双断口结构对特高压SF6断路器气流场影响分析

刘晓明，孙宝龙，王尔智

(沈阳工业大学电气工程学院，辽宁 沈阳 110870)

1 引言

随着我国经济社会的发展，特高压长距离输电的重要性越来越突出。研制1100kV特高压断路器以成为必不可少的任务，对实现特高压长距离输电起决定性作用。提高六氟化硫断路器的开断能力，多断口串联是重要方式。国内外SF6断路器的研究方向主集中在单断口SF6断路器，而对多断口串联SF6断路器研究还很不足［1，2］。

多断口串联SF6断路器气流流路发生改变。流路的变化对灭弧室内SF6气体的温度、压力、密度及马赫数产生影响，对断路器的开断能力造成影响。本文以1100kV“T”型结构的双断口SF6断路器为模型，应用动网格技术［3，4］，采用有限体积方法［5，6］进行气流场仿真计算。通过1100kV双断口两个灭弧单元之间的气流场的对比及其与单断口550kV SF6灭弧室气流场对比，得出双断口结构对断路器气流场的影响。

2 仿真原理

2.1 动网格技术

动网格模型是在每一个时间迭代之前，根据边界或物体的运动、变形更新和重新构建计算域的网格，从而达到计算各种非定常的计算域随时间、变形变化的问题。动网格的含义就是计算域的网格是运动的、不断更新变化的。

动网格重新构建的计算方法有三种，即弹性光顺法、动态层技术和局部网格重剖划法。本文采用弹性光顺法与局部网格重剖划法，进行灭弧室的动弧触头、动主触头、喷口、压气缸开断过程中移动的动态仿真。

弹性光顺法是将网格系统看作是节点间用弹簧相互链接的网格系统，初始网格就是系统保持平衡的弹簧网络系统。任意一个网格节点的位移都会导致与之相互连接的弹簧中产生弹性力，进而导致临近网格节点上的力的平衡被打破。由此波及出去，经过反复迭代，最终整个弹簧网络系统达到新的平衡时，就可以得到一个变性后的、新的网格系统。

局部网格重划法是对弹性光顺法的补充。在网格系统是由三角形或四面体网格等非结构网格组成时，如果边界的移动和变形过大，可能导致局部网格发生严重的畸变，甚至出现网格体积为负的情况。在这种情况下，一个简单的处理办法就是去掉原来网格系统中经过弹性光顺法得到的新网格，在被去掉网格的位置上重新划分新的网格。

动网格示意图如图1所示。

图1 动网格示意图

网格初始状态如图1(a)所示，当边发生移动，其周围网格将按照弹性光顺法发生形变，如图1(b)。变继续移动使得网格产生严重畸变时，网格将按照局部网格重划法重新划分网格，如图1(c)。

2.2 有限体积法

有限体积法(Finite Volume Method)，又称控制体积法，有限体积法的基本思想是:将计算区域划分为网格，并使每个网格点周围有一个互不重合的控制体积，将待解的微分方程(控制方程)对每一个控制体积积分，得出一组离散方程。其中的未知数是网格点上的因变量φ的数值。为求出控制体积的积分，必须假定φ值在网格点的变化规律，即设定变量值的分段的分布剖面。从积分区域的选取方法看来，有限体积法属于加权余量法中的子域法;从未知解的近似方法看来，有限体积法属于采用局部近似的离散方法。简言之，有限体积法的基本方法就是子域法加离散。

有限体积法的一般式的控制微分方程为:

对公式(1)在控制体积内积分:

式(2)利用高斯散度公式转化为:

式(3)中左边第一项表明变量φ的总量在控制体积内随时间的变化量，左边第二项表示变量φ因对流引起的沿控制体表面外法线方向n的流出率。右边第一项是扩散项的积分，它的物理意义就是控制体内变量因扩散引起的净增加量，右边第二项是源项的积分，它的物理意义就是控制体内由于产生、耗散、反应或者其他原因源项引起的变量净增加量。用控制体求解上述控制方程时，首先要把求解区域用网格分割成有限个控制体积，把非线性的偏微分方程转变成为控制体单元上的代数方程组，然后通过求解代数方程组，得出流场的解。其中时间上的偏导数采用一阶隐式格式，空间上的偏导数采用一阶迎风格式。

2.3 气流场求解模型

2.3.1 控制方程组

断路器气流场求解是计算流体动力学中非常复杂的问题。在断路器开断短路电流过程中，由于存在电弧能量与气流之间相互作用，且伴随着激波、湍流等复杂的流动现象，是一个非定常、跨音速、可压缩、有粘性、有源、具有复杂流路的变边界条件气流场问题。因此，本文气流场控制方程采用 Navier-Stokes方程组［7－9］，其二维轴对称微分形式如下。

质量守恒方程:

轴向动量守恒方程:

能量守恒方程:

气体状态方程:

公式中各参数及物理量说明见表1。

表1 各物理量说明

2.3.2 湍流方程

对于断路器气流场的研究，湍流所引起的扩散、阻力、能量的耗散和输运，以及对断路器开断的影响不容忽视，合理选择湍流模型是断路器气流场数值计算的关键问题之一。本文采用k-ε两方程模型［10］。湍动能k和湍流耗散率ε满足以下微分方程组:

湍动能k方程:

湍流耗散率ε方程:

μt为湍流粘性，由下式给出:本湍流模型方程中的常数为:

Cμ=0.09;C1=1.43;C2=1.92;σk=1.0;σε=1.3。

3 气流场仿真

3.1 仿真对象

由于灭弧室在图2中给出了550kV SF6断路器在闭合位置结构图。

图2 550kV SF6断路器气流分析模型

在图3中给出了1100kV SF6断路器在闭合位置的结构图。

图3 1100kV SF6断路器气流分析模型

3.2 边界条件加载

动侧运动法是压气缸、动弧触头和喷口一起向右运动，其运动速度遵循图4所示的速度曲线。

图4 分闸行程速度曲线

入口边界条件:气缸活塞设为压强入口边界，入口压强随行程曲线变化如图5所示。

图5 空载气缸压强行程曲线

出口边界条件:将喷口下游和辅助喷口下游设为压强出口边界，出口压强为基压，即P=0.6MPa。

对称轴:在对称轴边界上，满足径向速度为零，其它物理量的值在边界内外相等。

固体壁面边界:固体壁面上速度为零，由于断路器的开断时间极短，所以可以忽略气体与固体壁面间的热交换，按绝热边界处理。

初始条件:气流初始速度为零，气体基压为0.6MPa，初始温度为300K。

3.3 计算结果

通过对550kV SF6断路器灭弧室与1100kV SF6断路器灭弧室开断过程的仿真，得到开断过程中各典型行程下的温度、密度、马赫数及温度的分布。如表2～5所示。

表2 各典型行程下压力范围

表3 各典型行程下密度范围

表4 各典型行程下马赫数范围

表5 各典型行程下温度范围

通过表2～5对比可得，550kV SF6断路器灭弧室与1100kV SF6断路器灭弧室间气流流路变化，但灭弧室内气流的压力、密度及温度的整体分布基本不变。1100kV SF6断路器与550kV SF6断路器相比，前者在行程小于总行程的50%时马赫数最小值更小，马赫数最大值更大;在行程大于总行程的50%时马赫数最小值更大，马赫数最大值更小。表明1100kV SF6断路器在总行程的50%之前气体的激波效果更明显，在总行程的50%之后激波效果明显减弱。

由于气流的熄弧能力体现于气流在喷口上游区域、喷口喉部区域、喷口下游区域、动弧触头中间区域及静弧触头附近区域的吹弧作用，因此在550kV SF6断路器灭弧室与1100kV SF6断路器两灭弧单元灭弧室流路中分别选取喷口上游区域、喷口喉部、喷口下游、动弧触头中间及静弧触头附近5个位置进行对比。

对比位置采样点说明如图6所示。

对比采样点处压力、密度、马赫数与温度结果如图7～10所示。

图7 采样点压强比较

图8 采样点密度比较

由图7、8可知，流路的变化对喷口上游区域、喷口下游区域的气流的压强、密度影响不大。在动弧触头中间区域与静弧触头附近区域，1100kVSF6断路器灭弧室比550kVSF6断路器灭弧室中压强、密度增大，而在喷口喉部区域压强、密度减小。

图9 采样点马赫数比较

图10 采样点温度比较

由图9、10可知，流路的变化对喷口上游区域、动弧触头中间区域与静弧触头附近区域的气流的马赫数与温度影响不大。在喷口喉部区域与喷口下游区域，1100kVSF6断路器灭弧室比550kV SF6断路器灭弧室处马赫数增加，温度降低。

4 结论

本文对“T”型结构的1100kV双断口SF6断路器与550kV单断口SF6断路器气流场仿真，通过对比双断口灭弧室与单断口灭弧室的压力、密度、马赫数及温度总体与在喷口上游区域、喷口喉部区域、喷口下游区域、动弧触头中间区域及静弧触头附近区域的分布趋势得出:

(1)只考虑流路变化情况下，双断口结构由于对称性，灭弧室1与灭弧室2之间压强、密度、马赫数及温度一致。

(2)550kVSF6断路器灭弧室与1100kVSF6断路器间灭弧室气流流路变化，但灭弧室内气流的压力、密度及温度的整体分布基本不变。1100kVSF6断路器灭弧室与550kVSF6断路器灭弧室相比，前者在行程小于总行程的50%时激波效果更强，在总行程的50%之后激波效果更弱。

(3)在动弧触头中间区域与静弧触头附近区域，1100kVSF6断路器灭弧室比550kVSF6断路器灭弧中压强、密度增大，而在喷口喉部区域压强、密度减小。

(4)在喷口喉部区域与喷口下游区域，1100kVSF6断路器灭弧室比550kVSF6断路器灭弧室处马赫数增加，温度降低。

(5)由上述激波、压强、密度、马赫数与温度的变化可知，气流流路的改变使得SF6气体更多的从动弧触头中间的出口流出，用于吹弧的SF6气体变少，故双断口“T”型结构的SF6断路器的气流熄弧能力比单断口SF6断路器下降，开断失败风险增大，有必要对1100kVSF6断路器的灭弧室喷口与动弧触头进行优化处理。

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