CN113705124B - 采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法 - Google Patents

采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法 Download PDF

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Abstract

本发明公开了一种采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，通过建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型，计算灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布；得到电子能量分布函数，确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强；将灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布与临界击穿场强，线性差值得到灭弧室内部临界击穿场强分布；计算弧后某一时刻灭弧室内部静电场分布；判断灭弧室内部容易发生弧后电击穿部位，选取断路器灭弧室内部动静触头之间目标路径；根据流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压。该方法对弧后介质强度恢复和电弧重燃情况做出评估，适用于不同结构、不同电压等级的断路器。

Description

采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法
技术领域
本发明涉及高压开关断路器操作机构技术领域，特别是一种采用流注-先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法。
背景技术
断路器开断电流的过程可以分为两个阶段：燃弧阶段和弧后阶段。由于在开断电流过程中的弧后阶段，断路器上会承受暂态恢复过电压，如果此时灭弧室内部的介质强度小于恢复过电压，则有可能发生击穿，如何通过优化灭弧室设计和操作机构的运动特性，来提升其弧后介质恢复强度是目前高压开关领域的一个热点问题。近些年来，由于温室效应的加强，SF6的使用被逐步限制，1997年各国签订的《京都议定书》中就把它规定为重点关注且未来限制使用的气体，研究SF6替代气体在高压断路器中应用以及对这些气体开断性能的评估也是高压电器领域目前的热点问题。
目前有一些方法可以间接考察弧后介质恢复强度，李兴文等人在2015年提出了一种SF6断路器弧后热气体电击穿发生概率的评估方法，在SF6气体环境中，可以评估灭弧室内各点发生电击穿的概率，但是仍然无法给出具体的击穿电压，从而对介质恢复强度进行量化比较，更无法对不同路径的击穿难易程度进行对比。除此之外，该方法针对的气体介质局限于SF6气体。近些年来，SF6气体在电力系统设备中逐步被C4-PFK、C4-PFN、C5-PFN等强电负性气体以及CO2、N2等常规气体替代。强电负性气体往往具有很高的毒性，不能够单独使用，单一常规气体的介质强度和灭弧能力又远不及SF6，因此高压电器领域常见的解决方案是利用常规气体与强电负性气体混合使用。也有研究表明，提高充气压力可以提升气体的开断能力。
因此，目前急需一种可以针对不同气体介质、不同结果断路器的方法对弧后介质恢复强度进行量化评估从而确定混合气体的种类、最佳的比例以及使用时的充气压力等，显然，只考虑灭弧室内部各点的击穿概率是远远不够的，而进行实验得出临界击穿电压的方式需要花费大量人力物力。
发明内容
为解决现有技术中存在的上述缺陷，本发明的目的在于提供一种采用流注-先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，该方法能够针对不同气体、不同断路器结构，针对具体路径通过仿真计算其临界击穿场强，该方法通过弧后阶段的温度和压强分布，可以计算其临界电击穿电压，从而对弧后介质强度恢复和电弧重燃情况做出评估。
本发明是通过下述技术方案来实现的。
本发明提供了一种采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，包括：
考虑在给定温度和压强范围下不同气体组分，得到真实不同气体的物性参数；
利用数据库生成真实气体模型，建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型，计算灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布；
通过波尔兹曼方程求解得到电子能量分布函数，确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强Ecr,data；
将灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布与临界击穿场强，利用线性差值得到某一时刻灭弧室内部临界击穿场强Ecr分布；
结合磁流体动力学仿真模型，计算弧后某一时刻灭弧室内部的静电场分布Ea；
根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场分布Ea，判断灭弧室内部容易发生弧后电击穿部位，选取断路器灭弧室内部动静触头之间的一条或几条路径作为目标路径；
针对不同目标路径，根据流注-先导模型中的流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压。
优选的，不同气体包括CO2、SF6或C4-PFK及其混合气体。
优选的，真实不同气体的物性参数包括电导率、热导率、粘性系数和扩散系数。
优选的，建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型包括质量守恒方程、轴向动量守恒方程、径向动量守恒方程、能量守恒方程和电磁场方程。
优选的，利用ANSYS Fluent自带的SIMPLE算法，迭代求解灭弧室内部弧后某一时刻的压强和速度分布，将求解得到的结果通过能量守恒方程得到灭弧室内部弧后的温度分布。
优选的，根据波尔兹曼方程，得到电子能量分布函数f(r,v,t)，确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强Ecr,data；包括：
由等离子体动力学理论可知电子能量分布函数f(r,v,t)满足Boltzmann方程；
计算各电子-重粒子碰撞反应系数和各碰撞的反应系数kk；
当电离产生的电子数和吸附消耗的电子数达到平衡时，使各电子-重粒子碰撞反应系数中的电离系数和吸附系数相等时的电场E即为临界击穿场强Ecr,data。
优选的，利用ANSYS Fluent软件计算弧后某一时刻灭弧室内部的静电场Ea分布，包括：基于建立的磁流体动力学模型，在Fluent软件中将电势φ设置为用户自定义变量UDS0，通过求解输运方程得到电势φ，从而得到静电场Ea，数值上等于电势的梯度。
优选的，步骤(6)，根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场Ea分布得到Ecr/Ea的分布，若Ecr/Ea<1，则说明此处容易发生击穿，为介质强度薄弱点，在选择击穿路径时，应该使路径经过该介质强度薄弱点。
优选的，根据流注-先导模型中的流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压，包括：
根据流注放电的起始判据和先导放电的起始判据，当沿着放电通道的压降ΔUc小于背景场的电压升高ΔU0时，施加在间隙上的电压为先导起始电压。
本发明由于采取以上技术方案，其具有以下有益效果：
1)建立的真实气体模型可以针对包括任意比例的混合气体在内的不同种类的气体进行建模，计算300～30000K、0.1～100个大气压内的物性参数，提供了大量的数据和可选范围，增加了该方法的普适性。
2)计算弧后静电场分布，考虑了温度和压力的变化带来的电导率的变化，使静电场的计算更加准确。
3)综合考虑了静电场Ea和灭弧室内部临界击穿场强Ecr的分布来选取目标路径，节省了不必要的计算过程。
4)结合流注-先导模型，可以准确的计算出临界击穿电压，从而对弧后介质恢复强度进行评估。
本发明对于不同结构、不同电压等级的断路器均适用。
附图说明
此处所说明的附图用来提供对本发明的进一步理解，构成本申请的一部分，并不构成对本发明的不当限定，在附图中：
图1是断路器弧后电击穿临界电压计算流程；
图2(a)-2(f)分别是7个大气压下，SF6和5％C4-PFK/CO2混合气体的物性参数：(a)密度；(b)焓值；(c)定压比热；(d)热导率；(e)电导率；(f)粘性系数；
图3是SF6气体电弧燃弧过程中的温度分布图和压强分布图；
图4是2个大气压下，SF6、5％C4-PFK/CO2气体和CO2气体临界击穿场强Ecr；
图5是弧后50us断路器断口之间的临界击穿场强分布；
图6是弧后50us断路器断口之间的背景电场分布；
图7是计算弧后临界击穿场强时选取的两条路径；
图8是弧后0～300us不同路径下的临界击穿电压；
图9是126kV隔离开关弧后50us温度分度与击穿路径；
图10是126kV隔离开关弧后0～100us沿轴线的临界击穿电压与暂态恢复电压TRV。
具体实施方式
下面将结合附图以及具体实施例来详细说明本发明，在此本发明的示意性实施例以及说明用来解释本发明，但并不作为对本发明的限定。
图1是断路器弧后电击穿临界电压计算流程。
本发明对断路器弧后电击穿临界电压的计算方法的步骤如下：
步骤1，考虑在给定温度和压强范围下不同气体的组分，得到真实不同气体的物性参数，物性参数包括：电导率、热导率、粘性系数和扩散系数。
其中，不同气体包括CO2、SF6或C4-PFK及其混合气体。针对不同的气体，基于系统最小吉布斯自由能原理，并考虑道尔顿分压定律、化学计量数守恒和电中性条件，计算不同条件下气体的组分。
电弧和周围气流场的动态发展可以用反映质量守恒、动量守恒、能量守恒的Navier-Stokes方程组、电磁场方程、辐射模型、湍流模型等来描述。
在此基础上，基于Chapman-Enskog方法结合方程求解，计算得到真实不同气体的电导率、热导率、粘性系数、扩散系数等物性参数，形成气体物理性参数数据库，为电弧放电过程计算提供高精度基础数据。
步骤2，利用数据库生成真实气体模型，导入ANSYS Fluent软件中，通过建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型，计算得到灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布。
建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型如下：
质量守恒方程：
Figure BDA0003234723010000061
轴向动量守恒方程：
Figure BDA0003234723010000062
径向动量守恒方程：
Figure BDA0003234723010000071
能量守恒方程：
Figure BDA0003234723010000072
电磁场方程：
Figure BDA0003234723010000073
Figure BDA0003234723010000074
式中：z为轴向；r为径向；θ为角向；t为时间/s；ρ为密度；
Figure BDA0003234723010000075
为速度矢量；v’为径向速度；
Figure BDA0003234723010000076
为径向速度矢量；
Figure BDA0003234723010000077
为速度梯度；w为轴向速度；μl为层流粘度；μt为湍流粘度；q为辐射项；kl为层流热导率；kt为湍流热导率；h为焓值；cp为定压比热；p为气压；λl为层流热导率；λt为湍流热导率；σ为电导率；E为电场；
Figure BDA0003234723010000078
为电势；Bθ为磁感应强度角向分量；Jz为轴向电流密度；Jr为径向电流密度；μ0为真空磁导率；H为焓值；
Figure BDA0003234723010000079
为黏性项；
Figure BDA00032347230100000710
为黏性耗散项。
然后计算灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布。
利用ANSYS Fluent自带的SIMPLE算法，迭代求解灭弧室内部弧后某一时刻的压强和速度分布：
(1)由给定的初始压力或上一迭代步压力求解动量方程，但是求得的速度变量并不一定满足连续性方程。
(2)根据压力泊松方程求解得到压力。
(3)利用求得的压力修正速度，使之能够满足连续性方程。
(4)如果速度不满足动量方程，回到步骤(1)重复该循环，直至满足为止。
最后，将求解得到的结果代入能量守恒方程，从而得到温度的分布。
在Fluent参数设置中引入真实气体模型，使仿真结果更准确、适用性更强。如图2(a)-(f)所示，分别是计算得到的7个大气压下，SF6气体和5％C4-PFK/CO2混合气体的真实气体模型中的物性参数：(a)密度；(b)焓值；(c)定压比热；(d)热导率；(e)电导率；(f)粘性系数，如图3所示是SF6气体电弧燃弧过程中的温度分布图和压强分布图，左侧和右侧分别为温度和压强。
步骤3，通过求解Boltzmann方程，得到电子能量分布函数f(r,v,t)，进而确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强(Ecr,data)。
采用电子在6维相空间的分布函数在速度空间的两项近似来求解Boltzmann方程。基于电子能量分布函数，计算各电子-重粒子碰撞反应系数，进而确定不同温度和压强下SF6气体的折合临界击穿场强(E/N)cr。具体包括以下步骤：
由等离子体动力学理论可知，电子能量分布函数f(r,v,t)满足Boltzmann方程：
Figure BDA0003234723010000081
式中，v为电子速度，r表示位置，t表示时间，e为电子电荷量，me为电子质量，E为电场，
Figure BDA0003234723010000082
为速度梯度，C为与f有关的碰撞项。
首先在球坐标系内将分布函数做Legendre多项式展开：
f(v,cosθ,z,t)＝f0(v,z,t)+f1(v,z,t)cosθ
式中，f0为f的各向同性部分，f1为各向异性扰动，θ为电子速度方向与电场方向的夹角。此外，f满足下面归一化条件：
Figure BDA0003234723010000091
式中，ne为电子数密度。
分别乘以Legendre多项式(1或cosθ)，并对cosθ积分得到两个一阶偏微分方程：
Figure BDA0003234723010000092
Figure BDA0003234723010000093
式中，γ＝(2e/me)1/2，电子能量ε＝(v/γ)2，C0为影响f0的碰撞项，σm为总碰撞截面，
Figure BDA0003234723010000094
xk为目标组分的摩尔分数，σk为碰撞k的碰撞截面。
采用分离变量法将上述两个方程合并，可以得到一个f的对流-扩散连续方程：
Figure BDA0003234723010000095
其中，
Figure BDA0003234723010000096
Figure BDA0003234723010000097
Figure BDA0003234723010000101
式中，ε为电子能量，σε为总弹性碰撞截面，ε0为真空介电常数，kb为玻尔兹曼常数，N为气体数密度，M为粒子质量。
等式右边源项S表示非弹性碰撞引起的能量损失：
Figure BDA0003234723010000102
Ck是电子与其他粒子发生的第k类非弹性碰撞，而电子与电子之间的碰撞因几率非常小，可忽略不计，从而表示为以下三种形式：
Ck＝excitation＝-γxk[εσk(ε)f(ε)-(ε+Δεk)σk(ε+Δεk)f(ε+Δεk)]
Ck＝att＝-γxkεσk(ε)f(ε)
Cion＝-γxk[εσk(ε)f(ε)-2(2ε+Δεk)σk(2ε+Δεk)f(2ε+Δεk)]
式中，Δεk为第k种碰撞的阀能，λ是保证f满足归一化条件的因子：
Figure BDA0003234723010000103
求解该方程可以得到电子能量分布函数f，计算各电子-重粒子碰撞反应系数，各碰撞的反应系数kk和平均电子能量
Figure BDA0003234723010000104
可以分别通过下面积分得到：
Figure BDA0003234723010000105
当电离产生的电子数和吸附消耗的电子数达到平衡时，也就是说，使各电子-重粒子碰撞反应系数中的电离系数和吸附系数相等时的电场E即为临界击穿场强Ecr,data。
图4为计算得到的2个大气压下，SF6、5％C4-PFK/CO2气体和CO2气体临界击穿场强Ecr,data随温度的变化。步骤4，将通过步骤2求解得到的灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布，与步骤3得到的临界击穿场强，利用线性差值得到某一时刻灭弧室内部的临界击穿场强Ecr分布，具体包括如下步骤：
温度为Tk，压强为Pk的位置的临界击穿场强Ecr(Pk,Tk)为：
Figure BDA0003234723010000111
Figure BDA0003234723010000112
Figure BDA0003234723010000113
其中，Ecr(Pk,T1)为压强为Pk、温度为T1时的临界击穿场强；Ecr,data(P1,T1)为压强为P1、温度为T1时的临界击穿场强；Ecr,data(P2,T1)为压强为P2、温度为T1时的临界击穿场强；Ecr(Pk,T2)为压强为Pk、温度为T2时的临界击穿场强；Ecr,data(P1,T2)为压强为P1、温度为T2时的临界击穿场强；Ecr,data(P2,T2)为压强为P2、温度为T2时的临界击穿场强；Ecr(Pk,Tk)为压强为Pk、温度为Tk时的临界击穿场强。其中，P1<Pk<P2，T1<Tk<T2。
如图5所示为弧后50us断路器断口之间的灭弧室内部临界击穿场强Ecr分布。可以看出，动静触头之间和静触头附近由残余的高温气体聚集，临界击穿场强较高。
步骤5，结合磁流体动力学仿真模型，考虑温度压强变化对电弧电导率的影响，利用ANSYS Fluent软件计算弧后某一时刻灭弧室内部的静电场分布Ea；具体包括如下步骤：
基于建立的磁流体动力学模型，在Fluent软件中将电势φ设置为用户自定义变量UDS0，求解输运方程得到电势φ，从而得到电场强度Ea，数值上等于电势的梯度：
Figure BDA0003234723010000114
本方法中描述的静电场的求解使用的是真实气体模型，气体介质的电导率可以表示为σ(P,T)，通过磁流体(MHD)仿真求解得到的弧后阶段灭弧室内部的温度压强分布，从而可以利用插值法得到灭弧室内部的电导率分布，进而进行静电场求解，得到背景场强Ea的分布。如图6所示为弧后50us断路器断口之间的背景场强Ea的分布。可以看出，电场集中区域位于动静触头之间和喷口处，此处为介质强度的薄弱点，结合步骤(3)得到的临界击穿场强的分布，可以为步骤(5)选择目标评估路径提供参考依据。
步骤6，根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场分布Ea，判断灭弧室内部容易发生弧后电击穿的部位，综合考虑了温度、压强、电场的分布，以此为基础选取断路器灭弧室内部动静触头之间的一条或几条路径作为目标路径；包括如下步骤：
根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场分布Ea得到Ecr/Ea的分布，若Ecr/Ea<1，则说明此处容易发生击穿，为介质强度薄弱点，那么在选择击穿路径时，应该尽量使路径经过该介质强度薄弱点。
如图7所示为断路器灭弧室中选择的两条路径：触头边缘和中心对称轴，如图9所示为隔离开关中选择的目标路径：对称轴。
步骤7，在得到路径的基础上，针对不同的目标路径，根据流注-先导模型中的流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压，包括：
电弧击穿起始于外电离引起的电子在外电场作用下定向移动形成电子崩，电子崩的存在会使原本的电场发生畸变，从而导致电子崩头部的电场增强，从而发生更剧烈的电离反应，当新产生的电荷积累到一定程度，会形成二次电子崩，随着电压升高和电荷的累积，电子崩阶段进一步发展会形成流注，流注内部发生了强烈的电离过程，是一个具有良好导电性的通道。
流注起始的条件为：
Figure BDA0003234723010000131
其中，K是一个常数，α为有效电离系数，xcr是电场强度下降到临界击穿场强的长度。一段时间内在电离和吸附的作用下，电子崩中积累的电子数密度达到流注产生的阈值，认为此时的电压是流注的起始电压。并且认为流注内部的通道处于一个临界状态，即可以认为在各种综合作用的因素下，通道内部的电场处处等于Ecr。而当流注进一步发展，会引起热电离的过程，从而发展成为先导放电，先导放电的起始判据为：当沿着放电通道的压降ΔUc小于背景场的电压升高ΔU0时，此时施加在间隙上的电压为先导起始电压。先导内部会发生强烈的电离过程，一旦产生，就好像将电极延伸了一样，电极间间隙减小。因此，先导产生之后会迅速向另一个极板发展，如果先导贯穿整个间隙，则认为发生了击穿。可以用公式表示为：
Figure BDA0003234723010000132
Figure BDA0003234723010000133
其中，L为流注的长度，Ecr为灭弧室内部临界击穿场强，E0为背景场强，z为沿着导电通道的方向，k是与气体种类有关的经验值，在发明例1中，气体介质为SF6，k取0.3；在实施例2中，气体介质为5％C4-PFK/95％CO2混合气体，k取1。在计算中，可以把L认为是间隙的长度，则可以计算出临界击穿电压，是
Figure BDA0003234723010000134
下面给出具体实施例来进一步说明本发明。
实施例1：
以126kV发电机出口断路器的弧后电击穿评估作为实例1，填充气体介质为SF6，充气压力为0.6MPa。图7为评估断路器弧后电击穿时选取的两条路径，L1和L2，分别沿轴线和触头边缘，图8为计算了弧后0～300us时，两种不同路径下的临界击穿电压。可以得出结论：由于弧后阶段，高温气体大多聚集在动触头边缘和喷口处，此处临界击穿场强比较小，所以沿L2积分得到的临界击穿电压要小于沿轴线L1积分得到的临界击穿电压，也就是说，当暂态恢复电压施加在触头上时，沿着触头边缘击穿的概率要大于沿着轴线击穿。由此，可以通过计算不同路径的击穿电压来判断最容易发生击穿的路径。
如上实例1所述，本发明采用了选取两条路径计算临界击穿电压的方法，可以来判断最容易发生击穿的路径。
实施例2：
以126kV隔离开关作为实例2，填充气体介质为5％C4-PFK/95％CO2，充气压力为0.7MPa。图9为126kV隔离开关弧后50us时的温度分度与选择的击穿路径：对称轴，图10为计算得到的临界击穿电压和施加在触头上的暂态恢复电压，临界击穿电压远大于暂态恢复电压，此时不会发生电击穿，电弧也不会重燃。因此，可以通过计算弧后临界击穿电压来判断是否会发生电击穿。
如上实例2所述，本发明采用了计算目标路径上的临界击穿电压的方法，来判断当暂态恢复电压施加于触头上时，是否会发生击穿。
本发明并不局限于上述实施例，在本发明公开的技术方案的基础上，本领域的技术人员根据所公开的技术内容，不需要创造性的劳动就可以对其中的一些技术特征作出一些替换和变形，这些替换和变形均在本发明的保护范围内。

Claims (10)

1.一种采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，包括：
考虑在给定温度和压强范围下不同气体组分，得到真实不同气体的物性参数；
利用数据库生成真实气体模型，建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型，计算灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布；
通过波尔兹曼方程求解得到电子能量分布函数，确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强Ecr,data；
将灭弧室内部弧后某一时刻的温度和压强分布与临界击穿场强，利用线性差值得到某一时刻灭弧室内部临界击穿场强Ecr分布；
结合磁流体动力学仿真模型，计算弧后某一时刻灭弧室内部的静电场分布Ea；
根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场分布Ea，判断灭弧室内部容易发生弧后电击穿部位，选取断路器灭弧室内部动静触头之间的一条或几条路径作为目标路径；
针对不同目标路径，根据流注-先导模型中的流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压。
2.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，不同气体包括CO2、SF6或C4-PFK及其混合气体。
3.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，真实不同气体的物性参数包括电导率、热导率、粘性系数和扩散系数。
4.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，建立断路器开断过程中的气体电弧的磁流体动力学仿真模型如下：
质量守恒方程：
Figure FDA0003234721000000021
轴向动量守恒方程：
Figure FDA0003234721000000022
径向动量守恒方程：
Figure FDA0003234721000000023
能量守恒方程：
Figure FDA0003234721000000024
电磁场方程：
Figure FDA0003234721000000025
Figure FDA0003234721000000026
式中：z为轴向；r为径向；θ为角向；t为时间/s；ρ为密度；
Figure FDA0003234721000000027
为速度矢量；v’为径向速度；
Figure FDA0003234721000000028
为径向速度矢量；
Figure FDA0003234721000000029
为速度梯度；w为轴向速度；μl为层流粘度；μt为湍流粘度；q为辐射项；kl为层流热导率；kt为湍流热导率；h为焓值；cp为定压比热；p为气压；λl为层流热导率；λt为湍流热导率；σ为电导率；E为电场；
Figure FDA00032347210000000210
为电势；Bθ为磁感应强度角向分量；Jz为轴向电流密度；Jr为径向电流密度；μ0为真空磁导率；H为焓值；
Figure FDA0003234721000000031
为黏性项；
Figure FDA0003234721000000032
为黏性耗散项。
5.根据权利要求4所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，利用ANSYS Fluent自带的SIMPLE算法，迭代求解灭弧室内部弧后某一时刻的压强和速度分布，将求解得到的结果通过能量守恒方程得到灭弧室内部弧后的温度分布。
6.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，根据波尔兹曼方程，得到电子能量分布函数f(r,v,t)，确定不同温度和不同压强下不同气体介质的临界击穿场强Ecr,data；包括以下步骤：
由等离子体动力学理论可知，电子能量分布函数f(r,v,t)满足Boltzmann方程：
Figure FDA0003234721000000033
式中，v为电子速度，r表示位置，t表示时间，e为电子电荷量，me为电子质量，E为电场，
Figure FDA0003234721000000034
为速度梯度，C为与f有关的碰撞项；
计算各电子-重粒子碰撞反应系数，各碰撞的反应系数kk可以通过下面积分得到：
Figure FDA0003234721000000035
其中，γ＝(2e/me)1/2，ε为电子能量，σk为碰撞k的碰撞截面；
当电离产生的电子数和吸附消耗的电子数达到平衡时，使各电子-重粒子碰撞反应系数中的电离系数和吸附系数相等时的电场E即为临界击穿场强Ecr,data。
7.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，利用线性差值得到某一时刻灭弧室内部的临界击穿场强Ecr分布，包括如下步骤：
温度为Tk，压强为Pk的位置的临界击穿场强Ecr(Pk,Tk)为：
Figure FDA0003234721000000041
Figure FDA0003234721000000042
Figure FDA0003234721000000043
其中，Ecr(Pk,T1)、Ecr,data(P1,T1)和Ecr,data(P2,T1)分别为压强为Pk、P1、P2、温度为T1时的临界击穿场强；Ecr(Pk，T2)、Ecr,data(P1,T2)和Ecr,data(P2,T2)分别为压强为Pk、P1、Pk、温度为T2时的临界击穿场强；Ecr(Pk,Tk)为压强为Pk、温度为Tk时的临界击穿场强；其中P1<Pk<P2，T1<Tk<T2。
8.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，利用ANSYS Fluent软件计算弧后某一时刻灭弧室内部的静电场Ea分布，基于建立的磁流体动力学模型，在Fluent软件中将电势φ设置为用户自定义变量UDS0，通过求解输运方程得到电势φ，从而得到静电场Ea，数值上等于电势的梯度：
Figure FDA0003234721000000044
9.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，根据灭弧室内部临界击穿场强Ecr和静电场Ea分布得到Ecr/Ea的分布，若Ecr/Ea<1，则说明此处容易发生击穿，为介质强度薄弱点，在选择击穿路径时，应该使路径经过该介质强度薄弱点。
10.根据权利要求1所述的采用流注先导理论计算断路器弧后电击穿临界电压的方法，其特征在于，根据流注-先导模型中的流注和先导起始判据，计算断路器弧后电击穿临界电压，包括：
流注放电的起始判据为：
Figure FDA0003234721000000051
其中，K是一个常数，α为有效电离系数，xcr是电场强度下降到临界击穿场强的长度；
先导放电的起始判据为：
当沿着放电通道的压降ΔUc小于背景场的电压升高ΔU0时，施加在间隙上的电压为先导起始电压；
Figure FDA0003234721000000052
Figure FDA0003234721000000053
其中，L为流注的长度，Ecr为灭弧室内部临界击穿场强，E0为背景场强，z为沿着导电通道的方向，k是与气体种类有关的经验值，可以计算出临界击穿电压，是
Figure FDA0003234721000000054
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