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1 :本文建立了XLPE三明治内部气隙仿真模型,对外施直流电压降压过程中气隙中 的局部放电活动进行了仿真研究,并通过实验对仿真计算结果进行了验证。仿真模型考虑了温 度和电场强度对XLPE电导率的影响,并在此基础上通过仿真计算研究了其对模型中电场分布 的影响。计算结果表明进行气隙中电场计算时如不考虑XLPE电导率特性,计算误差可达500% 以上。计算结果还显示外施直流电压条件下,空气与XLPE界面上会有界面电荷积聚,电荷极 性与XLPE电导特性有关。因此当外施直流电压下降,气隙两端会有界面电荷导致的残余电 压,电压极性由界面电荷决定。实际实验中也检测到了降压段异极性局部放电,表明气隙两端 存在异极性残余电压,与仿真结果一致。 :介绍了在已获得一种环境温度下载流量值及相关温度参数(通常是测试获得)之后, 通过换算来获得相同敷设条件不同环境温度下的载流量及其相关温度的方法。避免了传统计算 方法中热阻难以准确获得的麻烦。 ※ 本 期 导 读 ※ 直流电压降压段XLPE圆柱气隙异极性局部 放电的实验与仿真研究 2 一种电缆载流量及温度参数的换算方法 5

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摘 要:本文建立了XLPE三明治内部气隙仿真模型,对外施直流电压降压过程中气隙中

的局部放电活动进行了仿真研究,并通过实验对仿真计算结果进行了验证。仿真模型考虑了温

度和电场强度对XLPE电导率的影响,并在此基础上通过仿真计算研究了其对模型中电场分布

的影响。计算结果表明进行气隙中电场计算时如不考虑XLPE电导率特性,计算误差可达500%

以上。计算结果还显示外施直流电压条件下,空气与XLPE界面上会有界面电荷积聚,电荷极

性与XLPE电导特性有关。因此当外施直流电压下降,气隙两端会有界面电荷导致的残余电

压,电压极性由界面电荷决定。实际实验中也检测到了降压段异极性局部放电,表明气隙两端

存在异极性残余电压,与仿真结果一致。

摘 要:介绍了在已获得一种环境温度下载流量值及相关温度参数(通常是测试获得)之后,

通过换算来获得相同敷设条件不同环境温度下的载流量及其相关温度的方法。避免了传统计算

方法中热阻难以准确获得的麻烦。

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直流电压降压段XLPE圆柱气隙异极性局部

放电的实验与仿真研究

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一种电缆载流量及温度参数的换算方法

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一种电缆载流量及温度参数的换算方法上海电缆研究所有限公司 范玉军

0 引 言

电缆的载流量及其相关温度是电缆运行

时的关键参数,凡是传输电能的电线电缆都

涉及到此方面的问题。载流量虽然有相关标

准和理论计算公式,但是在一些复杂的敷设

条件下,热阻尤其是外部热阻难以确定,因

此仅凭理论计算来获得准确的载流量是难以

实现的。因此,在某一种敷设条件下,可以

先通过测试的手段来获得一种温度条件下的

载流量和温度参数,在此基础上再结合换算

的手段来获得不同环境温度或不同负载(电

流)下的相关参数。这种方法的最大优点是

省略了繁琐且难以精确计算的热阻参数,同

时也不必计算导体的交流电组值,即可以获

得不同环境温度下的载流量和温度参数,是

一种既简单实用又切实可行的方法。

1理论基础IEC 60287标准中给出了几种条件下的载

流量计算公式,这里以应用最为普遍即未发

生土壤干燥的直埋或空气中敷设的交流电缆

的载流量和温升为基础来推演本文的方法,

其温升计算公式如(1)式所示:

(1 )

I — 一根导体中流过的电流(A)

Δθ— 高于环境温度的导体温升(K)

R— 最高工作温度下导体单位长度的交

流电阻(Ω/m)

Wd—绝缘单位长度的介质损耗(W/m)

T1— 一根导体和金属套之间单位长度热

阻(K·m/W)

T2— 金属套和铠装之间衬垫层的单位长

度的热阻(K·m/W)

T3— 电缆外护层单位长度热阻(K·m/W)

T4— 电缆表面和周围介质之间单位长度

热阻(K·m/W)

n— 电缆中有负荷的导体数(导体截面相

同,负载相同)

λ1— 电缆金属套损耗相对于所有导体

总损耗的比率

λ2— 电缆铠装损耗相对于所有导体总

损耗的比率

当上式(1)中忽略绝缘介质中的损耗

即Wd时,上式可简化成

(2)

设T为导体与周围介质间(含周围介

质)的总热阻,即:

(3)

则式(2)可简化成:

(4)

将式(4)再用相应的参数代入后即得到:

(5)

其中:

θc—电缆导体温度(℃)

θa—环境温度(℃)

R20—20℃时的导体电阻(Ω)

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a 2 0 — 导 体 材 料 2 0 ℃ 电 阻 温 度 系 数

(1/℃),通常可取0.004

设为导体与外护层间(含外护层)的总

热阻,即:

其中:

θs—电缆护套表面温度(℃)

现假设两组电缆(或者一组电缆在两次

试验时)在同样的敷设方式下,其稳定后的

导体温度、护套温度、环境温度和施加负载

电流分别用、、、以及、、、来表示。则根

据式(5)有:

将等式(8)和(9)联立后推出:

(10)

(11)

根据式(7)有:

将等式(12)和(13)联立后推出:

(14)

2 应用举例为了方便理解,在这里举出如下两个典

型问题来说明如何应用上述公式。前提条件

是有一根(或多根)电缆在某一个确定的条

件下敷设,在100%负荷的情况下,通过试

验或现有运行数据获得了参数θC1、θs1、

θa1和/1,则:

例一,则在同样的敷设条件下,在导

体温度θC2没有办法直接测得的情况下,比

如在运行线路中,当负载电流,即/2是已知

的情况下,可以通过上述式(10)来求得

θC2;当θs2也是已知的情况下,也可由上

述式(14)变换来求得θs2。这个公式同样

适用于在电力电缆试验过程中,采用模拟回

路来跟踪加热时,当流过主回路和模拟回路

的电流有偏差时,或者环境温度有些许偏差

时,均可以利用式(10)或式(14)来计算

并修正主回路中导体的实际温度,以保证满

足试验要求。

例二,则在同样的敷设条件下,若想获

得当前环境温度θa2下的载流量值/2,则可

以根据式(11)来获得,通常情况下对于交

联聚乙烯绝缘的电缆θC2默认为90℃,这一

应用,对于用户来讲非常实用,它可以推算

在不同环境温度下的载流量值或剩余载流量

值。

3 小 结载流量及温度的相关参数对电缆尤其是

电力电缆而言至关重要,如何获得载流量值

及其相关温度参数一直以来都是人们关注的

焦点,本文介绍的方法简单可行,具有如下

特点:

1)方法中避免了热阻、导体电阻两个

复杂参数的计算,大大降低了计算过程的难

度,同时也避免这两个参数所引起的误差。

2)基本上不受敷设方式的限制,一般

在空气中、管道中或直埋等方式均可,只要

与获得θC1、θs1、θa1和/1在内的第一组参

(6)

(7)

(8)

(9)

(12)

(13)

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数时的敷设方式相同即可,第一组参数的获

得可以通过模拟试验或者已有的运行数据。

3)不受电缆根数的限制,只要待求条

件与前条件中的敷设根数相同,就可以获得

相对位置的电缆的载流或温度参数,避免了

用镜像迭代法计算的繁琐。

在本文的方法中,第一组参数的准确程

度至关重要,它直接关系到后续换算结果的准

确程度。如何更加精准地、切实可行获得电

缆载流量和温度参数,一直是人们在不断研

究和探索的课题,相信本文介绍的方法能够

为解决这方面的问题提供一臂之力。

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0 引 言

近年来由挤包绝缘高压直流(High

Voltage Direct Current, HVDC)电缆构成的柔

性直流输电系统凭借诸如在长距离输电、

地下输电等方面的优势迅速发展[1]。为响应

大容量电能输送的需求,更高电压等级的

HVDC XLPE电缆系统被开发出来。随着电

缆系统电压等级的不断提高,寻找能够帮助

HVDC XLPE电缆质量控制和缺陷诊断的方法

变得越来越重要。

IEC 62895[2]标准中推荐在HVDC XLPE

电缆生产过程中进行交流局部放电(Partial

Discharge, PD)测量作为质量控制手段。

国际上有学者尝试在超低频(Very Low

Frequency,VLF)[3]和串联谐振交流电压[4]下

对直流电缆进行局部放电测试。但是,直流

电压和交流电压下电缆中的电场分布机理完

全不同,在直流电压下电缆绝缘的电导率影

响更为重要。此外,XLPE等聚合物的电导

率会受温度和电场强度的影响发生明显变

化,因此电缆中的电场强度也会随温度和外

施电压的改变而变化[5]。此外,空间电荷积

聚问题在直流下影响十分显著但在交流电压

下几乎没有影响,空间电荷积聚明显的界面

处也是电缆缺陷高发位置[6]。国内外已有一

些学者对直流下的局部放电机理进行研究。

Fromm U基于a-b-c模型提出了放电时延/气隙

直流电压降压段XLPE圆柱气隙异极性局部

放电的实验与仿真研究上海国缆检测中心有限公司 顾霄

电压恢复时间的概念来解释直流局部放电特

性[7]。Fard M采用了有限元仿真方法研究了

直流电压上叠加的纹波电压对局部放电的影

响[8]。潘成等基于连续性方程仿真研究了气

隙表面残余电荷衰减对直流局部放电的影响[9]。但以上研究均未考虑XLPE的电导率变化

特性。此外Seltzer-Grant M等学者在对模型电

缆主绝缘刀痕与主绝缘气隙人工缺陷直流局

部放电特性进行实验研究时,在降压过程中

以及降压后一段时间内检测到与外施直流电

压极性相反的放电脉冲[10]。Corr E等学者在

对环氧内部气隙局部放电模型直流下局部放

电特性进行实验研究时也报道了类似的降压

段异极性放电现象[11]。IEC 60270[12]中也因为

直流下降低电压可能会引发放电而暂不定义

直流下局部放电起始电压。目前没有针对该

现象较为明确的解释。

本文建立了三明治内部气隙仿真模型,

对外施电压和温度对模型中电场分布的影响

进行了仿真研究。基于模型仿真结果,解释

了电压下降过程中测得的异极性放电现象。

此外还进行了XLPE内部气隙试样直流局部

放电实验对仿真结果进行了验证,实验获得

的规律整体上与仿真结果一致。

1 XLPE内部气隙仿真模型建立为计算XLPE内部气隙试样中电场分

布,本文基于有限元方法建立了2D旋转对称

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仿真模型。模型的横截面示意图如图 1。

图 1 气隙模型纵截面示意图

三明治内部气隙试样由3层XLPE构成,

每层直径5 mm,厚0.2 mm。中间一层中心

有一个直径0.5 mm的圆柱形孔。上下电极直

径2.4 mm,高0.1 mm。设定整个电极系统浸

没在绝缘油中以避免回路放电。在本文仿真

中,假设气隙中局部放电由气隙表面中心

r=0 mm处起始,因此只计算z轴方向电场强

度。选择气隙中心为坐标原点。此处建立的

仿真模型与实验用的真实模型相比有所缩小

以减少仿真计算量,仿真模型与真实模型详

细尺寸对比见表 1。仿真模型尺寸的缩小不

应对计算结果造成较大影响,因此分别建立

了缩小尺寸的仿真模型和真实模型尺寸的仿

真模型,计算了外施电压分别为30 kV、20

kV、10 kV和5 kV时两个模型中z轴方向稳定

状态下的电场强度分布。经对比计算结果的

差异最大不超过1%。因此认为仿真模型尺

寸的缩小对后续仿真计算结果的影响在可接

受范围内。

表 1 仿真模型与真实模型主要尺寸对比

模型参数 真实模型/mm 简化模型/mm试样半径 5.00 2.50试样高度 0.60 0.60气隙半径 0.25 0.25气隙高度 0.20 0.20电极半径 4.00 2.40电极高度 3.00 0.10油浴半径 7.50 2.60油浴高度 10.00 1.20

施加直流电压后,模型中的电势分布可

由(1)计算获得,之后再求散度即可获得

电场E。

式中V为电势(V),σ为电导率(S/

m),ε0为真空介电常数,值为8.85×10-

12 F/m,εr为相对介电常数。由于XLPE的

电导率在直流电场下会随电场强度和温度有

较大变化,该变化关系可表示为:

式中σXLPE为XLPE在温度T,电场强度E

下的电导率(S/m),σXLPE0为XLPE在参考

温度T0,参考场强E0下的电导率(S/m),

α为温度系数(1/K),β为场强系数(mm/

kV)。

本文中选取参考温度T0为296 K对应室

温23 ℃,参考场强E0为0。为兼顾计算结果

的准确性和普遍性,本文采用Mazzanti G[13]

研究中选取的三组α和β 的取值以覆盖挤

包绝缘电缆用XLPE材料电导率典型值范围

如表 2所示,α和的原始数值取自Hampton

R[14]的整理和拟合。三组数据分别以组合

L、组合M、组合H指代,代表电导率变

化程度的低(Low)、中(Medium)、高

(High)。另外增加α和β取值均为0的组

合N(Naught),代表计算时不考虑XLPE电

导率随场强和温度变化的特性。后续计算中

为若无特别说明,为突出说明XLPE电导的

温度和场强依赖性只对温度系数和场强系数

取组合H。

XLPE初始电导率σXLPE0由实验测量

获得。在室温23 ℃下使用Keithley 6517B高阻

计配合8009电极夹具对0.25 mm厚度的XLPE

绝缘料压片试样进行电阻率测试,外施电压

1 kV时测得电阻率为7.69×1014 Ω·m,折

(1)

(2)

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合电导率σXLPE0=1.30×10-15 S/m。XLPE

的相对介电常数取2.3。海平面附近空气随

湿度和颗粒物浓度不同其电导率为3×10-

15~8×10-15 S/m[15],取气隙中空气电导率

为5×10-15 S/m,相对介电常数为1。

表 2 XLPE电导率温度系数和场强系数

典型取值组合

2 XLPE内部气隙模型电场仿真结果设定外施电压源为理想直流电压源,有

足够大的容量,因此回路的充电特性不被电

源所限制。回路中设置阻值为100 kΩ的保护

电阻以限制充放电电流。设定高压电极下表

面中心点为A,内部气隙的上表面中心点为

B,下表面中心点为C,地电极上表面中心点

为D。

2.1 温度系数和场强系数对电场计算

的影响

为研究XLPE电导率温度和场强依赖性

对气隙模型中电场分布计算结果的影响,分

别对温度系数σ和场强系数β的三种不同取

值下气隙中场强分布情况进行对比,组合

L、M、H的3种σ和β的组合见表 2。首先计

算外施电压为30 kV时气隙模型分别在70、

50、23 ℃温度下时电场强度在z轴A点到D点

沿线上的变化情况,计算结果如图 2。定义

电场增强系数fE[16]用以描述气隙模型XLPE和

空气隙中电场畸变程度:

式中:Emax——最大场强/(kV/mm);

EDC——试样中平均场强/(kV/mm)

式中:U DC为外施电压幅值/(kV);d

为整个三明治模型的厚度/mm。

图 2 30 kV外施电压试样70、50、23 ℃

下α取值对电场计算结果的影响

对于固定的σ、 β组合,随着温度的

升高气隙中场强与XLPE中场强差异逐渐增

大,XLPE中场强低于平均场强EDC而气隙中

场强高于EDC。且随着温度的升高,XLPE

中的电场强度整体呈下降趋势。在选择组

合L时,随着温度升高XLPE中fE在23 ℃时为

6.6%,50 ℃时为37.7%,70℃时升至49.9%。

忽略空气电导率随温度的变化,气隙中fE在

3个温度下分别为15.0%,94.1%,132.8%。

当电导率变化系数选取组合H时,XLPE中fE

在3个温度下为47.0%,58.0%,59.7%,此时

气隙中fE分别为109.2%,153.7%,165.5%。

由电场畸变程度fE的变化情况可见,当

三明治内部气隙试样温度为70 ℃对应电缆

长期运行最高导体温度时,XLPE中的电场

畸变程度能够达到50%及以上。但XLPE中电

场随温度的升高总体呈单调下降趋势,且会

在XLPE与气隙界面处达到最低。因此对于

XLPE三明治气隙模型,温度的升高会使得

XLPE中的电场强度下降,从而使得XLPE的

承受的外施电压的比例也降低。同时温度的

升高有利于加强初始电子表面发射速率,但

组合N 组合L 组合M 组合H

温度系数 α/(1/K)

0.000 0.072 0.084 0.115

场强系数 β/(mm/kV)

0.000 0.034 0.0645 0.128

(3)

(4)

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界面处电场强度的降低又会削弱电子的表面

发射。仅从温度对初始电子从气隙表面发射

速率影响的角度看,两者之间的关系并非简

单的单调相关。

对于模型内部的空气隙,温度的升高带

来空气中场强的持续升高,空气隙承担的外

施电压比例也持续升高。由于气隙高度为整

个三明治模型高度的1/3即为1/3d,因此当外

施电压完全由空气隙承担时空气隙中平均场

强将达到3EDC。随着电导率变化系数σ、

β组合取值的增大气隙中的场强逐渐逼近极

限值3EDC,在忽略气隙中空气压强随温度

变化的情况下,温度的升高使得气隙的分压

持续升高,从而使得气隙更加容易击穿。

XLPE电导率除受温度影响外,还会随

电场强度变化。在室温23 ℃条件下,对σ、

β取组合N和组合L、M、H并分别计算气隙

模型在稳定5、10、20、30 kV直流电压下的

电场分布情况。模型中电场强度在z轴A点

到D点沿线上的变化情况如图 3。此时对应

逐步升高的外施电压,图 3(a)XLPE中的

电场畸变程度fE均为37.0%,气隙中fE均为

61.3%。

图 3 23℃下β取值对不同电压下稳定电

场强度计算结果的影响

传统上Fromm U在基于a-b-c模型解释直

流下局部放电时[17]相当于选取σ和β为组合

N,即不考虑XLPE电导率随温度和电场变化

的特性,近年来Fard M和潘成等学者对直流

局放的研究中同样采用了这种设定[8, 9]。此

时最终稳定电场分布仅与XLPE电导率初始

值以及气隙几何结构有关,当电压升高时模

型中各个位置电场强度等比例升高,不存在

XLPE电导率与电场耦合变化加强了气隙周

围局部场强畸变的现象。针对本文建立的三

明治内部气隙模型,在该条件下计算获得的

空气中电场强度低于XLPE中电场强度,这

意味着XLPE承担了外施电压的绝大部分,

气隙分压要远小于XLPE分压。

当σ和β取值分别为组合L、M、H时,

随着外施电压的升高气隙模型中的电场分

布情况有较大变化。当电压较低如5 kV时,

气隙中的电场强度低于XLPE中场强。随着

外施电压的升高,气隙中场强与XLPE中场

强的相对大小出现反转。当电压升至30 kV

时,气隙中的场强均大于XLPE中场强。且

β取值越大,XLPE电导率随场强变化越明

显时,气隙中场强越高。30 kV时组合L、

M、H条件下对应气隙中电场畸变率fE分别

为15.0%,61.6%,109.0%。在外施电压30

kV模型温度为70 ℃时,不考虑XLPE电导率

随温度和场强变化特性时气隙两端电压为

3.75 kV,当σ和β取值为组合H时气隙两端

电压为24.20 kV。在该条件下考虑σ和β取

值与否,气隙两端电压的计算误差最大为

545%。

由以上计算结果可见,由于XLPE电导

率存在场强和温度依赖性,温度的升高和外

施电压的升高均会加剧三明治模型中的电场

畸变。在计算XLPE内部气隙模型中电场分

布时如不考虑XLPE电导率随温度和电场变

化的特性,计算误差最大超过500%。

2.2 降压过程中电场计算

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已有的对于直流局部放电的研究中,有

关于电压下降阶段以及降压后一段时间内检测

到异极性放电脉冲的报导,但并未有对此现象

较好的解释。本文对外施电压降压过程中以及

降压后XLPE三明治气隙模型中电场变化情况

进行了计算。认为降压前气隙中电场分布已达

到稳定,降压时设定外施电压立即降为0。分

别对外施电压为30 kV和10 kV时降压后36000 s

内模型中电场分布随时间的变化情况进行了仿

真计算。如图 4所示为降压后各点电势与气隙

两端电压随时间变化计算结果。

图 4 降压后A、B、C、D点电势及气隙

电压随时间的变化

由图中计算结果可见当外施电压降为0

后高压电极的电势在1μs内也降低至0。气

隙上下表面的电势也随之降低但并未降低到

0,气隙两端存在残余电压。在降压后的数

百秒内气隙残余电压几乎不变,在大约1000

s后直至10000 s才逐渐降低为0。当外施电压

为30 kV时,气隙残余电压极性与外施电压

一致。而当外施电压为10 kV时气隙残余电

压与外施电压相反,意味着在降压过程以及

降压后一段时间内气隙中可能会发生异极性

放电。

3 局部放电实验为验证仿真计算结果,在实验室负极性

直流电压下对XLPE内部气隙试样的局部放电

进行了实验测量。三明治内部气隙试样由商

用320 kV HVDC XLPE电缆主绝缘切片制成。

每个试样均由3层0.2 mm厚绝缘切片热压而

成,中间一层中心有一个直径0.5 mm的孔。

3.1 实验回路

搭建的XLPE内部气隙直流局部放电测

试平台电路图如图 5,试样电极与实验线

路部件实物图如图 6。信号发生器RIGOL

DG4162与高压放大器Trek 30/20组合输出直

流电压,直流分压器分压比为20000:1,耦

合电容Ck为2000 pF。HFCT频带300 kHz~580

kHz以匹配局放仪检测频带,传输阻抗峰值

4.6 mV/mA。局放信号检测仪器为Doble LDS-

6,-6 dB带宽为90 kHz~420 kHz。图 5所示

的实验回路除信号发生器和局放仪外的高压

部分均置于电磁屏蔽室中以隔绝外部干扰。

图 5 实验室直流局部放电测试回示意图

图 6 三明治内部气隙模型局部放电试验电极

系统

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3.2 降压段局部放电实验测量

在室温下对三明治内部气隙试样进

行了阶梯直流电压下的局部放电测试。外

施电压依次升高为-6 kV、-14 kV、-17 kV

和-21 kV,在后3个电压下分别测量了10

min。之后电压降低到-6 kV以检测可能发生

的异极性放电,LDS-6局放仪在外施电压降

为0后持续记录一段时间以测量降压后发生

的放电。测试结果如图 7。

图 7 试施加外施电压与测得局部放电信号

由测试结果可见随着电压的升高,局部

放电活动变得更加剧烈。根据图 7中数据计

算可知,外施电压-14 kV时放电重复率为5.6

min-1,-17 kV下为15.1 min-1,-21 kV时放

电重复率上升为32.3 min-1。随着外施电压

的上升放电重复率持续升高。

当外施电压由-21 kV降低至-6 kV时,

在2 min的记录时间中检测到12个与外施电压

极性相反的放电脉冲,且均在第一分钟里发

生。当外施电压由-6 kV降至0后,关断电源

的操作造成了大量干扰信号。降压完成后,

在4 min中检测到2个异极性放电脉冲。如前

文2.2中电场计算结果可知,在一定条件下降

低外施电压以及移除外施电压可能会使得气

隙两端残余电压与外施电压极性相反。实验

中检测到的异极性放电验证了该计算结果。

4 实验结果讨论在3.2部分中测得的降压段异极性放电

可由图 8解释。如图 8所示为双层介质电容

器模型,上下两层介质电导率分别为σ 1和

σ2,相对介电常数分别为εr1和εr2,介质

厚度分别为d1和d2,介质截面积为S。上下两

层介质分别等效为C1、R1和C2、R2。外施直

流电压刚升压时介质分压关系由C 1、C 2决

定,稳定后由R1、R2决定。

由介质物理界面极化概念可以推导出稳

态下两层介质分界面积聚的电荷密度σS为

图 8 双层介质电容器及其等效电路

界面电荷的极性与σ1εr2和σ2εr1的相

对大小有关。以三明治内部气隙模型气隙上

表面为例,上层介质为XLPE下层介质为空

气。当外施电压较低时XLPE电导率较小时

有σ1εr2<σ2εr1,此时气隙上表面界面电

荷为异极性,同理气隙下表面积聚的界面电

荷也为异极性。此时界面电荷形成的叠加电

场与外施电场方向相反,随时加压时间的

增大界面极化逐渐稳定,气隙两端电压也

会随时间逐渐降低。而当外施电压升高时,

XLPE电导率随电场的升高也有所增大。当

XLPE电导升高到满足σ1εr2>σ2εr1时,

XLPE/空气界面上积聚的界面电荷变为同极

性,界面电荷导致的叠加电场方向与外施电

场方向一致,进一步加强了气隙中电场,因

此气隙两端电压会随着加压时间的增大而逐

渐升高。界面极化的建立亦即界面电荷的积

聚需要一定的时间,该过程的时间常数τS

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实际上对于XLPE三明治内部气隙模型

而言,由于上下两层XLPE中电场强度随厚

度不是均匀分布,因此XLPE的电导率随着

厚度也有所不同。电导率不一致的微观各层

XLPE界面之间也会有界面电荷积聚。由第2

部分计算结果可知在较高电压下越靠近电极

XLPE中电场强度越高,因而越靠近电极的

XLPE电导率越高,此时各层XLPE间积聚的

界面电荷宏观上即表现为空间电荷,此时空

间电荷也为同极性电荷,会进一步增强空气

中的场强。

由上述推导可知当外施电压较高时界面

附近XLPE电导率较高,界面上以及XLPE中

为同极性界面电荷积聚,其带来的叠加电场

方向与外施电场方向一致。而当外施电压较

低时,界面附近XLPE电导率低于空气电导

率,界面上以及XLPE中积聚的为异极性电

荷,此时积聚的电荷导致的叠加场强与外施

电压对应场强方向相反。当外施电压撤去后

电荷不能立即消散,从而导致气隙两端电压

极性发生反转。

5 结 论本文建立了仿真模型对XLPE三明治内

部气隙模型中电场分布进行了计算。仿真时

考虑了XLPE电导率随温度和场强的变化特

性以提高计算精度。计算结果表明在进行电

场计算时如不考虑XLPE电导特性,计算误

差可超过500%。

仿真计算显示在外施电压降压后,由于

气隙表面存在界面电荷,气隙上会留有残余

电压。在一定条件下气隙残余电压可与外施

电压极性相反。实验中测得了降压过程中以

及降压后发生的异极性局部放电现象,表明

气隙两端存在异极性残余电压。仿真结果与

实验结果一致。

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