大氣條件下厘米級棒-板間隙負極性電暈放電中流注的產生與發展機制

李長云 李巖青 于永進

大氣條件下厘米級棒-板間隙負極性電暈放電中流注的產生與發展機制

李長云 李巖青 于永進

（山東科技大學電氣與自動化工程學院 青島 266590）

該文研究了大氣條件下棒-板間隙中流注放電的產生與發展機理。首先，基于Raether判據和Meek判據，建立了在給定放電條件下流注的發展長度與由電子球表面電場表示的空間電場強度之間的關系，可用其判斷流注放電的發展過程；然后，建立了流注放電的等離子體化學反應仿真模型，分析了流注放電發展過程中帶電粒子、平均電子能量及電場強度的分布規律；最后，開展了大氣條件下負直流棒-板放電實驗，分析了流注型電暈放電的發展過程。研究表明，等離子體化學反應模型用于計算厘米級間隙的流注放電的可靠性較高，放電初期以氮氣和氧氣的電離反應為主，且只有主放電通道的電子崩在放電中期發展為流注，而放電后期負離子層變厚形成鞘層。實驗結果表明，流注型電暈由流注和漫射輝光區域組成，且流注的形狀、位置隨加壓時間發生變化，負離子層的積聚是漫射輝光區域形成的主要原因。該文所得結論可為明確負極性電暈放電中流注放電的產生與發展機制，以及等離子體的制備等提供理論依據。

流注型電暈 輝光放電 Raether判據 Meek判據 離子鞘 棒-板間隙

0 引言

在直流輸電工程中，由于架空線表面存在強電場，因此在導線周圍的空氣間隙內極易發生電暈放電。具有流注性質的電暈放電在局部產生大量帶電粒子，進而畸變空間電場并加速空間電離反應，促進流注放電的發展。流注通道一旦形成，極易引起輸電線路與周圍空氣發生閃絡，不僅耗費大量電能，還威脅電力系統的安全運行[1]。厘米級空氣間隙中的流注放電會產生大量的等離子體和自由基團，且放電產物具有優異的化學性能，故厘米級間隙的流注放電常用于點火助燃、廢氣處理及毒劑洗消[2-4]。因此，研究厘米級間隙電暈放電過程中流注的產生與發展機制，對提高直流輸電系統運行可靠性以及等離子體的工業生產制備具有重要意義。

大氣條件下流注放電的發展速度極快，氣相反應復雜。由于缺乏更高精度的觀測和測量系統，在實驗中很難完整地記錄流注放電過程并準確地測量流注放電參數[5]，流注放電起始和發展的機理研究還未完善。極性效應使得負極性條件下的起暈電壓低，流注更易產生。因此，研究大氣條件下厘米級間隙的負極性流注放電的產生與發展機制能夠豐富和發展氣體放電理論。

計算機模擬技術、設備檢測和觀測技術的迅速發展為流注放電的實驗與仿真研究提供了有力支撐。實驗方面，利用超高速攝像機ICCD（intensified charge coupled device）可在宏觀上研究流注放電的發展過程。例如，文獻[6]觀察到電暈放電中心由大量噴射狀細絲組成；文獻[7]拍攝了0.5 cm間隙中流注放電的放電形態；文獻[8]分析了大氣條件下一次流注與二次流注放電過程中自由基的產生數量，并實測了流注半徑；文獻[9]測量了不同壓強下厘米級棒-板空氣間隙的擊穿電壓，發現負直流條件下板電極表面的電荷積聚是極性效應反轉的主要原因；文獻[10]發現在8 cm的空氣間隙下，濕度越大，流注發展所需的電場強度越大，氣壓越小，流注發展所需的電場強度越小；文獻[11]研究表明，在1.6 cm空氣間隙中氮氧比例能直接決定光電離的速率，且氧氣含量越少，光電離效率越低，越容易產生分支；文獻[12]對高壓直流實驗的回路設計進行了詳細說明，有助于正確搭建實驗平臺。

借助于計算機模擬，可深入探究流注放電的微觀機理。現有流注仿真模型主要包括動力學模型、流體力學模型和混合模型，其中流體力學模型因其較高的計算可靠性被廣泛應用[13-14]。但流注放電的微觀研究主要集中在毫米級間隙，鮮有對厘米級間隙下流注放電的仿真研究。同時，傳統流體仿真模型[15]僅由三個連續性方程和一個泊松方程組成，其計算所用的放電參數是在毫米級間隙條件下得到的擬合結果，因此其用于厘米級間隙流注仿真計算的有效性尚待檢驗。

為提高計算模型的可靠性，本文對大氣條件下厘米級棒-板間隙負極性電暈中流注的產生與發展機理進行研究。首先，分析流注的產生與發展機制，然后建立流注放電的等離子體化學反應仿真模型，并開展實驗研究。本文通過求解玻耳茲曼方程得到電子能量分布函數，為減小計算量，給定電子遷移率。電子能量分布函數僅用于求解電離反應的反應速率，然后將計算結果代入流體方程求解流體模型。此外，基于Raether判據和Meek判據的理論基礎，發展了在極不均勻場下流注的發展長度與電子崩頭部的電場強度之間的關系，可用于檢驗仿真模型準確性和計算流注長度。

1 負極性電暈放電中流注的產生及發展

1.1 流注的產生機制

1.1.1 起暈場強

F. W. Peek[16]最早給出了大氣壓下25℃時導線起暈場強的計算式，如式（1）所示。但由式（1）計算的正電暈放電及球電極放電的起暈場強與實際測量值間的誤差較大，故J. J. Lowke等[17]對其進行了修正，得出了式（2）所示球電極的起暈場強表達式。

式中，c為起暈場強，kV/cm；為相對空氣密度；L和分別為導線半徑和球電極半徑，cm。

雖然利用式（1）和式（2）確定厘米級間隙的起暈場強簡單易行，但是其僅可用于分析放電起始階段的起暈場強，尚不能對流注放電的產生及發展過程進行詳細描述。

1.1.2 流注起始判據

隨著棒-板間隙中電壓的升高，電暈放電加劇，在靠近棒電極的電離區內產生大量空間電荷，倘若畸變的空間電場能夠維持流注產生，則負電暈開始向負流注轉變。目前廣泛認可的流注起始判據有Raether判據、Meek判據和光電離判據[18-19]。其中Raether判據和Meek判據是基于均勻場下的流注放電起始判據，不適于本文棒-板電極下的流注放電起始判定；而光電離判據是基于流注形成過程建立的數學模型，理論性強，但其模型中的多個變量取值困難，不易對其進行定量求解。為此，本文流注放電的起始判據將根據流注仿真研究的經驗，認為當電子密度達到1018m-3時，流注起始。進一步，基于Raether判據和Meek判據中可利用空間電場強度與外施電場的比值關系判定流注起始的基本思想，發展了確定流注發展長度的方法。

1.2 流注的發展過程

當棒-板間隙之間的電壓低于擊穿電壓時，流注的發展過程如圖1所示，此時流注放電由流注莖、主流注通道、流注絲組成。

圖1 流注放電示意圖

圖1中，將流注莖與主流注通道的長度作為流注的長度。極不均勻電場下，電離系數隨流注發展的位置而發生變化，在靠近棒電極的周圍，流注頭部空間電荷數量多、電場強度高、電離和激發速率快，且流注的半徑較小，因此光電離提供的種子電子容易在高電場強度作用下產生電子崩維持流注發展。當流注發展至遠離棒電極時，由于電源電場本身的不對稱性及電子發射角度的隨機性，使得流注半徑在發展過程中增大，流注頭部空間電場強度降低，電離減弱，流注發展變得困難。

式中，s為電子球表面電場強度，V/m；為球體內的電子數；0為真空介電常數，0=8.85×10-12F/m；0為元電荷量，C；e為球體內電子數密度，m-3；e為電子擴散系數，m2/s；dc()為外施電源電場強度，V/m；e為電子遷移率；0和分別為流注起始位置和發展長度，cm；為間隙距離，cm；為流注發展為長度所需的時間，s；。

通常，e和e滿足愛因斯坦關系式（6），故可將式（3）進一步表征為式（7）。

式中，e為電子溫度，eV；為玻耳茲曼常數。

顯然，式（7）可定量表征流注發展長度與維持其發展所需的空間電場強度s之間的關系。通過求解流注放電等離子體化學反應仿真模型，確定式（7）中的參數變量，并將電子球表面電場強度s與流注放電仿真模型中由泊松方程計算的空間場強進行對比，進而可以判定流注發展是否截止。

2 流注放電仿真模型

本文采用基于流體力學的等離子體化學反應模型[21]進行流注放電的數值模擬。模型由電子連續性方程，電子能量方程，正、負離子及中性分子輸運方程和泊松方程組成，并耦合光電離計算模型。

2.1 流注計算的控制方程

電子的遷移和擴散過程由連續性方程表示為

式中，e為電子通量；ph為光電離速率，m3/s；為使目標物質產生或減少的反應數目；為不同的反應；x為目標物質的摩爾分數；k為反應速率，m3/s，電子碰撞反應的反應速率通過求解電子能量分布函數，并對能量進行積分求取，表達式見2.2節式（21）；為電場強度，V/m。

電子能量的傳輸過程由電子能量密度方程表示為

式中，ε為電子能量通量；ε為電子能量密度，eV/m3；Δε為碰撞反應產生的能量損失，eV；ε為電子能量遷移率，m2/(V·s)；ε為電子能量的擴散系數。本文取電子遷移率e=3.74×1024(1021)-0.22[20]，電子輸運系數之間的關系滿足

正離子、負離子、中性分子的遷移與擴散過程由重粒子多組分輸運方程表示，即

式中，為空氣密度，kg/m3；n為重粒子數密度，m-3；為平均流體矢量，m/s；為粒子擴散通量矢量，kg/(m2·s)；R為粒子由于化學反應造成的速率變化，kg/(m3·s)；D和分別為多組分擴散系統中粒子的Maxwell-Stefan擴散系數和擴散驅動力；為粒子擴散系數的總個數；為熱擴散系數；為氣體溫度。

空間電場分布由泊松方程式（15）和式（16）求解。

式中，r為相對介電常數；p、n分別為正、負離子數密度，m-3；為電勢，V。

光電離是流注生成與發展不可或缺的因素，目前空氣中放電的光電離速率主要由傳統積分模型[22]確定，其表達式為

傳統光電離模型計算采用積分運算形式，為減少計算量，本文采用對光子的吸收函數作三指數擬合的Helmholtz微分方程做近似計算，計算式見式（19）和式（20），擬合系數取值[24]見表1。

表1 擬合參數取值

Tab.1 Value of fitting coefficient

2.2 空氣放電的等離子體化學反應

式中，e為電子質量，kg；為電子能量；N2、O2分別為電子與N2和O2的碰撞截面，截面數據來自LXCat數據庫[26-27]；()為電子能量分布函數，采用玻耳茲曼-兩項近似（線性）方法求解。

表2 本文考慮的化學反應過程

Tab.2 Chemical reaction processes considered in research

2.3 邊界條件

本文所用模型包含電極邊界和空氣開放邊界：電極邊界采用反應壁邊界條件；氣體邊界設置為零電荷、零通量邊界。

電子在電極上的邊界條件為

式中，為邊界法向量；p為正離子的通量；為二次電子發射系數，在板電極取0，棒電極取0.02。

電子能量在電極上的邊界條件為

所有正離子、負離子、中性分子在電極邊界上滿足式（24）。

為保證計算模型的準確性，邊界條件與文獻[24]保持一致。

3 大氣條件下負流注放電仿真與實驗對比分析

3.1 幾何模型

本文使用COMSOL Multiphysics 5.6中等離子體模塊、數學模塊和靜電模塊，建立二維軸對稱仿真模型。本文構建的幾何模型中，棒電極半徑為0.75 cm，棒電極尖部半徑為0.075 cm，板電極半徑為8 cm。外施電壓上升沿為5 ns，峰值為-80 kV。板電極接地，間隙為18 cm。氣壓為1 atm（1 atm=760 Torr=101.3 kPa），溫度為293 K。為提高模型的收斂性，本文對求解域網格進行了一定的設置，網格平均單元質量為0.92，所建立的幾何模型如圖2所示。

3.2 流注放電仿真結果分析

3.2.1 帶電粒子數密度分布及發展過程

由式（2）計算出本文放電電極的起暈場強約為75.3 kV/cm，在外施電壓達到峰值時，棒電極尖部產生的電場強度約為200 kV/cm，因此在棒電極處電暈放電劇烈，自由電子獲得能量，當其能量高于氣體分子的電離能時，氣體分子將被電離。

圖2 幾何模型

在整個流注發展過程中，對稱軸線上正、負離子及電子的整體密度分布隨時間的發展曲線如圖3所示。由圖3可看出，每一時刻電子密度峰值存在于流注頭部，同樣在流注頭部存在大量電離產生的正離子，而負離子的產生稍滯后于電子和正離子，其原因是負離子主要在流注經過的通道內產生，而流注頭部由于電場強度高、電子能量大，難以發生附著反應。為深入研究流注發展過程中帶電粒子的動作行為及分布特性，本文將整個流注放電的發展過程分為三個具有代表性的時間點，分別對應流注的起始、發展與預擊穿時刻，其對應時間分別為=3 ns、=10 ns、=29 ns。

圖3 不同時刻帶電粒子數密度分布曲線

圖4 t=3 ns時帶電粒子分布

圖5 t=10 ns時帶電粒子分布

=29 ns時帶電粒子分布如圖6所示。由圖6a可看出，此時流注頭部已到達板電極，其電子數密度峰值為3.01×1019m-3。由軸線上的帶電粒子數密度分布曲線圖6b可知，在棒電極處存在大量正離子，正離子碰撞棒電極會產生二次發射電子，二次電子在畸變電場下將形成電子崩。在流注通道內正、負離子數值穩定，形成等離子體正柱區，此時流注的放電形態如圖6c所示。在板電極處，負離子和電子數密度增加，這是由于負離子受電場遷移在板電極聚集，隨著時間的延長，負離子層變厚，且電荷之間相互排斥，因此形成鞘層。鞘層的出現增加了板電極處的電場畸變，造成電離速率升高，電子和正離子增多。

圖6 t=29 ns時帶電粒子分布

3.2.2 平均電子能量與電場強度的分布及發展過程

電子在電場作用下能量升高，高能電子通過與重物質的碰撞過程進行能量傳遞，由高能電子碰撞引發的電離過程會直接影響帶電粒子的位置分布，進而影響空間電場的分布，因此空間電場的畸變程度及其分布和發展規律是研究流注放電的關鍵。

軸線上不同時刻平均電子能量的分布如圖7所示。由圖7可知，在流注發展初期，流注的起始依賴外施強電場，當=4 ns時，在棒電極處電場強度高達上百kV/mm，因此棒電極處的平均電子能量約為16.5 eV，遠高于通道內的平均電子能量。當流注發展至遠離棒電極時，電場畸變則主要由流注頭部的空間電荷引起，其在流注發展過程中較為均勻，因此通道內的平均電子能量也較為均勻，約為6.2～6.8 eV，這將會造成氮氣分子的電子能級以及轉動和振動能級發生躍遷，由于其能級不穩定，能量將以光子的形式釋放，產生的光子極易被氧氣分子吸收而發生光電離，進而維持流注的發展。在靠近板電極處，平均電子能量開始增加，原因是此處的空間電場強度增強。為探究電場強度增強的原因，計算得到空間電場強度與負離子數密度的二維分布如圖8所示。

圖7 不同時刻軸線處的平均電子能量分布

圖8 不同時刻電場強度及負離子的空間分布

由圖8a可知，電場強度隨空間電荷的移動而發生變化，凈空間電荷密度分布決定了電場的分布規律。當=3 ns時，棒電極處存在大量帶電粒子，其電場強度峰值為3.15 MV/m。之后由于負離子層的存在使得棒電極與流注頭部之間的電場強度降低，因此在=10 ns時，流注頭部電場強度峰值為2.91 MV/m。當＞10 ns時，流注頭部距棒電極較遠，放電通道內帶電粒子密度和電子能量較為均勻，因此其電場強度相對平緩，約為2.3～2.5 MV/m。當流注頭部靠近板電極時，空間電場強度明顯增強，約為3.13 MV/m。從圖8b可看出，當流注頭部靠近板電極時，流注通道內已存在大量的負離子，由于同性電荷之間相互排斥及質量大等原因，其運動速率較電子慢得多，因此其積聚會使得流注頭部與板電極之間的電場強度增強；同時負離子層的存在會削弱與棒電極之間的電場強度，使得流注經過的通道內的電場強度降低，自由電子更易被附著，負離子數目會繼續增加，進一步增大與板電極之間的電場強度，此時流注頭部的自由電子在前向通道內的電離反應將更為激烈，將會產生更多的空間電荷和有效電子，流注頭部的電場強度也隨之增強，而最先到達板電極的部分電子，會在電場作用下發生放電，使得板電極附近出現放電現象。此時，板電極處的放電現象有別于流注通道內的放電，其放電強度與負離子層的積聚程度有關。

3.2.3 流注發展長度的確定方法

為量化表征電子球的表面電場強度s與流注長度之間的對應關系，本文繪制了外施電壓在軸線上的電場分布曲線，如圖9所示。圖中，dc為外施電壓在軸線上產生的電場強度分量；av定義為平均電場強度，其值為外施電壓幅值與間隙距離的比值，本文取為0.44 MV/m。

圖9 電源電場的軸線分布

由圖9可知，外施電壓產生的電場在靠近棒電極的區域內變化較大，而在通道內較為均勻，距離板電極約15.23 cm處的電場強度值等于av。將dc（單位為V/m）取倒數并進行三次多項式擬合為流注長度（單位為cm）的函數，即

因Raether判據中的代表電子崩發展的臨界長度，本文為將其轉換為流注長度作如下假設。

1）外施電壓能夠滿足在棒電極放電起始時刻，電子崩放電轉變為流注放電，因此式（7）中0=0。

2）在式（7）成立的條件下，將式中電子密度e、電子溫度e及式（25）中dc()倒數的擬合函數取值為流注放電仿真模型中的計算值，并采用描坐標點法得到s與的關系曲線，如圖10所示。

圖10 Es與l的關系曲線

由圖10可得，在流注起始階段s較高，意味著流注起始需要較高的電子密度，此時崩頭內電場強度要高于52 kV/cm才能滿足條件。隨后s迅速降低，這是由于流注起始階段的光電離效率高，光電離為流注發展提供大量種子電子，并且流注起始階段存在分支，在軸線方向上碰撞電離速率較低。在流注發展過程中，電子球表面電場強度由于電荷的積累和匯聚作用而緩慢升高。當流注頭部電場畸變程度小于1倍平均電場強度時，流注發展長度小于6 cm；當流注頭部電場畸變程度為1～5倍平均電場強度時，流注發展長度小于14.5 cm；當流注頭部電場畸變程度大于12倍平均電場強度時，流注將擊穿棒-板間隙。

3.3 實驗驗證

3.3.1 實驗設計

為驗證仿真模型，本文進一步搭建了棒-板間隙下的電暈放電實驗平臺，并開展了實驗研究。實驗用棒、板電極均由金屬銅材料制成，棒電極半徑為0.75 cm，尖部半徑為0.075 cm；板電極直徑為16 cm，厚度為1 cm。采用HY-DC300型高壓直流電源供電，最高輸出電壓為±300 kV，放電間隙設置為18 cm，環境溫度為20℃，限流電阻為40 kΩ。放電時采用照相機對放電現象進行拍攝。放電結構示意圖如圖11所示。

圖11 放電結構示意圖

3.3.2 實驗結果與分析

采用勻速升壓方式，當電壓升至約-60 kV時，棒電極處產生藍紫色微弱的暈光，如圖12所示。

圖12 實驗中的電暈放電

經分析知，此階段為電暈起始階段，其形成原因是棒電極尖部的電場強度達到了起暈場強，在棒電極周圍造成局部的氣體擊穿并生成正離子和電子，由于電場強度不高，電子被中性分子附著為負離子，正、負離子發生復合反應并發射光子，因此在棒電極尖部周圍形成暈光。

當電壓升高為-70 kV時，棒電極尖部的暈光愈加明亮，光圈變大且有外擴趨勢，此時并伴隨著放電的“呲呲”聲，棒電極放電呈噴射狀，即刷狀放電。分析其成因，一方面是由于微觀上電極尖部存在微小缺陷，這些缺陷在強電場作用下將先發生放電；另一方面，靠近棒電極周圍存在大量高能電子，電子碰撞反應以電離和激發反應為主，由激發態回歸基態釋放的光子容易被氧氣分子捕捉繼而發生光電離并形成電子崩，而電子崩頭部的二次電子由于放電強度不高且距棒電極較遠，因此易被附著為負離子，使得放電難以向深處發展。由于帶電粒子受電場遷移而進入棒電極，電流幅值會略有提升，其放電現象如圖13所示。

圖13 流注放電起始現象

由于流注起始階段在棒電極尖部發生多次流注放電，此時空間電荷對空間電場的畸變作用已經不容忽視，大量負離子在電場作用下向板電極移動。當電壓升至約-82 kV時，放電通道瞬時明亮，藍紫流光瞬間貫穿棒-板間隙，且光束呈現窄口圓柱狀，靠近棒電極處明亮耀眼，沿棒電極下方出現噴射狀流注，由大量流注絲匯聚組成，其長度與棒電極和負離子層之間的放電強度相關，放電強度越強，電子在空間內電離反應越劇烈，流注的長度越長。此時放電現象如圖14所示。

圖14 實驗中的流注放電現象

由圖14可知，流注在起始和發展過程中存在大量分支，原因是由空間電荷引起的電場畸變位置與帶電粒子的分布并不完全一致，因此光電子及二次碰撞電子在極不均勻電場作用下引發二次電子崩的位置不同。隨著流注的發展，所有分支都向主放電通道靠攏，因流注半徑較小的分支與流注半徑較大分支在空間上的發展速度不同，半徑小的分支極易受主放電通道內的電荷吸引被電場驅動而并入主通道。由于流注發展過程很快，現有相機無法準確地捕捉到其最大發展長度，因此在圖14中展示了其近似的最大長度時的照片。圖14中將整個放電通道劃分為流注（放電）區和漫射（輝光）區，其中漫射區為靠近板電極上方具有彌漫發光形式的區域，流注區的長度約為16.66 cm。

流注頭部電場強度的仿真結果與電子球表面電場強度的對比如圖15所示。根據圖10中電子球表面電場強度s與流注長度的關系，當流注長度為16.66 cm時，電子球表面電場強度為2.63 MV/m，與仿真結果3.03 MV/m相差13.2%。另外，在靠近棒電極的小范圍內，軸線上的電場強度仿真結果低于理論計算結果。其原因是，在流注的起始階段，電場呈極不均勻分布，軸線上的電場不能完全表征此時的空間電場，所以在流注放電的起始階段兩者存在一定的誤差。隨著時間的延長，流注放電變得均勻。當流注長度小于16.9 cm時，仿真計算的電場強度始終大于能夠維持流注發展的電子球表面的電場強度，由此可佐證仿真模型的合理性；當流注長度大于16.9 cm時，仿真計算結果與理論值相差無幾，表明在本文放電條件下，沿棒電極向下發展的流注在長度為16.9 cm時，將難以繼續維持其發展。而在剩余間隙內，隨著負離子積聚逐漸增多，電場強度逐漸增強，將在板電極處產生漫射區，此區域在滿足一定條件時可以轉變為陽極流注區，此時整個通道將更容易被擊穿。

圖15 流注頭部電子球表面電場Es與流注仿真模型計算電場E對比

為驗證仿真模型的有效性，本文得到實驗與仿真放電電流峰值隨外施電壓幅值的變化曲線如圖16所示。其中，流注放電模型中放電電流可由式（26）確定。

式中，為外施電壓幅值，kV；為放電區域的半徑，cm；為電場強度的垂直分量，kV/cm。

圖16 實驗與仿真的放電電流的對比

由圖16可知，當在外施電壓約為-70 kV時，電流才顯著增大，而此時恰是流注起始時對應的電壓幅值，大量帶電粒子開始流入棒電極，因此電流幅值升高。此后隨著外施電壓的升高，更多的帶電粒子流入電極，電流幅值升高。仿真計算的放電電流與實驗測量到的放電電流具有較好的一致性，可以證明流注計算模型的可靠性。

4 結論

本文探究了在大氣條件下厘米級棒板間隙負電暈放電中流注放電的產生與發展機制，探究了其帶電粒子、平均電子能量及電場強度的分布規律及變化過程，并發展了在極不均勻場情況下流注發展長度的確定方法，得出如下結論：

1）基于流體力學的等離子體化學反應仿真模型對求解大氣條件下厘米級間隙的流注放電仍然具有很好的準確性。

3）流注放電的起始過程需要產生較高的電子密度，而流注的發展長度取決于空間電場的畸變程度。本文放電條件下，當流注頭部電場強度小于1倍平均電場強度時，流注長度小于6 cm；當流注頭部電場強度為1～5倍平均電場強度時，流注長度小于14.5 cm；當流注頭部電場強度大于12倍平均電場強度時，流注將擊穿棒-板間隙。

4）負離子層積聚是漫射區產生的主要原因。這是由于負離子層造成板電極區域內電場增強，使得電子更容易獲取能量，加劇了電離和激發反應。

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The Generation and Development Mechanism of Streamers in Centimeter-Level Rod-Plate Gap Negative Corona Discharge under Atmospheric Conditions

Li Changyun Li Yanqing Yu Yongjin

（College of Electrical and Automation Engineering Shandong University of Science and Technology Qingdao 266590 China）

The genesis and development mechanisms of streamers during centimeter gap corona discharge should be thoroughly studied in order to increase the DC transmission system's dependability and plasma output on a commercial scale. Few investigations have been done so far on the streamer discharge in the centimeter-level air gap. Using atmospheric circumstances and an 18 cm rod-plate gap, a simulation model of the plasma chemistry of streamer discharge is built in this article. To check the accuracy of this simulation model, an experimental platform is being developed.

Both the Raether and the Meek criteria are predicated on the uniform field, making them inappropriate for determining the flow discharge start at the bar-plate electrode. And the photoelectric ionization criteria is a mathematical model that is based on the highly theoretical flow formation process. Quantitatively solving the model is challenging due to the complexity of the various variable values. The flow is therefore assumed to begin when the electron density exceeds 1018m-3in this research based on the experience of flow modeling.

This work examines the distribution and development law of charged particles, average electron energy, and electric field intensity in the growth of streamer discharge based on the simulation results. The findings demonstrate that high-energy electrons are mostly present in the head of the streamer, where their ionization reaction leads in a significant production of positive ions, which distorts the spatial electric field. As a result, both the distribution of the spatial electric field and the average electron energy are compatible with the distribution of electron density.

The maximum development lengthof the streamer and the electric field intensitysat the head of the streamer under a very uneven electric field are determined in this work using the Raether and Meek criterion as inspirations. The findings indicate that the length of the streamer is less than 6 cm when the electric field distortion of the streamer head is less than one times the average electric field, less than 14.5 cm when the electric field distortion is one to five times the average electric field, and less than 12 times the average electric field when the streamer will break through the rod plate gap. The creation of diffuse zone is mostly caused by the accumulation of negative ion layer. This is due to the negative ion layer's augmentation of the electric field in the plate electrode region, which makes it simpler for electrons to get energy, as well as the intensification of the ionization and excitation reactions.

The negative DC rod plate discharge experiment is conducted to ensure the simulation model's accuracy, and the calculated discharge current and experimental discharge current are compared. According to the experimental findings, the streamer and anode glow regions make up the streamer corona. The shape and placement of the streamer, which has a length of approximately 16.66 cm, change depending on the voltage being used. Anode glow area development is mostly due to the distortion of the anode electric field brought on by the negative ion sheath.

In summary, the insights reached in this work can serve as a theoretical foundation for explaining the mechanism of streamer discharge formation and development in negative polarity corona discharge as well as plasma preparation.

Streamer corona, glow discharge, Raether criterion, Meek criterion, ion sheath, rod-plate gap

TM851

10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.222186

山東省重點研發計劃資助項目（2019GGX102049）。

2022-11-21

2022-12-21

李長云 男，1974年生，工學博士，副教授，研究方向為高壓電氣設備運行與故障診斷、能源互聯網中的絕緣技術。E-mail：sdlcyee@sdust.edu.cn（通信作者）

李巖青 男，1998年生，碩士研究生，研究方向為高電壓氣體放電。E-mail：874752886@qq.com

（編輯 李 冰）