基于紫外荧光光导的增强型局部放电光电传感技术对比研究

何 楠, 刘弘景, 刘宏亮, 刘可文, 任 明

(1. 国网北京市电力公司电力科学研究院, 北京 100075; 2. 电工材料电气绝缘全国重点实验室, 西安交通大学, 陕西 西安 710049)

1 引言

局部放电(Partial Discharge, PD)检测是电力设备绝缘状态诊断的常用手段,特高频法[1]、超声法[2]、高频电流法[3]等方法由于其适应对象广、应用方法灵活,被大量应用于局部放电在线监测和带电检测中。然而,变电站现场较高的电磁背景噪声和复杂的干扰来源使得上述局部放电检测方法的应用受限,误报漏报问题较为突出。近年来,国内外学者对局部放电光学测量方法进行了深入研究,验证了其在干扰抑制、灵敏度和分辨能力等方面的优势[4,5],特别是对于气体绝缘设备局部放电的检测,具有较好的应用前景[6]。

局部放电光测法大体分为两大类,一类是基于声-光干涉(如马赫-曾德尔[7]、法布里-珀罗法[8]等)或电磁-光干涉[9]等方法的检测方法,另一类是基于荧光光纤[10,11]或单光子探测[12]的检测方法。前者是以声波或电磁波作为输入对象,应用较为灵活但并非直接光耦合的技术范畴,后者是以放电光辐射作为输入对象,其主要工作原理为光电转换,具有较好的抗干扰能力。研究表明,光辐射产生于放电电离、附着、复合和消散的各个过程[13],光谱范围覆盖紫外至近红外范围内,因此采用宽光谱光电探测能够有效感知气体绝缘设备内部的绝缘薄弱环节、关键部位的局部放电以及异常电弧,具有较好的本征性和置信度。

针对局部放电光电探测,国外学者K.MUTO[14]和R.MANGERET等人[15]最早提出利用荧光光纤进行局部放电光学检测,但在当时该方法受制于光转化效率和光谱范围,对局部放电弱光探测效率较低。而后,N.R.BURJUPATI等人[16]利用不同材料的荧光光纤对空气和油中的电晕放电进行了试验,得到了最优的荧光光纤材料并验证了该方法可以较好地表征电晕放电。国内方面,刘嘉林等人[17]对气体中悬浮放电的放电统计特性进行了研究,选用可见光和近红外光下的放电重复率和单位时间辐射光子数对放电强度进行了评估。任明等人[18]分析了SF6气体中典型缺陷的放电光谱特性,并结合放电统计信息与光谱信息进行局部放电模式识别。李军浩等人[19]将荧光光纤和特高频天线结合,设计了局部放电光电联合传感器。唐炬等人[20]对荧光光纤局部放电光信号进行了多重分形谱模式识别,结果表明该方法优于传统的以盒维数与信息维数作为特征量的识别方法。

上述研究均对荧光光纤传感器在局部放电状态检测方面进行了探索,并验证了其可行性。但同时由于局部放电光辐射强度极低,对传感器前端光导的视场、损耗、光电转换效率以及光电增益都提出了较高要求,特别是前端光导或透镜会引入额外的光学传输损耗,现有研究在局部放电光电测量效率分析方面缺乏有效的评估手段,在其灵敏度和效率优化方面还有较大的提升空间。

本文针对光电探测光谱响应和光电效率方面的问题,重点采用了Dy3+和Ce3+两种稀土掺杂荧光玻璃作为前端光导来提升紫外波段耦合效率,通过稀土掺杂荧光玻璃与固态单光子器件配合的方式,实现了宽光谱、高灵敏度的局部放电光电探测。在此基础上,本文还通过三种典型局部放电模拟实验,对比分析了通过两种荧光光导测量获得的光脉冲与电脉冲在放电统计特性上的特征与差异,为局部放电类型识别研究提供了一定的技术参考。

2 局部放电紫外荧光转置原理及实验方法

2.1 紫外荧光转置原理

鉴于局部放电的光辐射强度低、光束脉冲窄,现有研究大多采用基于外场光电效应的光电倍增管(PhotoMultiplier Tube, PMT)来捕获局部放电光子。虽然PMT的光谱响应范围大、灵敏度高,但同时其也存在驱动电压高(达到kV级别)、连续工作寿命短以及抗电磁干扰能力差等问题,所以PMT大多被用于局部放电实验研究,而难以应用于实际设备。近年来光电半导体发展迅速,针对弱光探测所开发的雪崩光电二极管(Avalanche Photon Diode, APD)和硅光电倍增管(Silicon PhotoMultiplier, SiPM)在性能、尺寸以及成本上表现突出,是可替代PMT的新一代固态单光子器件,并在局部放电检测中展现出了极大的优势[21,22]。然而,大多类型局部放电在紫外波段成分丰富,但SiPM器件在此范围内的光谱响应较弱,导致紫外区域光谱匹配效率低,影响了局部放电光电探测的整体效率。针对这一问题,本文采用稀土掺杂荧光玻璃替换了传统的熔融石英玻璃前导,从而实现紫外荧光转置,提升光电转换效率。

紫外转置原理是基于荧光玻璃的荧光激发效应将局部放电紫外波段成分红移,使其转置于光电器件的中心响应波长附近,从而提高量子效率。荧光玻璃的工作原理如图1所示,当一定频率的光照射荧光玻璃上时,部分光能被玻璃组分中的稀土离子吸收,从而使核外的一些电子由基态能级跃迁到激发态能级。处于激发态能级的电子由于状态不稳定会向基态能级跃迁,并通过光子的形式释放能量,此时发射光的波长相比入射光发生红移,形成波长在420 nm左右的蓝紫光[23]。

图1 紫外光导荧光转置原理Fig.1 Principle of ultraviolet photoconductivity fluorescence transposition

荧光玻璃的制作主要有两种方式,一是稀土材料掺杂,二是表面涂镀荧光粉涂料。为了保证其他波段光子的透过率和荧光效应的均匀度,本文选择了稀土材料掺杂玻璃作为研究对象。现有研究表明,紫外光激发下量子效率较高是Sm3+、Dy3+、Ce3+以及Tb3+离子掺杂的氧氟玻璃,其对应的发光特性各有不同。Sm3+单独掺杂的氧氟玻璃在紫外光的激发下发出波长在600 nm左右的橙色光;Dy3+单独掺杂的氧氟玻璃在紫外光激发下发出波长480 nm左右的蓝紫光;Ce3+掺杂的氧氟玻璃在紫外光的激发下发出波长385 nm左右的蓝光;Tb3+掺杂的氧氟玻璃在紫外光的激发下发出波长560 nm左右的绿光[24]。同时,考虑到现有量子效率和增益较高的光电器件,其光谱响应中心大多处于400～570 nm的蓝绿波段,且响应峰值位于420 nm左右,因此本文着重选取了Dy3+与Ce3+单独掺杂的氧氟玻璃进行对比分析,对应的摩尔配比与质量组成见表1。

表1 荧光玻璃的组分摩尔配比Tab.1 Molar ratio of fluorescent glass components

2.2 实验方法

局部放电光测法的模拟实验系统如图2(a)所示,该装置由局部放电试验腔体、高压电源、耦合电容器、测量阻抗、信号处理单元和模拟放电电极组成。放电积分光谱和荧光光谱的测量采用光纤光谱仪(USB4000, 200～1 150 nm)、深紫外光纤(400 μm～160 nm)、光纤聚光准直器以及光纤法兰。PMT(CR131)和SiPM(SensL-30035)通过光学法兰连接至荧光光导,后端连接信号处理单元,高频电流脉冲传感器(High Frequency Current Transformer, HFCT)穿套在设备接地线上,上述三路输出信号同时接入多通道采集卡以进行同步测量。

高压腔体内气体氛围为空气(气压0.103 MPa,相对湿度35%,温度295 K),实验环境温度为22 ℃,相对湿度为45%RH,腔体内可以设置尖端电晕、悬浮放电和沿面放电三种典型模拟放电电极,其具体结构参数如图2(b)所示。

实验中使用的荧光光导局部放电探测装置原理构成如图2(c)所示,其由前端荧光光导、光电转换单元、电流/电压转换单元、脉冲检波单元和信号采样单元构成。

3 实验结果及分析

3.1 荧光光谱及光电效率分析

3.1.1 激发光谱和荧光光谱

荧光玻璃的激发光谱和荧光光谱能够反映荧光效应特性和强度,也是决定光电探测光子耦合效率的基础因素。由图3(a)可知,Ce3+掺杂玻璃和Dy3+掺杂玻璃的激发光谱范围较为接近,均覆盖了250～350 nm范围内主要的放电紫外光谱分布范围。其中,Dy3+掺杂玻璃的光谱积分在350 nm之下略高,而Ce3+掺杂玻璃的光谱积分在350 nm以上略高。由图3(b)可知,两种玻璃的荧光光谱范围存在明显差异,Dy3+玻璃为绿光波段(480～620 nm),而Ce3+玻璃为蓝光波段(360～550 nm),因此需要对常用的光电器件做进一步的谱段匹配,以获得最佳的光电效率。

3.1.2 荧光光导后的光电效率分析

由于局部放电的光辐射强度低、单位时间光通量小,经过荧光光导频移后的光强水平最低可达单光子级别,因此需要结合荧光光谱对后端光电转换效率进行分析和器件选配。目前,用于单光子探测的常用光电器件有PMT、APD以及SiPM。其中,PMT由于光电外场效应原理,其光谱响应和灵敏度均较为理想,但需要较高的驱动电压和足够的栅极尺寸;APD虽然是基于盖革雪崩原理的固态光电器件,具有量子效率高和尺寸小的优点,但其初级增益较低;SiPM是基于APD的集成面阵或集成线阵,兼具PMT和APD的优势,具有量子效率高(最高可达50%)、初级增益高(数量级为1×106)、驱动电压低、尺寸小等特点。因此,本节主要以SiPM和PMT器件为例,对比分析不同荧光光导下的光电匹配效率。为了便于分析荧光光导和光电器件的配合效果,可按照式(1)对光导荧光光谱与器件在不同波长λ下的光谱匹配效率ma(λ)进行计算,得到了图4结果。

图4 光电转换效率分析Fig.4 Analysis of photoelectric conversion efficiency

ma(λ)=PDE(λ)·Iem(λ)

(1)

式中,PDE(λ)为光电转换器件的量子效率;Iem(λ)为光导的荧光光谱强度。

结果表明,在同等荧光光导材质下,PMT的光谱匹配效率略高于SiPM。同时,两类光电器件与Ce3+掺杂玻璃的光谱匹配效率均在波长400 nm左右时达到最高,而与Dy3+掺杂玻璃的光谱匹配效率在波长550 nm左右时达到最高,且鉴于主流光电器件的光谱响应峰值位于420 nm左右,所以Ce3+掺杂玻璃更贴合实际应用。

3.2 荧光增强光电脉冲分析

荧光玻璃的光度衰减时间,即该玻璃吸收光子的能量后,将其转换为另一种波长的光并将能量释放的时间。由于局部放电测量对放电脉冲分辨率要求较高,因此需要考虑单个光脉冲激发荧光残余能量造成的脉宽拓展程度,对实验结果造成干扰,因此希望稀土掺杂荧光玻璃的发光衰减时间尽可能短。图5为不同玻璃样品在337 nm激发下400～750 nm范围内发光衰减时间测试结果及指数拟合曲线,Dy3+型的光度衰减时间(T50%和T90%)分别为259 ns和341 ns,而Ce3+型的光度衰减时间(T50%和T90%)分别为293 ns和438 ns,前者在光脉冲响应速度上略有优势。

图5 荧光光度衰减时间分析Fig.5 Analysis of fluorescence photometric decay time

为了进一步测试两种光导材料的实际脉冲分辨能力,实验采用空气中负电晕Trichel型脉冲进行测试,测试结果如图6所示。结果表明,两种掺杂荧光光导形成的荧光脉冲的半峰值时间存在明显差异。相比于宽频带电流脉冲的半峰值,Dy3+掺杂玻璃的荧光脉冲滞后时间(ΔT50%)为25 ns,而Ce3+掺杂玻璃的荧光脉冲滞后时间(ΔT50%)为67 ns,因此前者的放电脉冲分辨率较优于后者,而采用Ce3+掺杂玻璃测量脉冲时延较小的放电序列可能会造成脉冲丢失的情况。

图6 Trichel放电激发的荧光脉冲波形Fig.6 Fluorescence pulse waveform excited by Trichel discharge

3.3 荧光光电系统响应特性分析

3.3.1 放电光脉冲起始电压测定

为了对比两种荧光光导系统的响应能力,本文选用了针-板电极电晕放电为测试对象,记录了放电光脉冲起始电压(Partial Discharge Inception Voltage, PDIV),包括有正负极性放电起始电压两类特征,并采用了Weibull统计模型进行分析。此外,在实验过程中记录了HFCT数据的正负极性放电起始电压以横向对比两类荧光光导表现。

如图7所示,对于负半周电晕放电,Ce3+和Dy3+荧光光导测量得到的PDIV分别为14.2 kV和14.6 kV,而HFCT测得的PDIV为12.9 kV,因此对于负极性电晕放电而言,荧光光电的灵敏度相比HFCT略低,而Ce3+型光导略优于Dy3+型光导;对于正半周电晕放电,Ce3+和Dy3+荧光光导测量得到的PDIV分别为17.3 kV和17.2 kV,与HFCT得到的结果较为相近,因此对于正极性电晕放电,两种荧光光导与HFCT测量下限基本保持一致。由于负半周的电晕放电属于放电量较低的放电类型,因此对于绝大多数类型放电而言,荧光光导的测量下限与HFCT保持一致,且Ce3+型光导略优。

图7 两种荧光光导系统及HFCT测量电晕放电PDIV Fig.7 PDIV measured with two fluorescent photoconductive systems and HFCT in corona discharge

3.3.2 光脉冲强度与放电视在能量的线性度分析

光脉冲测量幅值与放电强度的单调关系决定了光电检测方法的度量能力,因此本文也对两种光导所测光脉冲强度与放电视在能量之间的关系进行了对比分析,如图8所示。随着放电视在能量由28 μJ上升至72.5 μJ,两种光导测量得到的光脉冲强度均与其呈显著正相关,由线性拟合可知,两者近似呈线性关系。对比而言,Dy3+光导在大约50 μJ后呈现出一定的饱和特性,这可能是由于Dy3+光导在光脉冲较为密集的阶段荧光效应逐渐趋于饱和所致,同时荧光激发光子群的传输可能存在时间上的叠加效应,因此总体而言,Ce3+光导的线性特性和动态特性优于Dy3+光导,两者的拟合参数对比见表2。

表2 拟合参数对比(y=A+Bx)Tab.2 Comparison of fitting parameters (y=A+Bx)

图8 平均光脉冲幅值分布图Fig.8 Diagram of mean optical pulse amplitude distribution

3.4 相位统计特性分析

局部放电相位统计(Phase Resolved Partial Discharge, PRPD)图谱是一种实用化的放电统计和诊断方法,本节基于上述基本测量特性的研究,对两种光导测量和脉冲电流测量的PRPD图谱进行了对比分析。同时,为了对比两种光导对实际放电检测的统计特性,采用了电晕放电、沿面放电和悬浮放电三种典型放电类型进行统计特性分析,对应的结果如图9所示。

图9 荧光光导及HFCT同步测试PRPD谱图Fig.9 PRPD spectrum measured with fluorescence light guide and HFCT

结果表明,两种荧光光导的PRPD相位分布和轮廓基本保持一致,但对于不同放电类型,两者的相对幅值存在一定差异。具体而言,对于电晕放电,在正半周上两种光导测量到的脉冲强度分布基本一致,但在负半周上Ce3+光导脉冲强度更高;对于沿面放电,正负半周的Ce3+光导脉冲强度均稍高于Dy3+强度;对于悬浮放电,两者的强度分布基本保持一致。与HFCT获得的电脉冲分布特征相比,两种光导的放电强度分布和相位分布均存在一定差异。在放电强度方面,两种光导测定的结果小于HFCT所测得的放电强度,其中悬浮放电最为明显;在相位分布方面,两种光导测得的结果比HFCT所测得的相位分布更为集中,其中沿面放电最为明显。

4 结论

本文从提升局部放电光电检测效率角度出发,采用两种典型的稀土掺杂荧光玻璃作为前端光导,用于提升紫外波段光谱耦合效率,通过荧光光导与单光子器件的配合,实现了宽光谱、高灵敏度的局部放电光电探测。本文获得的主要结论如下:

(1)Ce3+和Dy3+掺杂玻璃的荧光光谱分别集中在蓝光波段(360～550 nm)和绿光波段(480～620 nm),对应光谱匹配效率分别在波长为400 nm和550 nm时达到最高,同等荧光光导材质下PMT的光谱匹配效率要略高于SiPM。

(2)在400～750 nm范围内,Dy3+型光导的光度衰减时间分别为259 ns和341 ns,Ce3+型光导的光度衰减时间分别为293 ns和438 ns;相比于电流脉冲的半峰值,Dy3+型光导和Ce3+型光导的荧光脉冲滞后时间分别为25 ns和67 ns,即Dy3+型在光脉冲响应速度和放电脉冲分辨率上均优于Ce3+型。

(3)Ce3+和Dy3+型光导测得的PDIV分别为17.3 V和17.2 V,与HFCT测量下限基本保持一致;在线性特性方面,两种光导测得的光脉冲强度均与放电视在能量呈正相关性,但Dy3+光导在50 μJ后呈现出饱和特性;在相位统计特性方面,Ce3+和Dy3+型光导的PRPD图谱均能准确反映放电统计特性且前者的强度分布更高,即在荧光光电系统响应特性方面Ce3+光导略优于Dy3+光导。