半密閉腔室內沖擊閃絡電弧觀測及弧后氣體逸散過程研究

袁 濤 楊澤文 司馬文霞 鄧明海 任健行 劉良順

半密閉腔室內沖擊閃絡電弧觀測及弧后氣體逸散過程研究

袁 濤1楊澤文1司馬文霞1鄧明海1任健行1劉良順2

（1. 輸變電裝備技術全國重點實驗室（重慶大學） 重慶 400044 2. 國網(wǎng)重慶市電力有限公司奉節(jié)供電公司 重慶 404600）

多腔室滅弧裝置可保護絕緣子、抑制故障電弧存續(xù)，具有成為配電網(wǎng)線路防護增補措施的潛力。半密閉腔室作為多腔室滅弧裝置的基本單元，腔室內沖擊閃絡電弧演變進程尚缺乏完備的觀測手段和針對不同電極結構的直觀對比，以及弧后氣體狀態(tài)的量化分析。為進一步完善半密閉腔室內電弧演變過程觀測方法，優(yōu)化結構設計，該文搭建了用于觀測半密閉腔室電弧及弧后氣體演變的高速紋影系統(tǒng)，對比分析了開放氣隙與半密閉腔室氣隙、U型電極和球形電極下半密閉腔室內沖擊閃絡電弧演變過程，根據(jù)紋影圖像數(shù)據(jù)定義密度恢復率，并采用光流法探討了弧后氣體逸散過程中氣體密度恢復和速度場分布。電弧演變過程的紋影圖像表明，半密閉腔室較開放氣隙具有主動“吹弧”作用，由于自感應磁場的分布差異，U型電極較球形電極加速腔室內電弧運動；弧后氣體演變?yōu)榻茰u環(huán)結構，促使腔室出口鄰近區(qū)域氣體密度率先恢復，空氣自恢復能力得到提升。

半密閉腔室 紋影觀測 電弧演變 電極結構 弧后氣體密度

0 引言

配電網(wǎng)線路分布廣泛，但防護措施欠缺，絕緣子易受過電壓或雷擊誘發(fā)沖擊閃絡電弧，造成斷路器跳閘、絕緣子破裂和線路斷線等故障，尤其在山區(qū)復雜地形下越加頻發(fā)，危及供電安全[1-4]。為抑制閃絡電弧存續(xù)，國內外學者提出由多個半密閉腔室串聯(lián)的多腔室滅弧裝置，其淬弧效果及半密閉腔室結構如圖1所示[5]。半密閉腔室由兩端金屬電極、與外界相通的極間氣隙和絕緣材料包覆構成。線路遭受雷擊或過電壓時，裝置先于絕緣子閃絡，并將線路間隙內的長電弧截斷為若干段短電弧，腔室內氣體受熱膨脹進而加速電弧與外界氣體對流耗散，實現(xiàn)保護線路絕緣子、抑制間隙閃絡向工頻續(xù)流電弧轉變的目的[6]。

半密閉腔室作為多腔室滅弧裝置的基本單元，優(yōu)化腔室設計對提升多腔室滅弧裝置的滅弧性能具有重要意義。俄羅斯學者基于擴張結構和管型結構腔室設計了適用于不同電壓等級的多腔室系統(tǒng)，并通過與絕緣子結合構成多腔室絕緣子[5,7]。武漢大學郭婷等通過仿真分析了工頻電弧在管型腔室內的運動特性，實驗驗證了以該結構為基本單元的多間隙結構熄滅工頻電弧的可行性[8-9]。廣西大學王巨豐團隊通過二維磁流體模型研究了腔室斷口寬度和深度對電弧溫度和氣流速度的影響，認為合理改進腔室斷口寬度和深度能促進電弧熄滅[10-11]。重慶大學司馬文霞團隊通過磁流體電弧模型仿真分析了電弧溫度分布、氣流運動速度隨不同腔室結構參數(shù)的變化趨勢和所受影響程度，發(fā)現(xiàn)其中腔室直徑和腔室長度對電弧能量耗散起主要作用，并提出了多級收斂發(fā)散結構以提高氣流速度，加速電弧熄滅[12-14]。同樣以熄滅電弧為目的，在斷路器滅弧室的設計中除優(yōu)化腔室結構增強氣體對流外，改進觸頭結構以提升電流中斷性能和開斷容量已有相關研究。斷路器觸頭采用不同的設計結構，使電流流經(jīng)觸頭時感應橫向磁場或軸向磁場作用于電弧，增強斷路器滅弧可靠性。通過對不同磁場分布下電弧演變過程的觀測，橫向磁場作用下電弧在觸頭表面旋轉移動呈現(xiàn)多弧柱或單一弧柱射流模式[15-16]。電弧的光學形態(tài)顯示，軸向磁場驅使電弧呈柱狀擴散，使觸頭表面電流密度均勻分布，直至熄滅[17-18]。目前在多腔室滅弧裝置的研究中以優(yōu)化腔室結構參數(shù)提升滅弧效果為主，取得了諸多有益成果，但不同電極結構下閃絡電弧演變和滅弧效果的對照觀測卻鮮有涉及。

圖1 多腔室滅弧裝置淬弧效果及半密閉腔室結構

同時，在前述不同腔室結構的多腔室滅弧裝置實驗過程中，研究人員多采用高速攝像機拍攝電弧光學形態(tài)，但當電弧不再發(fā)光而溫度較高時，高速攝像機無法拍攝其演變過程，進而難以觀測后續(xù)的氣體運動和密度狀態(tài)，且缺乏對弧后氣體逸散過程的量化表征，無法實現(xiàn)對電弧演變和氣體狀態(tài)恢復的完整過程觀測[19]。

作為一種流場可視化的手段，高速紋影拍攝將氣體密度或溫度分布的非均勻性轉換為圖像的亮度差異[20]。該方法在開放空間內間隙放電及通道形態(tài)演變的研究中已有諸多應用。學者B. Singh利用紋影技術拍攝棒-棒間隙火花放電產(chǎn)生的沖擊波，并對電弧形態(tài)變化產(chǎn)生的影響進行研究，發(fā)現(xiàn)沖擊波分離后氣體渦流促進電弧等離子體冷卻并抑制其膨脹[21]。學者S. B. Leonov采用紋影技術，觀測到間隙擊穿后放電通道的射流現(xiàn)象，并對其物理機制進行了分析[22]。華中科技大學何俊佳團隊采用高速紋影系統(tǒng)，觀測了長空氣間隙擊穿后放電通道的形態(tài)演化[23]，對其氣體運動特性與密度恢復特性展開分析[19,24-25]。綜上可知，采用紋影觀測能夠實現(xiàn)電弧及弧后氣體演變過程的完整觀測，可嘗試用于半密閉腔室沖擊閃絡電弧演變和弧后氣體逸散過程的研究。

因此，本文搭建了用于觀測半密閉腔室電弧及弧后氣體演變的高速紋影拍攝系統(tǒng)，同時對半密閉腔室外串開放氣隙、U型電極和球形電極半密閉腔室內沖擊閃絡電弧演變進行對比分析，并根據(jù)紋影圖像量化分析弧后氣體逸散過程中氣體密度恢復程度和速度場分布。

1 實驗配置

1.1 實驗觀測平臺

本文搭建的半密閉腔室淬弧實驗觀測平臺如圖2所示，其可分為沖擊電流發(fā)生器和高速紋影觀測系統(tǒng)兩部分。沖擊電流發(fā)生器由0.3 μF/100 kV充電電容、放電球隙、125 μH調波電感和15 Ω調波電阻構成。實驗中經(jīng)調壓器升壓整流對電容器并聯(lián)充電，產(chǎn)生幅值為2 kA、波形為8/20 μs的電弧電流，模擬配電網(wǎng)線路因感應過電壓閃絡時的沖擊電流。電容分壓器電壓比為2 000:1，羅氏線圈電流比為40:1，實驗所用RIGOLMSO5000示波器最高采樣率為8 GS/s，可滿足實驗中的電流、電壓波形采集要求。

圖2 半密閉腔室淬弧實驗觀測平臺

為防止色散并增強觀測對象的對比度，高速紋影觀測系統(tǒng)由中心波長為550 nm的綠色光源、透鏡（準直透鏡和匯聚透鏡）、刀口和高速攝像機共軸排列組成。單色光源發(fā)光經(jīng)準直透鏡形成平行背景光場，由匯聚透鏡聚焦于刀口處，隨后入射攝像機鏡頭；透鏡口徑為150 mm，焦距為260 mm，高速攝像機型號為Photron FASTCAM SA5，最高拍攝幀率為106幀/s。為滿足對電弧演變過程的觀測，高速攝像機的拍攝幀率調整至150 000幀/s，曝光時間設為2 μs。設置示波器電壓通道下降沿為觸發(fā)信號，當腔室極間氣隙擊穿時示波器采集電壓、電流信號，并同步發(fā)送方波觸發(fā)高速攝像機拍攝紋影圖像，從而實現(xiàn)電流、電壓波形數(shù)據(jù)和紋影圖像的同步采集。

1.2 實驗試品結構

考慮多腔室滅弧裝置中半密閉腔室的常見結構和尺寸，本文設計如圖3所示的三種實驗試品結構，以探究開放氣隙與半密閉腔室氣隙、U型電極與球形電極半密閉腔室電弧演變及弧后氣體逸散過程。圖3a所示結構上部為球-球電極構成的20 mm開放氣隙，下部為球-球電極與直管腔室構成的半密閉腔室，電極間距為4 mm，腔室直徑為6 mm；圖3b所示為采用U型電極和球形電極構成的兩個串聯(lián)半密閉腔室，兩個腔室結構參數(shù)相同，電極間距均為 3 mm，腔室直徑為4 mm；圖3c為U型電極構成的單個半密閉腔室，電極間距為3 mm，腔室直徑為 4 mm。圖3中所示球形電極直徑均為8 mm，腔室軸向長度為15 mm，腔室外壁由透明環(huán)氧樹脂固化脫模制作，便于對電弧進行觀測。

圖3 實驗試品結構尺寸

2 不同結構下電弧形態(tài)觀測結果

2.1 半密閉腔室外串開放氣隙電弧形態(tài)對比

利用前述搭建的實驗觀測平臺，采用圖3a所示結構，對比觀測半密閉腔室與開放氣隙中電弧的形態(tài)演變。其典型的電弧及弧后氣體形態(tài)演變如圖4所示。

圖4 半密閉腔室外串開放氣隙電弧演變紋影圖像

在0 μs時可見開放氣隙中出現(xiàn)流注，隨后半密閉腔室極間氣隙擊穿。在腔室內部，初始電弧位于極間最短處，隨著電流增大，氣體溫度上升，氣壓增大，促使弧柱向出口方向運動拉伸，弧根向出口側移動[9,13]，并伴隨劇烈白光形成光暈。在33.3 μs時，滅弧腔室內受熱膨脹的高溫高壓氣體將電弧噴射出腔室。在53.3 μs時可見激波與高溫高壓的電弧等離子體開始分離。在73.3 μs時清晰可見激波與氣體分離，并伴隨著開放氣隙內的電弧光學形態(tài)直徑減小。由于高速電弧射流與出口處冷空氣發(fā)生強烈對流換熱，加速等離子體能量逸散與冷卻復合，從而溫度降低，反映為紋影圖像中半密閉腔室出口處電弧較腔室內部亮度降低。由圖4e明顯可見半密閉腔室的“吹弧”作用，電弧弧根位于電極上腔室出口一側，弧柱沿腔室上下壁分布并向噴口外拉伸，印證了文獻[9]中的論述。在106.7 μs時半密閉腔室內已無明顯弧光，弧后氣體繼續(xù)向遠離出口方向運動。直至606.7 μs開放氣隙內電弧弧光消失，較半密閉腔室內電弧熄滅時刻相差500 μs。

開放氣隙與半密閉腔室內電弧弧光消失時差驗證了半密閉腔室抑制電弧存續(xù)、加速電弧熄滅的有效性。半密閉腔室內電弧加熱腔室氣體，促使電弧膨脹向外界高速運動，與外界氣體發(fā)生強烈對流，增強電弧與外界的能量耗散；而開放氣隙電弧弧柱呈徑向膨脹，弧柱和弧根位置固定于電極軸線處，未能發(fā)揮“吹弧”作用。若以多個半密閉腔室串聯(lián)截斷長電弧，將加速電弧整體的能量耗散，縮短熄滅時間。

2.2 U型電極與球形電極下腔室電弧形態(tài)對比

采用圖3b所示串聯(lián)腔室結構開展實驗，以對比分析不同電極結構下電弧演變過程的差異。調節(jié)沖擊電流發(fā)生器充電電壓以施加幅值為2 kA的電弧電流，典型時刻電弧形態(tài)如圖5所示。

圖5 U型電極與球形電極串聯(lián)半密閉腔室電弧演變紋影圖像

串聯(lián)半密閉腔室內極間氣隙擊穿后，電弧初始階段紋影圖像與圖4中前期相似，電弧周圍伴隨著強烈光暈。在53.4 μs時刻，電弧已噴出腔室，U型電極結構下電弧鋒面超前于球形電極間電弧鋒面，二者距腔室出口平面差值為4.5 mm，并隨著時間進一步增加，在73.4 μs時達到7.6 mm。在113.4 μs時刻，球形電極腔室的弧后氣體鋒面已明顯滯后于U型電極腔室弧后氣體；153.4 μs時刻U型電極腔室電弧熄滅，弧后氣體進一步擴散加速冷卻。

電流自下向上流過U型電極和球形電極時的磁場分布如圖6所示。因U型電極與球形電極結構不同，實驗電流流經(jīng)電極和電極間的電弧時，根據(jù)安培定則，將感應出不同的磁場分布。電流垂直流經(jīng)球形電極時，感應出環(huán)繞兩球電極中心軸線分布的磁場，該磁場整體表現(xiàn)為對電弧起箍縮作用[26]；電流通過U型電極腔室兩端的平行段時，將感應出與極間電弧正交的橫向磁場，磁場方向與電弧段在相同位置感應的磁場方向一致，增強電極側磁場強度，且該橫向磁場作用于電弧的洛倫茲力方向始終指向出口，受磁場和氣體膨脹的影響，U型電極腔室電弧鋒面超前于球形電極腔室。

圖6 電流流經(jīng)U型電極與球形電極磁場分布

串聯(lián)腔室極間氣隙可認為在同一時刻擊穿，U型電極間電弧鋒面超前球形電極表明：一方面，U型電極腔室電弧的運動速度高于球形電極腔室；另一方面，驗證了電弧運動從電熱驅動向電磁驅動的可能性。觀察電弧紋影圖像，U型電極結構腔室下電弧光學形態(tài)面積大于球形電極腔室，且電弧的亮度更強，這可能是因為U型電極腔室電弧等離子體具有較高的能量，且受磁場影響急劇向外界膨脹，隨后與周圍低溫氣體接觸換熱并轉移能量[27]。

3 U型電極腔室內電弧觀測及弧后氣體逸散過程分析

3.1 電弧形態(tài)及弧后氣體逸散過程灰度紋影圖像

為避免弧后氣體之間相互混合，采用圖3c中所示由U型電極構成的單個半密閉腔室結構，觀測電弧演變和弧后氣體的逸散過程，灰度化后的紋影圖像如圖7所示。

由圖7可見，電極間氣隙電離擊穿后電弧發(fā)光傳熱，在腔室內完成能量沉積，氣體內能增加，溫度急劇上升，并不斷膨脹壓強增大，促使電弧向腔室出口方向運動。電弧進入開放空間后進一步膨脹增大，與開放空間氣體接觸混合，通過對流與傳導耗散電弧能量，其形態(tài)由半球形逐漸轉變?yōu)槌省澳⒐健睜畹幕『髿怏w射流。從而形成腔室內電弧能量沉積，致使其向出口膨脹運動，從而形成由腔室內噴出電弧與開放空間氣體混合，并完成能量耗散的過程。

圖7 U型電極腔室電弧及弧后氣體演變灰度紋影圖像

3.2 弧后氣體密度恢復過程分析

氣體間隙擊穿放電后弧后氣體的密度恢復過程影響氣隙的絕緣恢復程度[24,28]。根據(jù)紋影系統(tǒng)的成像原理，觀測區(qū)域中氣體密度或溫度在空間非均勻分布引起氣體折射率的差異，進而形成灰度分布不均的紋影圖像，對比電弧出現(xiàn)前后的灰度紋影圖像可反映弧后氣體密度恢復的時空分布。

電弧膨脹吹出腔室后弧光泯沒，演變?yōu)闇囟容^高的弧后氣體。由圖7c可知，在=73.4 μs時刻，腔室出口前端的電弧光學形態(tài)面積大于腔室內電弧區(qū)域，其后高溫發(fā)光區(qū)域主要集中在前端；且高溫氣體沿腔室出口軸向運動，腔室內形成負壓促使出口兩側低溫氣體注入腔室，腔室出口前端區(qū)域的密度恢復滯后于腔室內氣體密度恢復，出口鄰近區(qū)域的氣體密度狀態(tài)可近似反映腔室內的氣體密度狀態(tài)。

本節(jié)選取腔室出口軸向3個15 mm×10 mm的矩形標記區(qū)域，如圖7f所示，通過對比同一區(qū)域內電弧出現(xiàn)前后所定義的表征量判斷該區(qū)域內弧后氣體的密度恢復狀態(tài)。根據(jù)圖像結構相似性原理[29]，定義密度恢復率e，以衡量標記區(qū)域內弧后氣體密度恢復程度，其表達式為

觀察圖8中不同區(qū)域密度恢復率隨時間的變化趨勢可知，在有限時間內，標記區(qū)域對應的密度恢復率先后達到0.95后逐漸趨于平緩，此后密度恢復減慢，因此可認為當密度恢復率達到0.95時，區(qū)域內氣體密度已恢復至電弧出現(xiàn)前的狀態(tài)。標記區(qū)域1、2和3內氣體密度分別在放電1.24、4.62和5.95 ms后恢復至放電前的狀態(tài)。圖9為標記區(qū)域1與2內密度恢復率先后達到0.95時對應的紋影圖像。從圖9中可以看出，標記區(qū)域內亮度分布均勻，且與周圍未存在弧后氣體的區(qū)域一致。

圖9 不同恢復時間下弧后氣體紋影圖像

本節(jié)將密度恢復率到0.95的時刻定義為該區(qū)域的密度恢復時間re，選取了5次相同實驗條件下的結果統(tǒng)計不同區(qū)域的密度恢復時間，見表1。結合表1中數(shù)據(jù)及圖8中曲線，其上升斜率在一定程度上反映區(qū)域內氣體密度的恢復速率。弧后氣體密度在空間分布上呈現(xiàn)距離腔室出口較近的區(qū)域內密度率先恢復；從時間尺度上，腔室出口鄰近區(qū)域的氣體密度恢復時間在數(shù)千微秒內，且距離腔室出口較近的區(qū)域密度恢復速率較快，距腔室出口較遠的區(qū)域密度恢復時間則較長。

表1 不同區(qū)域內弧后氣體密度恢復時間

Tab.1 The recovery time of post-arc gas density in different areas

3.3 弧后氣體速度分布分析

借鑒文獻[19]對灰度紋影圖像的光流計算方法，針對半密閉腔室弧后氣體軸向運動的同時沿徑向膨脹擴散的特點，在其基礎上對光流約束方程求解過程和圖像分割進行改進，實現(xiàn)弧后氣體流場速度定量和可視化，進而分析電弧及弧后氣體演變的速度場分布，具體的計算流程如圖10所示。

1）輸入紋影圖像序列，采用中值濾波去除電弧高亮導致相機過曝帶來的噪點，并將圖像轉換為灰度圖像。

2）根據(jù)金字塔L-K光流算法，首先對相鄰兩幀原始圖像生成圖像金字塔，并對頂層（第1層）光流進行初始化；其后自上而下逐層迭代求解光流約束方程，獲取該層圖像光流和仿射矩陣，由此估算下一層圖像的光流初始值，不斷遞歸迭代，直至求解出第層（原始圖像）的光流場。

3）同時，獲取當前紋影圖像與背景圖像的差分圖像，對差分圖像采用Canny邊緣檢測算子標記弧后氣體邊緣輪廓，據(jù)此分割氣體所在區(qū)域。

4）提取弧后氣體輪廓內的光流場，同時，考慮拍攝幀率和空間尺寸比例，將光流矢量轉換為實際運動的速度矢量，獲得弧后氣體運動的速度分布。

依據(jù)前述氣體速度場計算流程，計算得到圖7e中=293.4 μs時刻框選區(qū)域和=753.3 μs時刻的弧后氣體速度分布如圖11所示，圖中箭頭為弧后氣體速度矢量，背景為對應區(qū)域的弧后氣體灰度紋影圖像。293.4 μs時刻弧后氣體最大速度為91 m/s，峰面平均速度為51 m/s；753.3 μs時刻氣體最大速度為69.3 m/s，峰面平均速度為31.6 m/s。觀察圖11a可知，293.4 μs時對應速度矢量場，弧后氣體鋒面兩側速度矢量指向側后方，中間區(qū)域速度矢量整體指向前方，氣體運動存在明顯的卷吸現(xiàn)象；圖11b中753.3 μs時弧后氣體軸線兩側速度矢量形成環(huán)流，氣體沿兩側向中心卷吸，中心軸線處保持持續(xù)向前運動，整體近似渦環(huán)結構。

圖11 不同時刻弧后氣體速度分布

在相同實驗條件下重復實驗，選取3組紋影圖像序列分析電弧及弧后氣體鋒面運動速度。當電弧還未熄滅時，取前后兩幀圖像電弧鋒面距離差的時均作為前一幀電弧鋒面的平均速度；電弧熄滅后，采用光流法計算不同時刻弧后氣體鋒面的運動速度，得到不同時刻電弧及弧后氣體鋒面速度平均值，如圖12所示，零時刻定義與圖8中相同。

圖12 氣體鋒面速度變化曲線

從圖12中速度變化曲線可以看出，電弧出現(xiàn)后在腔室內沉積能量產(chǎn)生的高溫高壓氣體以高于聲速的速度向出口膨脹運動，在20 μs時速度約為475 m/s，隨后電弧電流下降，注入能量減弱，電弧運動速度逐漸減弱，當電弧電流為零后，運動速度進一步降低，以12～17 m/s的速度向前運動出實驗觀測區(qū)域。電弧膨脹產(chǎn)生的激波以375 m/s的速度運動。

結合圖7所示的電弧及弧后氣體演變紋影圖像，高溫高壓的電弧等離子體在運動出腔室后首先呈半球形，電弧中的沉積能量維持高溫氣體向開放空間中高速膨脹形成射流；在這一過程中，射流正前方與迎面氣體發(fā)生擠壓，其軸線兩側與周圍空氣接觸摩擦產(chǎn)生剪切應力，帶動內部氣體形成環(huán)流，射流整體逐漸徑向擴張，從半球形變成蘑菇狀，并不斷向前方運動。當電弧電流為零時，射流不再有能量沉積，且射流與周圍氣體接觸面積逐漸增大，弧后氣體受到剪切作用增強，內部環(huán)流向渦環(huán)結構演變，并在自身誘導作用下不斷向前運動，其能量與周圍氣體不斷耗散，從而強度減弱，以較低的速度向遠離腔室出口的方向運動。

電流為零后電弧失去能量注入，弧后氣體與周圍氣體摩擦促使局部氣體周圍形成剪切層，造成氣體局部向內凹陷分離，后半部分氣體逐漸演變?yōu)槲槽E，前端頭部則演變成近似渦環(huán)結構[30]，如圖11中所示。在這一過程中，前端區(qū)域不斷發(fā)生卷吸，其內部將積聚周圍氣體的能量，使能量集中于頭部[31]，如圖5c、圖7d中所示，電流為零后，弧后氣體頭部亮度較高，距離腔室出口附近亮度則較低。這些能量轉化為渦環(huán)維持轉動和前進的動能，不斷遠離腔室出口。同時促進尾跡與渦環(huán)分離，加速氣體后半部分的冷卻和密度恢復，使得靠近腔室出口區(qū)域氣體密度率先恢復。

4 結論

本文搭建了半密閉腔室淬弧過程紋影觀測平臺，主要由沖擊電流發(fā)生器和高速紋影觀測系統(tǒng)組成，對半密閉腔室外串開放氣隙、U型電極和球形電極半密閉腔室串聯(lián)和U型電極半密閉腔室電弧演變及弧后氣體逸散過程開展觀測分析，主要結論如下：

1）電弧演變過程的紋影圖像表明半密閉腔室較開放氣隙具有主動“吹弧”作用，其促使電弧與外界氣體形成強烈對流，增強電弧能量耗散，縮短熄弧時間。

2）受電流流經(jīng)U型電極時的感應磁場作用，電弧運動由電熱驅動向電磁驅動轉變，在多腔室滅弧裝置的結構設計中采用U型電極較球形電極將有利于加速電弧熄滅。

3）以紋影灰度圖像數(shù)據(jù)計算得到的密度恢復率表征密度恢復程度，表明腔室出口鄰近區(qū)域氣體密度恢復速率較快，距腔室出口較近區(qū)域恢復時間較短。

4）弧后氣體運動過程中氣體鋒面兩側向內卷吸，演變?yōu)榻茰u環(huán)結構，并與腔室出口鄰近區(qū)域氣體逐漸分離，促進腔室出口鄰近區(qū)域密度恢復。

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Study on Impluse Flashover Arc Observation and Post-Arc Gas Dissipation Process in the Semienclosed Chamber

Yuan Tao1Yang Zewen1Sima Wenxia1Deng Minghai1Ren JianXing1Liu Liangshun2

（1. State Key Laboratory of Power Transmission Equipment Technology Chongqing University Chongqing 400044 China 2. Fengjie Power Supply Company of State Grid Chongqing Electric Power Co. Ltd Chongqing 404600 China）

The multi-chamber arc-extinguishing device, which consists of multiple semienclosed chambers connected in series, protects insulators and inhibits the development of fault arcs on the distribution network lines; the current research on it mainly focuses on optimizing the structural parameters of the chamber to improve the arc-extinguishing effect. However, the comparative observation of the arc evolution and arc-extinguishing effect under different electrode structures is rarely involved. Meanwhile, when the arc is no longer glowing but its temperature is high, it’s difficult for the high-speed camera to observe the complete process of arc evolution and gas state recovery, and there is a lack of quantitative characterization of the post-arc gas dissipation process. To address these issues, a high-speed schlieren system for the semienclosed chamber has been developed. The arc evolution process of capacious air gap and semienclosed chamber with different electrodes is analyzed. And the gas density recovery and velocity field distribution are discussed by the optical flow method and the density recovery rate defined by the schlieren image data.

The observation platform for the semienclosed chamber quenching arc consists of two parts: an impulse current generator and a high-speed schlieren observation system. The impulse current generator produces an arc current with an amplitude of 2 kA waveform of 8/20 μs. Secondly, the high-speed schlieren observation system consists of a central wavelength 550 nm green light source, lenses (collimating and converging lenses), a blade, and a high-speed camera arranged coaxially. When the breakdown of air gap appears, the oscilloscope simultaneously sends a signal to trigger the high-speed camera to realize the simultaneous acquisition of current and voltage waveform data and schlieren images. As shown in Fig.3, the experimental objects are three different semienclosed chamber samples.

Arc evolution schlieren images of the semienclosed chamber connecting capacious air gap in series show that the semienclosed chamber exhibits the "arc-blowing" effect, with the arc column distributed along the upper and lower walls of the chamber and stretched outwards towards the nozzle. In Fig.4, at 106.7 μs there is no obvious arc in the chamber until 606.7 μs when the arc disappears in the open air gap, there exists a difference of 500μs compared to the arc extinguishing moment of the semienclosed chamber. The comparison of the arc form in the chamber with U-type and spherical electrodes indicates that, the arc frontal between the U-type electrodes structure overtakes the one between the spherical electrodes, with the interval gradually increasing with time. By comparing the density recovery rates at different moments in different regions and defining the gas density recovery time. The gas density recovery times in the regions tagged with 1, 2 and 3 are 1.24 ms, 4.62 ms and 5.95 ms respectively. The velocity distribution of the post-arc gas at different moments shows that the velocity vectors on both sides of the gas frontal point to the side and rear, while the other in the middle region point to the front as a whole, and there exists obvious entrainment phenomenon in the gas motion process, which approximates vortex-ring structure.

The following conclusions can be drawn from the result analysis: (1) The semienclosed chamber has an active “arc-blowing” effect compared with the open air gap, which promotes the arc to form strong convection with the external gas, enhances the arc energy dissipation, and shortens the arc-extinguishing time. (2) The transverse induced magnetic field appears when the current flows through the U-type electrodes, which accelerates the arc motion versus the spherical electrodes. In the design of the multi-chamber arc-extinguishing device, U-type electrodes will be more conducive to accelerating arc-extinguishing than spherical electrodes. (3) The gas density recovery rate in the vicinity of the semienclosed chamber outlet is faster, and where the recovery time is shorter. During the post-arc gas movement, the gas is entrained inward, which evolves into an approximate vortex-ring structure, and gets gradually separated from the gas in the vicinity of the chamber outlet, where the phenomenon promotes density recovery.

The semienclosed chamber,schlieren observation, arc evolution, electrode structure, post-arc gas density

TM863

10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.222128

國家自然科學基金面上項目資助（51777020）。

2022-11-11

2022-12-20

袁 濤 男，1976年生，副教授，博士生導師，研究方向為電力系統(tǒng)過電壓防護及防雷接地技術、電磁兼容技術。E-mail：yuantao_cq@cqu.edu.cn（通信作者）

楊澤文 男，1998年生，碩士研究生，研究方向為輸電線路故障電弧防護。E-mail：202011021108t@cqu.edu.cn

（編輯 李 冰）