高電圧絶縁材料の欠陥における部分放電の磁場変調ダイナミクス

Scientific Reports volume 12、記事番号: 22048 (2022) この記事を引用

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メトリクスの詳細

この論文では、部分放電 (PD) ダイナミクスに対する磁場の影響を決定するための独自の測定方法と検出アプローチを紹介します。 応用分野は、グリッドおよび産業ネットワークデバイスの両方の絶縁システムと、高速鉄道、電気自動車、またはより多くの電気航空機などの新興分野を指します。 従来、PD 測定は電場内でのみ実行されていましたが、磁場と電場の相互作用は PD のダイナミクスに影響を与えます。 この測定技術により、2 つの代表的な配置 (誘電体材料内のガス空隙内およびコロナ点面セットアップ) での PD に対する磁場の影響を定量的に検出することができました。 両方の構成での測定により、PD 強度の増幅が明らかになりました。 磁場中での PD の進化の定量的比較は、この論文で示された新しい側面です。 磁場切り替え時に得られる位相分解画像と時系列強度図を組み合わせることで、この影響を視覚化し、定量的に判断することが可能になりました。 この効果は、荷電粒子の軌道の延長と加速による電子エネルギーの増幅に起因すると考えられます。 したがって、調査された磁場の影響は、PD ダイナミクスに影響を与える追加の要素として認識される可能性があります。

グリッドおよび産業ネットワーク デバイスの電気絶縁、さらには高速鉄道、電気自動車、電動航空機などの新興セグメントは、これらの用途での電圧レベルの上昇により、ますます高いストレスにさらされています。 この論文の焦点は、部分放電 (PD) ダイナミクスに対する磁場の影響を判断するための独自の測定方法と検出アプローチにあります。 従来、PD測定は電場内でのみ実行されていましたが、磁場と電場の相互作用がその挙動に影響を与える可能性があるため、これは新しい研究トピックです。 高圧電力機器は常に電界と磁界の両方にさらされています。 変圧器、ケーブル、ガス絶縁システムおよびライン、コンバータ、モーター、発電機などのさまざまな送電網、変電所、鉄道および産業用ネットワーク デバイスの絶縁システムも、発生する磁場にさらされることに注意することが重要です。導体を流れる電流によって。 これは、AC と DC の両方の場合を指します。 高電圧および中電圧レベルでの電力機器の信頼性はエネルギーの伝送と変換にとって重要であるため、高度な設計技術と診断方法が開発されています。 今日の高電圧 (HV) 絶縁品質の重要な指標の 1 つは、部分放電の測定に基づいています。 電気絶縁体の内部または表面に見られる欠陥に関連したさまざまな形態の放電があります。 これに関連して、典型的には、表面放電またはコロナ放電とともに、ボイドと呼ばれる小さな空気混入物における内部放電を区別することができる。 この部分放電の進化は、開始、チャネル形成、発達などのストリーマ段階に関連しています。 ストリーマは通常、イオン化ガスのマイクロチャネルとして解釈され、電界線に沿って伝播します。 電気磁場に重畳された磁場が存在すると、荷電粒子に作用する追加のローレンツ力によりストリーマの軌道が変化します。 これにより、複雑な円運動が生じます。 非常に高い磁場 (10 T) におけるストリーマの伝播は、1 に示されています。 この研究における実験観察は、磁場の存在下でストリーマの軌道を追跡することに焦点を当てていました。 交差した電界と磁界におけるドリフト運動はホール角の影響を受けることが示されました。 電子は散乱することなく、電場と磁場に垂直な方向のサイクロイド軌道上を移動します。 散乱イベントごとに電子の運動量が変化し、新しいサイクロイド経路がとられます。 連続する散乱イベントを接続するパスが軌道を形成します。 画像観察により、磁場が増加すると、角度が増加するにつれて放電が明らかに横に偏向されることが示されました。 圧力が高くなると、ストリーマはより頻繁に分岐し、ストリーマの伝播速度は圧力とともに減少します。 超短波 (UHF) 帯域で測定される点面コロナに対する交流磁場の影響は、2 で報告されています。 コロナのパワースペクトル密度は、磁場（250～300ガウス）の存在下で650～800MHzのUHF帯域で、15～40mmの範囲のギャップで減少することが示されました。 低真空における DC コロナ放電の磁場の研究は、3 に示されています。 放電電流に対する磁場の影響は、正のコロナ放電よりも負のコロナ放電で最も顕著であることが実証されました。 イオン化領域への磁場の侵入によって生じる磁気的に強化された負のコロナについては、4 で説明されています。 放電電流の相対的な増加は、永久磁石が収集電極の近くよりも放電電極の近くに配置された場合にはるかに大きくなることがわかりました。 コロナの開始と破壊電圧は、5 で観察されたように磁場の存在によって大きく影響されました。 交差磁場が増加すると、コロナ開始電圧と破壊電圧が低下することがわかりました。 コロナコーン面構成における PD 位相分解パターンに対する DC 磁場の影響については、6 で議論されています。 部分放電パターンの大きさと位相の分布は垂直磁場によって影響を受けることが示されています。 ボイド内の部分放電の統計パラメータに対する外部磁場 (128 mT) の影響は、7 で分析されました。 磁場を印加した場合と印加しない場合では、PD パターンに目に見える違いが現れることがわかりました。 これらはローレンツ力の効果だけに起因するものではありません。 PD パターンは今日の電力機器の高電圧絶縁の診断において最先端のものであるため 8,9,10,11,12,13,14,15,16,17、背景磁気などの他の要因の影響電圧高調波 18 と同様に、あらゆる測定結果を適切に解釈するには、磁場が不可欠です。 プラズマ電子源と形状の最適化のパラメーターに対する縦磁場の影響は、19 に示されています。 磁場はガス中での絶縁破壊特性に影響を与えます。 アルゴンと窒素中で交差磁場と平行磁場の両方で行われた研究では、磁場における電子収量の依存性が実証されました20。

磁界は、変圧器、電力ケーブル、ガス絶縁システム、コンバータなどの導体を流れる電流によって生成されます。電気供給装置への世界的な傾向は、輸送分野でも共通しています。 輸送用電力機器の絶縁システムにおける PD に対する磁場の影響は、21 に示されています。 測定により、20 ～ 400 Hz の供給電圧周波数範囲 (輸送セグメントでは一般的) で観察できる磁場の存在下で PD 強度が強化されることが明らかになりました。 PD 強度は磁場誘導 80 mT で上記の範囲で 50% まで増幅されました。 電源変圧器には、最大 700 mT の浮遊漏れ磁場が存在する可能性があります 6,22。 これらは短絡電流中にさらに大きくなる可能性があり、巻線の変形につながる可能性があります23。 電力ケーブルの部分放電パラメータおよび含浸紙絶縁体の絶縁破壊特性に対する負荷電流によって生成される磁場の影響は、24 に示されています。 交流磁場の存在は、電気絶縁破壊の確率とワイブル分布パラメータに影響を与えることが報告されています。 破壊領域の形態は、走査型電子顕微鏡およびエネルギー分散型分光法により、電界および電磁界の影響下で異なることが示されている。 電極間ギャップ 15 mm25 に 0.4 T の磁場を導入すると、プラズマ リアクターによるオゾン生成の性能が向上し、放電強度が向上することが実証されました。 磁場で強化された DC コロナ オゾンの生成により、電流電圧範囲が拡張され、放電の安定化が観察されます 26。 同様に、磁場は電子エネルギーを増加させ、電子衝突イオン化を促進すると予想されたため、650 mT 磁場による陰極グロー放電強度の増強が観察されました 27。 350 ～ 550 mT の範囲内の垂直磁場にさらされた架橋ポリエチレン (XLPE) ケーブル絶縁体の電気トリーイングが解析されました 28。 木の形態は枝から茂みの種類まで変化することが示されました。 エポキシ樹脂中の樹木の成長に対する高勾配磁場の影響は、29 で調査されました。 観察によれば、電気ツリーの発生と成長は傾斜磁場中で加速された。 この結果は、エポキシ樹脂の導電率と誘電正接の上昇、および高磁場 (最大 3 T) にさらされた誘電材料の比誘電率の低下によって説明されます。 同時に、強い磁場はより浅いエネルギー準位を持つより多くのトラップを生成し、深いトラップを減少させる可能性があることが示された。 結果として、磁場にさらされた後の樹木の長さは、磁場がなかった場合よりも大幅に長くなりました 30。 観察によると、磁場は極低温での電気ツリーの発達を促進しました。 さらに、長さへの影響は幅よりも大きかった31。 木の成長は、パルス列の繰り返しにさらされている間、磁場の影響を受けることもあります。 これはシリコンゴム in32 で実証されました。 超電導磁石絶縁用ポリイミドフィルムの表面フラッシュオーバーに対する磁場 (0.4 ÷ 1.2 T) の影響は、文献 33 に記載されています。 実験結果は、表面に流れ込む磁場が二次電子の放出を妨げ、フラッシュオーバー電圧の増加につながる可能性があることを示しました。 また、破壊電圧は磁場ベクトルと誘電体表面との間の傾斜角に依存することも報告されている34。 油中のコロナ放電に対する磁場の影響に関する研究は、蛍光検出器と UHF 検出器を使用して発表されました 35。 AC電圧下で得られたUHF信号の主周波数が、磁場(85mT)の影響下でより低い周波数(0.6GHz)にシフトすることが観察されました。

この論文は、空気中の PD ダイナミクスに対する磁場の影響の独自の測定アプローチ、検出および定量的な視覚化に焦点を当てています。 提示された結果は、専用のセットアップで実行されたシミュレーションと測定の両方に基づいています。 磁場中での PD の進化の定量的比較は、この論文で示された新しい側面です。 重要な違いは、以前に出版された研究が強力な磁場の中で実行されたことです。 この論文で紹介した実験では、パワー デバイスの最低磁場レベルで PD の動作を検出するために、非常に弱い磁場が設定されました。 実際には、2 つの特徴的なケースが考慮されました。1 つ目はガス (空気) 空隙内の PD を指し、2 つ目はコロナ放電を指します。

従来、PD 分野では通常、電場のみが考慮されていたため、磁場における放電と電子の挙動に関する理論部分が一般情報として強調表示されます。 したがって、そのような導入は磁気的な側面も強調することになります。 強い電場で発生する部分放電は、電荷キャリアの開始と伝播によって表され、電流パルスとして検出されます。 これらのストリーマは通常、電力線に沿って伝播します36。 経路は、誘電体表面 37、38、39 または障壁によっても影響を受ける可能性があります。 HV 絶縁体は、ケーブルや変圧器などのすべての通電デバイスの磁場にさらされるため、電気的暴露とは高電圧を指します。 ただし、磁場は負荷に関係します。 このように、部分放電の挙動は電流の流れによって調整される可能性があります。 磁場はガス中の粒子の経路とダイナミクスに影響を与え、放電軌道を形成します。 交差した磁場 B と電場 E におけるストリーマ伝播の視覚化を図 1 に示します。B 磁場と電場 E の方向に加えて、荷電粒子速度ベクトル v の初期方向もドリフト伝播に影響を与えます。 粒子の初期速度に応じて、これはさまざまな形状 (サイクロイド、トロコイド、スパイラル、ヘリカルなど) をとることができます。

交差した磁場 B と電場における粒子の軌道の視覚化。

この論文の焦点は、現段階では磁場下の空気中の電荷の軌道にあり、気体中での衝突や誘電体材料のバルク効果や表面効果は考慮されていません。 したがって、次の段落で示される理論的な部分とシミュレーションは、衝突のない真空中での粒子の挙動を指します。 電荷は、ローレンツ力 FL の影響を受ける、重畳された磁場と電場 (B および E) 内を移動します。

ここで、q は粒子の電荷、m – 粒子の質量、v – 粒子の速度です。

q の電荷を持つ粒子は、fB の周波数で磁場誘導ベクトル B の周りを円運動します。

周波数 fB は粒子速度には依存しません。 したがって、高速で移動する粒子は、低速の粒子よりも大きな半径の軌道で移動します。 たとえば、100 mT の磁場内の電子の場合、fB は 2.8 GHz に等しくなります。

電子速度ベクトルの 2 つの成分 (磁場ベクトルに平行な成分と磁場ベクトルに垂直な成分) を図 1 に示します。 加速電圧 U での電子輸送速度 ve は、次の式から簡略化して推定できます。

ここで、me は電子の質量 9.1 × 10–31 kg を示します。

電子循環経路の半径 re は次のとおりです。

したがって、B = 100 mT、加速電圧 U = 10 kV の磁場では、電子の循環半径は re = 3.4 mm に等しくなります。

同時に、粒子の磁気モーメントは、ラーモア周波数 fL で外部磁場ベクトルの周りを押します。

ここで、γ は磁気回転比です (電子の場合は 1760 × 108 Hz/T、陽子の場合は 2.67 × 108 Hz/T)。 100 mT での電子と陽子のラーモア周波数 fL は、それぞれ 2.72 GHz と 4.26 MHz となります40。 後者は核磁気共鳴 (NMR) で利用されます。

交差する電場と磁場における粒子のドリフト方程式は次のとおりです (1 で定義される衝突時間 τ を考慮します)。

ここで、電子の衝突時間 τ は次のように表すことができます。

これは、λe 電子平均自由行程、vt 電子熱速度、および k ボルツマン定数、Te 電子温度を示します。 電子の衝突周波数はガス密度に比例し、3 × 1012 Hz40 のレベルになります。 粒子の軌道は、磁場と電場に対して垂直な方向のサイクロイド軌道に沿っています。 磁場と電場が交差する中を移動する電荷は、弾性 (方向が変更されるがエネルギーが一定のままの場合) または非弾性 (衝突による原子のイオン化の場合) というさまざまな方法で散乱します 1。 交差した E フィールドと B フィールドの連続するイオン化ステップを接続する経路がストリーマ パスを決定すると想定されます。

電場中の電荷の移動に対する磁場の影響を評価するために、電子に作用する電気力と磁力 (FE と FB) の相対比較が実行されました。

ここで、E は電場の強さ、B - 磁場の誘導、ve - 電子の速度です。

この比較は、ガス放電物理学で使用される電子ドリフト速度の値を取得することで取得できます (電場 E = 10 kV/cm、圧力 p = 1013 hPa、室温 T = 293 K の場合、この速度は次の範囲内にあります)。 ve = 2.9 × 106 cm/s)41、ve = 6 × 106 cm/s36 の範囲、または乾燥空気中での式に従う 42:

ここで、ve の単位は [cm/s]、E の単位は [V/cm]、p の単位は [Pa]、電子速度は ve = 8.3 × 106 cm/s に等しくなります。 上記の 3 つの電子ドリフト速度では、B = 80 mT に等しい磁場の誘導で、式 1 に従って FE/FB 比はそれぞれ 448、216、および 156 になります。 (8); これは、磁力の寄与の大まかな単純化されたレベルを示します。 イオンの場合、速度が数百分の1であるため、比率は大きくなります。 これは、寄与がそれほど重要ではないことを示しています。

実験では、印加電圧 (周波数 50 Hz) によって電界が制御され、垂直方向の磁界は一定のままでした。 個々の放電の軌跡を分析する際、ストリーマの伝播時間はナノ秒の範囲内であるため、両方の場を一定として扱うことができます。

シミュレーションは、交差結合された磁場と電場における粒子の軌道を調査するために使用されました。 シミュレーションの目的は、衝突などの粒子の相互作用を考慮せずに、磁力と電気力の両方の重ね合わせを受ける仮想の経路を研究することでした。 その意味で、この段落で示されている理論的な部分とシミュレーションは、実際には真空条件と同様の伝播を指します。 常圧の空気中での衝突の場合、電子の長さの経路は非常に短く、全体のメカニズムは異なります。 しかし、その目的は、実際には真空に関連する軌道を模倣して、電界と磁界の相互作用の効果を視覚化するという最初のステップにありました。 実際には、進行中のイオン化プロセスにより、放電は電力線に沿って移動します。 したがって、重要な点は、磁場の存在による軌道を調査することでした。 実際には、これは電子とイオンで構成されるチャネルであり、より巨視的に見ると、重畳された磁場によって影響を受けます。 その意味で、シミュレーションはこのメカニズムを強調するためのより定性的な性格を持っています。 磁場中での部分放電の数の増加の潜在的な根本原因を解釈するために、点面構成でのコロナ放電痕跡のシミュレーションが実行されました。 放電の個々の伝播時間はナノ秒以内であるため、シミュレーションでは、正弦波形上の瞬間的なスロットを反映する DC 条件が採用されました。 運動方程式 (1) 荷電粒子の (ローレンツ力) は、電場と磁場の両方の 3D 幾何学で解かれました。 数値シミュレーションは COMSOL Multiphysics フレームワークで実行されました43。 シミュレーション シーケンスは 2 つの連続した要素で構成されます。最初のステップでは、磁場と電場が計算されます。 その後、次のステップで、運動方程式と結果として生じる力を反映する磁場と電場が重畳された状態で、荷電粒子の追跡が実行されます。 取得された軌道は、両方のフィールドでサイクロイドまたはらせん経路をたどることができます。 したがって、特に電界と磁界の軸に沿った不均一性や勾配が存在する場合には、3D シミュレーションをお勧めします。 シミュレーションに使用された可変エアギャップを備えたシミュレーション領域の 3D 構成 (断面) を図 2 に示します。メッシュ化には四面体要素が使用されました。 60 μm の曲率を有する先端を備えた HV 電極は、平面ラジアル接地電極から距離 a に配置されました。

シミュレーション領域の 3D 構成の図 (断面図)。

グラフに示されたシミュレーションの一連の境界条件が採用されました。針電極は HV 電位にあり、平面電極は接地電位にありました。 フリーズ オプションは、パーティクルが壁に接触しているときにアクティブになりました。 粒子源は HV 電極に取り付けられました。 仮定された単純化によれば、エアギャップ内のイオン化に起因するストリーマは反映されません。 ただし、これはこれらのシミュレーションの目的にとっては適切な近似値であると思われます。 提示された計算は、-8 ～ -20 kV の範囲の HV 電極で DC 電圧を使用して実行されました。 シミュレーションには標準条件 (STP) (つまり、圧力 0.1 MPa、温度 300 K) が採用されました。 HV チップは粒子ビームとして使用され、シミュレーション シーケンスでビーム源から 1000 個の粒子を放出しました。 提示された例では、シミュレーションのこの段階で、粒子追跡の比較に電子が使用されました。 初期条件として、ガウス標準偏差 σ が 0.1 eV である平均運動エネルギー 5 keV が定義されました。 粒子の軌道は、グラフィック視覚化ではチューブとしてレンダリングされました。 シミュレーションは、ギャップ距離の 2 つの値 (HV 電極と地面の間の a = 20 mm および a = 40 mm) に対して実行されました。 U = − 10 kV の HV 電圧における両方の電極間距離の軌跡の比較を、磁場のない場合と B = 40 mT および B = 80 mT に等しい磁気誘導を伴う他の 2 つのシナリオについて図 3 に示します。 。 磁場が存在しない場合（B = 0 mT - 図 3a、d）、電子は HV 電極の円錐形の先端にあるビーム源から直線に沿って移動します。 B = 40 mTの誘導で垂直磁場を印加すると、ローレンツ力に続いて軌道のねじれと偏向が引き起こされました（図3b、e）。 磁場誘導の増幅により、磁場軸の周りでビームが旋回すると同時に、接地電極に向かう電場によるドリフトが発生しました。 荷電粒子の伝播時間に対する磁場の顕著な影響です。 ギャップ距離 a = 20 mm の場合、磁場のない場合、電子は 0.3 ns 以内にグランドレベルに到達しますが、誘導 B = 40 mT および B = 80 mT の磁場の存在では、それぞれ 0.5 ns と 0.8 ns で到達しました。 。 さらに、磁場の存在により、磁場のないシナリオ（図3a、d）のように分散されなかった、より集中して局所化されたスポット（たとえば、図3c、f）が生じました。

磁場誘導の場合、HV 電圧 U = − 10 kV での電極間ギャップ距離 a = 20 mm (上の列) と a = 40 mm (下の列) における、交差した電場と磁場における電子軌道の比較: (a) B = 0 mT; (b) B = 40 mT。 (c) B = 80 mT。 (d) B = 0 mT。 (e) B = 40 mT。 (f) B = 80 mT。 E、B フィールドの方向とグラフ (c) および (f) の電極の説明。

磁場の偏向による延長された軌道により、HV 電極と接地電極の間の経路全体の滞留時間と伝播時間 tp が長くなることが観察されました。 これらの値の比較を表 1 に示します。このシミュレーションでは、衝突やイオン化の影響は含まれていません。

点面構成における背景磁場の関数としての電子ビーム伝播時間 tp を図 4 に示します。電極間距離 a はパラメータです。 この関係は、磁気誘導 B の定義された範囲内では線形であり、傾きは a の値に応じて変化します。

点面構成における背景磁場 B の関数としての電子ビーム伝播時間 tp、a - 電極間距離。

磁場誘導 B = 80 mT および高圧電圧 U = − 8 kV の伝播経路の時間の経過に伴う展開を示すフレームシーケンスを図 5 に示します。軌道の渦はビーム源の出口ですでに観察できます。 （図 5a）、横方向への偏向（図 5c）、およびほぼ完全な回転（図 5e）。

タイムスタンプにおける誘導 B = 80 mT、距離 a = 20 mm、および U = − 8 kV の時間の経過に伴う伝播軌跡の展開のフレーム シーケンス：（a）1 ns。 (b) 2ns。 (c) 4ns。 (d) 6ns。 (e) 8ns。 (f) 12 ns - E、B フィールドの方向とグラフ (c) の電極の説明。

電気力と磁力の比率の特定の構成によっては、元の軌道が折り返されて、ストリーマの伝播が減衰したり、さらには停止したりする可能性があります。

電界強度によって制御される場合、加速電圧も荷電粒子の軌道の形状に影響を与えます。 ギャップ距離 a = 20 mm および a = 40 mm のコロナ配置における B = 80 mT の磁場内の電子のこの依存性は、-8 ～ -20 kV の範囲内の印加電圧について図 6 に視覚化されています。 。 短い電極間距離と長い電極間距離での電子経路を比較すると、同じ電圧レベルでのコアパターンの重複が明らかになります（たとえば、図6aおよびe）。 シミュレーションの目的は、垂直磁場によるビーム軌道変調を比較することでした。

電極間ギャップ距離 a = 20 mm (a – d) および a = 40 mm (e – h)、印加電圧の磁場 B = 80 mT における交差電場および磁場における電子ビームの軌道: (a) − 8 kV。 (b) − 10 kV。 (c) − 15 kV。 (d) - 20 kV。 (e) - 8 kV; (f) − 10 kV; (g) - 15 kV; (h) − 20 kV。

従来の PD 測定は電界中でのみ行われていたため、測定は弱い磁界の存在下でも高感度の検出が可能な元の設定で実行されました 21。 提示された実験は、磁場と電場の交差セットアップで実行されました。 実験の配置を図 7 に示します。2 種類の調査が実行されました。1 つ目はポリエチレン (PE) に埋め込まれた空隙で、2 つ目は地面に PE バリアを配置した点面構成です。電極。 実験装置内の磁場にさらされるすべての要素は、非磁性材料で作られている必要があります (特に電極と接続部)。 この実験配置における静磁場は、電極の両側に 70 mm 離れて配置された 2 つの永久ネオジム磁石によって提供され、空間内に準均一な磁場分布を作り出しました。 ギャップの中央での磁気誘導は 80 mT でした。 磁石は、実験装置内で手動で高精度に配置および削除されました。 磁石は木製構造で固定されており、安定した配置を提供します。 磁場誘導は、ホール センサーを備えた SMS 102 m を使用して測定されました。 参考までに、地球の北極の方向は静磁場に対して垂直であり、図 7 では象徴的なコンパスで示されています。

交差電場と磁場における部分放電測定用の機器: (1) PE 試験片内の空隙。 （２）ポイントプレーンコロナ配列。

空隙を含む試験片の形状を図 8a に示します。 空隙試験片の寸法は 50 × 50 mm、厚さは 3 mm でした。 直径 15 mm の内部空隙と 2 つの厚さ (a1 = 240 μm および a2 = 1 mm) を備えたサンプルがテストで使用されました。 ＰＥ材料の透磁率εｒは２．２であった。 HV 電極と接地電極は直径 40 mm で、研磨されたアルミニウムで作られていました。 表面放電を避けるために、サンプルを含むセットアップ全体を油に浸しました。

試験片の形状: (a) PE に埋め込まれた空隙。 (b) コロナ点面構成。

コロナ点面の幾何学形状を図 8b に示します。 HV 針電極は銅製で、直径 40 mm の接地電極はアルミニウム製です。 ポイント HV 電極の先端は球半径 r = 60 μm でした。 60 × 60 mm の寸法の PE 誘電体バリアを接地電極上に配置しました。 電極間ギャップａは２０〜６０ｍｍの範囲で変化させた。 HV 正弦波波形は、関数発生器 (Tektronix モデル AFG 3011) によって制御されるアンプ (モデル Trek 20/20B) から配信されました。 制限抵抗 Z は、HV 電源の出力の高電圧経路に配置されました。 高周波部分放電ループを閉じるために、結合コンデンサ Cc を試験片の並列分岐に配置しました。 PD は、Power Diagnostix の ICM 取得システムを使用して広帯域位相分解モード (PRPD) で取得されました。 このユニットは GPIB インターフェイスを介して制御コンピュータに接続されました。 PD の検出は、50 Ω で終端された広帯域変流器 CT を使用して実行されました。 提示された実験は、室温 (21 °C)、湿度レベル 24%、大気圧約 100% で実行されました。 0.1MPa。

この論文で報告されている興味深い観察は、変調に関するものです。 つまり、重畳された磁場による PD 強度の増幅または減衰です。 部分放電のダイナミクスに対する磁場の影響を調査するために、2 種類の実験が行われました。1 つは気体 (空気) 空隙内。 2 つ目は、誘電体バリアを備えた空気中の点面コロナ構成です。 実行された実験では、放電のダイナミクスは、事前に定義された時間間隔内に記録された放電の数によって示され、視覚化され、この論文では強度と呼ばれます。 実験は、80 mT の誘導を伴う静磁場中で行われました。 この比較的低い磁場は、日常のパワー デバイスで発生する可能性のある磁場範囲で PD の動作を検出するために適用されました。 いずれにしても、この磁場は地球の磁場よりも 3 桁大きいです (たとえば、クラクフでは、これは約 46 μT に相当します)。

部分放電測定は、図 7 に示す実験配置と、空気ボイドを含む PE 試験片 (図 8a に示す) で実行されました。 空隙の直径は 15 mm で、2 つの厚さの試験片 (a1 = 250 μm、a2 = 1 mm) を調査しました。 これらのサンプルの PD 開始電圧は、それぞれ 8 および 7.6 kV でした。 磁場の存在により、両方の PD 開始電圧がわずかに低くなり、7.5 kV と 7.2 kV が得られました。 開始電圧は非常に似ており、この効果は近距離での空気中の降伏電圧を指します。 すなわち、常圧における数ミリメートルの空洞の電界耐性の一般的な値は 3 kV/mm ですが、サブミリメートルの距離では 5 kV/mm、さらに厚さ 0.01 mm の小さな空隙では 9 kV/mm に達します10。 厚さa1の試料について10 kVで記録されたPRPDパターンを図9aに示します。 図 9b の厚さ a2 について、グラフは誘電体材料 10 内のガス状含有物の存在に対応する典型的な画像を反映しています。

PD パターンは、(a) 240 μm および (b) 1 mm の厚さの埋め込まれたボイドを持つサンプルについて 10 kV (B = オフ) で記録されました。

磁場の影響を明らかにするために、測定シナリオを 2 つのフェーズに分割しました (図 10 を参照)。最初は磁場なし (B = オフ)、次に約数秒間続くスイッチング ギャップが続きます。 2 番目 - 80 mT の誘導を伴うアクティブな磁場 (B = オン) を使用します。 2 つのトレースは、負と正の部分放電パルスの数を示します (それぞれ青と赤で表されます)。 観察された負の PD パルス数と正の PD パルス数の間に小さな差があるのは、空隙が PE から製造されているため、試料の表面の空隙壁が大きく、関連する不均一性 (表面プロファイルや微小リップルを含む) と表面状態にも起因すると考えられます。層。 したがって、この違いは、実験設定におけるわずかな非対称性に起因します。 図10aに示すように、磁場をオンに切り替えると、B = オフ/オンシーケンスの部分放電時間取得において、厚さ240μmのボイドの波形レベルの増加が明らかになりました。 PE内のより厚い空隙（a2 = 1 mm）の場合、放電数Nで示されるPD強度は、80 mTの誘導で磁場をオンにした後、急速に増加しました（図1のPD時間シーケンスに示すように）。 10b)。 磁場をオンにしている間に明らかになった PD 強度の上昇は、交差する磁場と電場の共存によって引き起こされたイオンと電子の両方の経路が延長されたことを示している可能性があります。

以下の厚さの 10 kV の PE ボイドにおける PD 強度に対する磁場の影響の時間シーケンス B = オフ/B = オン：（a）a1 = 240 μm。 (b) a2 = 1 mm。 負と正の PD パルスの数 N は、それぞれ赤と青で示されます。

両極性の PD パルスの数は、より薄い介在物 (a1 = 240 μm) の場合、定常状態の 745 (両極性の平均) から 785 (磁場遷移直後) まで増加しました。 より厚いボイド (a2 = 1 mm、図 10b) では、フィールドフリーレベルは 2300 となり、140 秒以内に 3770 (両極性) まで一定速度で増加しました。 磁場のないスタジアムでは、正と負の PD パルスの数がわずかに異なるのに対し、磁場ではこれらの値がより収束していることに注目する価値があります。 磁場のない測定と磁場の存在する測定の両方について、8 ～ 20 kV の範囲内での負極性 (N-) PD パルスの数と印加電圧の関係を図 11 に示します。

磁場のない測定と磁場の存在する測定の両方における負極性 PD パルスの数と印加電圧の関係 (PE 試料、空隙の厚さ a1 = 240 μm)。

このプロットは高度な直線性を示しており、電圧範囲全体にわたって PD 強度がわずかに高いことが確認されています。 PD パターンは対称であるため、正のパルスのグラフは非常に似ています。 磁場は荷電粒子 (つまり、電子とイオン) の飛行経路に影響を与えるため、この影響が大きくなる特定の臨界包有物形状が存在します。 調査した空隙の形状では、80 mT の磁場誘導では、この効果は約 20 mT の厚さ以下では検出されませんでした。 100 μm (PD 数の減衰さえも認められました)。 したがって、これらの場合（つまり、磁場のない場合と磁場の存在）を比較すると、顕著な影響が観察されました（特に PD 強度に対して）。 PD に対する磁場の影響は、空隙が厚いほど顕著でした。 磁場の不均一性が局所的に電荷の軌道にさらに影響を与えている可能性があります。 電子、イオン、ガス分子間の衝突回数は、磁場内の加速による電子エネルギーの増幅を含め、延長された軌道に沿った磁場によって増加しました。 これらが調査された現象の根本原因でした。

2 番目の実験セットは、接地電極上に誘電体バリア (PE) を配置した空気中の点面コロナ構成で実行されました 44、45。 測定セットアップを図 7 に示します。これらの測定のパラメーターは、点電極の先端と地面の間の距離 a でした (値を 20、40、および 60 mm と仮定)。 80 mT に等しい誘導 B の一定磁場を、点面配置 (したがって電場) に垂直な方向に印加しました。 上述の 3 つの電極間距離と 2 つの極値電圧 (9 kV と 16 kV) について記録された PD パターンを図 12 に示します。下の値は開始に近い値ですが、上の値は飽和レベルを示しています。

2 つの極端な電圧値 (9 kV - 左の列、および 16 kV - 右の列) および 3 つの電極間距離について記録された PD パターン (B = オン): (a) a = 20 mm、(b) a = 40 mm、( c) a = 60 mm。

測定の前に、検出された信号の変化が印加された磁場からのものであることを確認するためにテスト シーケンスが実行されました。 スイッチング シーケンスの図を図 13 に示します。PD 強度記録の最初の部分 (I) は無磁場測定を指し、その後に約 10 秒間のテスト ターンオフ スイッチングが続きます。 高電圧回復 (II) 後、PD 強度は元のレベルに戻りました。 次に、2 番目のスイッチング操作は磁場をオンにすることを指し、その結果、ΔN- で表される PD 閾値 (III) が明らかに上昇します。 最後の移行は、磁場をオフにしてステージ (IV) に移行することであり、PD レベルは初期値に対応します。 PDダイナミクスに対する磁場の影響を図14の比較表に示します。 一連の曲線は、地面からの HV 先端の距離 a を指します。 各ペア内には、ステージの B = オフと B = オンを反映するトレースがあります。 放電数 N- は 60 秒以内の取得に対応します。 このプロットは、コロナ放電の数と電圧の上昇 (開始から飽和前の特定の段階まで) の線形関係を示しています。 最も重要な観察は、すべての場合において、磁場の存在により PD 強度が増幅されたことです。 コロナ開始レベル U0 (U0 − PD 開始電圧) では、この増加は小さくなりました (1.2U0 で線間のより広いスパンに達しました)。 磁場の存在下で観察された PD 開始電圧は、B = オフステージと比較して約 8% 低かったことに注意してください。 薄紫色 (9 kV) と赤色 (16 kV) の点は、図 12 の PRPD パターンとの対応を示します。

テスト切り替えシーケンスの PD 強度図: (I) 初期の磁場のない状態。 (TR) テストターンオフスイッチング; (II) B = オフでの PD 記録。 (TR) 磁場をオンにするための遷移。 (III) 磁場の存在。 (TR) フィールドフリー状態への移行。 (IV) 磁場オフ。

距離が 20 ～ 60 mm の範囲で変化する点面構成での磁場のない測定と磁場の存在する測定の両方における、負極性 PD パルスの数と印加電圧の関係。

図１４に示す時系列プロファイルのマーカーは矢印で示されている。 プロットは、コロナ放電のダイナミクスに対する磁場の影響を明確に示しています。 開始レベルでも、放電強度の上昇を検出できます。

3 つの電圧レベル (9、12、および 14 kV) および 2 つの電極間距離 (20 および 40 mm) での PD 強度プロファイルの時系列を図 15 に示します。電圧をさらに増加させると、異なるダイナミクスが生じました。 （つまり、距離 a = 20 mm の場合、電圧を増加させると磁場存在状態での PD 数は増加しますが、ΔN−で表されるスパンは減衰します。a = 40 mm の場合とは異なり、 9 kV から 14 kV への電圧上昇は、ΔN- の強力な動的成長 (それぞれ 260 から 1620 へ) に関連していました)。 上記の例は、磁場の導入により放電強度が増幅され、ストリーマ チャネルの数が増加することを示しています。 コロナの場合、強化とはイオン化ゾーンとドリフト領域の両方を指します。 この効果は、「結論」のセクションで示したシミュレーションによって確認できます。 電極間ギャップ距離 a = 20 mm と a = 40 mm の場合の交差する電場と磁場の軌道を比較すると、電子の経路が長くなり、放電開始の確率が高くなることがわかります。 同時に、B = 40 mT でのこれら 2 つのケースの滞留時間と伝播時間 tp は、0.5 ns から 1.1 ns に延長されます。

先端から地面までの距離 a = 20 mm のコロナ点平面配置における PD 強度 (N - 放電の数) に対する磁場の影響の時系列 B = オフ/B = オン (B - 磁気誘導) (左)以下の電圧での a = 40 mm (右の列): (a) 9 kV。 (b) 12 kV。 (c) 14 kV。

この論文の焦点は、部分放電の磁場変調ダイナミクスを報告することでした。 PD に対する磁場の影響の物理的メカニズムを理解することは、さらなる研究を必要とする複雑なテーマです。 この段階では、PD パルスの数が PD の大きさにも影響を与えることを説明できるいくつかの仮説を立てることができます。 磁場の存在下での PD パルスの数が多いのは、開始電圧が低いことに起因している可能性があり、これは両方の場合、つまりボイドとコロナを使用した実験で観察されました。 電場に加えて、磁場成分も荷電粒子に追加のローレンツ力を引き起こします。 交差した E × B 場で自由電子に作用するこの力は、電場のみでのドリフトと比較してより強い加速をもたらし、自由電子のエネルギーに影響を与え、ガス分子のイオン化を促進します。 このようにして、磁場が集束イオン化ゾーンに作用し、PD 開始電圧が低下し、B = オフステージと比較してより多くの放電が発生します。 より強い加速は、自由電子とガス分子の間の衝突の数、および自由電子の平均エネルギーに影響を与えます。 PD ダイナミクスに関する別の仮説は、極性が異なるため、電子と陽イオンが反対方向に偏向され、衝突間の自由電子経路が延長され、その結果、より多くの高エネルギー電子が発生し、エネルギーの増加につながるという事実に関連している可能性があります。イオン化率。 このシナリオでは、正イオンの偏向により電子の自由行程が促進され、局所再結合率が低下するため、衝突イベントの確率が増加します。 この影響により、PD の数も増加します。 交差磁場と電場の下での放電経路の偏向軌道は、画像化in1によって視覚化され、提示された実験で測定されたように、より長い経路での放電開始の確率が高いため、放電数の増加をもたらします。 垂直磁気コンポーネントは電極間領域全体の空間電荷集中を強化し、イオン化可能な体積を拡大します (直線のドリフト経路がより偏向され、らせん状になるように変更されるため)。これにより、イオンやガス分子との衝突確率が増加します。 。 また、ストリーマー チャネルの数が増加し、PD 数が増加する可能性もあります。 より長い軌道は、電極間空間内の電荷、特に連続的なイオン化イベントを引き起こす電子による滞留時間がより長いことも意味します。 この影響は放電の大きさにも影響します。 より巨視的な観点から見ると、電子とイオンで構成される伝播ストリーマ チャネルは、重畳された磁場の影響を受けます。 将来の研究では、空気中の電荷輸送に関連する効果に加えて、表面発光や電荷蓄積を含む PE 表面の相互作用に関連する界面効果も分析される必要があります。

この記事では、PD ダイナミクスに対する磁場の影響を決定するための独自の測定方法と検出アプローチを紹介します。 測定は、従来の電界中のみで行われるPD測定とは異なり、弱い磁界の存在下でも高感度に検出できる独自のセットアップで実行されました。 適用された測定技術により、ボイドモードおよびコロナモードで PD に対する磁場の影響を検出することができました。 電界と磁界の相互作用が、両方の構成において部分放電のダイナミクスに影響を与えることが実証されました。 取得アプローチでは、磁場の存在の時間切り替え技術が PD 検出と同期されました。 位相分解画像と時系列強度図を組み合わせることで、PD に対する磁場の影響を視覚化し、定量的に判断することが可能になりました。

シミュレーションでは、交差する電場と磁場が荷電粒子の経路、つまり電子ビーム軌道の伸びや乱流に影響を与えることが示されました。 有効なローレンツ力によって引き起こされる偏向により、電場にのみさらされている間、経路が長くなると滞留時間のベンチマークも延長されます。 磁界と電界の特定の比率では、磁界の存在により、磁界のない場合に見られるような分散した放電スポットではなく、集中した局所的な放電スポットが生じる可能性があります。 このように、磁場はエネルギーを高めるだけでなく、電荷の軌道 (つまり、電子とイオンの両方) を延長します。 これは結合磁場の加速によるものです。 これによりイオン化の確率が高まり、放電強度が効果的に増加します。 これは、誘電体とコロナの両方の空隙の測定によっても確認されました。 一方で、電荷経路のねじれにより、PD 作用が弱められたり、停止したりする可能性があります。 このような効果は、非常に小さな空隙に対して観察されました。 磁場の影響は、誘電体が埋め込まれた介在物の場合の空隙の厚さ（またはコロナの場合のように電極間距離）にも依存することが示されました。 誘電体材料内のガス状含有物の場合、それを超えるとこの効果が大きくなる、特定の臨界含有物幾何学形状が存在すると思われる。 例えば、この効果は検出されず、調査した空隙形状や、約 100 μm の厚さ以下の 80 mT の磁場誘導では、PD 数の減衰さえ認められませんでした。 100μm。 PD に対する磁場の影響は、空隙が厚いほど顕著でした。 また、電場のみの基準ケースと比較して、両方の場の存在下で電圧を増加させると、放電の数がより動的に定量的に増加しました。 この効果は、荷電粒子の軌道の延長と加速による電子エネルギーの増大に起因すると考えられます。 発表された研究は、測定方法論、検出技術、および物理現象の理解に貢献する可能性があります。 これにより、ほとんどの電力デバイスにおける磁場の存在によって引き起こされる PD 強度変調に対する意識を高めることができます。 したがって、磁場の影響は、PD ダイナミクスに影響を与える追加の変調係数として認識される可能性があります。

現在の研究中に使用および/または分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

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著者はEngに感謝したいと思います。 Kazimierz Chudyba 氏、磁気セットアップの手配について協力してくれました。

AGH科学技術大学、アラバマ州。 Mickiewicza 30, 30-059, クラクフ, ポーランド

マレク・フロコウスキー

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MF は研究を発案し、測定を実行し、結果を分析して原稿を書きました。

マレク・フロコウスキーへの通信。

著者は競合する利害関係を宣言しません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

Florkowski, M. 高電圧絶縁材料の欠陥における部分放電の磁場変調ダイナミクス。 Sci Rep 12、22048 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-26675-0

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受信日: 2022 年 8 月 15 日

受理日: 2022 年 12 月 19 日

公開日: 2022 年 12 月 21 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-26675-0

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