Magnetfeldmodulierte Dynamik von Teilentladungen in Defekten von Hochspannungsisoliermaterialien

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 22048 (2022) Diesen Artikel zitieren

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In diesem Artikel werden die ursprüngliche Messmethodik und der Detektionsansatz vorgestellt, um den Einfluss des Magnetfelds auf die Dynamik der Teilentladung (TE) zu bestimmen. Die Anwendungsbereiche beziehen sich auf Isolationssysteme von Netz- und Industrienetzwerkgeräten sowie auf neu entstehende Segmente wie Hochgeschwindigkeitszüge, Elektrofahrzeuge oder noch mehr Elektroflugzeuge. Herkömmliche TE-Messungen werden nur im elektrischen Feld durchgeführt, jedoch beeinflusst die Wechselwirkung von magnetischen und elektrischen Feldern die Dynamik von TEs. Die Messtechnik ermöglichte es, die Wirkung magnetischer Felder auf PDs in zwei repräsentativen Anordnungen quantitativ zu erfassen: im gasförmigen Hohlraum in dielektrischem Material und im Korona-Punktebenen-Aufbau. Messungen in beiden Konfigurationen haben eine Verstärkung der PD-Intensität ergeben. Der quantitative Vergleich der PD-Entwicklung im Magnetfeld ist ein neuer Aspekt, der in dieser Arbeit gezeigt wird. Durch die Kombination von phasenaufgelösten Bildern und Zeitsequenz-Intensitätsdiagrammen, die beim Umschalten des Magnetfelds erhalten wurden, konnte dieser Einfluss visualisiert und quantitativ bestimmt werden. Dieser Effekt wird auf die Verlängerung der Flugbahn geladener Teilchen und die Verstärkung der Elektronenenergie aufgrund der Beschleunigung zurückgeführt. Somit kann der untersuchte Einfluss eines Magnetfelds als zusätzliches Element angesehen werden, das die PD-Dynamik beeinflusst.

Die elektrische Isolierung von Netz- und Industrienetzgeräten sowie aufstrebenden Segmenten wie Hochgeschwindigkeitszügen, Elektrofahrzeugen oder noch mehr Elektroflugzeugen ist aufgrund der erhöhten Spannungsniveaus in diesen Anwendungen immer höheren Belastungen ausgesetzt. Der Schwerpunkt dieser Arbeit liegt auf der ursprünglichen Messmethodik und dem Detektionsansatz zur Bestimmung des Einflusses des Magnetfelds auf die Dynamik der Teilentladung (TE). Dies ist ein neues Forschungsthema, da TE-Messungen herkömmlicherweise nur im elektrischen Feld durchgeführt werden, die Wechselwirkung von magnetischen und elektrischen Feldern jedoch deren Verhalten beeinflussen kann. Die Hochspannungsanlagen sind ständig elektrischen und magnetischen Feldern ausgesetzt. Es ist wichtig zu beachten, dass auch die Isolationssysteme verschiedener Netz-, Umspannwerks-, Schienen- und Industrienetzwerkgeräte wie Leistungstransformatoren, Kabel, gasisolierte Systeme und Leitungen, Konverter, Motoren und Generatoren den verursachten Magnetfeldern ausgesetzt sind durch den Stromfluss in Leitern; Dies gilt sowohl für AC- als auch für DC-Fälle. Da die Zuverlässigkeit elektrischer Energieanlagen auf Hoch- und Mittelspannungsebene für Energieübertragungen und -umwandlungen von entscheidender Bedeutung ist, werden fortschrittliche Entwurfstechniken und Diagnosemethoden entwickelt. Einer der Schlüsselindikatoren für die Qualität der Hochspannungsisolation (HV) basiert heute auf der Messung von Teilentladungen. Es gibt verschiedene Formen von Entladungen, die mit Defekten im Inneren oder auf den Oberflächen der elektrischen Isolierung zusammenhängen. In diesem Zusammenhang kann man typischerweise zwischen inneren Entladungen in winzigen Lufteinschlüssen, sogenannten Hohlräumen, und Oberflächenentladungen oder Koronaentladungen unterscheiden. Diese Teilentladungsentwicklung hängt mit den Streamer-Stadien wie Beginn, Kanalbildung und Entwicklung zusammen. Streamer werden üblicherweise als Mikrokanäle aus ionisiertem Gas interpretiert und breiten sich entlang elektrischer Feldlinien aus. In Gegenwart eines magnetischen Feldes, das einem elektrischen Feld überlagert ist, wird die Flugbahn des Streamers aufgrund der zusätzlichen Lorentz-Kraft, die auf die geladenen Teilchen einwirkt, verändert; Dies führt zu einer komplexen Kreisbewegung. Die Ausbreitung von Streamern in einem sehr hohen Magnetfeld (10 T) wurde in 1 gezeigt. Die experimentellen Beobachtungen in dieser Arbeit konzentrierten sich auf die Verfolgung der Flugbahn eines Streamers in Gegenwart eines Magnetfelds. Es konnte gezeigt werden, dass die Driftbewegung in gekreuzten elektrischen und magnetischen Feldern durch den Hall-Winkel beeinflusst wird. Ohne Streuung bewegen sich Elektronen auf zykloiden Bahnen in einer Richtung senkrecht zum elektrischen und magnetischen Feld. Bei jedem Streuereignis ändert sich der Elektronenimpuls und es wird eine neue Zykloidenbahn eingeschlagen. Der Weg, der aufeinanderfolgende Streuereignisse verbindet, bildet eine Flugbahn. Bildgebende Beobachtungen haben gezeigt, dass die Entladung bei zunehmendem Magnetfeld deutlich mit zunehmendem Winkel seitwärts abgelenkt wird. Bei höheren Drücken verzweigen sich die Streamer häufiger und die Geschwindigkeit der Streamer-Ausbreitung nimmt mit dem Druck ab. Über die Auswirkungen eines magnetischen Wechselfelds auf eine Punktebenenkorona, die in einem Ultrahochfrequenzband (UHF) gemessen wird, wurde in2 berichtet. Es wurde gezeigt, dass die spektrale Leistungsdichte in der Korona im UHF-Band von 650–800 MHz bei Vorhandensein eines Magnetfelds (250–300 Gauss) für Lücken im Bereich von 15 bis 40 mm verringert wird. Die Untersuchung eines Magnetfeldes bei Gleichstrom-Koronaentladungen im Tiefvakuum wurde in3 gezeigt. Es wurde gezeigt, dass der Einfluss eines Magnetfelds auf den Entladungsstrom bei negativen Koronaentladungen am deutlichsten war als bei positiven. Eine magnetisch verstärkte negative Korona, die aus der Felddurchdringung eines Ionisierungsbereichs resultiert, wurde in4 beschrieben. Es wurde festgestellt, dass der relative Anstieg des Entladungsstroms viel größer war, wenn sich die Permanentmagnete in der Nähe der Entladungselektrode befanden als in der Nähe der Sammelelektrode. Die Korona-Einsatz- und -Durchbruchspannung wurde stark durch das Vorhandensein eines Magnetfelds beeinflusst, wie in 5 beobachtet. Es wurde festgestellt, dass die Korona-Einsatzspannung und die Durchbruchspannung mit zunehmendem gekreuzten Magnetfeld abnahmen. Der Einfluss eines Gleichstrommagnetfelds auf phasenaufgelöste PD-Muster in einer Koronakegel-Ebenen-Konfiguration wurde in6 diskutiert. Es hat sich gezeigt, dass die Größen- und Phasenverteilungen von Teilentladungsmustern durch ein senkrechtes Magnetfeld beeinflusst werden. Der Einfluss eines externen Magnetfeldes (128 mT) auf die statistischen Parameter von Teilentladungen in Hohlräumen wurde in7 analysiert. Es wurde festgestellt, dass zwar sichtbare Unterschiede im PD-Muster mit und ohne angelegtes Magnetfeld auftreten; diese können nicht allein auf die Wirkung der Lorenzkraft zurückgeführt werden. Da TE-Muster heute bei der Diagnose der Hochspannungsisolierung von Energieanlagen auf dem neuesten Stand sind8,9,10,11,12,13,14,15,16,17, ist der Einfluss anderer Faktoren, wie z Felder sind, ähnlich wie Spannungsharmonische18, für die korrekte Interpretation von Messergebnissen von wesentlicher Bedeutung. Der Einfluss des longitudinalen Magnetfelds auf die Parameter der Plasmaelektronenquelle und die Geometrieoptimierung wurde in19 gezeigt. Das Magnetfeld beeinflusste die elektrischen Durchschlagseigenschaften in Gas. Die Untersuchungen, die in Argon und Stickstoff sowohl im Kreuz- als auch im Parallelfeld durchgeführt wurden, zeigten die Abhängigkeit der Elektronenausbeute im Magnetfeld20.

Durch den Strom, der durch die Leiter von Transformatoren, Stromkabeln, gasisolierten Anlagen, Konvertern usw. fließt, wird ein Magnetfeld erzeugt. Der weltweit zu beobachtende Trend zu elektrisch versorgten Geräten ist auch im Transportbereich weit verbreitet. Der Einfluss von Magnetfeldern auf die TE in Isolationssystemen von Transportkraftgeräten wird in21 dargestellt. Die Messungen zeigten eine erhöhte PD-Intensität in Gegenwart eines Magnetfelds, die in einem Versorgungsspannungsfrequenzbereich von 20–400 Hz (typisch für das Transportsegment) beobachtet werden kann. Die PD-Intensität wurde im oben genannten Bereich bei einer Magnetfeldinduktion von 80 mT sogar um bis zu 50 % verstärkt. In Leistungstransformatoren können magnetische Streufelder von bis zu 700 mT vorhanden sein6,22; Diese könnten bei Kurzschlussströmen sogar deutlich höher ausfallen, was zu Wicklungsverformungen führen würde23. Die Auswirkungen eines durch einen Laststrom erzeugten Magnetfeldes auf die Teilentladungsparameter in Stromkabeln und auf die Durchschlagseigenschaften von imprägnierten Papierisolierungen wurden in24 gezeigt. Es wurde berichtet, dass das Vorhandensein eines magnetischen Wechselfelds die Wahrscheinlichkeit eines elektrischen Isolationsdurchschlags und die Weibull-Verteilungsparameter beeinflusst. Rasterelektronenmikroskopie und energiedispersive Spektroskopie zeigen, dass die Morphologie des Durchbruchbereichs unter dem Einfluss elektrischer und elektromagnetischer Felder unterschiedlich ist. Es wurde gezeigt, dass die Leistung der Ozonproduktion auf Basis von Plasmareaktoren verbessert wurde, wenn ein 0,4-T-Magnetfeld in einen Zwischenelektrodenspalt von 15 mm25 eingeführt wurde, was zu einer höheren Entladungsintensität führte. Die Produktion von magnetfeldverstärktem DC-Korona-Ozon führt zu einem erweiterten Strom-Spannungs-Bereich und der beobachteten Stabilisierung der Entladungen26. In ähnlicher Weise wurde in 27 eine Erhöhung der Kathodenglimmentladungsintensität durch ein 650 mT-Magnetfeld beobachtet, da erwartet wurde, dass das Magnetfeld die Elektronenenergie erhöht und die Elektronenstoßionisation fördert. Das elektrische Treeing in Kabelisolierungen aus vernetztem Polyethylen (XLPE), die einem senkrechten Magnetfeld im Bereich von 350–550 mT ausgesetzt waren, wurde in28 analysiert. Es zeigte sich, dass die Baummorphologie je nach Ast- und Buschtyp unterschiedlich war. Der Einfluss eines Hochgradientenmagnetfelds auf das Baumwachstum in Epoxidharz wurde in29 untersucht. Beobachtungen zufolge wurde die Entstehung und das Wachstum des elektrischen Baums in einem Gradientenmagnetfeld beschleunigt. Dieses Ergebnis wurde durch den Anstieg der Leitfähigkeit des Epoxidharzes und des dielektrischen Verlustfaktors sowie durch den Abfall der relativen Permittivität des dielektrischen Materials erklärt, das einem hohen Magnetfeld (bis zu 3 T) ausgesetzt war. Gleichzeitig wurde gezeigt, dass ein starkes Magnetfeld mehr Fallen mit flacheren Energieniveaus erzeugen kann, wodurch die Anzahl tiefer Fallen verringert wird. Infolgedessen waren die Baumlängen nach Einwirkung eines Magnetfelds deutlich länger als ohne Magnetfeld30. Beobachtungen zufolge förderte das Magnetfeld die Entwicklung elektrischer Bäume bei kryogenen Temperaturen; außerdem war der Effekt auf die Länge größer als auf die Breite31. Das Wachstum von Bäumen kann auch durch ein Magnetfeld beeinflusst werden, während es einer sich wiederholenden Impulsfolge ausgesetzt ist; Dies wurde mit Silikonkautschuk in32 gezeigt. Die Auswirkungen eines Magnetfelds (0,4 ÷ 1,2 T) auf den Oberflächenüberschlag eines Polyimidfilms zur supraleitenden Magnetisolierung wurden in33 beschrieben. Die experimentellen Ergebnisse zeigten, dass ein in eine Oberfläche driftendes Magnetfeld die Emission von Sekundärelektronen blockieren kann, was zu einem Anstieg der Überschlagsspannung führt. Es wurde auch berichtet, dass die Durchbruchspannung vom Neigungswinkel zwischen dem Magnetfeldvektor und der Oberfläche des dielektrischen Materials abhängt34. Die Untersuchungen des Einflusses von Magnetfeldern auf Koronaentladungen in Öl wurden in35 unter Verwendung von Fluoreszenz- und UHF-Detektion vorgestellt. Es wurde beobachtet, dass sich die dominante Frequenz des unter Wechselspannung erhaltenen UHF-Signals unter dem Einfluss des Magnetfelds (85 mT) zu einer niedrigeren Frequenz (0,6 GHz) verschob.

Dieser Artikel konzentriert sich auf den ursprünglichen Messansatz, die Erkennung und quantitative Visualisierung des Einflusses eines Magnetfelds auf die PD-Dynamik in Luft. Die präsentierten Ergebnisse basieren sowohl auf Simulationen als auch auf Messungen, die in einem speziellen Aufbau durchgeführt wurden. Der quantitative Vergleich der PD-Entwicklung im Magnetfeld ist ein neuer Aspekt, der in dieser Arbeit gezeigt wird. Ein wichtiger Unterschied besteht darin, dass frühere veröffentlichte Arbeiten in einem starken Magnetfeld durchgeführt wurden. In den in dieser Arbeit vorgestellten Experimenten wurde ein recht schwaches Magnetfeld angelegt, um das TE-Verhalten auf der Grundfeldebene in Leistungsgeräten zu erkennen. Tatsächlich wurden zwei unterschiedliche Fälle betrachtet: Der erste bezieht sich auf PDs in gasförmigen (Luft-)Hohlräumen und der zweite auf Koronaentladungen.

Der theoretische Teil über Entladungen und das Verhalten von Elektronen im Magnetfeld wird zur allgemeinen Information hervorgehoben, da herkömmlicherweise in der PD-Disziplin normalerweise nur das elektrische Feld berücksichtigt wird. Somit wird eine solche Einführung auch die magnetischen Aspekte hervorheben. Die in einem starken elektrischen Feld auftretenden Teilentladungen werden durch die Entstehung und Ausbreitung von Ladungsträgern beschrieben und als Stromimpulse erfasst. Diese Streamer breiten sich normalerweise entlang der elektrischen Feldlinien aus36. Der Weg kann auch durch dielektrische Oberflächen37,38,39 oder Barrieren beeinflusst werden. Da die HV-Isolierung bei allen stromführenden Geräten wie Kabeln und Leistungstransformatoren magnetischen Feldern ausgesetzt ist, bezieht sich die elektrische Belastung auf die Hochspannung; Das Magnetfeld hängt jedoch mit der Last zusammen. Auf diese Weise wird das Teilentladungsverhalten möglicherweise durch den Stromfluss moduliert. Das Magnetfeld beeinflusst den Weg und die Dynamik der Partikel im Gas und bildet so die Entladungsbahn. Die Visualisierung der Streamer-Ausbreitung in gekreuzten magnetischen B- und elektrischen Feldern E ist in Abb. 1 dargestellt. Zusätzlich zur Ausrichtung der B- und E-Felder beeinflusst die anfängliche Richtung des Geschwindigkeitsvektors v der geladenen Teilchen die Driftausbreitung. Abhängig von der anfänglichen Partikelgeschwindigkeit kann diese verschiedene Formen annehmen (Zykloide, Trochoide, Spirale, Helix usw.).

Visualisierung der Teilchenbahn in gekreuzten magnetischen B- und elektrischen E-Feldern.

Der Schwerpunkt dieser Arbeit liegt zu diesem Zeitpunkt auf der Ladungsbahn in Luft unter einem Magnetfeld, wobei weder Kollisionen im Gas noch die Volumen- und Oberflächeneffekte im dielektrischen Material berücksichtigt werden. Daher beziehen sich der theoretische Teil und die im nächsten Absatz gezeigten Simulationen auf das Verhalten von Teilchen im Vakuum, ohne Kollisionen. Die Ladungen bewegen sich in den überlagerten magnetischen und elektrischen Feldern (B und E), die von der Lorentzkraft FL beeinflusst werden:

Dabei ist q die Teilchenladung, m die Teilchenmasse und v die Teilchengeschwindigkeit.

Ein Teilchen mit der Ladung q führt eine Kreisbewegung um den Vektor der Magnetfeldinduktion B mit der Frequenz fB aus:

Die Frequenz fB ist unabhängig von der Teilchengeschwindigkeit; Daher bewegen sich schnell bewegte Teilchen auf Flugbahnen mit größeren Radien als langsamere. Beispielsweise entspricht fB 2,8 GHz für Elektronen in einem 100-mT-Feld.

In Abb. 1 sind zwei Komponenten des Elektronengeschwindigkeitsvektors dargestellt: parallel zum Magnetfeldvektor und senkrecht dazu. Die Elektronentransportgeschwindigkeit ve bei der Beschleunigungsspannung U kann vereinfacht wie folgt abgeschätzt werden:

wobei me die Elektronenmasse 9,1 × 10–31 kg bezeichnet.

Der Radius re der Elektronenkreisbahn beträgt:

Somit beträgt der Radius des Elektronenzyklus re = 3,4 mm in einem Magnetfeld mit B = 100 mT und einer Beschleunigungsspannung U = 10 kV.

Gleichzeitig drückt das magnetische Moment des Teilchens um den äußeren Magnetfeldvektor mit der Larmorfrequenz fL:

wobei γ ein gyromagnetisches Verhältnis ist (für Elektron 1760 × 108 Hz/T und Proton 2,67 × 108 Hz/T). Die resultierende Larmorfrequenz fL für das Elektron und das Proton bei 100 mT ergibt 2,72 GHz bzw. 4,26 MHz40. Letzteres wird in der Kernspinresonanz (NMR) genutzt.

Die Driftgleichung für die Teilchen im gekreuzten elektrischen und magnetischen Feld lautet (unter Berücksichtigung der durch 1 definierten Kollisionszeit τ):

wobei die Elektronenkollisionszeit τ wie folgt ausgedrückt werden kann:

Dies bezeichnet die mittlere freie Weglänge des Elektrons λe, die thermische Geschwindigkeit des Elektrons vt und die Boltzmann-Konstante k, die Elektronentemperatur Te. Die Elektronenstoßfrequenz ist proportional zur Gasdichte und liegt bei 3 × 1012 Hz40. Die Teilchenbahn verläuft entlang der Zykloidenbahnen in einer Richtung, die senkrecht zu den magnetischen und elektrischen Feldern steht. Die Ladungen, die sich in den gekreuzten magnetischen und elektrischen Feldern bewegen, werden auf unterschiedliche Weise gestreut: elastisch (wenn die Richtung geändert wird, aber die Energie konstant bleibt) oder nichtelastisch (im Fall der Ionisierung von Atomen durch Kollision)1. Es wird angenommen, dass der Pfad, der aufeinanderfolgende Ionisierungsschritte in den gekreuzten E- und B-Feldern verbindet, den Streamer-Pfad bestimmt.

Um den Einfluss des Magnetfelds auf die Ladungsbewegung im elektrischen Feld abzuschätzen, wurde ein relativer Vergleich der auf das Elektron wirkenden elektrischen und magnetischen Kräfte (FE und FB) durchgeführt:

Dabei ist E die elektrische Feldstärke, B die Induktion des Magnetfelds und ve die Elektronengeschwindigkeit.

Der Vergleich kann anhand der in der Gasentladungsphysik verwendeten Werte der Elektronendriftgeschwindigkeit erfolgen (die für ein elektrisches Feld E = 10 kV/cm bei einem Druck p = 1013 hPa und bei Raumtemperatur T = 293 K innerhalb der Norm liegt). Bereiche von ve = 2,9 × 106 cm/s)41, ve = 6 × 106 cm/s36, oder nach der Gleichung in trockener Luft42:

Dabei ist ve in [cm/s], E in [V/cm], p in [Pa] und die Elektronengeschwindigkeit beträgt ve = 8,3 × 106 cm/s. Für die oben genannten drei Elektronendriftgeschwindigkeiten ergibt sich bei einer Magnetfeldinduktion von B = 80 mT das Verhältnis FE/FB zu 448, 216 bzw. 156 gemäß Gleichung (1). (8); Dies gibt die grobe und vereinfachte Höhe des Beitrags einer magnetischen Kraft an. Bei Ionen sind die Verhältnisse größer, da sie hundertmal kleinere Geschwindigkeiten haben; Dies deutet darauf hin, dass der Beitrag weniger signifikant sein wird.

Im Experiment kontrollierte die angelegte Spannung (Frequenz 50 Hz) das elektrische Feld und das senkrecht ausgerichtete Magnetfeld blieb konstant. Bei der Analyse der Flugbahnen einzelner Entladungen können beide Felder als konstant betrachtet werden, da die Streamer-Ausbreitungszeit im Nanosekundenbereich liegt.

Mithilfe der Simulationen wurden die Flugbahnen der Partikel in den kreuzgekoppelten magnetischen und elektrischen Feldern untersucht. Die Absicht der Simulation bestand darin, einen hypothetischen Pfad zu untersuchen, der der Überlagerung sowohl magnetischer als auch elektrischer Kräfte unterliegt, ohne Wechselwirkungen von Partikeln wie Kollisionen zu berücksichtigen. In diesem Sinne beziehen sich der theoretische Teil und die in diesem Absatz gezeigten Simulationen tatsächlich auf eine Ausbreitung, die den Vakuumbedingungen ähnelt. Bei Kollisionen in Luft unter Normaldruck ist der Elektronenweg sehr kurz und der gesamte Mechanismus wird anders sein. Die Absicht bestand jedoch in einem ersten Schritt darin, den Effekt des Zusammenspiels elektrischer und magnetischer Felder zu visualisieren und die Flugbahn nachzuahmen, die tatsächlich mit dem Vakuum zusammenhängt. In Wirklichkeit bewegt sich die Entladung aufgrund des laufenden Ionisationsprozesses entlang der elektrischen Feldlinien; Daher bestand der entscheidende Punkt darin, die Flugbahn aufgrund des Vorhandenseins des Magnetfelds zu untersuchen. Tatsächlich handelt es sich um einen Kanal bestehend aus Elektronen und Ionen, auf den makroskopisch gesehen ein überlagertes Magnetfeld einwirkt. In diesem Sinne hat die Simulation einen eher qualitativen Charakter, um diesen Mechanismus hervorzuheben. Um die mögliche Ursache der erhöhten Anzahl von Teilentladungen in einem Magnetfeld zu interpretieren, wurde eine Simulation der Koronaentladungsspuren in der Punkt-Ebenen-Konfiguration durchgeführt. Da die individuelle Ausbreitungszeit einer Entladung innerhalb von Nanosekunden liegt, wurde in den Simulationen der Gleichstromzustand angenommen, der einen momentanen Schlitz auf der Sinuswellenform widerspiegelt. Die Bewegungsgleichung. (1) (die Lorentzkraft) eines geladenen Teilchens wurde in der 3D-Geometrie sowohl in elektrischen als auch in magnetischen Feldern gelöst. Die numerischen Simulationen wurden im COMSOL Multiphysics Framework43 durchgeführt. Der Simulationsablauf besteht aus zwei aufeinanderfolgenden Elementen: Im ersten Schritt werden die magnetischen und elektrischen Felder berechnet. Anschließend erfolgt im nächsten Schritt die Ladungsteilchenverfolgung in den überlagerten magnetischen und elektrischen Feldern, die die Bewegungsgleichung und die daraus resultierenden Kräfte widerspiegeln. Die erhaltenen Flugbahnen können in beiden Feldern zykloidischen oder helikalen Bahnen folgen. Daher werden 3D-Simulationen empfohlen, insbesondere wenn auch Inhomogenitäten oder Gradienten entlang der Achsen in elektrischen und magnetischen Feldern vorhanden sind. Die Ansicht der 3D-Konfiguration des Simulationsbereichs (Querschnitt) mit dem variablen Luftspalt, der für die Simulation verwendet wurde, ist in Abb. 2 dargestellt. Die tetraedrischen Elemente wurden bei der Vernetzung verwendet. Die HV-Elektrode mit einer Spitze, die eine Krümmung von 60 μm aufweist, wurde im Abstand a von der ebenen radialen Masseelektrode platziert.

Ansicht der 3D-Konfiguration der Simulationsdomäne (Querschnitt).

Es wurden die in der Grafik angegebenen Randbedingungen für die Simulationen übernommen: Die Nadelelektrode lag auf HV-Potential, während die Flächenelektrode auf Erdpotential lag. Die Einfrieroption wurde aktiviert, wenn das Partikel eine Wand berührte. Die Partikelquelle war an der HV-Elektrode angebracht. Der angenommenen Vereinfachung zufolge werden Streamer, die durch die Ionisation im Luftspalt entstanden sind, nicht reflektiert; es scheint jedoch eine gute Näherung für die Zwecke dieser Simulationen zu sein. Die vorgestellten Berechnungen wurden mit Gleichspannung an einer HV-Elektrode im Bereich von −8 bis −20 kV durchgeführt. In den Simulationen wurden die Standardbedingungen (STP) (dh ein Druck von 0,1 MPa und eine Temperatur von 300 K) verwendet. Die HV-Spitze wurde als Partikelstrahl verwendet und löste in einer Simulationssequenz 1000 Partikel aus einer Strahlquelle aus. In den vorgestellten Beispielen wurden in diesem Simulationsstadium die Elektronen für den Partikelverfolgungsvergleich verwendet. Als Ausgangsbedingung wurde die mittlere kinetische Energie von 5 keV mit einer Gaußschen Standardabweichung σ von 0,1 eV definiert. Die Flugbahn des Partikels wurde in der grafischen Visualisierung als Röhre dargestellt. Die Simulationen wurden für zwei Spaltabstände (a = 20 mm und a = 40 mm zwischen der HV-Elektrode und dem Boden) durchgeführt. Vergleiche der Trajektorien für beide Elektrodenabstände bei einer Hochspannungsspannung von U = − 10 kV sind in Abb. 3 für den magnetfeldfreien Fall und zwei weitere Szenarien mit magnetischen Induktionen von B = 40 mT und B = 80 mT dargestellt . Ohne Vorhandensein des Magnetfelds (B = 0 mT – Abb. 3a, d) bewegen sich die Elektronen entlang gerader Linien von der Strahlquelle an der kegelförmigen Spitze der HV-Elektrode. Das Anlegen eines senkrechten Magnetfelds mit einer Induktion von B = 40 mT verursachte die Verdrehung und Ablenkung der Flugbahn (Abb. 3b, e) entsprechend der Lorentzkraft. Die Verstärkung der Magnetfeldinduktion verursachte eine Kreisbewegung des Strahls um die Magnetfeldachse mit gleichzeitiger Drift aufgrund eines elektrischen Feldes in Richtung der Erdungselektrode. Es ist bemerkenswert, dass das Magnetfeld die Ausbreitungszeit des geladenen Teilchens beeinflusst. Bei einem Spaltabstand von a = 20 mm erreichten die Elektronen im feldfreien Fall innerhalb von 0,3 ns das Bodenniveau, während bei Vorhandensein von Magnetfeldern mit Induktion B = 40 mT und B = 80 mT 0,5 bzw. 0,8 ns erreicht wurden . Darüber hinaus führte das Vorhandensein eines Magnetfelds zu einem stärker fokussierten und lokalisierten Punkt (z. B. Abb. 3c, f), der nicht wie im feldfreien Szenario verteilt war (Abb. 3a, d).

Vergleich der Elektronenbahnen in gekreuzten elektrischen und magnetischen Feldern für den Abstand zwischen den Elektroden a = 20 mm (obere Reihe) und a = 40 mm (untere Reihe) bei Hochspannungsspannung U = − 10 kV für Magnetfeldinduktion: (a) B = 0 mT; (b) B = 40 mT; (c) B = 80 mT; (d) B = 0 mT; (e) B = 40 mT; (f) B = 80 mT. Ausrichtung der E- und B-Felder und Elektrodenbeschreibung in den Diagrammen (c) und (f).

Es wurde beobachtet, dass die verlängerte Flugbahn aufgrund der Ablenkung des Magnetfelds zu einer längeren Verweil- und Ausbreitungszeit tp des gesamten Pfads zwischen den HV- und Erdungselektroden führte. Ein Vergleich dieser Werte ist in Tabelle 1 dargestellt. In dieser Simulation wurden weder Kollisions- noch Ionisierungseffekte berücksichtigt.

Die Elektronenstrahlausbreitungszeit tp als Funktion des Hintergrundmagnetfelds in der Punkt-Ebenen-Konfiguration ist in Abb. 4 dargestellt. Der Abstand a zwischen den Elektroden ist ein Parameter. Der Zusammenhang ist im definierten Bereich der magnetischen Induktion B linear und die Steigung ändert sich abhängig vom Wert von a.

Ausbreitungszeit des Elektronenstrahls tp als Funktion des Hintergrundmagnetfelds B in Punkt-Ebenen-Konfiguration, a – Abstand zwischen den Elektroden.

Eine Bildsequenz, die die zeitliche Entwicklung des Ausbreitungswegs für die Magnetfeldinduktion B = 80 mT und die Hochspannungsspannung U = − 8 kV zeigt, ist in Abb. 5 dargestellt. Der Flugbahnwirbel ist bereits am Ausgang der Strahlquelle zu beobachten (Abb. 5a), anschließende seitliche Auslenkung (Abb. 5c) und fast vollständige Drehung (Abb. 5e).

Rahmensequenz der Ausbreitungsbahnentwicklung über die Zeit für Induktion B = 80 mT, Abstand a = 20 mm und U = − 8 kV bei Zeitstempeln: (a) 1 ns; (b) 2 ns; (c) 4 ns; (d) 6 ns; (e) 8 ns; (f) 12 ns – Ausrichtung der E-, B-Felder und Elektrodenbeschreibung in Grafik (c).

Eine bestimmte Zusammensetzung des Verhältnisses der elektrischen und magnetischen Kräfte kann sogar zu einer Umschlingung der ursprünglichen Flugbahn führen, was zu einer Abschwächung oder sogar zum Stoppen der Streamer-Ausbreitung führt.

Bei Steuerung durch die elektrische Feldstärke beeinflusst die Beschleunigungsspannung auch die Form der Flugbahn geladener Teilchen. Diese Abhängigkeit für ein Elektron in einem Magnetfeld mit B = 80 mT in einer Koronaanordnung mit Spaltabständen von a = 20 mm und a = 40 mm ist in Abb. 6 für angelegte Spannungen im Bereich von − 8 bis − 20 kV dargestellt . Ein Vergleich der Elektronenwege bei kürzeren und längeren Elektrodenabständen zeigt eine Verdoppelung des Kernmusters bei gleichem Spannungsniveau (z. B. Abb. 6a und e). Ziel der Simulationen war es, die Modulation der Strahlbahn durch ein senkrechtes Magnetfeld zu vergleichen.

Elektronenstrahlbahnen in gekreuzten elektrischen und magnetischen Feldern für den Abstand zwischen den Elektroden a = 20 mm (a–d) und a = 40 mm (e–h) bei einem Magnetfeld B = 80 mT für angelegte Spannungen: (a) − 8 kV; (b) − 10 kV; (c) − 15 kV; (d) − 20 kV; (e) − 8 kV; (f) − 10 kV; (g) − 15 kV; (h) − 20 kV.

Die Messungen wurden im ursprünglichen Aufbau durchgeführt, der eine empfindliche Erkennung in Gegenwart eines schwachen Magnetfelds ermöglichte, da TE-Messungen herkömmlicherweise nur im elektrischen Feld durchgeführt werden21. Die vorgestellten Experimente wurden im gekreuzten magnetischen und elektrischen Feldaufbau durchgeführt; Der Versuchsaufbau ist in Abb. 7 dargestellt. Es wurden zwei Arten von Untersuchungen durchgeführt: erstens – an einem Lufthohlraum, der in Polyethylen (PE) eingebettet war, und zweitens – in einer Punkt-Ebenen-Konfiguration mit einer auf dem Boden platzierten PE-Barriere Elektrode. Alle dem Magnetfeld ausgesetzten Elemente innerhalb des Versuchsaufbaus sollten aus nichtmagnetischem Material bestehen (insbesondere die Elektroden und Anschlüsse). Das statische Magnetfeld wurde in dieser Versuchsanordnung durch zwei permanente Neodym-Magnete bereitgestellt, die sich auf beiden Seiten der Elektroden im Abstand von 70 mm befanden und so eine quasi gleichmäßige Feldverteilung im Zwischenraum erzeugten. Die magnetische Induktion in der Mitte der Lücke betrug 80 mT. Die Magnete wurden mit hoher Präzision manuell im Versuchsaufbau platziert und entfernt. Die Magnete wurden mit einer Holzkonstruktion befestigt, um eine stabile Anordnung zu gewährleisten. Die Magnetfeldinduktion wurde mit einem SMS 102 m gemessen, das mit einem Hall-Sensor ausgestattet war. Zur Information: Die Richtung des Nordpols der Erde verlief senkrecht zum statischen Feld und ist in Abb. 7 durch einen symbolischen Kompass gekennzeichnet.

Instrumentierung zur Teilentladungsmessung in gekreuzten elektrischen und magnetischen Feldern: (1) Hohlraum in der PE-Probe; (2) Punkt-Ebene-Corona-Anordnung.

Die Geometrie der Probe, die den Hohlraum enthielt, ist in Abb. 8a dargestellt. Die Hohlraumprobe hatte Abmessungen von 50 × 50 mm und eine Dicke von 3 mm. Für die Tests wurden Proben mit Innenhohlräumen mit einem Durchmesser von 15 mm und zwei Dickenvarianten (a1 = 240 μm und a2 = 1 mm) verwendet. Die elektrische Permeabilität εr des PE-Materials betrug 2,2. Die HV- und Masseelektroden hatten einen Durchmesser von 40 mm und bestanden aus poliertem Aluminium. Um Oberflächenentladungen zu vermeiden, wurde der gesamte Aufbau mit einer Probe in Öl getaucht.

Probengeometrie: (a) eingebetteter Hohlraum in PE; (b) Korona-Punkt-Ebenen-Konfiguration.

Die Punktebenengeometrie der Korona ist in Abb. 8b dargestellt. Die HV-Nadelelektrode bestand aus Kupfer und die geerdete Elektrode mit einem Durchmesser von 40 mm aus Aluminium. Die Spitze der Punkt-HV-Elektrode hatte einen Kugelradius von r = 60 μm. Die dielektrische PE-Barriere mit den Abmessungen 60 × 60 mm wurde auf der Erdungselektrode platziert. Der Elektrodenabstand a wurde im Bereich von 20 bis 60 mm verändert. Die HV-Sinuswellenform wurde von einem Verstärker (Modell Trek 20/20B) geliefert, der von einem Funktionsgenerator (Tektronix Modell AFG 3011) gesteuert wurde. Der Begrenzungswiderstand Z wurde im Hochspannungspfad am Ausgang der HV-Quelle platziert. Um die Hochfrequenz-Teilentladungsschleife zu schließen, wurde der Koppelkondensator Cc in einem Parallelzweig der Probe platziert. Die PD wurden im Wideband Phase-Resolved Mode (PRPD) mit einem ICM-Erfassungssystem von Power Diagnostix erfasst. Über eine GPIB-Schnittstelle wurde das Gerät an einen Steuerrechner angeschlossen. Die Erkennung der TEs erfolgte mit einem Breitband-Stromwandler CT, der bei 50 Ω abgeschlossen war. Die vorgestellten Experimente wurden bei Raumtemperatur (21 °C) mit einer Luftfeuchtigkeit von 24 % und einem Atmosphärendruck von ca. 10 bar durchgeführt. 0,1 MPa.

Die interessante Beobachtung, über die in diesem Artikel berichtet wird, bezieht sich auf die Modulation; dh die Verstärkung oder Abschwächung der PD-Intensität durch ein überlagertes Magnetfeld. Um den Einfluss eines Magnetfelds auf die Teilentladungsdynamik zu untersuchen, wurden zwei Arten von Experimenten durchgeführt: erstens – in einem gasförmigen (Luft-)Hohlraum; und zweitens – in einer Punktebenen-Koronakonfiguration in Luft mit einer dielektrischen Barriere. Die Entladungsdynamik wurde in den durchgeführten Experimenten durch die Anzahl der Entladungen, die innerhalb eines vordefinierten Zeitintervalls aufgezeichnet wurden, angezeigt und visualisiert und wird in dieser Arbeit als Intensität bezeichnet. Die Experimente wurden in einem statischen Magnetfeld mit einer Induktion von 80 mT durchgeführt. Dieses relativ niedrige Feld wurde angelegt, um TE-Verhalten in einem Feldbereich zu erkennen, der möglicherweise in alltäglichen Leistungsgeräten auftreten kann. Unabhängig davon ist dieses Feld drei Größenordnungen höher als das Erdmagnetfeld (in Krakau entspricht dies beispielsweise ca. 46 μT).

Die Teilentladungsmessungen wurden in der in Abb. 7 dargestellten Versuchsanordnung sowie in einer PE-Probe durchgeführt, die einen Luftporen enthielt (dargestellt in Abb. 8a). Der Hohlraumdurchmesser betrug 15 mm und es wurden Proben mit zwei Dicken untersucht (a1 = 250 μm und a2 = 1 mm). Die TE-Einsatzspannungen für diese Proben betrugen 8 bzw. 7,6 kV. Bei Vorhandensein eines Magnetfelds waren beide TE-Einsatzspannungen etwas niedriger und ergaben 7,5 und 7,2 kV. Die Einschaltspannungen sind ziemlich ähnlich, und dieser Effekt bezieht sich auf die Durchbruchspannung in der Luft bei kleinen Abständen. Der übliche Wert der elektrischen Feldfestigkeit für Hohlräume mit einem Abstand von wenigen Millimetern beträgt bei Normaldruck nämlich 3 kV/mm, während er für einen Abstand im Submillimeterbereich bis zu 5 kV/mm und bei winzigen Hohlräumen mit einer Dicke von 0,01 mm sogar bis zu 9 kV/mm ansteigt10. Die PRPD-Muster, die bei 10 kV für die Probe mit der Dicke a1 aufgezeichnet wurden, sind in Abb. 9a dargestellt; Für die Dicke a2 in Abb. 9b zeigt das Diagramm typische Bilder, die dem Vorhandensein eines gasförmigen Einschlusses im dielektrischen Material entsprechen10.

PD-Muster, aufgezeichnet bei 10 kV (B = aus) für eine Probe mit eingebetteten Hohlräumen mit einer Dicke von (a) 240 μm und (b) 1 mm.

Um den Einfluss des Magnetfeldes aufzudecken, wurde das Messszenario in zwei Phasen aufgeteilt (dargestellt in Abb. 10): zunächst magnetfeldfrei (B = aus), gefolgt von einer Schaltpause von etwa mehreren Sekunden; Zweitens – mit aktivem Magnetfeld (B = an) mit einer Induktion von 80 mT. Die beiden Kurven geben die Anzahl der negativen und positiven Teilentladungsimpulse an (dargestellt in Blau bzw. Rot). Der beobachtete kleine Unterschied zwischen der Anzahl negativer und positiver PD-Impulse kann auf die große Hohlraumwand der Probe und damit verbundene Ungleichmäßigkeiten (einschließlich Oberflächenprofil und Mikrowelligkeiten) sowie auf die Oberflächenbedingungen zurückgeführt werden, da der Hohlraum aus PE hergestellt wurde Lagen. Dieser Unterschied resultiert also aus einer winzigen Asymmetrie im Versuchsaufbau. Wie in Abb. 10a gezeigt, führte das Einschalten des Magnetfelds zu einem Anstieg des Wellenformniveaus für einen Hohlraum mit einer Dicke von 240 μm in der Teilentladungszeiterfassung der B = Aus/Ein-Sequenz. Für den dickeren Hohlraum (a2 = 1 mm) im PE wuchs die PD-Intensität, angegeben durch die Anzahl der Entladungen N, nach dem Einschalten eines Magnetfelds mit einer Induktion von 80 mT schnell an (wie in der PD-Zeitsequenz in Abb. 10b). Der festgestellte Anstieg der PD-Intensität beim Einschalten des Magnetfelds könnte auf den verlängerten Weg sowohl der Ionen als auch der Elektronen zurückzuführen sein, der durch die Koexistenz der gekreuzten magnetischen und elektrischen Felder verursacht wurde.

Zeitsequenz B = aus/B = ein des Einflusses des Magnetfelds auf die PD-Intensität im PE-Hohlraum bei 10 kV mit folgenden Dicken: (a) a1 = 240 μm; (b) a2 = 1 mm. Die Anzahl N der negativen und positiven PD-Impulse ist in Rot bzw. Blau angegeben.

Die Anzahl der PD-Impulse beider Polaritäten stieg für einen dünneren Einschluss (a1 = 240 μm) von 745 (dem Durchschnitt beider Polaritäten) im stationären Zustand auf 785 (unmittelbar nach dem Magnetfeldübergang). Für den dickeren Hohlraum (a2 = 1 mm – Abb. 10b) betrug der feldfreie Pegel 2300 und stieg innerhalb von 140 s mit konstanter Geschwindigkeit auf 3770 (beide Polaritäten). Es ist erwähnenswert, dass im feldfreien Stadion die Anzahl der positiven und negativen TE-Impulse leicht unterschiedlich war, während diese Werte im Magnetfeld stärker konvergierten. Die Beziehung zwischen der Anzahl der TE-Impulse negativer Polarität (N-) und den angelegten Spannungen im Bereich von 8 bis 20 kV sowohl für die Messung ohne Magnetfeld als auch für die Messung ohne Magnetfeld ist in Abb. 11 dargestellt.

Verhältnis der Anzahl der PD-Impulse negativer Polarität zur angelegten Spannung sowohl für Messungen ohne Magnetfeld als auch für Messungen ohne Magnetfeld (PE-Probe, Hohlraumdicke a1 = 240 μm).

Das Diagramm zeigt einen hohen Grad an Linearität und bestätigt die etwas höhere TE-Intensität über den gesamten Spannungsbereich. Da das TE-Muster symmetrisch war, ist die Grafik für die positiven Impulse sehr ähnlich. Da das Magnetfeld die Flugbahn der geladenen Teilchen (also der Elektronen und Ionen) beeinflusst, gibt es eine bestimmte kritische Einschlussgeometrie, bei der dieser Effekt erheblich ist. In der untersuchten Hohlraumgeometrie und bei einer Magnetfeldinduktion von 80 mT wurde dieser Effekt unterhalb der Mächtigkeit von ca. 1 mT nicht nachgewiesen. 100 μm (sogar die Abschwächung der PD-Zahl war zu bemerken). Beim Vergleich dieser Fälle (dh feldfrei und Vorhandensein eines Magnetfelds) wurde daher ein signifikanter Einfluss beobachtet (insbesondere auf die PD-Intensität). Die Wirkung eines Magnetfelds auf die PDs war für den dickeren Hohlraum stärker ausgeprägt. Die Ungleichmäßigkeit des Magnetfelds könnte die Ladungsbahn zusätzlich lokal beeinflusst haben. Die Anzahl der Kollisionen zwischen den Elektronen, Ionen und Gasmolekülen wurde durch ein Magnetfeld entlang der verlängerten Flugbahn erhöht, einschließlich einer Verstärkung der Elektronenenergie aufgrund der Beschleunigung im Magnetfeld; Dies waren die Hauptursachen für die untersuchten Phänomene.

Die zweite Versuchsreihe wurde in einer Punktebenen-Koronakonfiguration in Luft mit einer dielektrischen Barriere (PE) auf der Erdungselektrode44,45 durchgeführt; Der Messaufbau ist in Abb. 7 dargestellt. Der Parameter bei diesen Messungen war der Abstand a zwischen der Spitze der Punktelektrode und dem Boden (angenommene Werte von 20, 40 und 60 mm). Ein konstantes Magnetfeld mit einer Induktion B von 80 mT wurde in der Richtung angelegt, die senkrecht zur Punkt-Ebenen-Anordnung (also zum elektrischen Feld) war. Die TE-Muster, die für die oben genannten drei Elektrodenabstände und zwei extreme Spannungswerte (9 und 16 kV) aufgezeichnet wurden, sind in Abb. 12 dargestellt. Der untere Wert liegt kurz vor dem Beginn, während sich der obere auf den Sättigungspegel bezieht.

Aufgezeichnete TE-Muster (B = an) für zwei extreme Spannungswerte (9 kV – linke Spalte und 16 kV – rechte Spalte) und für drei Abstände zwischen den Elektroden: (a) a = 20 mm, (b) a = 40 mm, ( c) a = 60 mm.

Vor den Messungen wurde die Testsequenz ausgeführt, um sicherzustellen, dass die erkannte Signalschwankung vom angelegten Magnetfeld herrührt. Ein Diagramm der Schaltsequenz ist in Abb. 13 dargestellt. Der erste Teil (I) der TE-Intensitätsaufzeichnung bezieht sich auf die magnetfeldfreie Messung, gefolgt von einer Test-Ausschaltschaltung für etwa 10 s. Nach der Hochspannungswiederherstellung (II) kehrte die TE-Intensität auf das ursprüngliche Niveau zurück; Dann bezieht sich der zweite Schaltvorgang auf das Einschalten des Magnetfelds, was zu einer deutlich erhöhten PD-Schwelle (III) führte, die durch ΔN− ausgedrückt wird. Der letzte Übergang bestand darin, das Magnetfeld zur Stufe (IV) auszuschalten, wo der PD-Wert dem Anfangswert entspricht. Der Einfluss des Magnetfelds auf die TE-Dynamik ist in Abb. 14 der Vergleichstabelle dargestellt. Die Kurvenschar bezieht sich auf den Abstand a der HV-Spitze vom Boden; Innerhalb jedes Paares gibt es Spuren, die die B = Aus- und B = Ein-Stufen widerspiegeln. Anzahl der Entladungen N- entspricht einer Erfassung innerhalb von 60 s. Das Diagramm zeigt die lineare Beziehung zwischen der Anzahl der Koronaentladungen und den ansteigenden Spannungen (vom Beginn bis zu einem bestimmten Stadium vor der Sättigung). Die wichtigste Beobachtung ist, dass in allen Fällen die PD-Intensität durch das Vorhandensein eines Magnetfelds verstärkt wurde. Beim Korona-Einsatzniveau U0 (U0-PD-Einsatzspannung) war dieser Anstieg geringer (erreichte die breitere Spanne zwischen den Linien bei 1,2U0). Es ist zu beachten, dass die beobachtete TE-Einsatzspannung bei Vorhandensein eines Magnetfelds im Vergleich zu B = Off-Stage um etwa 8 % niedriger war. Die lila (9 kV) und roten (16 kV) Punkte zeigen die Entsprechung zu den PRPD-Mustern in Abb. 12.

PD-Intensitätsdiagramm der Testschaltsequenz: (I) anfänglicher magnetfeldfreier Zustand; (TR) Test-Ausschaltschaltung; (II) PD-Aufzeichnung bei B = aus; (TR) Übergang zum Einschalten des Magnetfeldes; (III) Vorhandensein eines Magnetfelds; (TR) Übergang in den feldfreien Zustand; (IV) Magnetfeld ausgeschaltet.

Verhältnis der Anzahl der TE-Impulse negativer Polarität zur angelegten Spannung für Messungen sowohl bei magnetfeldfreiem als auch bei vorhandenem Magnetfeld in Punkt-Ebenen-Konfiguration mit Abstandsvariationen von 20 bis 60 mm.

Die in Abb. 14 dargestellten Markierungen der Zeitverlaufsprofile sind durch die Pfeile gekennzeichnet. Die Diagramme zeigen deutlich den Einfluss des Magnetfelds auf die Dynamik der Koronaentladung. Schon auf der Anfangsebene lässt sich der Anstieg der Abflussintensität erkennen.

Der zeitliche Verlauf der TE-Intensitätsprofile bei drei Spannungsniveaus (9, 12 und 14 kV) sowie zwei Elektrodenabständen (20 und 40 mm) ist in Abb. 15 dargestellt. Weitere Spannungserhöhungen führten zu unterschiedlichen Dynamiken (d. h. bei einem Abstand von a = 20 mm war die PD-Zahl im Magnetfeld-präsenten Zustand erhöht, während die Spannung zunahm; jedoch wurde die durch ΔN− ausgedrückte Spanne abgeschwächt. Anders als bei a = 40 mm, der Spannungsanstieg von 9 auf 14 kV war mit dem starken dynamischen Wachstum von ΔN− verbunden (von 260 auf 1620). Die obigen Beispiele zeigen, dass das Einbringen eines Magnetfelds zu einer Verstärkung der Entladungsintensität und einer Erhöhung der Anzahl der Streamer-Kanäle führt. Im Fall der Korona beziehen sich die Verstärkungen sowohl auf die Ionisationszone als auch auf die Driftregion. Dieser Effekt kann durch die im Abschnitt „Schlussfolgerung“ dargestellten Simulationen bestätigt werden. Der Vergleich der Flugbahnen in gekreuzten elektrischen und magnetischen Feldern für den Abstand zwischen den Elektroden a = 20 mm und a = 40 mm zeigt die Verlängerung der Elektronenbahn und damit die Wahrscheinlichkeit des Entladungsbeginns an. Gleichzeitig verlängert sich die Verweil- und Ausbreitungszeit tp in diesen beiden Fällen bei B = 40 mT von 0,5 auf 1,1 ns.

Zeitsequenz B = aus/B = an (B – magnetische Induktion) des Einflusses des Magnetfelds auf die TE-Intensität (N – Anzahl der Entladungen) in Korona-Punkt-Ebene-Anordnung für Spitzen-Boden-Abstände von a = 20 mm (links). Spalte) und a = 40 mm (rechte Spalte) bei folgenden Spannungen: (a) 9 kV; (b) 12 kV; (c) 14 kV.

Der Schwerpunkt der Arbeit lag auf der Darstellung der magnetfeldmodulierten Dynamik von Teilentladungen. Das Verständnis des physikalischen Mechanismus des Einflusses des Magnetfelds auf die Parkinson-Krankheit ist ein komplexes Thema, das weiterer Forschung bedarf. Zu diesem Zeitpunkt können einige Hypothesen aufgestellt werden, die den Einfluss der Anzahl der PD-Impulse erklären könnten, der sich auch auf die PD-Größe auswirkt. Die höhere Anzahl von PD-Impulsen in Gegenwart eines Magnetfelds kann auf die niedrigere Einschaltspannung zurückgeführt werden, die in beiden Fällen beobachtet wurde, dh in den Experimenten mit Hohlräumen und Korona. Zusätzlich zu einem elektrischen Feld führt die magnetische Feldkomponente zu einer zusätzlichen Lorentzkraft auf geladene Teilchen. Diese auf freie Elektronen in einem gekreuzten E × B-Feld wirkende Kraft führt zu einer stärkeren Beschleunigung im Vergleich zu einer Drift nur in einem elektrischen Feld, was sich auf die Energie freier Elektronen auswirkt und die Ionisierung von Gasmolekülen verstärkt. Auf diese Weise wirkt das Magnetfeld auf die fokussierte Ionisationszone, senkt die TE-Einsatzspannung und führt zu einer höheren Anzahl von Entladungen im Vergleich zu B = Off-Stufe. Die stärkere Beschleunigung beeinflusst die Anzahl der Kollisionen zwischen den freien Elektronen und den Gasmolekülen sowie die mittlere Energie der freien Elektronen. Eine weitere Hypothese in Bezug auf die PD-Dynamik könnte mit der Tatsache zusammenhängen, dass Elektronen und positive Ionen aufgrund unterschiedlicher Polaritäten in entgegengesetzte Richtungen abgelenkt werden, wodurch der freie Elektronenweg zwischen Kollisionen verlängert wird, wodurch mehr hochenergetische Elektronen erzeugt werden, was zu einem Anstieg führt Ionisationsrate. In diesem Szenario führt die Ablenkung positiver Ionen zu einem geförderten freien Elektronenweg, wodurch die lokale Rekombinationsrate verringert und somit die Wahrscheinlichkeit eines Kollisionsereignisses erhöht wird. Dieser Effekt wird auch zu einer höheren Anzahl von PDs führen. Die abgelenkte Flugbahn des Entladungspfads unter gekreuzten magnetischen und elektrischen Feldern, visualisiert durch Bildgebung in 1, führt zu einer Erhöhung der Anzahl der Entladungen, wie im vorgestellten Experiment gemessen, aufgrund der höheren Wahrscheinlichkeit des Entladungsbeginns auf einem längeren Weg. Die senkrechte magnetische Komponente erhöht die Raumladungskonzentration im gesamten Bereich zwischen den Elektroden und vergrößert das mögliche Ionisierungsvolumen (da der gerade Driftpfad stärker abgelenkt und spiralförmiger wird), wodurch die Kollisionswahrscheinlichkeit mit Ionen und Gasmolekülen erhöht wird . Dies kann auch zu einer Erhöhung der Anzahl der Streamer-Kanäle und damit zu einer höheren PD-Anzahl führen. Die längere Flugbahn bedeutet auch eine längere Verweilzeit der Ladungen im Zwischenelektrodenraum, insbesondere der Elektronen, die aufeinanderfolgende Ionisierungsereignisse verursachen. Dieser Effekt wirkt sich auch auf die Größe der Entladung aus. In einer eher makroskopischen Betrachtung wird ein sich ausbreitender Streamer-Kanal, der aus Elektronen und Ionen besteht, von einem überlagerten Magnetfeld beeinflusst. In zukünftigen Forschungen sollten zusätzlich zu den Effekten im Zusammenhang mit dem Ladungstransport in der Luft auch Grenzflächeneffekte analysiert werden, die mit den Wechselwirkungen auf der PE-Oberfläche verbunden sind, einschließlich Oberflächenemission und Ladungsakkumulation.

In diesem Artikel werden die ursprüngliche Messmethodik und der Detektionsansatz zur Bestimmung des Einflusses des Magnetfelds auf die PD-Dynamik vorgestellt. Die Messungen wurden im ursprünglichen Aufbau durchgeführt, der eine empfindliche Erkennung in Gegenwart eines schwachen Magnetfelds ermöglichte, im Gegensatz zu herkömmlichen PD-Messungen, die nur in einem elektrischen Feld durchgeführt werden. Die angewandte Messtechnik ermöglichte es, die Wirkung magnetischer Felder auf PDs im Hohlraum- und im Koronamodus zu erfassen. Es konnte gezeigt werden, dass die Wechselwirkung von elektrischen und magnetischen Feldern die Dynamik von Teilentladungen in beiden Konfigurationen beeinflusst. Im Erfassungsansatz wurde die Zeitschalttechnik der Magnetfeldpräsenz mit der PD-Erkennung synchronisiert. Durch die Kombination von phasenaufgelösten Bildern und Zeitsequenz-Intensitätsdiagrammen konnte der Einfluss des Magnetfelds auf PDs visualisiert und quantitativ bestimmt werden.

In Simulationen wurde gezeigt, dass die gekreuzten elektrischen und magnetischen Felder die Bahn der geladenen Teilchen, also die Verlängerungen und Turbulenzen der Flugbahn des Elektronenstrahls, beeinflussen. Aufgrund der Ablenkung, die durch die wirksame Lorentz-Kraft verursacht wurde, führte ein längerer Pfad auch zu einer längeren Benchmarking-Verweilzeit, während nur ein elektrisches Feld exponiert wurde. Bei bestimmten Verhältnissen von magnetischen und elektrischen Feldern kann das Vorhandensein eines Magnetfelds zu einem fokussierten und lokalisierten Entladungspunkt führen und nicht zu einem verteilten, wie er im feldfreien Fall zu finden ist. Auf diese Weise verlängert ein Magnetfeld die Ladungsbahnen (dh sowohl für Elektronen als auch für Ionen) und erhöht die Energie; Dies ist auf die Beschleunigung in den kombinierten Feldern zurückzuführen. Dadurch kann die Ionisationswahrscheinlichkeit erhöht und somit die Entladungsintensität effektiv erhöht werden; Dies wurde auch durch die Messungen an beiden Hohlräumen im Dielektrikum und in der Korona bestätigt. Andererseits kann die Verdrehung eines Ladungspfads die PD-Wirkung abschwächen oder sogar stoppen. Solche Effekte wurden bei sehr kleinen Hohlräumen beobachtet. Es wurde gezeigt, dass der Einfluss eines Magnetfelds im Fall von dielektrischen eingebetteten Einschlüssen auch von der Hohlraumdicke abhängt (oder vom Abstand zwischen den Elektroden, wie im Fall der Korona). Im Falle des gasförmigen Einschlusses im dielektrischen Material scheint es eine bestimmte kritische Einschlussgeometrie zu geben, oberhalb derer dieser Effekt erheblich ist. Beispielsweise wurde der Effekt nicht nachgewiesen und die Abschwächung der PD-Zahl wurde in der untersuchten Hohlraumgeometrie und bei einer Magnetfeldinduktion von 80 mT unterhalb der Dicke von ca. 100 mT nicht einmal bemerkt. 100 μm. Die Wirkung eines Magnetfelds auf PDs war bei den dickeren Hohlräumen stärker ausgeprägt. Außerdem stieg die Anzahl der Entladungen quantitativ dynamischer an, während die Spannung in Gegenwart beider Felder im Vergleich zum Referenzfall mit nur einem elektrischen Feld anstieg. Dieser Effekt wird auf die Verlängerung der Flugbahnen geladener Teilchen und die Erhöhung der Elektronenenergie aufgrund der Beschleunigung zurückgeführt. Die vorgestellte Studie kann zur Messmethodik, Detektionstechnik und zum Verständnis physikalischer Phänomene beitragen. Es kann das Bewusstsein für die PD-Intensitätsmodulation schärfen, die durch das Vorhandensein magnetischer Felder in den meisten elektrischen Geräten verursacht wird. Somit kann die Wirkung eines Magnetfeldes als zusätzlicher Modulationsfaktor wahrgenommen werden, der die PD-Dynamik beeinflusst.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Der Autor möchte sich bei Ing. bedanken. Kazimierz Chudyba für seine Hilfe bei der magnetischen Einrichtung.

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Marek Florkowski

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MF konzipierte die Studie, führte die Messungen durch, analysierte die Ergebnisse und verfasste das Manuskript.

Korrespondenz mit Marek Florkowski.

Der Autor gibt keine Interessenkonflikte an.

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Eingegangen: 15. August 2022

Angenommen: 19. Dezember 2022

Veröffentlicht: 21. Dezember 2022

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

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