Simulation of Surface Charge on DC GIL Insulator in Consideration of Static Metal Particles: Discrete Charge Spots Under Micro-discharge
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摘要: 气体绝缘输电线路(gas insulated transmission line，GIL)在生产、运输、安装及运行过程中，不可避免地会受到金属微粒的污染，影响绝缘子表面电荷积聚，严重降低其绝缘水平。为此在考虑气体侧带电粒子产生、复合和迁移等物理过程的基础上，额外考虑了金属微粒及其微放电的影响，建立了气体侧电荷注入为主导因素的直流GIL气-固界面电荷积聚的时变三维模型，并对中心电极附着金属微粒的GIL几何模型中电荷积聚进行了数值计算。仿真结果表明：金属微粒的存在会畸变周围的电场分布并改变绝缘子表面电荷分布；在理想条件下绝缘子气-固界面电荷主要以电晕形态分布，当中心电极上附着金属微粒时，会促进绝缘子表面电荷积聚进程以及双极性离散电荷斑的出现；此外，金属微粒正下方绝缘子区域的平均电荷密度与无金属微粒的相比要小约10.4%；另外，经对绝缘子表面法向电场特征的对比分析，发现金属微粒的存在会导致表面法向电场不均匀分布。Abstract: Gas insulated transmission line(GIL) is inevitably contaminated by metal particles during production, transportation, installation, and operation, which affects the charge accumulation on the insulator surface and seriously reduces the insulation level of GIL. In this paper, based on the considerations of physical processes such as charge carrier generation, recombination, and migration on the gas-side, the effects of metallic particles and their micro-discharges are additionally taken into account, thus a time-varying 3-D numerical model of charge accumulations at the gas-solid interface of DC GIL with gas-side charge injection in dominance is developed. Meanwhile, numerical calculations of charge accumulation in the GIL geometrical model with metal particles attached to the center conductor are performed. The simulation results indicate that the presence of metallic particles distorts the surrounding electric field distribution and alters the surface charge distribution on the insulator. Under ideal conditions, the charge at the gas-solid interface of the insulator mainly exhibits a halo-shaped distribution. When metallic particles are attached to the central conductor, they accelerate the charge accumulation process on the insulator surface and promote the appearance of bipolar discrete charge spots. Additionally, the average charge density in the insulator region directly below the metallic particles is approximately 10.4% lower compared to that in the absence of metallic particles. Furthermore, a comparative analysis of the normal electric field characteristics on the insulator surface reveals that the presence of metallic particles causes an uneven distribution of the normal electric field on insulator surface.
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Keywords:
- GIL /
- metal particles /
- surface charge /
- numerical simulation /
- partial discharge
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0. 引言
气体绝缘输电线路(gas insulated transmission line，GIL)具有占地少、体积小、运行稳定、传输容量大等优点[1-2]。随着全球“双碳”战略的实施，GIL将作为新型电力系统布局中关键的装备助力深、远海海上风电等重大工程[3]。然而GIL管道从生产到投运各个阶段中，其腔体内部会不可避免地产生金属微粒污染，金属微粒的存在会大大降低GIL运行时的绝缘性能[4–8]。
金属微粒在GIL中心电极强电场作用下，会做飞萤、贴地抖动等各类复杂运动，引发局部放电乃至绝缘失效。目前国内外学者针对金属微粒的运动特性做了大量研究，Sakai等人研究了交流电压下球形金属微粒在非平行平板电极中的运动特性，研究表明微粒的局部放电会影响其水平运动方向，同时电场梯度力对起始金属微粒向高场强区域运动有很大影响[9]。在此基础上，西安交通大学张乔根等人以楔形电极模拟同轴电极中稍不均匀电场，着重考虑金属微粒的起始位置、施加电压等因素对金属微粒运动特性的影响，研究表明在一定电场条件下微粒会处于一种谐振状态，而不同起始位置只对初始阶段运动状态产生影响，但并不影响其最终谐振状态[10]。随后华北电力大学李庆民等人优化了电极模型，研究了同轴圆柱腔体内金属微粒的运动特性，指出微粒谐振频率与微粒尺寸、SF6占比和绝缘气体气压呈负相关[11]。
GIL腔体中的金属微粒除其运动特性会直接引发的绝缘失效外，还会影响GIL绝缘子表面电荷的积聚过程[12]，对GIL设备绝缘性能也造成严重危害[13-17]。Nitta在±500 kV GIS平台上对盆式绝缘子进行充电，他们认为金属微粒引发的场致发射可能是凹面积聚的负极性电荷的来源[18]。李传扬等人利用粉尘法观察绝缘子上存在不同形状金属微粒时的表面电荷现象，发现由于针状微粒末端电离，形成了同心分布的双极性表面电荷模式，而球形微粒并未出现双极性同心圆[19-20]。华北电力大学王健等人建立柱式绝缘子表面电荷积聚模型，对不同极性下预设不同位置的金属微粒进行仿真，发现附着在中间位置的微粒对电荷积聚影响更为显著，而悬浮微粒对电荷积聚的影响则较小[21]。目前已经有不少金属微粒与表面电荷行为相互作用的相关实验研究，然而该方面的理论研究相对滞后，尤其是在面向直流GIL工程研发的背景下，直流GIL中表面电荷积聚的危害性相比于在交流GIL中更高，探明不同状态的金属微粒存在下气-固界面电荷的演化机制具有重要意义。在目前观测手段有限的情况下，需要借助数值计算的方式来加深对其的理解。目前GIL金属微粒-表面电荷耦合仿真模型尚不成熟，鲜有考虑金属微粒引发局部放电时的表面电荷输运特性。通过构建包含金属微粒局部放电的GIL内部带电粒子动力学模型，将有助于分析GIL腔体内金属微粒与表面电荷耦合影响下的演化特性，进而对绝缘设备设计优化有重要价值。
综上所述，本文在考虑气体侧带电粒子的产生、复合、迁移、扩散等作用的基础上，建立了包含金属微粒局部放电的三维盆式绝缘子表面电荷积聚模型，计算了中心电极附着金属微粒情况下GIL腔体电场分布及绝缘子表面电荷分布，通过分析气、固相电流密度等特征参数揭示金属微粒对GIL腔体场强及绝缘子表面电荷积聚规律的影响，为GIL的绝缘优化提供指导。
1. 考虑金属微粒影响的绝缘子表面电荷积聚时变模型
在实际运行时，GIL腔体中的金属微粒会导致局部场强发生畸变进而引发局部放电，因此本文在考虑金属微粒局部放电情况下，对GIL绝缘子表面电荷积聚模型进行改进及计算分析。
绝缘子材料为环氧树脂，绝缘气体为SF6，假定腔体内部干燥、绝缘子表面光滑平整。模型参数及几何尺寸如表 1、图 1所示[22]。
表 1 GIL腔体参数Table 1. Parameters of GIL cavity模型参数 参数值 SF6相对介电常数 1.002 绝缘子相对介电常数 4.95 绝缘子体电导率/(S·m–1) 6×10–17 腔体压强/MPa 0.5 腔体温度/℃ 20 1.1 气-固界面电荷积聚模型
直流GIL绝缘子表面电荷的来源主要有3种途径，即绝缘子内的体电流、气体中的离子流以及绝缘子表面的切向电流。根据电流连续性方程，气-固界面电荷密度积聚方程如式(1)所示。
∂σ∂t=n⋅JIn−n⋅JGn−∇⋅(γs⋅Eτ) (1) 式中：γs为绝缘子表面电导率，S/m；σ为单位表面区域内电荷密度，C/m2；Eτ、n为气-固界面电场切向分量、单位法向矢量，V/m；JGn和JIn分别为气体侧电流密度和固体侧电流密度，A/m2。在干燥且绝缘子表面没有经过特殊处理的情况下，环氧树脂绝缘子表面的切向电流项远小于气体侧电流和固体侧电流对表面电荷积聚的影响，因此一般可以忽略不计[23]。
1.2 固体侧电流密度
绝缘子固体侧电流密度由位移电流和传导电流构成，满足以下方程：
JIn=∂D∂t+γvi⋅En (2) γvi(E)=γgeβ|E| (3) 式中：γvi为固体侧体电导率，S/m；γg为固体的初始体电导率，S/m；D为电位移矢量；E为绝缘子内部场强，V/m；En为法向场强，V/m；β为固体电导率场强系数，取0.1 mm/kV。
1.3 气体侧电流密度
本研究从微观角度对气体侧电流进行建模，考虑了速率恒定的自然电离，且未引入额外气相电离源。气固界面上的电流密度方程用方程(4)表示。
JGn=∂D∂t+e⋅E⋅(n+⋅b++n−⋅b−)−e⋅∇(D+⋅n+−D−⋅n−) (4) 在SF6气体中，考虑正、负离子的产生、复合、碰撞和扩散过程，可以用式(5)、(6)中所示的约束方程表示。
∂n+∂t=∂N∂t−kr⋅n+⋅n−−∇⋅(n+⋅b+⋅E)+D+⋅∇2n+ (5) ∂n−∂t=∂N∂t−kr⋅n+⋅n−−∇⋅(n−⋅b−⋅E)+D−⋅∇2n− (6) N=NIP+NP (7) 式中：e为单位电荷量，取1.6×10–19 C；n+、n–为空间正、负离子数密度，m–3；b+、b−为正负离子迁移率，m2/(V·s)；N为电离产生的离子对，cm–3；Np为P区域局部放电产生的离子对，cm–3；NIp为自然电离产成的离子，cm–3；D+、D−为正、负离子的扩散系数，取1.213×10–7 m2/s；kr为复合系数，取2.27×10–13 m3/s。
1.4 金属微粒局部放电
设区域P为一静电场的场强集中区域，局部微观场强取决于区域P的宏观场强与微粒形状(半径与直径的比值)，其关系满足：
Ep=βeffE (8) Ep=βeffE>p(Ep)crit (9) 式中：Ep为微观场强，V/m；βeff为场强畸变因子，取6[24]；(E/p)crit为起晕时的临界场强E与气压p的比值，取值为88.4 kV/(mm·MPa) [25]。
当微观场强满足式(9)时，区域P内开始发生电晕放电。区域P的带电粒子约束方程为：
∂ne∂t=Sph+αp|ve|ne−ηp|ve|ne−βpnenp−∇·(neve)+∇2(Dpne) (10) ∂np∂t=Sph+αp|ve|ne−βpnpne−βpnpnn−∇·(npvp) (11) ∂nn∂t=ηp|ve|ne−βpnpnn−∇·(nnvn) (12) 式中：Sph为光致电离，取值为29 cm–3·s–1；αp、ηp、Dp分别为区域P内电离系数、复合系数和扩散系数，m–1；βp为区域P内的附着系数，取2.27×10–7 cm–3·s–1；np、nn、ne分别为区域P的正离子数密度、负离子数密度、电子数密度，m–3；Dp为区域P内的扩散系数，cm2/s；vp、vn、ve分别为区域P内正离子平均速度、负离子平均速度、电子平均速度，m/s。
SF6放电参数如表 2所示 [26]，p0为标准大气压，取0.1 MPa。
表 2 SF6气体放电参数Table 2. SF6 gas discharge parameters参数 表达式 vp/(m·s–1) −2.43Ep0/p vn /(m·s–1) –2.7Ep0/p ve /(m·s–1) –(1.94(E/p)–23)×105 Dp /(cm2·s–1) 0，|E|=0 –5.3|ve|/|E|，|E| > 0 αp 3.9pe(–213/(|E|/P))，|E|/p < 108 14.5pe(–316/(|E|/p))，|E|/p≥108 ηp 4.47×10–3(|E|/p)2，0≤|E|/p < 50 1.58(|E|/p)0.5，50≤|E|/p≤90 142(|E|/p)0.5，|E|/p > 90 在模型构建时，由于金属微粒与GIL腔体的尺寸差异较大，因此区域P的范围相对较小，但内部是主要放电区域，其中的电子活动较为丰富，会极大地占用计算资源和增加计算收敛难度。考虑到本文主要是研究存在局部放电情况下表面电荷累积的长期演变情况，因此在保留了金属微粒处向GIL气相提供了额外电荷来源这一主要特征的前提下，对仿真模型进行了简化，规定将区域P压缩至金属微粒内部，形成1个虚拟子区域P’，在P’的边界处(即金属微粒边界处)电子全部完成了产生、附着与复合等行为活动，从而使得在不改变主要特征的基础上合理分配计算资源并提高计算收敛性，简化后P’区域局部放电过程如图 2所示。
在简化后的模型中，认为在金属微粒内部电子已经完成了附着、复合等活动，因此在P’的边界处，可以将式(10)—式(12)简化为式(13)、(14)。
∂np∂t=Sph+αp|ve|nn−βpnpnn−∇⋅(npvp) (13) ∂nn∂t=Sph+αp|ve|np−βpnpnn−∇⋅(nnvn) (14) 1.5 边界条件
中心电极上的电势φC以及筒壁电势φW为：
φC=U0 (15) φW=0 (16) 式中：U0为施加于中心电极上的电压。
当施加负极性电压时，中心导体侧带电离子满足如下条件：
n−=0 (17) ∇n+=0 (18) 筒壁侧带电粒子满足如下条件：
n+=0 (19) ∇n−=0 (20) 假设绝缘气体中介电常数恒定，则正、负粒子数与电位φ的关系可由泊松方程表示，而场强E与电位的关系则可由拉普拉斯方程表示：
E=−∇φ (21) ∇2φ=−ρε=e⋅(n+−n−)ε (22) 式中：ρ为气体中的电荷密度，C/m3；ε为电介质的介电常数。
2. 仿真结果及分析
2.1 GIL腔体电场分布
图 3(a)、(b)分别展示了在施加–500 kV电压时，GIL腔体电场分布随时间演变的特性。在充电初期，中心电极附着金属微粒和无金属微粒的GIL腔体电场整体分布较为相似；随着充电时间增加，GIL腔体内电场逐渐由容性向阻性转变，中心电极附着金属微粒时，在金属微粒周围出现1个高场强畸变区；充电360 min时，该区域场强约为1.1×107 V/m。当到达充电后期，中心电极附着金属微粒与无金属微粒相比场强分布出现差异，如图 3(c)，无金属微粒中心电极两侧场强分布基本相同，而附着金属微粒腔体在金属微粒下方区域场强由于受到金属微粒附近畸变电场的影响出现下降。
2.2 盆式绝缘子表面电荷分布
绝缘子表面电荷分布演变过程如图 4所示，从图 4(a)、(b)中可以看出在前期中心电极附着金属微粒和无金属微粒2种情况下绝缘子凸面都主要积聚了晕状分布的异极性电荷。当充电360 min时，中心电极附着金属微粒情况下的绝缘子凸面出现了同极性晕状电荷，同极性电荷晕圈与异极性电荷晕圈相间分布，而无金属微粒的绝缘子凸面此时仍主要为异极性晕状电荷。当充电720 min时，中心电极附着金属微粒情况下绝缘子凸面电荷分布与无金属微粒的相比，附着金属微粒的绝缘子凸面出现了同极性晕圈，此外还出现了不同极性的离散电荷斑，而无金属微粒的绝缘子凸面电荷仍主要呈现异极性并以晕状形态分布，在中心电极附近电荷密度最大，最大可达3.6×10–4 C/m2。
通过图 4(c)、(d)可以看到2种情况下绝缘子凹面电荷分布演变与凸面基本相似，在充电前期附着金属微粒的和无金属微粒2种情况下绝缘子凹面电荷呈晕状分布。随着充电时间的增加，附着金属微粒的绝缘子凹面逐渐出现离散电荷斑，电荷斑密度约为1.1×10–4 C/m2，与凸面相比电荷斑出现较晚且电荷斑密度要低于凸面的。而无金属微粒的则一直呈现晕状分布，在绝缘子中段电荷密度最大，最大可达2.6×10–4 C/m2。
2.3 绝缘子表面气-固相电流密度分布
气、固相电流密度直接影响了绝缘子气-固界面电荷积聚进程，为了探究金属微粒对表面电荷积聚的影响，分别展示了绝缘子凹凸两面气、固相电流密度分布演变过程。
图 5展示了凸面气、固相电流密度分布的演变过程，通过对比可以看出，绝缘子两侧气、固电流密度极性相反，气相电流密度约为10–8~10–9 A/m2，固相电流密度约为10–10~10–11 A/m2，气相电流密度始终高于固相电流密度1~2个数量级，因此当电导率为6×10–17 S/m时气体侧电荷注入为表面电荷的主要来源。相关文献已经对气体侧主导下表面电荷积聚演变机理做出详细总结[27]，即：表面电荷积聚速率会经历一个衰减阶段，当法向电场到零附近时，拉氏电场的影响可以基本忽略，此时两侧电荷产生的场效应开始主导电荷积聚，已经积聚的电荷会促进周围与之相反极性的电荷的积聚，抑制相同极性电荷积聚。
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图 5 绝缘子凸面气、固相电流密度分布演变图Figure 5. Evolution of gas and solid phase current density distribution on insulator convex surface在充电初期中心电极是否附着金属微粒对绝缘子凸面气相电流密度和固相电流密度的整体分布影响不大，主要都呈晕状分布。随着充电时间增加，中心电极附着金属微粒的绝缘子凸面气相电流密度分布和固相电流密度分布较无金属微粒的逐渐变得不均匀。当充电达到360 min时，中心电极附着金属微粒的绝缘子凸面气、固相电流密度由电极到筒壁不同密度晕圈之间的过渡已经出现了明显的分层现象，而无金属微粒的不同电流密度晕圈之间的过渡较为平缓。当充电到后期，附着金属微粒的绝缘子凸面气、固相电流分布出现了不同极性离散的斑点，而无金属微粒的则仍然呈晕状分布。与图 4中凸面电荷密度对比发现，附着金属微粒的气、固相电流密度出现的斑点与离散电荷斑所在位置具有统一性。由此可见，在本案例中气相电流密度出现离散的斑点是离散电荷斑产生的主要原因。
通过对比图 6中凹面电流密度，其整体与凸面较为相似，气相电流密度远大于固相电流密度。在充电前期，中心导体有无附着金属微粒对凹面电流密度影响不大；而充电到720 min时，附着金属微粒的绝缘子表面气、固相电流密度分布出现离散斑点，离散斑点的出现时间较凸面晚。
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图 6 绝缘子凹面气、固相电流密度分布演变图Figure 6. Evolution of the gas and solid phase current density distribution on insulator concave surface2.4 金属微粒对表面电荷积聚影响分析
为了深入研究金属微粒微放电的影响，以金属微粒微放电产生的带电粒子的平均生成速率来表征局部放电速率的趋势，图 7为金属微粒附近带电粒子的平均生成速率及场强随时间变化的曲线图。当外施–500 kV电压并充电约30 min后，金属微粒附近场强的快速改变导致局部放电速率发生突变。充电45 min时，局部放电速率开始下降，随后上升。在充电约120 min时，局部放电速率趋于稳定，此时局部放电速率约为2.2×106 m−2·s−1。
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图 7 金属微粒附近局部放电速率及场强演变进程Figure 7. Evolution of local discharge rates and field strengths in the vicinity of metallic particles为了解释图 7中的现象，在图 8中展示了金属微粒附近场致电离和复合随时间的变化。其中，局部放电初期下降主要是P’区域电离和复合的竞争结果。在局部放电初期，P’区域带电粒子数密度较小，此时电场作用下的电离占主导，局部放电速率随着场强增大而增加。随着充电时间增加，P’区域内的带电粒子数密度逐渐变大，复合作用逐渐增强，导致局部放电速率出现下降，在这一过程中，P’区域的带电粒子除发生复合外也会向GIL腔体内扩散导致带电粒子数密度下降，带电粒子数密度会直接影响其复合作用，因此复合作用随后又会下降，局部放电速率上升，并在约120 min时达到稳定。
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图 8 金属微粒附近场致电离和复合随时间变化Figure 8. Field ionization and complexation with time in the vicinity of metal particles图 9展示了施加–500 kV电压充电720 min时金属微粒周围负离子的分布情况，由于金属微粒本身及其局部放电的影响，导致这一区域带电粒子分布不均匀。中心电极附近受到电极强负极性的影响，负离子数密度较小，往外逐渐增大。由于金属微粒周围存在局部放电，因此在这一区域负离子数密度较高，约为1.2×1010 m–3。
图 10展示了绝缘子凸面金属微粒下方区域平均电荷密度随时间变化过程，A区域为无金属微粒，B区域为附着金属微粒。可以看到附着的金属微粒并未明显促进该区域电荷积聚，这也与其他学者的实验现象形成对应[28]。在初期附着的金属微粒对该区域电荷积聚进程影响不大；当充电到150 min时，A区域电荷密度逐渐高于B区域，并且随着时间增加这一趋势更为明显；当充电1 000 min时，A、B区域电荷密度相差可达10.4%。
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图 10 绝缘子凸面局部电荷密度分布Figure 10. Local charge density distribution on the convex surface of the insulator图 11为通电720 min时绝缘子表面电荷形态，中心电极上附着金属微粒情况下的绝缘子中段区域出现了双极性离散电荷斑，异极性电荷斑的电荷密度为7.6×10–4 C/m2，而同极性电荷斑的电荷密度为1.3×10–4 C/m2，要低于异极性电荷斑。没有金属微粒的绝缘子表面电荷始终以晕状电荷的形式存在，在绝缘子中段区域最大。
值得注意的是，对没有附着金属微粒的GIL充电时间达到1 800 min时，其绝缘子表面仍未出现离散电荷斑，而是仍以晕状形态存在，如图 12所示，此时在凸面出现了同极性电荷晕环。结合图 4中附着金属微粒时绝缘子表面电荷分布可知，附着在中心电极的金属微粒会促进气-固界面电荷积聚以及离散电荷斑的出现。
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图 12 金属微粒区域表面电荷密度演变图Figure 12. Evolution of the surface charge density in the metal particle region为了进一步探究金属微粒对绝缘子表面离散电荷斑形成的影响，沿l1和l2做法向场强随径向距离变化的折线图。l1为无金属微粒绝缘子凸面，l2为附着金属微粒绝缘子凸面，从图 13(b)中可以看出，当中心电极附着金属微粒时，绝缘子表面法向场强变得更为不均匀，这一变化促进了绝缘子表面离散电荷斑的形成。
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图 13 绝缘子凸面法向场强对比Figure 13. Comparison of field strengths normal to the convex surface of insulators图 14展示了金属微粒附近带电粒子的运动，在金属微粒附近，会积聚大量的正极性电荷，而金属微粒下方绝缘子区域受到中心电极强负极性的影响也会积聚正极性电荷，导致电势分布较无金属微粒的均匀，使得金属微粒和绝缘子之间局部场强出现下降，即图 3(c)中的现象，场强下降导致绝缘子表面电荷积聚减弱，因此图 10中A区域电荷密度逐渐高于B区域电荷密度。然而由于附着金属微粒时，GIL气相多了额外的电荷源，因此腔体中带电粒子较没有附着金属微粒时要更多且更为不均匀。
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图 14 金属微粒附近带电粒子行为示意图Figure 14. Schematic representation of the behaviors of charged particles in the vicinity of metallic particles3. 结论
1）当GIL中心电极附着金属微粒时，金属微粒会对局部电场分布产生影响，金属微粒几何结构及局部放电会畸变周围的场强，在初期金属微粒周围场强较大。而当发展到后期，金属微粒局部放电产生带电粒子会抑制其周围场强的增大，导致金属微粒侧场强与对侧无金属微粒侧相比整体较小。
2）GIL腔体中的金属微粒及其局部放电会影响绝缘子气-固界面电荷分布，在初期影响并不明显，当发展到后期，其局部放电产生带电粒子会改变腔体空间电荷分布，加快了表面电荷积聚进程，促进了绝缘子气-固界面离散电荷斑的形成。
3）导体上金属微粒引发的局部放电会影响附近绝缘子表面电荷积聚，充电约2.5 h时该区域电荷密度逐渐低于无金属微粒的情况，随着充电时间增加这一差距不断增大，当充电到17 h时，两者电荷密度相差可达10.4%。
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图 5 绝缘子凸面气、固相电流密度分布演变图
Figure 5. Evolution of gas and solid phase current density distribution on insulator convex surface
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图 6 绝缘子凹面气、固相电流密度分布演变图
Figure 6. Evolution of the gas and solid phase current density distribution on insulator concave surface
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图 7 金属微粒附近局部放电速率及场强演变进程
Figure 7. Evolution of local discharge rates and field strengths in the vicinity of metallic particles
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图 8 金属微粒附近场致电离和复合随时间变化
Figure 8. Field ionization and complexation with time in the vicinity of metal particles
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图 10 绝缘子凸面局部电荷密度分布
Figure 10. Local charge density distribution on the convex surface of the insulator
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图 12 金属微粒区域表面电荷密度演变图
Figure 12. Evolution of the surface charge density in the metal particle region
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图 13 绝缘子凸面法向场强对比
Figure 13. Comparison of field strengths normal to the convex surface of insulators
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图 14 金属微粒附近带电粒子行为示意图
Figure 14. Schematic representation of the behaviors of charged particles in the vicinity of metallic particles
表 1 GIL腔体参数
Table 1 Parameters of GIL cavity
模型参数 参数值 SF6相对介电常数 1.002 绝缘子相对介电常数 4.95 绝缘子体电导率/(S·m–1) 6×10–17 腔体压强/MPa 0.5 腔体温度/℃ 20 
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表 2 SF6气体放电参数
Table 2 SF6 gas discharge parameters
参数 表达式 vp/(m·s–1) −2.43Ep0/p vn /(m·s–1) –2.7Ep0/p ve /(m·s–1) –(1.94(E/p)–23)×105 Dp /(cm2·s–1) 0，|E|=0 –5.3|ve|/|E|，|E| > 0 αp 3.9pe(–213/(|E|/P))，|E|/p < 108 14.5pe(–316/(|E|/p))，|E|/p≥108 ηp 4.47×10–3(|E|/p)2，0≤|E|/p < 50 1.58(|E|/p)0.5，50≤|E|/p≤90 142(|E|/p)0.5，|E|/p > 90
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