关键词 真空灭弧室 悬浮屏蔽罩 触头
1 引言
当前真空开关正向着更高电压等级的方向发展，因此真空灭弧室内部绝缘结构的合理设计成为重要的研究课题之一。利用计算机辅助设计技术进行真空灭弧室内部电场结构设计已越来越受到研究人员的重视，它不但可以实现快速有效的设计而且可优化真空灭弧室内部电场结构。
但到目前为止，计算机辅助设计技术应用到真空灭弧室静态电场计算还仅在探索阶段，故存在一些问题，如文献[1][2]只考虑对称边界条件，文献[2]把真空灭弧室中间悬浮屏蔽罩电位看成是动、静触头电位的平均值，且仅计算出电位分布，因而对整个真空灭弧室内部的电场分布的描述不够清晰和准确。
本文采用四边形八结点有限元法对外屏蔽罩高压真空灭弧室内部电场进行了计算，在计算中把悬浮屏蔽电位作为待求量，且考虑灭弧室两触头上施加不对称电压及电极表面带电微粒的存在，计算分析了边界条件的变化及带电微粒对真空灭弧室电场分布的影响，进而提出了改进方案，并进行了计算分析比较。
2 计算模型及计算方程
以图1所示的外屏蔽罩高压真空灭弧室结构为计算模型，可近似认为是轴对称结构，取动、静触头施加的电压为U1和U2，这样真空灭弧室虽然结构对称，但电位分布并不对称，故取二分之一场域为计算域。由于真空灭弧室在实际的测试中，周围有测试大厅的影响；在实际运行中，距地面为有限的高度[5]，而对场源限制在有限区域的轴对称的拉普拉斯方程来说，电位按规律衰减，在离场源足够远处，可以认为场量为零，故在计算中采用扩大计算区域(本文沿灭弧室四周扩展6m，再扩展，计算结果基本不变)的方法来解决场域不封闭问题。
图1 外屏蔽罩高压真空灭弧室结构模型(二分之一域)
Fig.1 The model of highvoltage vacuum interrupter
考虑到刚刚熄灭电弧的真空间隙存在一定量的残余离子、电子和中性粒子，需经过一定的时间才能扩散出真空间隙，这时在恢复电压作用下，粒子在电极表面集聚出现空间电荷[3]。如不考虑带电粒子复合及恢复电压作用下间隙内电子的增殖，则电极表面电荷Q的变化和弧后电流I的关系为：
式中为电流密度，σ为电荷密度。设真空间隙内的电导率γ和介电系数ε0均是线性，则电流密度和电场强度之间应满足：
式中为电位移矢量，为电极表面单位法向矢量。结合(1)(2)两式得：
σ0为初始时刻电极表面电荷密度。如考虑在恢复电压作用下，由于真空间隙内有微粒等存在而产生电子增殖，则电极表面电荷密度可以表示成：
即电极表面带电粒子的量与初始时刻间隙内残余电荷量，与外施电压大小及间隙电导率和介电常数有关。实际上间隙电导率γ正比于间隙内的电子量[4]，所以当电子消散，γ迅速减小，但γ的减小又使电子消散速度大大减慢了，需要持续一定的时间，且最终仍有残余电荷存在。因此可以认为在介质恢复过程中和介质恢复以后，触头和屏蔽罩表面都有残余带电粒子存在。
考虑上述因素，得出计算模型的电场边值问题为：
2φ＝0
φ＝U1
φ＝U2 （动、静触头施加的电压）
φ＝0 （外边界）
φ＝φi （待求的悬浮屏蔽罩电位）
（电极或屏蔽罩表面电荷）
3 计算结果及分析
3.1 电位分布
取U1=0,U2=U,Q=0，即先不考虑电极表面电荷，计算得出的场域电位分布如图2所示。图上部所标的值为计算所得的三个悬浮屏蔽罩的电位值，显然中封悬浮屏蔽罩的电位不等于(U2-U1)/2，它与高电位触头之间的电位差约为65U%。
图2 高压真空灭弧室内电位分布
Fig.2 The potential voltage distribution inside the interrupter
图3 中封屏蔽罩与高电位触头间电压差随U1变化
Fig.3 The voltage between mide-shied and
high-voltage contact via U1
如固定动、静触头间的电位差，使U2-U1=U，改变U1的值，计算得中封悬浮屏蔽罩与U2之间的电位差DU随U1变化的曲线如图3所示，可见只有在U1=-50U%，U2=50U%的对称边界条件下，中封屏蔽罩与动、静触头间电压差均为50U%，当不对称情况下，随U1的上升，中封屏蔽罩与U1间的电压差下降，与U2间的电压差直线上升，真空灭弧室内出现严重的电位不对称。
真空灭弧室中悬浮屏蔽罩的作用之一是接受燃弧时触头间隙喷射出来的金属液滴和蒸汽及一部分电子流和离子流，考虑到弧后粒子消散过程中电子速度较大[3]，所以开始时跑向屏蔽罩的电子要比正离子多一些，设中封屏蔽罩上有残余负电荷Q，触头施加电压为U1=0,U2=U，计算得出屏蔽罩电位与低电位触头及高电位触头之间的电压差DU1、DU2随log(Q/U)的变化如图4所示。
图4 中封屏蔽罩与触头间电压差随log(Q/U)的变化
Fig.4 The voltage between mide-shield
and contact Via log(Q/U)
从图中可以看出，当log(Q/U)小于-11时，DU1DU2基本不变，说明当残余电荷量较少时，其影响很小，真空灭弧室内的电压分布主要由外施电压决定。当log(Q/U)大于-11时，电压差出现迅速上升的状况，这是由于屏蔽罩上的负电荷使屏蔽罩电位降低，此时残余电荷的作用显著，严重影响真空灭弧室内的电位分布。由此可见，当开断电流较大时，初始电荷量较大，而粒子消散时间较长，从而使屏蔽罩上带有较多残余负电荷，这些负电荷将抑制悬浮屏蔽罩电位的上升或使屏蔽罩电位大大下降，使悬浮屏蔽罩与触头之间出现很大的电压差，造成触头沿面和悬浮屏蔽罩表面的场强很大。上述计算结果可解释实验中观测到的随着电流的增大，屏蔽罩电位对于瞬态恢复电压的滞后时间延长，最终导致开断失败的现象[6]。
图5 触头中心点场强随log(Q/U)变化
Fig.5 The electric intensity in center of contanct via log(Q/U)
如设弧后施加高电位的触头表面有负电荷Q集聚，计算得出触头中心一点电场强度随log(Q/U)的变化如图5所示，从图可看出当log(Q/U)<-12，场强几乎没有什么变化，说明当Q较小时，即开断电流较小时，触头沿面场强主要由恢复电压决定，但当log(Q/U)接近-12时，场强突然上升增大了近10倍，说明当Q较大时，Q和恢复电压的联合作用，在电极表面会出现很大的电场，即Q的影响是很大的。可以想象当阴极表面有正电荷的累积，也将出现很高的场强，因此弧后真空间隙的击穿既可能起始于阴极也可能起始于阳极。
设悬浮屏蔽罩和高电位触头中心有负电荷集聚时(log(Q/U)接近-11)的电位分布如图6所示。
图6 负电荷集聚时(log(Q/U)接近-11)的电位分布
Fig.6 The potential voltage distribution when consideration
of the influence of the ions
计算结果说明真空灭弧室内的电场分布及电极沿面场强是受Q/U的量值影响的，当log(Q/U)接近-11时，出现场强的跃变，而Q/U的量值与Q的值及U的值有关，Q的值又受很多因素影响，例如受开断电流的大小及粒子消散过程的影响、真空间隙尺寸和电极表面面积大小即其上的残余电荷面密度σ大小的影响，此外由于多次开断会造成残余电荷的累积，故还受开断次数的影响。因此Q/U是随机的量，从而真空灭弧室真空间隙的击穿过程是一个随机过程。取决于Q的消散速度和U上升速度的“竞争”。但显然在高电压下开断大电流时，往往Q的量值较大且消减的慢，而U上升的很快，两者的共同作用，易于产生真空间隙的击穿。因此高电压下真空灭弧室的设计不仅要使得其内部场强分布均匀，而且要使得弧后残余电荷消散快或尽量减小各部位残余电荷面密度σ。
3.2 灭弧室内电场强度分布
(a) 触头表面沿面电场强度分布
(a) intensity on the surface of contact
(b) 触头背面沿面电场强度分布
(a) intensity on the back of contact
(c) 中封屏蔽罩A-B处场强分布
(c) intensity on A-B of mid-shield
(d) 瓷套内表面沿面场强切向分量
(d) The tangent component intensity on
the inner side of the porcelain envelop
(e) 瓷套内表面沿面场强法向分量
(e) The normal component intensity on the
inner side of the porcelain envelop
图7 灭弧室内电场强度分布
Fig.7 The distribution of electric intensity inside the interrupter
对应图2的电位分布，取电位梯度较大的右半场域计算，得出其部分场域边界上的电场分布如图7中的曲线1所示。比较各图可见真空灭弧室内最大电场强度出现在触头表面边缘处见图7(a)和触头背面见图7(b)，由于电场分布的不对称性加之高电压下开距较大，造成触头背面的最大场强值甚至高于触头表面的最大场强值达56U%/cm，因此触头背面对中间悬浮屏蔽罩的电击穿是不容忽略的。对图示结构的真空灭弧室所做的耐压实验和弧后介质恢复实验中都观察到了这一现象。显然如考虑电极和屏蔽罩表面带电粒子的影响，上述两处的场强会更大。
4 灭弧室结构改进
为了改善高压真空灭弧室触头表面边缘处和触头背面电场强度集中的现象，可采取以下措施；
(1) 在触头背面加均压罩，来改善触头背面电场强度分布。计算得出电位分布如图8所示。对应的电场强度分布如图7中的曲线2所示，图7(b)显示出此时触头背面均压罩沿面场强分布趋于均匀，最大场强约为36U%/cm，比原来的最大值下降了约35%。触头表面的场强变化不明显(a图曲线2和曲线1重合)。这一措施在实施阶段证明是成功的。
图8 触头背面设置均压罩后真空灭弧内电位分布
Fig.8 The potential voltage distribution after using voltage
sharing shield on the back of contact
(2) 为了改善触头表面边缘处场强分布，一是可以增大触头边缘圆弧半径，另外应设法沿径向方向抬高等电位线使其不过分压向触头以减小触头沿面电位梯度。故设想在真空灭弧室中部加两个中间悬浮屏蔽罩，计算得电位分布如图9所示。可以看出这样做一是改善了电位分布的不对称性(见图上部所标屏蔽罩电位)，二是达到了把原来压向触头的等位线抬高的目的，使等位线沿真空灭弧室径向分布均匀，此外相当于增大了中封屏蔽罩的面积，有利于弧后粒子消散和降低屏蔽罩上带电粒子密度。计算得各处电场强度分布如图7中的曲线3所示，触头表面最大场强比原来下降了约10%，触头背面最大场强又有所下降，瓷套沿面场强分布变化不大(曲线3与曲线2几乎重合)，所加的中间屏蔽罩内、外表面沿面场强分布如图10中曲线1和2所示。
图9 加中间悬浮屏蔽罩后灭弧室内电位分布
Fig.9 The potential voltage distribution
after using floating shields
1-内表面电场强度分布
2-外表面电场强度分布
1-intensity on inner surface
2-intensity on outer surface
图10 中间屏蔽罩沿面电场强度分布
Fig.10 Electric intensity distribution on surface of floating shield
5 结论
(1) 高压真空灭弧室内部电位分布是不对称的，且电位不对称的程度与动、静触头上的电位有关，这一问题在高电压灭弧室结构设计中应加以重视。
(2) 真空灭弧室中的残余电荷和粘附在屏蔽罩及电极表面的带电粒子对真空灭弧室内电场分布影响很大，其量值达到一定数量时会引起触头沿面场强的急剧上升，影响真空灭弧室开断性能。
(3) 高压真空灭弧室中最大场强位于触头表面的边缘处和触头背面，当考虑触头上施加电压不对称及残余电荷的存在，触头沿面场强会更大，且触头背面最大场强甚至大于触头表面最大场强，因此触头背面对屏蔽罩的电击穿不容忽视。
(4) 触头背面设置均压罩可大大改善触头背面的场强不均匀性。设置灭弧室内中间悬浮屏蔽罩可改善电位分布的不对称性，有利于灭弧室中带电粒子的消散，降低触头表面的电场。
6 参考文献
1 陈美娟.真空灭弧室内部的绝缘强度研究.［博士学位论文］.西安：西安交通大学，1989
2 何俊佳.真空灭弧室动态绝缘研究.［博士学位论文］.武汉华中理工大学，1995
3 王季梅.真空开关.机械工业出版社，1983
4 王其平.电器电弧理论.机械工业出版社
5 王季梅等.开发110kV户外真空断路器方案的探讨，电杂志，1993(2)
6 王承玉.真空灭弧室屏蔽罩电位的测试与真空电弧的研究.［博士学位论文］.西安交通大学，1993
本文于1996年7月2日收到，1997年4月7日改回。
王仲奕 1956年生，1982年毕业于西安交通大学理论电工专业，1987年于西安交大获理论电工硕士学位，现为副教授，从事电磁场理论及其应用研究，发表论文20余篇。
王季梅 1922年生，西安交通大学教授，博士导师，从事真空电弧理论、熔断器理论研究及其产品开发，在国内外发表论文200余篇并编有多部专著和教材。
