sf6断路器喷口电弧熄灭过程的数字模拟精Word格式.docx
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②求解电弧二维电流分布；
③考虑物理参数随温度变化，体现不同物质间性质差异；
④采用修正的气体状态方程；
⑤为真实反映机构特性与电弧之间的相互作用，进行了灭弧室、压气缸和操动机构联合模拟计算。
本文对断路器的全开断过程进行了数值模拟，重点分析了电流过零前上游压力的积聚过程,计算了零后介质恢复过程，并提供了一套断路器灭弧室通用计算分析软件。
2 喷口电弧二维MHD数学模型
圆柱坐标系下电弧及其周围冷气流、电磁场控制方程表述如下
质量守恒方程
（1）
轴向动量守恒方程
（2）
径向动量守恒方程
（3）
能量守恒方程
（4）
式中 ρ、u、v、e和p分别为气体密度、气流轴向速度、径向速度、内能和压力；
Fx、Fr为轴向与径向Lorentz力；
μ为SF6分子粘性系数；
K为导热率；
Cv为定容比热容。
式（4）中,源项Q＝Se－un＋ua。
其中Se为Joule热项,un为净辐射功率,ua为吸收功率。
另外,补充修正气体状态方程
p＝βρRT
（5）
式中 β为修正系数。
为了确定动量方程式
（2）、（3）中的Lorentz力项以及能量方程式（4）中的Joule热项,需联立相应的电磁场方程。
在热等离子体传热与流动问题中,空间电荷密度通常可忽略,位移电流项与电流密度相比,感生电场与电场强度相比都很小。
另外在工频电流情况下磁场随时间变化也可忽略。
由此得到如下简化形式的Maxwell方程及欧姆定律
（6）
（7）
（8）
（9）
j＝σE
（10）
式中 E为电场强度；
B为磁感应强度；
ζ0为真空导磁率；
j为电流密度；
σ为SF6气体电导率。
因为
即电场为无旋场或有势场,引入电位φ,使得
（11）
由式（9）得电流连续方程
（12）
结合式（10）（11）可得圆柱坐标系下电弧电位方程
（13）
忽略jr对Bθ的影响，则
（14）
Lorentz力为
Fr＝－jxBθ
（15a）
Fx＝jrBθ
（15b）
这样,上述式
（1）～（5）与式（13）～（15）构成了完整的喷口电弧二维MHD数学模型。
采用Taylor-Galerkin有限元法求解N-S方程,同时采用四边形8节点等参元法求解电磁场方程。
3 SF6断路器CAD软件
SF6断路器CAD软件包括：
复杂场域剖分通用程序、二维轴对称电场数值分析程序、冷态气流场数值计算、操作机构机械特性与灭弧室流场特性的联合模拟计算（全程模拟断路器开断过程）、切空载长线（开断容性小电流）的数值计算、零后近区故障与端子短路故障的数值计算。
此计算软件不受计算区域及边界形状影响。
在灭弧室结构为轴对称的前提下,可以计算任何实际尺寸下压气式SF6断路器灭弧室内的气流场,不需对灭弧室内形状作过多简化。
使用者只需按照所提供的自动剖分软件所要求的数据输入格式编写好数据文件,程序将完成自动剖分，这样就让使用者能方便地改变灭弧室结构形状,避免了繁杂的剖分工作。
在软件的开发过程中，注重了良好界面的设计。
可实时显示灭弧室内温度场、压力场、密度场、马赫场及速度场的分布。
为动态地分析灭弧室内流场的发展过程，充分了解各变量间的关系提供了有力工具。
4 数据结果与分析
本文数值计算针对图1所示的500kV压气式SF6断路器进行的。
目的是分析该产品的开断性能。
喷口上游的压力积聚过程对灭弧性能有着重要的影响，因此对其进行了重点分析。
计算条件为：
开断电流:
50kA，燃弧时间:
25ms。
各图中温度1pu为300K,压力1pu为灭弧室基压。
4.1 电弧电流过零前的物理过程
在断路器的开断过程中气缸和动触头处于不断运动的状态，动静触头相互分离,电弧被逐渐拉长,计算场域和边界条件都要不断变化。
在这一阶段，一方面机构运动造成气缸的压气作用产生吹弧气流；
另一方面，电弧热效应造成的喷口堵塞和热气体回流又引起气缸压力上升，反作用于电弧弧柱等离子体与热边界区。
所谓热边界区是指包围弧柱等离子体的非电离热气体区。
它的分布范围是从弧柱边缘陡峭的温度下降至接近环境温度的区域［7］。
热边界区的变化反映着弧柱等离子体能量扩散的规律，利用电弧能量提高上游压力，降低操作功，是现代断路器的设计技术的发展方向之一。
在数值分析热边界区、弧柱等离子体、上游冷气流间的相互作用过程中，显示了热边界区扩张－相持－收缩近似周期振荡的发展规律。
4.1.1 热边界区扩张阶段（0～0.8ms）
在该阶段中，由于电弧能量的扩散以及主喷口方向上静弧触头的堵塞，弧柱等离子体周围热边界区内温度上升，热边界区内压力急剧升高并向上游气缸扩张，形成强烈的回流压缩气缸内气体。
回流气体犹如活塞一般压缩气缸内气体。
回流气体的速度可达到0.4～0.6马赫，即55～80m/s的压缩速度，远远大于操作机构的压缩速度（6～9m/s），势必引起压气缸内气体压力的急剧上升。
同时由于回流必将引起气缸内冷气体与热边界区热气流的充分混合，提高了压气缸内气体温度，这也是引起气缸内压力上升的一个重要因素。
图1、图2反映了上述热边界区的变化规律。
图1 热边界区扩张阶段灭弧室内温度分布（每条等温线相差10pu）
Fig.1 Thedistributionoftemperatureininterrupteratexpansionstageofthermalboundaryregion
图2 热边界区扩张阶段灭弧室内压力分布（每条等温线相差0.5pu）
Fig.2 Thedistributionofpressureininterrupteratexpansionstageofthermalboundaryregion
4.1.2 热边界区相持阶段（0.8～1.4ms）
热边界区的回流一方面提高了压气缸内的密度与压力，另一方面由于气体的回流造成热边界区内气体密度的降低，减小热边界区压力的上升趋势。
由于热边界区的扩张，热边界区内温度的上升趋于平缓。
当密度下降所引起的压力下降大于温度的影响时，热边界区内压力下降，喷口通道间的回流消失，在压气缸迅速提高压力的冷气体作用下，逐渐形成气流的正吹。
图3、图4显示了该阶段中灭弧室内温度、压力的分布规律。
图3 热边界区相持阶段灭弧室内温度分布（每条等温线相差10pu）
Fig.3 Thedistributionoftemperatureininterrupteratequilibriumstageofthermalboundaryregion
图4 热边界区相持阶段灭弧室内压力分布（每条等温线相差0.5pu）
Fig.4 Thedistributionofpressureininterrupteratequilibriumstageofthermalboundaryregion
4.1.3 热边界区收缩阶段（1.4～3.5ms）
由于回流的消失与气流正吹作用的加强，压气缸内密度较高、温度较低的气体压缩热边界区。
热边界区收缩，气流正吹，热边界区内密度增加是该阶段的特点，如图5、图6所示。
由于热边界区密度的增加，其内压力下降趋势得到阻止并逐渐上升，使得气流正吹减弱。
图5 热边界区收缩阶段灭弧室内温度分布（每条等温线相差10pu）
Fig.5 Thedistributionoftemperatureininterrupteratcondensationstageofthermalboundaryregion
图6 热边界区收缩阶段灭弧室内压力分布（每条等温线相差0.5pu）
Fig.6 Thedistributionofpressureininterrupteratcondensationstageofthermalboundaryregion
在电弧热边界区收缩阶段后期，热边界区密度的增加造成压力的上升，当热边界区的压力超过冷气流的压力时，热边界区再次扩张，形成气体回流，使得热边界区内密度下降，进入下一个扩张－相持－收缩的周期中。
这种近似周期振荡的过程将持续到电弧电流过零。
每一次热边界区的扩张、相持与收缩，皆提高了热边界区对电弧等离子体的能量吸收，加强了热边界区与上游冷气体间的相互作用，为下一个扩张－相持－收缩周期中，向压气缸输入更多的能量奠定了基础。
上述热边界区的发展规律反映在压气缸内压力曲线动态特性上就是在类似周期振荡的基础上迅速提高的趋势，见图7。
图7 压力缸压力特性曲线
Fig.7 Variationofpressureinsidethecylinder
4.2 电弧电流过零后的物理过程
在零后介质恢复过程中，未游离的SF6气体起初径向冲刷弧柱将电弧压缩，然后纵向吹弧带走游离粒子，在弧隙间逐渐形成一个充满未游离SF6的空间，将弧柱等离子体逐渐变细。
剩余弧柱等离子体仍具有良好的导电性能，使零后电场畸变。
由于强烈的吹弧作用，剩余弧柱等离子体迅速蜕变，电场畸变减小，逐渐恢复至冷态气流场时电场分布。
零后介质强度恢复曲线见图8。
图8 零后介质恢复过程
Fig.8 Therecoveryproceedingofdielectricstrengthaftercurrentzeropoint
5 结论
本文采用了考虑电弧、热边界区和冷气流相互作用的磁流体动力学数学模型，通过操作机构与灭弧室的联合模拟计算,对SF6断路器的电弧熄灭的全过程进行数字模拟，并预测其开断能力。
模拟结果表明：
①喷口内是由弧柱、热边界区和外部冷气流三部分组成；
②热边界区的扩张-相持-收缩过程决定了上游压力呈锯齿状上升。
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