金屬微粒影響三電極氣體火花開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程的仿真研究

周鑫淼 張博雅 陳立 李興文

(西安交通大學(xué),電工材料電氣絕緣全國(guó)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,西安 710049)

1 引言

在高功率脈沖技術(shù)中,開(kāi)關(guān)具有特殊的地位,氣體火花開(kāi)關(guān)則是大功率脈沖系統(tǒng)中運(yùn)用最為普遍的高功率開(kāi)關(guān),特別是三電極氣體火花開(kāi)關(guān)因其可控性高,工作電壓低,抖動(dòng)性小等優(yōu)點(diǎn)受到了廣泛使用[1–3].

由于脈沖功率技術(shù)的特點(diǎn),開(kāi)關(guān)在工作中通常能夠達(dá)到kV/kA 量級(jí)的工作狀態(tài),多次放電后很容易對(duì)電極表面造成燒蝕,并且隨著現(xiàn)代制造工業(yè)的不斷提升,電極表面燒蝕成為了氣體火花開(kāi)關(guān)內(nèi)部金屬微粒產(chǎn)生的最主要來(lái)源[4].文獻(xiàn)[5–7]通過(guò)實(shí)驗(yàn)發(fā)現(xiàn)了開(kāi)關(guān)內(nèi)部存在的金屬微粒會(huì)顯著降低氣體火花開(kāi)關(guān)的擊穿電壓,其下降程度與顆粒存在形式、顆粒尺寸形狀、氣體種類、背景壓力、外加電壓形式和電場(chǎng)分布等有關(guān)[8,9].Li 等[5]通過(guò)實(shí)驗(yàn)發(fā)現(xiàn)固定在電極表面的300 μm 金屬微?？梢允? mm 氮?dú)忾g隙的自擊穿電壓降低19%,而游離的微粒可以使自擊穿電壓降低24%.Wang 等[6]通過(guò)實(shí)驗(yàn)研究了相同半徑下靜止微粒與游離微粒對(duì)于擊穿電壓的不同影響,并且在金屬微粒存在情況下對(duì)靜態(tài)電壓、脈沖電壓以及微放電電壓進(jìn)行了詳細(xì)的比較研究.

而在金屬微粒擊穿理論與仿真研究方面,研究人員同樣開(kāi)展了大量工作,早在20 世紀(jì),Hara 和Akazaki[10]就使用流注理論與Meek 判據(jù)給出了自由導(dǎo)電微粒存在情況下的擊穿電壓閾值,并與實(shí)驗(yàn)結(jié)果取得了良好的一致性.國(guó)內(nèi)Xu 等[11]使用PICMCC 方法對(duì)帶電微粒引發(fā)間隙擊穿的完整過(guò)程進(jìn)行了仿真模擬,并在后續(xù)的工作中提出了一種預(yù)測(cè)毫米尺度下金屬微粒引發(fā)間隙擊穿的方法,并提出使用流注判據(jù)時(shí)可能存在的問(wèn)題[12].最近,Sun 等[13]通過(guò)理論分析和數(shù)值模擬研究了微米尺度氣隙中金屬微粒誘發(fā)擊穿的現(xiàn)象,在預(yù)測(cè)微粒擊穿電壓時(shí)還考慮了二次電子發(fā)射與場(chǎng)致電子發(fā)射的影響.

但上述研究往往集中于兩電極氣體火花開(kāi)關(guān)中,三電極開(kāi)關(guān)結(jié)構(gòu)則更為復(fù)雜,觸發(fā)極與陽(yáng)極和接地極之間都有可能發(fā)生擊穿,場(chǎng)致發(fā)射效應(yīng)、極不均勻場(chǎng)以及絕緣介質(zhì)的閃絡(luò)過(guò)程[14]都給三電極氣體火花開(kāi)關(guān)的研究帶來(lái)了巨大的挑戰(zhàn),目前大部分的文獻(xiàn)[15–17]仍集中在實(shí)驗(yàn)測(cè)量三電極氣體火花開(kāi)關(guān)的時(shí)延,抖動(dòng)特性以及可重復(fù)性方面,只能得到一些規(guī)律性結(jié)果,很難給出擊穿細(xì)節(jié)過(guò)程和物理機(jī)理解釋,對(duì)于三電極氣體火花開(kāi)關(guān)中金屬微粒誘導(dǎo)擊穿的微觀過(guò)程更是尚未見(jiàn)報(bào)道,因此為了提高開(kāi)關(guān)的整體工作性能,有必要對(duì)金屬微粒觸發(fā)開(kāi)關(guān)擊穿現(xiàn)象的微觀物理過(guò)程進(jìn)行深入研究.第2 節(jié)介紹了微粒誘導(dǎo)放電模型的仿真設(shè)置;第3 節(jié)討論了有無(wú)金屬微粒下的放電結(jié)果以及不同尺寸及形狀對(duì)于放電過(guò)程的影響;第4 節(jié)對(duì)仿真結(jié)果進(jìn)行了總結(jié)并指出了存在的不足及展望.

2 數(shù)值建模

2.1 模型設(shè)置

觸發(fā)管型三電極氣體火花開(kāi)關(guān)結(jié)構(gòu)如圖1 所示,開(kāi)關(guān)包含3 個(gè)電極分別是觸發(fā)極,陽(yáng)極以及接地極,電極的材料為鎢,陽(yáng)極施加正高壓,觸發(fā)極施加負(fù)脈沖高壓,觸發(fā)極與接地極之間包含絕緣介質(zhì)陶瓷,間隙中充入氮?dú)饨^緣,其中觸發(fā)極與陽(yáng)極之間的間隙為1 mm,觸發(fā)極與接地極之間的間隙為0.5 mm,觸發(fā)極頂部與接地極頂部相差0.2 mm,觸發(fā)極半徑為0.3 mm,由于三電極開(kāi)關(guān)為對(duì)稱結(jié)構(gòu),所以在仿真中使用了二維軸對(duì)稱結(jié)構(gòu).

圖1 開(kāi)關(guān)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1.Schematic diagram of switch structure.

本文考慮的等離子體化學(xué)反應(yīng)包含電子與氮?dú)夥肿拥?5 個(gè)碰撞過(guò)程,包括彈性碰撞、轉(zhuǎn)動(dòng)激發(fā)、振動(dòng)激發(fā)、電子態(tài)激發(fā)、電離[14].其中部分彈性碰撞、激發(fā)、電離反應(yīng)的能量閾值如下(完整反應(yīng)列表見(jiàn)補(bǔ)充材料 (online)).

振動(dòng)激發(fā)過(guò)程:

電子態(tài)激發(fā)過(guò)程:

以上電子碰撞反應(yīng)速率通過(guò)BOLSIG+利用電子碰撞截面求得[18].

由于在純氮?dú)鈼l件下光電離效應(yīng)并不明顯[19],并且本文所研究的開(kāi)關(guān)結(jié)構(gòu)中為負(fù)流注擊穿過(guò)程,光電離效應(yīng)并不能顯著影響放電過(guò)程,而當(dāng)使用較大背景電子密度時(shí)可能由于電場(chǎng)的不均勻性產(chǎn)生非物理的電子崩,進(jìn)而影響對(duì)放電過(guò)程的分析,因此本文使用較低的背景電子密度(1×1012m–3)來(lái)代替光電離效應(yīng)[20].

2.2 控制方程

采用流體模型對(duì)開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程進(jìn)行建模,采用的有限元分析軟件為 COMSOL Multi-physics 6.0?軟件包,流注放電模型主要由3 個(gè)控制方程組成,分別是電子連續(xù)性方程、泊松方程、重粒子多組分?jǐn)U散輸運(yùn)方程.

電子連續(xù)性方程描述電子的運(yùn)動(dòng)和產(chǎn)生,利用漂移擴(kuò)散(DD)近似理論描述電子的運(yùn)動(dòng),這種近似適用于大氣壓放電下的高碰撞等離子體:

式中,ne是電子密度,Гe表示電子通量,t是時(shí)間,μe是電子遷移率,De是電子擴(kuò)散率,u是中性流體速度矢量(通常情況下可忽略不計(jì)),Re是電子密度源項(xiàng),其中包含光電離,電離反應(yīng)等.

泊松方程用于求解空間中的電勢(shì)分布以及等離子體內(nèi)部電場(chǎng):

重粒子多組分?jǐn)U散輸運(yùn)方程用于描述各種離子以及中性粒子的運(yùn)動(dòng),通常在納秒級(jí)放電過(guò)程中,重粒子相較于電子近似處于靜止不動(dòng)的狀態(tài),因此文中忽略了重粒子的遷移過(guò)程:

式中,jk是擴(kuò)散通量矢量,Rk是物種k的速率表達(dá)式,wk是物種k的質(zhì)量分?jǐn)?shù),Vk是物種k的多組分?jǐn)U散速度.

本文采用局部場(chǎng)近似的方法求解電子平均能量,局部場(chǎng)近似在大氣壓下的計(jì)算準(zhǔn)確性得到了廣泛的認(rèn)可[21].但在靠近電極表面的區(qū)域?yàn)榍蕦訁^(qū)域,屬于高場(chǎng)強(qiáng)低電子密度區(qū)域,電子由于擴(kuò)散造成的順電場(chǎng)方向運(yùn)動(dòng)將損失能量,局部場(chǎng)近似模型無(wú)法描述這一過(guò)程,最終造成鞘層區(qū)域的電子密度的異常增大.由于在三電極開(kāi)關(guān)擊穿中以負(fù)流注擊穿過(guò)程為主,觸發(fā)極附近邊緣位置將始終保持高密度的電子團(tuán),并且空間電荷所產(chǎn)生的鞘層將對(duì)場(chǎng)致電子發(fā)射產(chǎn)生重要影響,因此有必要對(duì)其進(jìn)行處理以保證計(jì)算的準(zhǔn)確性和連續(xù)性,目前常用的兩種處理手段一種是增加電子能量方程,但會(huì)消耗大量的計(jì)算資源并增加收斂難度;一種是Soloviev 和Krivtsov[22]采用的電離速率修正系數(shù).在此使用第2 種方法,同時(shí)給出簡(jiǎn)單的推導(dǎo)過(guò)程.

電子能量輸運(yùn)方程表示為[22]

其中,η 是所有非彈性碰撞過(guò)程引起的能量損失,neWel表示與準(zhǔn)彈性碰撞相關(guān)的總電子能量匯,ki是新的電離速率常數(shù),方程等式左側(cè)第2 項(xiàng)代表在空間中的漂移和擴(kuò)散引起的平均電子能量變化,等式左側(cè)第3 項(xiàng)代表電子在電場(chǎng)中受到電場(chǎng)力的作用而導(dǎo)致的電子平均能量的增大,假設(shè)這種增長(zhǎng)主要有非彈性碰撞過(guò)程導(dǎo)致的電子能量損失平衡,則可以表示為

在使用齊次玻爾茲曼動(dòng)力學(xué)方程的解求取反應(yīng)速率時(shí),該能量損失平衡被表述為

其中k0表示舊電離速率常數(shù),由此可以得到一個(gè)新的局部電離速率常數(shù)ki:

需要注意這里使用了修正的電子擴(kuò)散通量Jdiff=-?(Dene) 代替Jdiff=-De?ne,因?yàn)樵诳拷姌O或電介質(zhì)表面時(shí),電子密度和電場(chǎng)的梯度都非常大,解對(duì)于擴(kuò)散通量的變化非常敏感,在靠近電極與介質(zhì)表面時(shí),電場(chǎng)逐漸加強(qiáng),而電子密度逐漸減小,因而電場(chǎng)和電子密度梯度有著相反的符號(hào),但電子擴(kuò)散系數(shù)隨電場(chǎng)的增大而增大,因此隨擴(kuò)散通量運(yùn)動(dòng)的電子會(huì)隨之?dāng)U散到擴(kuò)散系數(shù)更大的區(qū)域,急劇變化的電場(chǎng)梯度和對(duì)電場(chǎng)高度依賴的電子擴(kuò)散系數(shù)將引發(fā)另一種數(shù)值不穩(wěn)定性[22],這導(dǎo)致了在時(shí)間步選取較大時(shí)可能會(huì)造成電子的逆濃度梯度擴(kuò)散.

大多數(shù)由電極侵蝕而產(chǎn)生的金屬微粒的尺寸通常在幾微米到幾十微米之間,并且呈球形[14].在電場(chǎng)力、重力以及流場(chǎng)對(duì)流效應(yīng)的多因素疊加作用下,微粒將離開(kāi)電極表面并攜帶一定量的電荷.微粒所攜帶的電荷量與間隙的電場(chǎng)強(qiáng)度有關(guān),可以用下式計(jì)算[23]:

其中ε0為真空介電常數(shù),r為金屬微粒半徑,E0為背景電場(chǎng)強(qiáng)度,金屬微粒與背景電場(chǎng)的耦合將由靜電場(chǎng)自洽求解.

2.3 邊界條件與場(chǎng)致電子發(fā)射

在對(duì)開(kāi)關(guān)進(jìn)行靜電場(chǎng)仿真后發(fā)現(xiàn)在觸發(fā)電極尖角部分存在極高的電場(chǎng)畸變,該區(qū)域的電場(chǎng)強(qiáng)度往往能夠達(dá)到1×107—1×108V/m 之間,同時(shí)由于電極表面無(wú)法做到絕對(duì)光滑,存在微觀凸起,會(huì)造成局部電場(chǎng)的進(jìn)一步畸變[24],而在觸發(fā)極表面附近形成的正空間電荷層會(huì)進(jìn)一步加強(qiáng)表面電場(chǎng),造成強(qiáng)烈的電子發(fā)射流,因此在三電極氣體火花開(kāi)關(guān)的放電過(guò)程中需要持續(xù)考慮場(chǎng)致電子發(fā)射對(duì)于擊穿過(guò)程的影響,所以本文在觸發(fā)極表面尖角附近添加了場(chǎng)致電子發(fā)射通量作為初始電子的產(chǎn)生與后續(xù)的邊界電子源.

觸發(fā)極表面間的場(chǎng)致電子發(fā)射電流可由Fowler-Nodheim 公式計(jì)算得到[25]:

其中,E是電場(chǎng)強(qiáng)度,? 是電極材料逸出功,t(y)和v(y)反映 Schottky 效應(yīng)對(duì)電子逃脫概率的影響,y為 Schottky 效應(yīng)降低金屬表面勢(shì)壘的比例,即Δ?應(yīng)降,β 場(chǎng)致增強(qiáng)因子,在這里取經(jīng)驗(yàn)值90[13,26].

當(dāng)正離子撞擊陰極以及絕緣材料表面時(shí)會(huì)導(dǎo)致二次電子發(fā)射,本文在陰極、觸發(fā)極以及絕緣介質(zhì)表面所采用了相同的二次電子發(fā)射系數(shù)0.02[27],金屬微粒表面二次電子發(fā)射系數(shù)為0.1,同時(shí)在絕緣介質(zhì)表面考慮電荷累積效應(yīng).為了避免限元分析軟件在處理尖角附近區(qū)域的網(wǎng)格時(shí)產(chǎn)生奇異性,在不影響結(jié)果的情況下將電極附近的尖角進(jìn)行倒圓角處理(r=0.01 mm),提高了尖角附近網(wǎng)格的平均質(zhì)量.

3 結(jié)果與討論

3.1 無(wú)微粒發(fā)展過(guò)程

首先討論在無(wú)金屬微粒的情況下的開(kāi)關(guān)放電過(guò)程,放電過(guò)程中施加陽(yáng)極電壓為3.3 kV,圖2 為觸發(fā)脈沖波形實(shí)測(cè)圖.圖3 顯示了在沒(méi)有金屬微粒存在時(shí),開(kāi)關(guān)放電過(guò)程中的電子密度發(fā)展過(guò)程.因此將放電過(guò)程分為3 個(gè)階段.

圖2 觸發(fā)脈沖波形實(shí)測(cè)圖Fig.2.Trigger pulse waveform.

圖3 電子密度時(shí)空分布圖,其中綠色等高線為1×1019 m–3 電子數(shù)密度等高線,紅色等高線為1×1019 m–3 正離子數(shù)密度等高線 (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 nsFig.3.Spatial and temporal distribution of electron density,where the green contour is the 1×1019 m–3 electron number density contour and the red contour is the 1×1019 m–3 positive ion number density contour: (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 ns.

階段1到達(dá)自擊穿電壓后,部分電子由于外電場(chǎng)的作用 “透過(guò)”勢(shì)壘而脫離金屬表面進(jìn)入氣體區(qū)域,形成初始電子,但由于觸發(fā)極附近的極不均勻電場(chǎng)分布為向外逐漸衰減(圖4(a)),這導(dǎo)致初始電子在觸發(fā)極附近發(fā)生劇烈碰撞電離并以電子云團(tuán)的形式發(fā)展(圖3(a))而非均勻場(chǎng)中的電子崩形式.

圖4 電場(chǎng)模時(shí)空分布圖 (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 nsFig.4.Spatial and temporal distribution of electric field modes: (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 ns.

階段2觸發(fā)極附近的電子云團(tuán)密度不斷增大,達(dá)到5×1018—1×1019m–3之時(shí),電子云團(tuán)頭部以及尾部的空間電荷顯著影響了附近電場(chǎng),此時(shí)的觸發(fā)極表面的電場(chǎng)強(qiáng)度可達(dá)4×107V/m 以上,如圖4(b) 所示.觸發(fā)極表面的正空間電荷層一方面加強(qiáng)了電子團(tuán)與觸發(fā)極之間的電場(chǎng),使得場(chǎng)致電子發(fā)射電流迅速增加,發(fā)射出大量電子并迅速在觸發(fā)極附近形成了高密的電子團(tuán),另一方面削弱了電子云團(tuán)內(nèi)部的電場(chǎng),限制了高密度區(qū)域的進(jìn)一步發(fā)展流注主通道發(fā)展受到抑制,而外圍的較低密度的等離子體層將在電場(chǎng)引導(dǎo)作用下向四周擴(kuò)散,形成大范圍的均勻放電,此時(shí)進(jìn)入到流注過(guò)渡階段,放電發(fā)展模式以”球-殼”的形式發(fā)展,球殼中心處的電子密度可達(dá)1×1020m–3以上,而球殼外層的低密度等離子體則在1×1018—5×1018m–3之間,如圖3(c) 所示.

階段3隨著“殼”層的向外傳播,其發(fā)展模式與流注發(fā)展模式相一致,受頭部電場(chǎng)的引導(dǎo)向前發(fā)展,主通道發(fā)展方向與陽(yáng)極加壓有關(guān),當(dāng)電壓較低時(shí)開(kāi)關(guān)工作模式為慢導(dǎo)通模式,觸發(fā)極與接地極先擊穿;電壓較高時(shí),開(kāi)關(guān)工作在模式為快導(dǎo)通模式,觸發(fā)極與陽(yáng)極先擊穿,如圖3(d) 所示.

3.2 有微粒的發(fā)展過(guò)程

下面將討論金屬微粒存在時(shí)的擊穿情況,由于在實(shí)際工作中微粒的產(chǎn)生與運(yùn)動(dòng)具有較大的隨機(jī)性,因此選擇對(duì)放電過(guò)程影響較大的情況進(jìn)行仿真,放置半徑為20 μm 的圓形金屬微粒在觸發(fā)極附近,其所帶電荷極性與分離電極有關(guān),本文主要討論金屬微粒攜帶正電荷的情況,各電極施加電壓情況與無(wú)金屬微粒情況下相一致.由(11)式計(jì)算所得金屬微粒帶電量變化如圖5 所示,在整個(gè)放電過(guò)程中金屬微粒帶電量的量級(jí)大概在10–13C.

圖5 金屬微粒所帶電荷量Fig.5.Charge carried by metal particles.

金屬微粒對(duì)開(kāi)關(guān)放電過(guò)程產(chǎn)生的影響大致可以分為兩個(gè)方面.第1 個(gè)方面是帶電金屬微粒存在時(shí)會(huì)對(duì)周圍的電場(chǎng)形成畸變,增大微粒與電極間的電場(chǎng),從而增大電極表面的場(chǎng)致發(fā)射電子電流(圖6和圖7).從圖6 可以看到,在金屬微粒存在的情況下,觸發(fā)極表面的場(chǎng)致電子發(fā)射通量峰值增大了1 倍左右,同時(shí)金屬微粒的存在加強(qiáng)了觸發(fā)極與金屬微粒之間的電場(chǎng),使得原本向外逐漸減弱的不均勻電場(chǎng)出現(xiàn)了先降低后上升的情況(圖7),電場(chǎng)的增強(qiáng)顯著加快了前期電子崩的發(fā)展.第2 個(gè)方面是由于金屬微粒會(huì)阻擋電子崩及流注的運(yùn)動(dòng),負(fù)流注頭部受到金屬微粒的擠壓后向金屬微粒兩側(cè)運(yùn)動(dòng),同時(shí)由于金屬微粒表面電場(chǎng)線處處垂直,導(dǎo)致在金屬微粒徑向兩側(cè)電子受電場(chǎng)驅(qū)動(dòng)向遠(yuǎn)離金屬微粒的方向運(yùn)動(dòng),造成了金屬微粒上方存在電子的“真空”地帶,如圖8(b) 所示.

圖6 有無(wú)金屬微粒存在時(shí)觸發(fā)極表面發(fā)射電流波形Fig.6.Surface emission current waveforms of the trigger electrode in the presence or absence of metal particles.

圖7 觸發(fā)極電場(chǎng)局部放大圖 (a)無(wú)金屬微粒;(b)金屬微粒Fig.7.Local magnification of the electric field at the trigger electrode: (a) No metal particles;(b) with metal particles.

圖8 電子密度時(shí)空分布圖,其中綠色等高線為1×1019 m–3 電子數(shù)密度等高線,紅色等高線為1×1019 m–3 正離子數(shù)密度等高線 (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 nsFig.8.Spatial and temporal distribution of electron density,where the green contour is the 1×1019 m–3 electron number density contour and the red contour is the 1×1019 m–3 positive ion number density contour: (a) 4.0 ns;(b) 4.5 ns;(c) 5.0 ns;(d) 6.3 ns.

通過(guò)上述分析可知當(dāng)金屬微粒存在時(shí),擊穿過(guò)程的發(fā)展同樣可以分為3 個(gè)階段,在第1 個(gè)階段中由于金屬微粒的存在使得觸發(fā)極表面的電場(chǎng)增強(qiáng),增大了場(chǎng)致電子發(fā)射效應(yīng),使得開(kāi)關(guān)在較低的脈沖電壓等級(jí)下便可產(chǎn)生明顯的場(chǎng)致電子發(fā)射電流,同時(shí)由于間隙電場(chǎng)的增強(qiáng)增大了電子的電離速率,加快了電子崩到流注的發(fā)展速度,如圖8(a)與圖3(a)所示.第2 階段中流注發(fā)展過(guò)程與無(wú)金屬微粒時(shí)有所區(qū)別,由于金屬微粒的存觸發(fā)極附近無(wú)法形成穩(wěn)定的電子云,而是會(huì)在金屬微粒與觸發(fā)極率先發(fā)生擊穿,并由于金屬微粒的阻礙作用使得流注發(fā)展受到阻礙,主流注發(fā)生分叉,形成兩條放電分支,同時(shí)金屬微粒與觸發(fā)極擊穿后形成的等離子體通道成為后續(xù)流注發(fā)展的主要源頭.第3 階段中由于金屬微粒所導(dǎo)致的分叉形成了兩條新的放電通道,之后若無(wú)后續(xù)的微粒影響,則兩條放電通道將受電場(chǎng)驅(qū)動(dòng)獨(dú)立發(fā)展,最終到達(dá)陽(yáng)極或地電極發(fā)生擊穿.

同時(shí)注意到當(dāng)金屬微粒存在時(shí),雖然會(huì)顯著地加快初始電子產(chǎn)生到電子崩再到流注的發(fā)展過(guò)程,降低了開(kāi)關(guān)的自擊穿電壓,但由于開(kāi)關(guān)工作中施加的是脈沖電壓,因此不一定會(huì)減小擊穿電壓.從圖8(d)與圖3(d)可以看到在相同時(shí)刻,金屬微粒存在時(shí)的陽(yáng)極導(dǎo)向流注頭部要慢于無(wú)微粒時(shí)的情況,這是由于金屬微粒對(duì)流注的阻礙作用使得流注不能沿原路徑發(fā)展,而且在金屬微粒赤道附近削弱了電場(chǎng),減緩了流注的發(fā)展速度,同時(shí)金屬微粒對(duì)于電子具有一定的吸收作用,多種因素共同決定了流注的發(fā)展速度.

3.3 微粒尺寸及形狀對(duì)于放電過(guò)程的影響

圖9 為不同形狀下以及不同尺寸下的金屬微粒對(duì)于初始電場(chǎng)的影響,選用正方形的金屬微粒表示放電中可能出現(xiàn)的帶有尖銳外形的金屬微粒.結(jié)果表明,在具有尖銳外形的金屬微粒存在時(shí),電場(chǎng)的極大值點(diǎn)出現(xiàn)在了金屬微粒附近,電場(chǎng)對(duì)于流注發(fā)展有著明顯的導(dǎo)向作用,微粒附近的高場(chǎng)強(qiáng)區(qū)域能夠引導(dǎo)流注的發(fā)展方向,同時(shí)在金屬微粒朝向陽(yáng)極的一面存在著高達(dá)1.7×107V/m 大小的電場(chǎng),這有可能引發(fā)金屬微粒表面的場(chǎng)致電子發(fā)射現(xiàn)象,成為新的電子源.

圖9 不同形狀、半徑金屬微粒對(duì)觸發(fā)極附近電場(chǎng)的影響Fig.9.Effect of metal particles of different shapes and radius on the electric field near the trigger electrode.

不同金屬微粒尺寸對(duì)于放電的影響過(guò)程則比較復(fù)雜,以球形金屬微粒為例,當(dāng)金屬微粒的半徑由20 μm 變?yōu)? μm 時(shí),觸發(fā)極到金屬微粒之間電場(chǎng)的變化如圖10 所示,金屬微粒的存在會(huì)彎曲局部電場(chǎng)線,微粒尺寸越小對(duì)于觸發(fā)極表面電場(chǎng)的畸變程度越小,但總體還是加強(qiáng)了觸發(fā)極與金屬微粒之間的電場(chǎng),特別是在金屬微粒附近有著極為明顯的電場(chǎng)抬升,加強(qiáng)的電場(chǎng)加快了電子崩過(guò)程以及觸發(fā)極與微粒之間的擊穿過(guò)程,在金屬微粒與觸發(fā)極之間發(fā)生擊穿后,初始流注由于受到金屬微粒的阻礙作用而發(fā)生分叉,對(duì)于尺寸較大的微粒來(lái)說(shuō),流注分叉以后很難在金屬微粒后面匯合,而是會(huì)形成兩個(gè)獨(dú)立的流注發(fā)展通道[28],但對(duì)于尺寸較小的微粒來(lái)說(shuō),流注分叉以后會(huì)迅速在金屬微粒后面匯合成一條主放電通道,如圖11 所示.

圖10 不同尺寸微粒下微粒與電極間隙電場(chǎng)分布圖Fig.10.Distribution of electric field between particle and electrode gap for different particle sizes.

圖11 不同尺寸金屬微粒存在時(shí)的電子密度分布圖,紅色等高線為1×1019 m–3 正離子數(shù)密度等高線 (a) r=10 μm;(b) r=20 μmFig.11.Electron density distribution in the presence of metal particles of different sizes,with the red contour being the 1×1019 m–3 positive ion number density contour:(a) r=10 μm;(b) r=20 μm.

綜上所述,在實(shí)際的使用過(guò)程中應(yīng)避免大尺寸金屬微粒的出現(xiàn),避免多條放電通道的產(chǎn)生,特別是處于快導(dǎo)通與慢導(dǎo)通模式過(guò)渡態(tài)的工作系數(shù)時(shí),觸發(fā)間隙與主間隙的同時(shí)導(dǎo)通會(huì)給觸發(fā)回路帶來(lái)較大的電流[26],為電路設(shè)計(jì)帶來(lái)不必要的麻煩.

4 結(jié)論

本文針對(duì)大氣壓氮?dú)猸h(huán)境下的三電極氣體火花開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程進(jìn)行了理論與數(shù)值模擬研究,探究了金屬微粒對(duì)于開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程的關(guān)鍵影響因素,通過(guò)仿真得出以下結(jié)論.

1)三電極結(jié)構(gòu)氣體火花開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程的發(fā)展模式為“球-殼”,觸發(fā)極附近的高電子密度區(qū)域由于空間電荷的作用而被限制發(fā)展,外層的“殼”電子密度則處于較低的量級(jí).

2)金屬微粒的存在加強(qiáng)了觸發(fā)極附近的電場(chǎng),加快了電子崩到流注的發(fā)展過(guò)程,促使金屬微粒與觸發(fā)極先發(fā)生擊穿,同時(shí)流注由于金屬微粒的阻礙作用而分叉,形成兩條放電分支.

3)存在尖銳邊角的金屬微粒對(duì)電場(chǎng)的畸變作用更加明顯,同時(shí)電場(chǎng)強(qiáng)度的最大值點(diǎn)可能會(huì)出現(xiàn)在金屬微粒附近,甚至可能造成金屬微粒表面的場(chǎng)致電子發(fā)射現(xiàn)象.尺寸越小的金屬微粒對(duì)于觸發(fā)極附近電場(chǎng)的增強(qiáng)效果越弱,但對(duì)于自身附近電場(chǎng)的增強(qiáng)作用則依然十分明顯,同時(shí)微粒尺寸越小對(duì)于流注發(fā)展的阻礙越小,無(wú)法形成大金屬微粒存在時(shí)的放電分支.

綜上所述,本文使用的流體模型及相關(guān)修正方法很好地描述了氣體火花開(kāi)關(guān)放電過(guò)程中的電子產(chǎn)生及發(fā)展過(guò)程,對(duì)于金屬微粒的建模也較好地反映微粒帶電量的變化以及微粒與流注的相互作用,因此該模型及仿真結(jié)果為探究金屬微粒對(duì)開(kāi)關(guān)擊穿過(guò)程影響機(jī)理提供了重要理論參考,但仍需要注意的是,流體模型忽略了放電過(guò)程中的隨機(jī)過(guò)程以及本文使用了較為簡(jiǎn)單的預(yù)電離背景電子密度代替光電離效應(yīng).并且當(dāng)觸發(fā)極與金屬微粒之間發(fā)生擊穿后,觸發(fā)極與金屬微粒之間的電子密度可以達(dá)到1021m–3量級(jí),此時(shí)在高壓以及高電子密度的情況下非常容易出現(xiàn)高能電子逃逸的現(xiàn)象,本文并未考慮.除此之外在本文中為了簡(jiǎn)化建模的復(fù)雜性使用了二維軸對(duì)稱模型,這使得流注的真實(shí)形態(tài)存在誤差.因此在后續(xù)的研究中考慮進(jìn)行三維的仿真以獲得更精確的放電模型,以及使用簡(jiǎn)化的粒子-流體混合模型考慮高能電子以及隨機(jī)過(guò)程對(duì)于放電的影響.