看出，在所有温度梯度条件下，正电荷密度随加压时间呈现略微减小随后基本稳定的趋势。随着温度梯度增加，正电荷密度总体上是逐步减小的。当ΔT由0℃增加至63.4℃时，60 min时的平均正电荷密度从2.09 µC/m2减少至1.05 µC/m2，降低了约50%。而负电荷密度则刚好相反，其随着加压时间逐渐增加。除了ΔT=63.4℃以外，其余温度梯度下的负电荷密度在积聚40 min后基本达到饱和。随着温度梯度增加，负电荷密度显著增大。当ΔT由0℃增加至63.4℃时，60 min时的平均负电荷密度从2.39 µC/m2增加至5.77 µC/m2，增幅达到1.4倍以上。此外，计算了60 min时ΔT=0、17.5、32.6、47.7、63.4℃的绝对平均电荷密度（所有电荷密度绝对值之和的平均值），分别为1.75、1.85、1.98、2.40、3.64 µC/m2，可见随着温度梯度增加，绝对平均电荷密度也逐步增加，当ΔT由0℃增加至63.4℃时，绝对平均电荷密度增加了108%。进一步计算了60 min时ΔT=0、17.5、32.6、47.7、63.4℃的绝对最大电荷密度，分别为8.21、8.75、13.47、13.56、16.24 µC/m2，可见随着温度梯度增加，最大电荷密度也逐步增大，随着ΔT由0℃增加至63.4℃，绝对最大电荷密度增加了97.8%。
图3 不同温度梯度下表面电荷分布的实测结果
Fig.3 Measured results of surface charge distribution under different temperature gradients
图4 绝缘子表面平均电荷密度及分区
Fig.4 Average charge density and partitioning on insulator surface
图4c展示了60 min时的平均径向电荷密度随温度梯度的变化。可以明显看出，径向平均电荷密度分布曲线随着温度梯度的增加而逐渐向下移动，说明负电荷积聚量逐步增加。紧贴高压电极附近的区域积聚的电荷量较少，并且这部分电荷随温度梯度的变化不大。随着径向距离向外增加，正电荷密度先增加后减小，然后转变为负电荷并进一步增加。在地电极附近，负电荷密度及其分布区域随着温度梯度增加而显著增加。可以得出，不同温度梯度下的径向电荷密度变化规律是一致的，因此可以将绝缘子表面划分为三个区域，如图4d所示。区域Ⅰ为紧贴高压电极附近的低电荷密度区；高压电极和地电极之间的区域为区域Ⅱ，此区域主要积聚正电荷；地电极附近为区域Ⅲ，此区域主要积聚负电荷。需要注意的是，三块区域的分布不是不变的，它们会随着温度梯度的增加扩张或收缩。以下将根据分区对不同温度梯度下的电荷积聚机制进行细致的讨论分析。
在COMSOL中建立了电-热-气流场耦合的多物理场仿真模型。气-固界面电荷密度由电流连续性方程给出[22-23]，表示为
（1）
式中，σs为气-固界面电荷密度；Jv和Jg分别为固体侧和气体侧电流密度；n为由固体侧指向气体侧的单位法向量；γs为绝缘材料表面电导；Et为绝缘材料表面切向电场强度；t为时间。
绝缘子固体侧的电流密度可表示为
（2）
式中，γv为绝缘材料体电导率；E为电场强度。由于绝缘子的体电导率受温度影响较大，因此体电导率与温度的关系为
（3）
式中，A和B为绝缘材料的体电导率温度系数，根据电导率的实测值拟合，A=5.87×10-13 S/m，B= 451 K；T为绝缘子温度。
对于表面电流项，由于表面电导受切向电场影响较大，所以γs可以表示为
（4）
式中，γs0为绝缘材料的基本表面电导，γs0=1× 10-18 S；α为表面电导对切向电场的敏感系数，α= 1.25 m/MV[24]。
由于高压导杆存在高温，模型中需考虑温度场[25]，表达式为
（5）
式中，ρ为材料的密度；cp为材料的比定压热容；u为流体速度；k为导热系数；Q为中央导杆高温产生的热源。温度场的关键参数见表2。空气的导热系数和比定压热容为关于温度的多项式方程，这里不再赘述，直接采用COMSOL材料库的默认设置。
表2 温度场的关键参数
Tab.2 Parameters related to temperature field
参数数值 绝缘子导热系数kv/[W/(m·K)]0.4 绝缘子比定压热容cp,v/[J/(kg·K)]1 800 金属电极导热系数km/[W/(m·K)]238 金属电极比定压热容cp,m/[J/(kg·K)]900
考虑到气体侧带电粒子在电场和流场作用下会产生定向移动，因此在气体侧电流中考虑粒子迁移、复合及扩散等过程与温度的耦合[26]，描述方程分别为
（6）
（7）
式中，Np、Nn分别为正、负载流子的浓度；
为离子对生成率，=10～50 cm-3·s-1；β为正、负离子的复合系数，β=2.2×10-6 cm3/s；μp、μn分别为正、负载流子的迁移率，μp=1.36 cm2/(V·s)，μn= 1.87 cm2/(V·s)；Dp、Dn分别为正、负离子的扩散系数，Dp=3.4×10-2 cm2/s，Dn=4.7×10-2 cm2/s。则气体侧电流密度可表示为
（8）
式中，e为元电荷电量。
泊松方程和传热方程的边界条件均根据狄利克雷条件设置：设置高压电极的电位φHV=+20 kV，地电极的电位φGND=0；设置高压电极的温度THV分别为293、313、333、353、373 K，地电极的温度根据表1的实测值设置。电荷流体方程的边界条件根据电流的方向定义，具体设置如下：
1）正极板处正离子浓度为0，负离子浓度梯度为0，即
（9）
（10）
2）负极板处负离子浓度为0，正离子浓度梯度为0，即
（11）
（12）
不同温度梯度下表面电荷分布的仿真结果如图5所示。由图5可见，绝缘子表面也呈现双极性电荷积聚的特征，即在区域Ⅱ主要积聚正电荷，在地电极附近的区域Ⅲ主要积聚负电荷。此外，紧贴高压电极的区域Ⅰ的电荷积聚量较小。随着温度梯度增加，区域Ⅱ的正电荷分布先减小后增加，但仍然小于ΔT=0℃的情形。区域Ⅲ的负电荷分布随温度梯度增加而逐步增加。可见，表面电荷分布的仿真结果与实验结果具有良好的一致性。
进一步提取了60 min时的平均径向电荷密度分布，如图6所示。从图6可以看出，在紧贴高压电极的区域Ⅰ积聚了少量电荷。当ΔT=0℃时，区域Ⅱ的正电荷密度最大。随着温度梯度增加，区域Ⅱ的正电荷密度先减小后增加，但仍比ΔT=0℃时小。区域Ⅲ积聚的负电荷密度及其分布区域随温度梯度增加呈现明显的上升趋势。总的来说，仿真得出的电荷分布结果与实验结果具有较高的一致性，特别是地电极附近正电荷积聚的变化趋势基本与实验结果完全一致。然而，仿真只能得出均匀的电荷分布，同时电荷分布细节和电荷积聚量仍与实验结果存在一些差异，这表明仿真不能完全复现实验，仅依靠仿真可能无法得出可靠的结论。因此，以下将利用仿真来辅助分析实验结果，厘清温度梯度对电荷积聚途径的影响机制。
图5 不同温度梯度下表面电荷分布的仿真结果
Fig.5 Simulation results of surface charge distribution under different temperature gradients
图6 径向平均电荷密度仿真结果
Fig.6 Simulation results of radial mean charge density
根据电流连续性方程，气-固界面积聚电荷的本质是由气体侧、固体侧和表面传导电流三者之间的差异引起的[27]，表面电荷的主导积聚途径由其中最大的传导电流项决定。因此，本文计算了电荷积聚60 min时，不同温度梯度下三种传导电流密度的分布，如图7所示。首先可以注意到体电流密度和表面电流密度的数量级相当，而气体侧电流密度比体电流密度和表面电流密度小两个数量级。这说明气体侧传导电流对表面电荷积聚的贡献较小，基本可以忽略不计。因此，表面电荷积聚主要是由体传导电流和表面传导电流的竞争引起的。随着温度梯度增加，体传导电流和表面传导电流的大小和方向均会发生改变。具体地，随着ΔT由0℃上升至63.4℃，体电流密度和表面电流密度均呈现先减小，然后反转方向并逐步增大的趋势。当ΔT为0℃和17.5℃时，体电流和表面电流方向的变化趋势一致，表明这两种条件的电荷主导积聚途径是一致的，因此本文将这两种条件统称为无温度梯度和小温度梯度情形。同样地，将ΔT=32.6℃、47.7℃和63.4℃条件统称为大温度梯度情形。
图7 不同温度梯度下的电流密度分布
Fig.7 Current density distribution at different temperature gradients
为了便于分析，图8对比了ΔT为0℃和63.4℃情况下体电流和表面电流两种传导电流。可以观察到，对于ΔT为0℃和63.4℃两种情形，体传导电流和表面传导电流的两条曲线在区域Ⅱ和区域Ⅲ之间均存在一个明显的交点（红色圆圈标出）。交点左侧即为正电荷积聚的区域Ⅱ，交点右侧即为负电荷积聚的区域Ⅲ。紧贴高压导杆附近为区域Ⅰ。以下根据式（1）分别阐述三个区域的电荷积聚主导途径。
图8 体传导电流和表面传导电流的对比
Fig.8 Comparison of bulk conduction current and surface conduction current
在紧贴高压导杆附近的区域Ⅰ，当ΔT为0℃和63.4℃时，体电流和表面电流的差距均较小，两者的竞争导致此区域的表面电荷密度较小。此外，区域Ⅰ中三结合点附近的电场极易发生畸变，从而导致微放电的产生。在实验条件下，微放电产生的正、负电荷容易沉积在附近的绝缘子表面。因此，不同温度梯度条件下区域Ⅰ中均积聚了少量的正、负电荷。
在区域Ⅱ，当ΔT=0℃时，表面电流密度比体电流密度更大，因此，此区域内的正电荷积聚由表面传导电流主导。原因是无温度梯度条件下，绝缘子体电导率并未得到提升，体传导电流相对较小。高压导杆内的正电荷在表面切向电场驱动下迁移至绝缘子表面，并进一步朝对侧的地电极运动，宏观上造成大量正电荷积聚在区域Ⅱ。正电荷积聚量在较短的时间内较多，这部分正电荷会削弱高压电极附近的电场，反过来又造成正电荷注入量略微减少。随着时间推移，这种电荷和电场的竞争机制造成正电荷积聚量达到一个相对稳定、略有波动的状态。而当ΔT升至63.4℃时，区域Ⅱ的体电流和表面电流的大小关系发生了转变。体电流相比表面电流更大，因此体传导成为此时电荷的主导积聚途径。
对于区域Ⅲ，当ΔT=0℃时，表面电流由负值转变为正值。地电极内的负电荷可在切向电场驱动下迁移至绝缘子表面，也参与到表面传导电流中。因此，体传导电流和表面传导电流均对地电极附近的负电荷积聚有一定贡献。当ΔT升至63.4℃时，表面电流显著大于体电流，因此表面传导是此区域负电荷的主导积聚途径。与区域Ⅱ的情况有所不同，此时表面传导电流为正值，说明由地电极内部迁移至绝缘子表面的负电荷是表面传导电流的主要来源。无论何种温度梯度，负电荷积聚量在前20 min逐步增加，这部分负电荷又会削弱地电极附近的电场。因此20 min后，负电荷积聚量也达到相对稳定、略有波动的状态。
需要说明的是，本文采用的电荷积聚模型是常规的三相电导模型，虽然考虑了气体侧的扩散和复合等物理过程，但没有考虑气体侧放电和绝缘材料表面陷阱的影响。事实上，气体侧放电和表面陷阱捕获载流子也是表面电荷的重要来源和积聚途径。气体侧放电产生的正、负电荷，以及高压电极和地电极注入的电荷均可能被陷阱捕获，这部分电荷就不会参与到表面传导电流中[28]。由此可见，本文仿真模型存在固有的局限性，而目前文献中的仿真模型也难以考虑到实验中的所有因素，这也是仿真无法完全复现实验结果的重要原因。因此，本文的仿真结果只是给出了一种可作为参考的电荷传导机制，以便于辅助分析实验结果。即使如此，本文的仿真结果和实验结果仍有较好的一致性，仿真能够在一定程度上揭示温度梯度对电场和电荷的影响机制。
根据电流连续性方程，表面电荷密度变化的本质是电流密度的变化。根据式（2）和式（4），体电流密度和表面电流密度均与电导率和电场密切相关，因此图9计算了电荷积聚60 min时不同温度梯度下的电场分布。一般来说，从施加直流电压瞬间到达到直流稳态会有一个较长时间的从容性到阻性的过渡过程，图9计算得到的电场也属于这个过渡过程。在达到直流稳态前，过渡过程的电场和表面电荷会相互影响。以下将根据电场和电流密度的变化来分析温度梯度对表面电荷密度的影响。
图9 不同温度梯度下的电场分布
Fig.9 Electric field distribution at different temperature gradients
由图9a可以看出，随着温度梯度增加，高压导杆附近的电场强度骤降，同时地电极附近的电场强度显著上升。具体来说，随着ΔT由0℃上升至63.4℃，高压电极附近的电场强度由1.73 kV/mm骤降至0.1 kV/mm；而地电极附近的电场强度由1.05 kV/mm上升至2.78 kV/mm，增幅达到两倍以上。由图9b可知，当ΔT=0℃时，绝缘子表面电场以切向分量为主，法向电场分量较小。随着温度梯度逐步增加，电场分布发生较大畸变，绝缘子表面的法向电场逐步增加。在地电极附近的较小区域内，法向电场方向由气体侧指向固体侧。除此以外的绝缘子表面大部分区域中，法向电场方向由固体侧指向气体侧。
根据以上分析，温度梯度对表面电荷密度的影响可由图10所示的示意模型说明。随着ΔT由0℃上升至63.4℃，区域Ⅰ的体电流和表面电流差距始终较小，微放电一直是少量电荷的来源，所以此区域的电荷密度变化较小。在区域Ⅱ，由于绝缘子电导率和法向电场增加，体传导电流逐步增加，同时温度梯度增加可能导致表面电导和切向电场的梯度增加，造成表面电流也变大。但体电流和表面电流的差值却减小了，最终造成此区域的正电荷密度随温度梯度的增加而减小。事实上，在无温度梯度情形下，法向电场分量较小，由高压导杆沿表面传导输运至区域Ⅱ的正电荷量较多。随着温度梯度增加，虽然由体传导而来的正电荷量有一定程度的增加，但同时区域Ⅲ的负电荷积聚量和分布区域增加更显著。这部分负电荷本质上就来源于表面电流的增加，其与区域Ⅱ的正电荷发生中和，导致区域Ⅱ的正电荷积聚量宏观上随着温度梯度的增加而减小。
图10 表面电荷积聚途径的示意模型
Fig.10 Schematic modelling of the surface charge accumulation pathway
对于区域Ⅲ，虽然此区域的绝缘子电导率变化不大，但由于温度梯度增加造成了地电极附近电场激增，所以体电流和表面电流均有一定程度的增加（见图7a和图7b）。由于平板绝缘子试样表面还是以切向电场分量为主，所以表面电流增量比体电流增量更大，此时由地电极沿表面传导输运而来的负电荷量显著增加，同时负电荷的分布面积也随着温度梯度增加而逐步扩张。
总的来说，温度梯度增加会造成地电极附近电场激增，进一步造成地电极附近的表面传导电流显著增加，最终导致异极性电荷密度以及电荷密度总量显著增多，这可能会使得沿面闪络发生的风险变大。因此，在进行直流GIS/GIL绝缘设计时，温度梯度是必须考虑的关键工况[29]。从绝缘材料优化选型角度来说，需要绝缘材料的体电导率受温度影响尽量小，即开发电导率低温度系数的材料；从结构设计的角度来说，需要重点关注接地外壳附近的电场变化，可通过对屏蔽罩、法兰盘等部件进行微调优化来缓解附近的电场畸变。同时，后续将继续对温度梯度下的直流沿面闪络特性以及表面电荷对闪络电压的影响开展深入研究。
本文通过实验测试了不同温度梯度下的表面电荷积聚特性，定量获取了温度梯度对电荷密度的影响，并通过电-热耦合的多物理场仿真对实验结果进行对比分析，厘清了温度梯度影响表面电荷积聚途径的机制。主要结论如下：
1）实验结果表明，在正极性直流电压下，高压电极附近的绝缘子表面主要积聚正电荷，地电极附近主要积聚负电荷。随着ΔT由0℃增加至63.4℃，绝对最大电荷密度由8.21 µC/m2增加至16.24 µC/m2。
2）仿真得到的表面电荷分布结果与实验结果具有良好的一致性。随着温度梯度增加，正电荷的主导积聚途径由表面传导逐步转变为体传导。负电荷的主导积聚途径则始终是表面传导，由地电极内部迁移至绝缘子表面的负电荷是表面传导电流的主要来源。
3）随着温度梯度增加，由于绝缘子电导率的增加，体电流和表面电流均变大，但两者的差值减小，导致正电荷密度逐步减少。同时温度梯度增加会造成地电极附近电场强度由1.05 kV/mm激增至2.78 kV/mm，导致表面传导电流明显变大，地电极附近的负电荷密度显著增加。
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Effect of Temperature Gradient on Surface Charge Accumulation Characteristics of DC Basin Insulators
Abstract With the continuous development of the power grid scale and renewable energy, flexible high voltage direct current (HVDC) transmission technology has gained global wide attention. The DC gas insulated switchgear/transmission line (GIS/GIL) have advantages of low loss, large capacity, and easy grid interconnection, which become a key link in HVDC transmission systems. However, surface charge accumulation on basin insulators will degrade the interfacial insulation performance, posing a key technical challenge of insulation design. Under regular serving conditions, the current thermal effect will create high temperature in the central conductor, which generates radial temperature gradients across insulators. The temperature gradient significantly influences the insulator’s bulk conductivity distribution and surface charge accumulation, which may further reduce flashover voltage along the gas-solid interface. At present, few studies systematically examine how temperature gradients affect surface charge accumulation, which significantly hinders the insulation design of DC GIS/GIL under thermal gradients.
This study first constructed a surface charge measurement platform with controllable temperature gradient. It enabled the temperature difference (ΔT) between HV conductor and grounded electrode to be adjusted from 0°C to 63.4°C. Then the surface charge distributions were tested under positive DC voltage and various temperature gradients. The results showed that the temperature gradients did not alter the surface charge accumulation pattern. A bipolar-charge distribution appeared on insulator surface: positive charges concentrated between the HV and grounded electrodes, while negative charges mainly distributed near the grounded electrode. As ΔT increased from 0°C to 63.4°C, the distribution area of positive charges shrank gradually, with average density decreasing from 2.09 µC/m2 to 1.05 µC/m2. In contrast, the distribution area of negative charge expanded significantly, with average density rising from 2.39 µC/m2 to 5.77 µC/m2 (a 141% increase). Absolute maximum charge density increased from 8.21 µC/m2 to 16.24 µC/m2. These findings demonstrated that temperature gradients substantially enhanced surface charge accumulation on insulators.
To analyze how temperature gradients affect the dominant accumulation pathways of surface charge, a multi-physics field simulation model coupling electric, thermal, and gas flow fields was further developed. This model accounted for the temperature-dependent bulk conductivity of the insulator, as well as the charged particle’s diffusion, migration and recombination processes driven by the electric and flow fields in gas side. The results showed that under no and low temperature gradients, the bulk conductivity was small, resulting in a relatively small bulk conduction current, so the surface conduction current was the dominant accumulation pathway for positive charges. As the temperature gradient increased, the dominant accumulation pathway of positive charges gradually changed from surface conduction to bulk conduction due to the surge of insulator bulk conductivity. And the difference between bulk current and surface current became smaller, resulting in a reduction of positive charge density. The dominant accumulation pathway of negative charges was always surface conduction. The increase in temperature gradient caused the electric field near the ground electrode to surge from 1.05 kV/mm to 2.78 kV/mm, which led to a significant increase in the surface current and negative charge density near the grounded electrode.
Overall, large temperature gradients will cause an electric field surge near the grounded electrode, further aggravating the surface charge accumulation. This may result in a greater risk of flashover occurring along the gas-solid interface. Therefore, it is necessary to explore insulating materials with low temperature coefficients of bulk conductivity in DC GIS/GIL, which makes the electric field and surface charge accumulation to be reduced. Meanwhile, components such as shields and flanges in the vicinity of the grounded shell need to be particularly designed to maximally relax the electric field distortion.
Keywords：DC GIS/GIL, gas-solid interface, charge accumulation, temperature gradient, electro-thermal coupling
中图分类号：TM85
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.250827
国家自然科学基金资助项目（52407182）。
收稿日期2025-05-18
改稿日期2025-06-12
韩 铺 男，1997年生，博士研究生，研究方向为绝缘子表面电荷聚散特性，直流沿面闪络特性等。
E-mail：hanpuz@126.com（通信作者）
潘 成 男，1986年生，副教授，博士生导师，研究方向为高电压与绝缘技术。
（编辑 李 冰）