低气压正极性1_m空气间隙冲击流注放电起始特性研究_胡锦洋.pdf

doi:10.3969/j.issn.1008-0198.2023.01.012低气压正极性 1 m 空气间隙冲击流注放电起始特性研究胡锦洋1，徐晓贇1，车俊儒2，张宛霞2，程晨2，贺恒鑫2(1 国网上海市电力公司嘉定供电公司，上海 201800;2 华中科技大学，湖北 武汉 430074)摘要:流注放电是正极性长空气间隙放电过程中首个完整放电阶段，获取低气压流注放电特性对于理解高海拔地区空气间隙击穿机制和雷击接闪过程具有重要意义。基于冲击电压下流注放电临界体积模型，同时考虑气压对临界体积内负离子脱附速率的影响，建立了综合考虑气压、电极曲率半径及电压上升率等多种因素的流注放电起始模型，实现了不同工况下流注放电起始场强和起始时延等特征参数的计算。设计构建了基于低气压 1 m 空气间隙放电腔体的流注放电实验观测系统，实验获取了 0.06 MPa、0.08 MPa及 0.1 MPa 三种气压条件下的流注放电起始时延分布特性，并进一步对模型计算准确性进行了验证。利用该流注起始模型，在约化电场 E/N 恒定条件下，计算分析了气压、端部电极尺寸及电压上升率对流注放电起始平均电场和起始时延分散性的影响规律。该研究可为高海拔输变电工程设备绝缘配合和雷电屏蔽性能评估提供指导和参考。关键词:长空气间隙放电;低气压;流注起始;临界体积模型;放电时延中图分类号:TM855文献标志码:A文章编号:1008-0198(2023)01-0070-09基金项目:国家自然基金面上项目(51977090)收稿日期:2022-09-02修回日期:2022-10-18Study on Initiation Characteristics of LowPressurePositivePolarity 1 m Air Gap Impinging Stream DischargeHU Jinyang1，XU Xiaoyun1，CHE Junru2，ZHANG Wanxia2，CHENG Chen2，HE Hengxin2(1 State Grid Shanghai Jiading Electrical Power Supply Company，Shanghai 201800，China;2 Huazhong University of Science and Technology，Wuhan 430074，China)Abstract:Flow discharge is the first complete discharge stage in positive long air gap discharge It is importantto understand the mechanism of air gap breakdown and lightning flash process at high altitude to obtain thecharacteristics of low pressure flow discharge Based on the critical volume model of flow discharge underimpulse voltage，and considering the effect of gas pressure on the rate of negative ion desorption in criticalvolume，the initial discharge model is established，which considers many factors such as gas pressure，curvature radius of electrode and rise rate of voltage，etc A flow discharge experimental observation systembased on a low pressure 1m air gap discharge chamber is designed and constructed，the distributioncharacteristics of the initial delay of flow discharge at 0.06 MPa，0.08 MPa and 0.1 MPa are obtained，and theaccuracy of the model is further verified By using this model，it can be found that，under the constant conditionof reduced electric field E/N，the effects of gas pressure，electrode size and voltage rise rate on the initial meanelectric field and the dispersion of initial time delay of the discharge are calculated and analyzed The research07第 43 卷第 1 期湖南电力HUNAN ELECTIC POWE2023 年 2 月can provide guidance and reference for insulation coordination and lightning shielding performance evaluation ofhigh altitude transmission and transformation engineering equipmentKey words:long air gap discharge;low pressure;streamer initiation;critical volume model;discharge delay0引言空气间隙绝缘强度会随着海拔升高、气压降低而显著下降，确定空气间隙的绝缘特性、合理选择间隙距离以优化绝缘配置，是高海拔输变电工程面临的重要问题14。由于正极性冲击闪络电压低于负极性，因而在电力系统设备绝缘配合中主要关注正极性冲击放电击穿特性。在负极性雷电下行先导作用下，输电线路和杆塔上方将会产生向上发展的正极性先导放电，放电的起始和发展过程将直接决定雷击接闪点的位置，因此正极性长空气间隙放电物理过程也是雷电屏蔽设计过程中所关注的重点。实验室正极性长空气间隙放电击穿过程，通常呈现多种复杂放电形式在时域上的连续演化，包括流注放电起始、先导起始、先导连续发展及末跃等过程58。流注放电是长空气间隙放电过程中的首个放电阶段，流注放电特征参数是评估后续先导是否起始的关键依据，因此获取流注放电特性是长空气间隙放电特性研究的基础。流注放电特性由碰撞电离、电子附着等多种电子行为共同决定9，整个过程持续时间很短，通常为百纳秒量级，对建立流注放电仿真模型和准确测量放电电学特征参数均提出了挑战。同时长空气间隙流注放电形成时间和发展路径存在明显的分散性，通道发光强度较弱10，导致放电通道光学特征参数难以捕获，获取长空气间隙流注放电特性十分困难。在经典流注理论提出前，Peek 基于大量的实验结果，总结出大气压条件下导线电晕起始的临界电场判据公式11，但没有理论支撑且没有考虑冲击电压下电压上升率 du/dt 的影响，导致该判据存在很大的局限性。针对工程应用，Abdel Salam 等学者基于 Peek 判据，考虑了电极曲率半径对临界起始场强的影响，分别提出了大气压条件下直流电压和冲击电压作用下正极性棒板间隙的起始场强判据12，该判据在高压输电线路和设备绝缘性能评估方面被广泛采用。针对流注起始临界体积模型难以直接应用于实际工程中结构复杂电极的问题，耿屹楠通过简化临界体积模型，同时考虑电压上升率对流注起始的影响，对文献 12 中的电压上升率相关系数进行了进一步修正13，获得了大气压条件下正极性冲击电压下流注起始场强判据。但上述流注起始判据均是基于实验结果总结得到的经验公式，适用范围受限于特定的放电实验条件和间隙结构，不具有普适性，而且未考虑流注放电起始阶段的物理过程，未深入研究形成机制。aether 基于经典流注理论，引入临界电荷数，提出了大气压条件下流注起始条件判据14，由于临界电荷数受环境条件及间隙约化电场影响很大，此后学者们对该判据的临界电荷数在不同条件下的取值进行了修正1520。Abdel Salam 等学者认为光子的数量影响二次电子崩形成，提出流注起始的等效电子崩判据，即二次电子崩中产生的电子数大于初始电子崩产生的电子数时，流注即可自持发展21。Les enardires Group 为了进一步描述冲击电压下流注起始分散性，通过引入临界体积理论，提出了冲击电压下流注起始时延分散性的累积概率模型22;并进一步研究了湿度对负离子寿命的影响，考虑了 O2、O2(H2O)n(n=1，2，3)在电场下的吸附和脱附反应，提出了考虑湿度影响下的大气压下流注放电起始计算模型23。为研究湿度和电场强度对负离子寿命 d的影响，Allen、Harid、Nishijima 和 Bousiou 等学者在该模型的基础上进行了简化2427，研究分析了负离子寿命 d与湿度和电场的关系。综上所述，目前关于标准大气条件下的长空气间隙流注放电的起始条件、起始分散性的统计规律和空间电荷特性的研究已经较为充分，而低气压下长间隙流注放电特性研究结果报道较少，现有的流注理论和临界体积模型不能计算低气压下长间隙流注放电的起始条件和起始分散性，也难以评估低气压条件下流注放电对先导起始过程的影响。同时，开展低气压长空气间隙放电实验，通常需要在高海拔地区进行，实验条件严苛，实验窗口期短28;并且实验条件不可能包含所有工况，对低气压放电物理过程和关键物理参数的研究工作不够深入，导致难以全面、准确获取气压大小对放电特性参数分布的影响规律。本文基于冲击电压下流注放电临界体积模型，同时考虑气压对临界体积内负离子脱附速率的影响，建立综合考虑气压、电极曲率半径和电压上升17第 43 卷第 1 期石吉银:直驱风力发电机组故障电压穿越模型二次侧实测建模方法2023 年 2 月率多种参数的流注放电起始模型;进一步通过设计构建气压可调的低气压 1 m 空气间隙放电腔体，获取了不同低气压条件下流注放电实验数据，并与模型计算结果进行了对比分析;最后通过模型计算获取低气压条件下流注放电起始特性。本文研究可为高海拔条件下高压输变电工程绝缘设计和雷电屏蔽性能评估提供重要的指导和参考。1基于临界体积法的低气压流注放电起始模型1.1临界体积边界的计算与提取研究低气压流注放电起始时延概率分布，需要计算电极端部的临界体积，在临界体积内由负离子脱附产生初始电子，最终导致流注起始，而当施加电压小于流注临界起始电压 Ui时，临界体积为 0，因此首先需要确定流注最小起始电压。经典流注理论认为初始电子崩产生的空间正离子数目必须大于某一临界值才能保证二次电子崩的发展，流注起始。因此当间隙施加某一电压值时，电极端部的轴向位置刚好有一点 za满足式(1)、式(2)，则此时施加的电压即为流注最小起始电压。Ns=expz0za E/N()E/N()()dl(1)Ns Nstable(2)式中，和 为碰撞电离系数和附着系数，均是与约化电场 E/N 相关的函数;z0表示电极端部的位置;l 表示初始电子崩到电极端部的距离;Nstable为临界电荷数，本文在标准大气条件下选取临界电荷数1820 Nstable=1104。当施加电压大于流注最小起始电压时，临界体积开始形成。临界体积由内外边界组成，外边界需要满足在该边界上碰撞电离系数等于附着系数，即(E/N)=(E/N)，在该边界以外，碰撞电离系数小于附着系数，电子无法通过碰撞电离产生电子崩。对于内边界，电子朝电极运动，通过碰撞电离产生的正离子数目刚好满足二次电子崩的发展。基于上述边界条件，首先计算了标准大气条件下不同电极的临界体积和临界体积内平均电场的变化规律。图 1 给出了 0.01 MPa 气压条件不同电极曲率半径在施加电压 Uapp=150 kV 时临界体积边界在二维上的变化。(a)=2.5 mm(b)=10 mm(c)=20 mm图 1不同电极曲率半径下临界体积边界的变化进一步研究气压对临界体积和临界体积内平均电场的影响。以电极曲率半径=10 mm 为例，图2(a)计算了不同气压下临界体积和临界体积内平均电场随施加电压的变化，图 2(b)计算了当E/N 保持恒定，即约化电场恒定时，不同气压条件下临界体积和临界体积内平均电场的变化。(a)施加电压变化(b)约化电场恒定图 2不同气压下临界体积和临界体积内平均电场的变化1.2考虑气压影响的负离子脱附速率计算一般认为流注起始的初始自由电子由环境中的负离子脱附产生2930。在外加电场等因素的作用下，处于激发态的亚稳态分子与负离子碰撞，使负27第 43 卷第 1 期湖南电力2023 年 2 月离子脱附产生自由电子。空气中负离子主要为氧气分子 形 成 的 O2以 及 与 水 分 子 相 结 合 形 成 的O2(H2O)n(n3)并 存 在 以 下 解 离 和 吸 附 过程23，如式(3)和式(4)所示:O2(H2O)n1+H2O+MknknO2(H2O)n+M(3)O2+M+ekakdO2+M(4)式中，ka为氧气分子与自由电子结合产生 O2的化学反应常数，单位为 cm6/s;kd为 O2与亚稳态气体分子碰撞脱附产生电子的化学反应常数，单位为cm3/s;kn(n=1，2，3)表示 O2、O2(H2O)n(n=1，2，3)和 H2O 之间正逆反应的化学反应速率常数，正负反应速率常数的单位分别为 cm6/s 和cm3/s;M 表示空气中的中性气体分子33。基于上述负离子脱附反应的控制方程，研究了气压影响下负离子的脱附反应速率变化。图 3 给出了当施加电场为 0 kV/cm 时，不同气压下电子与各负离子随着时间的密度变化。计算模型中 O2的初始密度为 100 个/cm3，O2(H2O)、O2(H2O)2和 O2(H2O)3的初值密度均为 0 个/cm3，空气中的绝对湿度为5 g/m3。气压条件分别为0.1 MPa、0.08 MPa和 0.06 MPa。图中 e 为当施加电场为0 kV/cm时，在三种气压条件下，电子密度随着时间变化始终为 0/cm3。(a)气压 0.06 MPa(b)气压 0.08 MPa(c)气压 0.10 MPa图 3施加电场为 0 时不同气压条件下各个粒子浓度变化定义空气中负离子寿命常数为 d，表达式如式(5)所示:d=O2+O2(H2O)+O2(H2O)2+O2(H2O)3d(5)式中，O2、O2(H2O)、O2(H2O)2、O2(H2O)3 分别为各个负离子的密度，单位为cm3;vd为 O2脱附产生电子的反应速率，单位为cm3/s。负离子寿命常数 d，单位为 s。基于上述计算模型，计算获得了不同气压条件下负离子寿命常数与电场的关系，图 4 给出了绝对湿度为 5 g/m3时，不同气压条件下负离子寿命 d与电场 E 的关系。随着气压降低，气体数密度降低，负离子与亚稳态分子碰撞的平均自由行程增大，积累的能量更高，负离子更容易脱附产生电子，从而导致负离子寿命缩短。图 4不同气压下负离子寿命与电场的关系1.3流注平均起始场强和起始时延分散性计算方法根据对于临界体积和临界体积内负离子产生电37第 43 卷第 1 期胡锦洋等:低气压正极性 1 m 空气间隙冲击流注放电起始特性研究2023 年 2 月子速率的计算结果，计算冲击电压作用下临界体积内产生的自由电子数量。首先临界体积 Vc和临界体积内负离子产生速率与施加电压和临界体积内的电场分布有关，冲击电压为非周期性的指数衰减波，由两个指数波形叠加而成:U t()=A et1 et2()(6)式中，1为波尾时间常数;2为波头时间常数;A为单指数波幅值。因此冲击电压作用下临界体积和临界体积内的负离子产生速率可以由时间 t 表示，临界体积内的负离子产生电子的数量表达式如式(7)所示23:Ne=tT0VCP，t()NP，t()dP，t()dVdt(7)式中，Ne为临界体积内产生的电子数量;T0为冲击电压达到最小流注起始电压的时刻，t 为冲击电压的时间;VC为 t 时刻对应的临界体积;N为空气中的负离子密度，一般在 10100 个/cm3;d为负离子的平均寿命;P 为气压，单位为 MPa。而冲击电压下，当施加电压达到流注最小起始电压时，流注并不会立即起始，需要在临界体积内产生至少 1 个初始自由电子，即:Ne 1(8)因此，可以定义冲击电压下临界体积内刚好产生 1 个电子的时刻 ti对应的电压为流注平均起始电压 Ui，对应电极端部的电场为流注平均起始场强 Ei。同时，冲击电压下，在 t 时刻临界体积 VC(P，t)内初始电子的产生频率 Pe可以表示为:PeP，t()=VCP，t()NP，t()dP，t()dV(9)冲击电压下流注起始的概率密度分布可以认为是瑞利分布31，因此根据式(9)可以得到冲击电压下流注起始概率密度分布为:fiP，t()=Pe(P，t)expt0PeP，t()dt(10)式中，t 为时间，单位为 s;Pe为临界体积内初始电子产生频率;fi为流注起始的概率密度。因此，首先根据流注临界起始计算模型可以获得不同气压、不同电极形状和不同间隙尺度下的临界起始电场 Ei或临界起始电压 Ui;然后根据考虑气压影响的负离子脱附速率的计算结果，获得不同气压下临界体积内负离子平均寿命 d;最后在任意条件下(环境气压、施加电压波形、电极形状和间隙尺度)，可以获得流注平均起始电压或起始场强和流注起始时延分散性的概率分布。2低气压流注放电实验观测系统设计与构建为更加全面地研究低气压长空气间隙放电机理，设计研制了满足湿度和氮、氧气组分可控，气压可调的低气压长空气间隙放电腔体，如图 5 所示。腔体上封盖主要包括棒电极和瞬态电流测量装置，瞬态电流传感器内置于棒电极内，能最大限度地减小杂散电容对测量的影响;腔体主体主要包括4 个观察窗，2 个大观察窗位于腔体中间，2 个小观察窗正对电极;下封盖主要包括接地极板，通过铜带将板电极与实验室接地网相连;高精度温湿度传感器用于实时监控腔体内温湿度变化;可拆卸式气压计和高精度真空计可分别实现 0.010.1 MPa和 0.000 10.01 MPa 的气压监控;真空抽气阀和两个进气阀用于腔体抽至低真空以及后续的混气处理;在下封盖底部还预埋光纤接口，用于后续空间电场和 PMT 光学信号的测量。在低气压放电腔体的基础上建立低气压长间隙流注放电实验观测平台，放电过程中的放电电压及瞬态放电电流测量方法与文献 34 一致。(a)实物图(b)结构图图 5低气压长间隙放电腔体实验对象为 1.0 m 棒板间隙，为研究气压变化对流注起始特性的影响，选用 3 组典型气压条件，分别为 0.06 MPa、0.08 MPa 和 0.1 MPa，对应海拔为 4 000 m、2 000 m 和 200 m。在不同气压47第 43 卷第 1 期湖南电力2023 年 2 月条件下的放电实验中均采用电极曲率半径为0.5 mm的锥形电极(cone)和 2.4/60 s 的正极性雷电冲击电压波形，上述实验条件下每组放电次数均为 50 次。同时为避免实验结果引入其他环境因素影响，在调节腔体气压时首先将腔体抽至真空状态，再对放电腔体内充入高纯人工空气，在不同气压条件下调节放电腔体的绝对湿度，使其保持在4.55.5 g/m3范围，实验均在712 的温度范围内开展。同时，根据气体放电相似性理论，当约化电场 E/N 恒定时，流注在放电形态和电学特性上存在相似性，流注的发展速度、分支直径等特征参数与气体数密度 N 成比例关系32。在实验中通过保持施加电压与气压的比值 Uapp/P 不变来表征约化电 场 E/N 恒 定，在 0.06 MPa、0.08 MPa 和0.1 MPa下施加的电压峰值分别为225 kV、300 kV和 375 kV。3模型计算与实验结果对比分析3.1大气压条件下的流注起始场强工程实际中习惯用流注起始电压或场强作为流注起始判据。为验证计算模型的准确性，首先根据流注临界起始场强的计算方法，计算标准大气条件下电极曲率半径分别为 5 mm、10 mm、20 mm 和30 mm的正极性直流流注起始场强，与流注起始判据的对比结果如图 6 所示，计算结果与流注起始判据的结果吻合较好，误差小于 1%。而冲击电压下流注起始场强不仅与电极曲率半径 有关，还与电压上升率 du/dt 有关。Abdel Salam 基于实验结果，总结得到了考虑电压上升率和电极曲率半径的正极性流注起始判据，该流注起始判据的电极曲率半径的适用范围为 0.1 cm 2.5 cm，电压上升率的适用范围在 2 kV/s du/dt 40 kV/s，适用于标准大气条件。为验证模型在标准大气条件下的合理性，计算了标准大气条件下电极曲率半径分别为 2.5 mm、5 mm、10 mm、20 mm 时的流注平均起始场强。在电压上升率设置上，波尾时间常数1和波头时间常数 2以及对应的波头波尾时间与文献 12 保持一致，分别计算了电压上升率 du/dt为24.16 kV/s、9.8 kV/s 和3.81 kV/s 的情形，表中的波头波尾参数以及对应的波头波尾时间与文献中的参数保持一致，计算结果与冲击电压的流注平均起始场强判据如图 7 所示，模型计算结果与经验公式的计算结果相比，误差小于 5%。图 6正极性直流电压作用下棒板间隙流注起始场强对比图 7正极性冲击电压下流注平均起始场强结果对比3.2流注起始时延概率密度分布为了验证流注放电起始模型在低气压条件下的适用性，结合不同气压条件下流注起始实验分散性的统计结果，分别计算气压为 0.06 MPa、0.08 MPa和 0.1 MPa，湿度为 5 g/m3(实验中不同气压条件下湿度在 4.5 5.5 g/m3范围)，温度为10 的流注起始分散性，电 极 曲 率 半 径 =0.5 mm，施加电压波形为 2.4 s/60 s，保持施加电压与气压的比值 U/P 恒定，即保持约化电场E/N恒定，施加电压峰值分别为 225 kV、300 kV 和375 kV，模型计算结果与实验结果对比如图 8 所示。本文提出的基于临界体积法的低气压流注放电起始模型计算得到的不同气压条件下的流注起始时延概率密度分布能够较好地描述气压影响下流注起始时延分布特性。57第 43 卷第 1 期胡锦洋等:低气压正极性 1 m 空气间隙冲击流注放电起始特性研究2023 年 2 月(a)气压 0.06 MPa(b)气压 0.08 MPa(c)气压 0.10 MPa图 8不同气压条件下流注起始时延的概率密度分布4不同气压条件下流注起始特性的计算分析4.1流注起始的平均电场首先计算标准大气条件不同电压上升率 du/dt(24.16 kV/s、9.8 kV/s 和 2.86 kV/s)，不同电 极 曲 率 半 径 (2.5 mm、5 mm、10 mm 和20 mm)，即锥形、半球形和球形极下流注放电平均起始场强;然后，为研究低气压条件下流注放电起始特性，保证约化电场 E/N 恒定，即保证施加电压与气压的比值 U/P 恒定的条件下，计算电压上升 率 与 气 压 的 比 值 d(U/P)/dt 分 别 为241.6 kV/(s MPa)、98.0 kV/(sMPa)和28.6 kV/(sMPa)条件下，随着气压的变化，不同电极曲率半径的流注平均起始场强，如图 9 所示。同时，为研究不同气压条件下的气体放电相似性，以电极曲率半径=10 mm 为例，计算了不同电压上升率下，不同气压的流注平均起始场强，如图 10 所示。由图可知，当电压上升率与气压的比值保持不变，即保持约化电场 E/N 恒定时，随着气压的降低，流注平均起始场强也降低，流注平均起始场强随着气压线性变化。当约化电场 E/N 恒定时，不同气压下的流注放电平均起始场强呈现出相似性。(a)d(U/P)/dt=241.6 kV/(sMPa)(b)d(U/P)/dt=98.0 kV/(sMPa)(c)d(U/P)/dt=28.6 kV/(sMPa)图 9不同电压上升率不同电极曲率不同气压条件下流注平均起始场强图 10=10 mm 时不同电压上升率不同气压条件下流注平均起始场强67第 43 卷第 1 期湖南电力2023 年 2 月4.2流注放电起始时延分散性以=10 mm 为例，计算不同气压(0.06 MPa、0.08 MPa 和 0.10 MPa)条件下，当电压上升率与气 压 的 比 值 分 别 为 241.6 kV/(sMPa)、98.0 kV/(sMPa)和28.6 kV/(sMPa)时流注放电起始时延概率密度及累计概率，如图 11所示。对于相同的电极曲率半径，当电压上升率与气压的比值保持恒定时，随着气压的降低，流注的最小起始时间延长，流注起始时延分散性增大。仿真计算获得的流注起始时延分布在不同气压下的变化规律与保持 Uapp/P 恒定、不同气压下获得的流注起始时延分布规律吻合，印证了模型计算结果的合理性。当气压保持恒定时，对于气压条件为0.06 MPa、0.08 MPa 和 0.10 MPa，随着电压上升率的增大，流注最小起始时间缩短，流注起始时延分散性减小，流注起始更集中。(a)d(U/P)/dt=241.6 kV/(sMPa)(b)d(U/P)/dt=98.0 kV/(sMPa)(c)d(U/P)/dt=28.6 kV/(sMPa)图 11=10 mm 时不同气压不同电压上升率下流注起始概率密度与累计概率5结语本文建立了基于临界体积法的冲击放电流注放电起始模型，实现了不同低气压工况下流注放电起始特征参数的计算，并获得了低气压条件下流注起始平均场强和流注起始时延等参数分布规律，实验获取了 1 m 空气间隙下 0.06 MPa、0.08 MPa 及0.10 MPa气压条件下的流注放电起始时延分布特性，验证了模型计算的准确性。结论如下:1)当电压上升率与气压的比值保持不变，即保持约化电场 E/N 恒定时，随着气压的降低，流注平均起始场强也降低，流注平均起始场强随着气压线性变化。当约化电场 E/N 恒定时，不同气压下的流注放电平均起始场强呈现出相似性。2)对于相同的电极曲率半径，当电压上升率与气压的比值保持恒定时，随着气压的降低，流注的最小起始时间延长，流注起始时延分散性增大;在相同气压条件下，随着电压上升率的增大，流注最小起始时间缩短，流注起始时延分散性减小，流注起始更集中。参考文献 1 刘振亚 特高压直流输电线路 M 北京:中国电力出版社，2009 2 中国电力百科全书编辑委员会 中国电力百科全书 输电与变电卷 M 北京:中国电力出版社，2014 3 杨津基 气体放电 M 北京:科学出版社，1983 4 马乃祥 长间隙放电 M 北京:中国电力出版社，1998 5 曾嵘，耿屹楠，牛犇，等 空气间隙放电物理参数测量研究进展J 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