5kHz交流電壓下電極覆蓋窄空氣隙放電非線性動(dòng)力學(xué)行為

趙大偉， 丁寧， 鄭殿春， 楊仁旭， 陳春天， 王佳

(哈爾濱理工大學(xué)工程電介質(zhì)及應(yīng)用技術(shù)教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，黑龍江哈爾濱150080)

5kHz交流電壓下電極覆蓋窄空氣隙放電非線性動(dòng)力學(xué)行為

趙大偉， 丁寧， 鄭殿春， 楊仁旭， 陳春天， 王佳

(哈爾濱理工大學(xué)工程電介質(zhì)及應(yīng)用技術(shù)教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，黑龍江哈爾濱150080)

為了研究電極覆蓋下窄空氣隙放電非線性動(dòng)力學(xué)特性，以空氣介質(zhì)作為研究對(duì)象，建立一維自洽流體力學(xué)的氣體放電模型，其中包括電子和離子的連續(xù)性方程和動(dòng)量方程，且藕合了泊松方程，研究了窄間隙空氣放電過(guò)程及其動(dòng)力學(xué)特性。通過(guò)求解氣隙放電的非線性方程組，獲得了頻率5kHz正弦電壓下電極覆蓋窄空氣隙放電非線性動(dòng)力學(xué)行為的時(shí)空演化過(guò)程，并以二維和三維相圖展現(xiàn)了內(nèi)部放電參量的關(guān)系，同時(shí)給出了空氣間隙電場(chǎng)、電子密度和離子密度的時(shí)空分布規(guī)律。分析結(jié)果表明，當(dāng)空氣隙中電場(chǎng)超過(guò)其擊穿閡值時(shí)，形成放電電流脈沖;隨著外加電壓幅值的增加，放電電流的幅值和放電電流脈沖數(shù)目也明顯增加;窄空氣隙放電表現(xiàn)出明顯的非線性動(dòng)力學(xué)行為特征，介質(zhì)表面積聚的異性電荷產(chǎn)生反向電場(chǎng)是形成多脈沖放電流脈并觸發(fā)混沌現(xiàn)象的根本原因所在。

電極覆蓋，流體模型，窄空氣隙放電，非線性，混沌

0 引 言

氣體放電系統(tǒng)作為一種典型的遠(yuǎn)離平衡的開(kāi)放的耗散結(jié)構(gòu)，其斑圖結(jié)構(gòu)、吸引子及李雅諾夫指數(shù)等豐富的動(dòng)力學(xué)參數(shù)不但可以揭示其內(nèi)涵深刻的動(dòng)力學(xué)時(shí)空演化規(guī)律、相空間跡象及映射形式，而且也拓寬了認(rèn)知?dú)怏w放電放電現(xiàn)象的視野。

目前基于非線性理論的氣體放電動(dòng)力學(xué)行為的實(shí)驗(yàn)研究有兩類(lèi)，一是直流半導(dǎo)體阻擋放電結(jié)構(gòu)，另一是介質(zhì)阻擋放電。Frangiskos V.和Michael G.對(duì)具有絕緣介質(zhì)阻擋層的氣體間隙在脈沖激勵(lì)作用下的放電行為進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究，給出了絕緣介質(zhì)阻擋層材料性能、幾何尺寸及在氣隙間隙中的位置與電極形狀、激勵(lì)電壓之間的關(guān)系，同時(shí)對(duì)放電過(guò)程給出了理論說(shuō)明［1］。Michael G.Kong等人分別建立了描述介質(zhì)阻擋放電系統(tǒng)的非線性動(dòng)力學(xué)演化方程，利用微分動(dòng)力系統(tǒng)相關(guān)理論，對(duì)數(shù)值結(jié)果進(jìn)行分析，得到了其放電過(guò)程所形成的不同吸引子的復(fù)雜形態(tài)，并利用相圖簡(jiǎn)潔地表示出各類(lèi)吸引子的結(jié)構(gòu)，揭示了此放電系統(tǒng)是沿著Ruelle-Takens-Newhouse道路到達(dá)混沌狀態(tài)的［2］。

氣體放電領(lǐng)域常用到的數(shù)學(xué)模型有Monte carlo模型、非平衡Boltzmann方程、粒子模擬(Particle in cell，PIc)以及流體模型［3-4］。但通過(guò)求解Boltzmann方程或通過(guò)Monte carlo［5-6］模擬來(lái)確定電子分布函數(shù)時(shí)，其計(jì)算量是非常大的，且非常耗時(shí)。而流體模型由于其物理圖像清晰明了且已有許多成形的、精確的、快速的算法而被廣泛應(yīng)用［7-9］。

本文采用一維自洽流體模型對(duì)大氣壓下空氣隙放電過(guò)程進(jìn)行描述，并且利用SG算法對(duì)此非線性方程組進(jìn)行求解。對(duì)放電空間各參量計(jì)算結(jié)果進(jìn)行分析，利用相圖給出了空氣介質(zhì)放電過(guò)程的動(dòng)力學(xué)行為特點(diǎn)及時(shí)空演化機(jī)制。

1 模 型

本文采用的模型結(jié)構(gòu)如圖1所示，兩平板電極之間距離為d，氣隙間距為dg，介質(zhì)層厚度分別為d1和d2，其相對(duì)介電常數(shù)為εb，氣體介電常數(shù)為εg= ε0，空氣壓強(qiáng)為一個(gè)大氣壓。

假設(shè)在t=0時(shí)刻，電子、正離子密度相等，且均勻分布在放電空間，兩極板間外施電壓為V(t)= V0sin(2πft)，V0為幅值，f為頻率。其具體數(shù)學(xué)演化可采用如下電子、離子連續(xù)性方程和動(dòng)量方程描述如式(1)～(3):

圖1 電極覆蓋氣隙放電結(jié)構(gòu)示意Fig.1 The structure schematic of electrode-covered short gap discharge

其中，ne、np、nn分別是電子、正離子和負(fù)離子密度; α和η分別是湯森電離系數(shù)和附著系數(shù);βep和βnp分別是電子-正離子復(fù)合系數(shù)和負(fù)離子-正離子復(fù)合系數(shù)。

為了求解放電空間的電場(chǎng)，需要引入Poisson方程計(jì)算，即

式中介電常數(shù)ε(x)的大小取決于位置，在介質(zhì)中ε(x)=ε0ε1，而在氣隙中為ε0。但介質(zhì)層與氣體交界處的邊界條件過(guò)于復(fù)雜，不易計(jì)算，因此本文用電流平衡方程來(lái)代替Poisson方程來(lái)描述電場(chǎng)的時(shí)空變化，即

其中，iT僅為時(shí)間的函數(shù)，可以作為整個(gè)系統(tǒng)的總的放電電流，可以看出放電電流傳導(dǎo)電流ic(x，t)=和位移電流組成，γ為介質(zhì)的二次電子發(fā)射系數(shù)。

將電流平衡方程應(yīng)用到介質(zhì)上，可得

由式(5)和式(6)即可得到總的放電電流表達(dá)式如下:

因此，氣隙間電壓為及介質(zhì)層表面積累的電荷密度分別為

2 結(jié)果及討論

在計(jì)算場(chǎng)域內(nèi)采用有限差分方法對(duì)粒子的連續(xù)性方程進(jìn)行離散化，應(yīng)用SG算法求解上述描述氣體放電過(guò)程的非線性方程組［10-13］。文中空氣介質(zhì)帶電粒子的遷移率、擴(kuò)散系數(shù)、電離系數(shù)及復(fù)合系數(shù)均取自文獻(xiàn)［14］，二次電子發(fā)射系數(shù)取0.01。氣隙間距dg=0.1 cm，兩極板覆蓋介質(zhì)層厚度相同，都為d1=d2=0.1 cm，其相對(duì)介電常數(shù)εb=3.8。

圖2為當(dāng)外加電壓幅值為4.5 kV時(shí)，出現(xiàn)預(yù)放電過(guò)程。

圖2 預(yù)放電模式Fig.2 Pre-dischargemode

從圖2(a)中可以看出在外施電壓一個(gè)周期內(nèi)，電流波形呈一種變形的正弦曲線形式，在外加電壓上升過(guò)程中，電流會(huì)呈現(xiàn)一個(gè)明顯的突起部分，在逐漸達(dá)到最大值后下降。原因在于外加電壓的增加，放電空間中的氣體被微弱電離，沒(méi)有在間隙中形成貫穿性放電通道，外部能量不足以破壞氣體絕緣。為了更好的了解這種情況下的放電性質(zhì)，圖2(b)描繪了氣隙放電的伏安特性曲線。由圖像可以看出，伏安特性曲線為一閉合曲線，從非線性動(dòng)力學(xué)的角度來(lái)看，這是一個(gè)二維的極限環(huán)。這表明這種放電是穩(wěn)定的周期運(yùn)動(dòng)。

將外加電壓幅值增加至8.3 kV出現(xiàn)單脈沖放電形式，如圖3所示。

圖3(a)給出脈沖電流密度與氣隙電壓之間的關(guān)系，在外施電源的正半周期，隨著外加電壓的增加，氣隙電壓也相應(yīng)的增加，當(dāng)氣隙中的場(chǎng)強(qiáng)達(dá)到擊穿場(chǎng)強(qiáng)時(shí)，會(huì)引起氣隙間的電子雪崩，在放電空間會(huì)產(chǎn)生大量帶電粒子。帶電粒子在外電場(chǎng)作用下分別向兩極移動(dòng)，積累在介質(zhì)表面并形成反向電場(chǎng)，所產(chǎn)生的反向電場(chǎng)會(huì)使氣隙電場(chǎng)迅速衰減，電離能力下降，空氣分子擴(kuò)散到放電空間，使得氣隙恢復(fù)絕緣。當(dāng)外加電壓進(jìn)入負(fù)半周期時(shí)，由于外施電場(chǎng)變向，使得外施電場(chǎng)和表面電荷產(chǎn)生的電場(chǎng)方向一致，因此氣隙擊穿前氣體電壓高于外施電壓。隨著外施電壓的增加，間隙電壓逐漸達(dá)到擊穿電壓，產(chǎn)生反向電子雪崩，形成反向放電脈沖。圖3(b)為氣隙放電的伏安特性，其伏安特性曲線為一閉合曲線，從非線性動(dòng)力學(xué)角度來(lái)看，這是一個(gè)二維的極限環(huán)。這表明這種放電是穩(wěn)定的周期運(yùn)動(dòng)。但由于曲線存在自相交，無(wú)法完全描述窄氣隙放電的特點(diǎn)。為了更好的描述放電的軌跡，采用介質(zhì)表面電荷、氣隙電壓、脈沖電流密度所組成的三維相圖來(lái)描述窄氣隙放電特點(diǎn)，如圖3(c)。這是一個(gè)三維的極限環(huán)，可以很好的表現(xiàn)了氣隙被擊穿的全過(guò)程。由預(yù)放電到氣隙發(fā)生電子雪崩放電，放電系統(tǒng)的軌跡結(jié)構(gòu)由二維極限環(huán)變成了三維極限環(huán)，從非線性動(dòng)力學(xué)的角度此時(shí)此處發(fā)生了分岔。

圖3(d)給出了在一個(gè)放電脈沖時(shí)間內(nèi)空氣隙d Ug/d t及d J/d t隨時(shí)間的變化曲線。將圖分為abcd 4個(gè)區(qū)域。根據(jù)微分電導(dǎo)的定義d J/d Ug可以看出，在a區(qū)域呈現(xiàn)負(fù)的微分電導(dǎo)，負(fù)微分電導(dǎo)存在兩種不同形式，一種為電壓上升而電流下降，另一種為電壓下降而電流上升。對(duì)于電極覆蓋窄氣隙放電而言需要特別注意第二種形式，因?yàn)檫@有可能使電流急劇增長(zhǎng)而使氣隙放電由湯森放電轉(zhuǎn)化為電弧放電。根據(jù)非線性動(dòng)力學(xué)說(shuō)，負(fù)微分電導(dǎo)的出現(xiàn)預(yù)示著系統(tǒng)將進(jìn)入混沌狀態(tài)。

圖3 單脈沖放電模式Fig.3 Single pulse discharging mode

由圖可以看出，在a區(qū)域呈現(xiàn)負(fù)的微分電導(dǎo)，在b區(qū)域和c區(qū)域呈現(xiàn)正的微分電導(dǎo)，而d區(qū)域，即一個(gè)放電脈沖結(jié)束階段呈現(xiàn)負(fù)的微分電導(dǎo)。從圖可以看出，在放電階段d J/d t零點(diǎn)與d Ug/d t絕對(duì)值最大值點(diǎn)為同一時(shí)刻，意即放電電流最大值的時(shí)刻為氣體電壓變化最為劇烈的時(shí)刻。

繼續(xù)增加電壓至11 kV出現(xiàn)了雙脈沖模式，如圖4所示。

圖4 雙脈沖放電模式Fig.4 Double pulses discharging mode

由4(a)可以看出，隨著外施電壓的增加，氣體電壓也隨之增加直至達(dá)到氣體的擊穿電壓，從而發(fā)生放電。在放電過(guò)程中，氣隙電壓由于介質(zhì)表面聚積電荷的作用急劇下降直至放電結(jié)束。當(dāng)放電結(jié)束后，氣隙電壓隨著外加電壓的增加而增加，由于外加電壓較大，使得氣隙電壓可以克服介質(zhì)表面積累電荷形成的反向電場(chǎng)，再次達(dá)到擊穿電壓，發(fā)生新的放電。圖4(b)為雙脈沖模式下的伏安特性曲線。這條曲線具有明顯的非線性特征，其中每半個(gè)周期的兩個(gè)電流脈沖反映在這為兩個(gè)閉合的環(huán)。值得注意的是，這兩個(gè)環(huán)所遍歷的電壓范圍是不同的，首次擊穿點(diǎn)的值要高于二次擊穿，這是由于二次擊穿時(shí)，放電通道中留存有大量帶電粒子，氣隙沒(méi)有完全恢復(fù)絕緣，所以首次擊穿時(shí)氣隙電壓略高;而兩次放電過(guò)程中熄滅點(diǎn)的氣隙電壓值也不同，這是因?yàn)槎畏烹娊Y(jié)束后，外施電壓幅值仍然極大，從而使其氣隙電壓跟隨外施電壓升高，因此二次擊穿熄滅點(diǎn)的氣隙電壓比首次放電熄滅點(diǎn)的電壓高，但不足以再次擊穿恢復(fù)的氣體絕緣。圖4(c)仍是三維極限環(huán)，但相比單脈沖放電模式，放電要更加強(qiáng)烈。圖4(d)給出了一個(gè)周期內(nèi)兩個(gè)電流峰的微分電導(dǎo)情況，從圖可以看出，每個(gè)電流峰的微分電導(dǎo)的演化是一致的。這意味著不論是出現(xiàn)單電流峰還是雙電流峰放電，每個(gè)電流峰的演化是完全相同的。

繼續(xù)增加電壓至15 kV時(shí)會(huì)出現(xiàn)多脈沖形式，如圖5所示。由圖5(a)可以看出，由于外加電壓較強(qiáng)，在氣體間隙內(nèi)可以發(fā)生多次放電。由圖5(b)所示，在一個(gè)周期內(nèi)，出現(xiàn)了多個(gè)擊穿點(diǎn)與熄滅點(diǎn)。還可以得到，第一次擊穿時(shí)候電壓要略高于后來(lái)?yè)舸r(shí)的電壓。其在三維相空間的軌跡則出現(xiàn)更為復(fù)雜的結(jié)構(gòu)，如圖5(c)所示，但仍舊是三維極限環(huán)。

從圖3(c)、4(c)和5(c)中可以看出，隨著外施電壓的增加，三維極限環(huán)構(gòu)成的脈沖個(gè)數(shù)也隨之增加，且其個(gè)數(shù)與放電脈沖的個(gè)數(shù)保持一致。這是由于空間電場(chǎng)強(qiáng)度超過(guò)臨界值時(shí)促發(fā)電子雪崩放電，而介質(zhì)表面電荷形成反向電場(chǎng)抑制放電發(fā)展，因此，用這種三維極限環(huán)結(jié)構(gòu)作為電極覆蓋氣隙放電過(guò)程的三維特征相圖能夠較好的反應(yīng)放電的強(qiáng)烈程度。

以空氣作為絕緣介質(zhì)的短間隙放電過(guò)程中，電流變化及電場(chǎng)強(qiáng)度都與帶電粒子密度分布密切相關(guān)。氣體間隙dg=0.1 cm，外施電壓為15 kV的氣體放電電流，電場(chǎng)分布及帶電粒子密度分布如圖6所示。

圖5 多脈沖放電模式Fig.5 Multi pulses discharging mode

圖6 窄間隙放電過(guò)程中各物理參量的時(shí)空分布Fig.6 The temporal and spatial distribution of physical parameters of short gap discharge

由圖6(a)可以看出電場(chǎng)分布直接影響放電電流脈沖的數(shù)量，很直觀的體現(xiàn)了電子崩過(guò)程，且隨著放電次數(shù)的增加迅速減小，當(dāng)電場(chǎng)強(qiáng)度減小到擊穿場(chǎng)強(qiáng)以下的時(shí)候放電截止。而圖6(b)和6(c)分別為氣隙放電空間中的電子密度和正離子密度分布，放電電流直接取決于空間電荷密度變化，可以看出其分布圖與放電電流相對(duì)應(yīng)。由圖可見(jiàn)電子密度要遠(yuǎn)少于正離子密度，這是由于電子的漂移速度遠(yuǎn)大于正離子，大部分電子沉積在絕緣介質(zhì)上，形成反向電場(chǎng)，抑制了氣隙放電發(fā)展。

氣隙放電過(guò)程中，電子逆著電場(chǎng)方向漂移，其中電子主要是陰極發(fā)射的電子，或者是與氣體分子碰撞電離、激發(fā)產(chǎn)生的電子。電子一方面從電場(chǎng)中獲得的能量，另一方面與氣體分子或原子發(fā)生非彈性碰撞而損耗能量。在窄間隙放電過(guò)程中，電子與分子的碰撞電離過(guò)程是氣體放電的主要物理過(guò)程。放電時(shí)在陰極附近離子的密度最大，而電子密度最大出現(xiàn)在邊界處，這是由于湯森放電帶電粒子最大產(chǎn)生率出現(xiàn)在電場(chǎng)強(qiáng)的區(qū)域。放電之后，大部分離子滯留在放電空間里，而電子則向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng)，在陰極附近密度明顯降低。

繼續(xù)增加電壓至33 kV，系統(tǒng)的非線性演化過(guò)程如圖7所示，此時(shí)氣隙放電出現(xiàn)了多個(gè)脈沖。仔細(xì)觀察發(fā)現(xiàn)，此時(shí)窄氣隙放電的伏安特性不再是穩(wěn)定的二維極限環(huán)結(jié)構(gòu)，放電的軌跡演化為一種更為復(fù)雜的軌跡結(jié)構(gòu)——不穩(wěn)定的二維環(huán)面。

圖7 多脈沖放電模式Fig.7 Multi pulses discharging mode

電極覆蓋下窄空氣隙放電系統(tǒng)是一種非線性耗散結(jié)構(gòu)的系統(tǒng)，存在著非常復(fù)雜的動(dòng)力學(xué)現(xiàn)象。當(dāng)系統(tǒng)的結(jié)構(gòu)或外加參量變化時(shí)，可能引起自洽微分方程解的拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)發(fā)生根本性變化。

當(dāng)升高電壓至33.7 kV時(shí)，得到放電模式如圖8所示。

圖8 混沌吸引子Fig.8 Attractor of chaotic

此時(shí)系統(tǒng)的拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)發(fā)生了本質(zhì)變化，電流的振蕩已經(jīng)不存在特定的周期。二維極限環(huán)和三維極限環(huán)的相軌跡幾乎連在一起，系統(tǒng)的局部與整體存在著自相似性。從非線性動(dòng)力學(xué)理論來(lái)講，此時(shí)系統(tǒng)已經(jīng)進(jìn)入了混沌狀態(tài)。

為了驗(yàn)證系統(tǒng)已進(jìn)入混沌狀態(tài)，本文利用G. Benettin算法計(jì)算了不同電壓幅值下表征吸引子結(jié)構(gòu)的重要參數(shù)——李雅普諾夫指數(shù)(LEs)，其中最大李雅普諾夫指數(shù)最為重要。系統(tǒng)的LEs如表1所示。

表1 不同電壓下吸引子類(lèi)型及其李雅普諾夫指數(shù)譜Table 1 Attractor type under different voltage and its LEs

由表1可以看出，當(dāng)電壓幅值小于33 kV時(shí)，最大李雅普諾夫指數(shù)為0，系統(tǒng)的吸引子類(lèi)型是極限環(huán)。當(dāng)電壓為33kV時(shí)，最大李雅普諾夫指數(shù)出現(xiàn)兩個(gè)0，此時(shí)吸引子類(lèi)型為二維環(huán)面。當(dāng)電壓達(dá)到33.7 kV時(shí)，最大李雅普諾夫指數(shù)大于零，此時(shí)系統(tǒng)吸引子類(lèi)型為混沌吸引子，驗(yàn)證了此時(shí)系統(tǒng)以進(jìn)入混沌狀態(tài)。

3 結(jié) 論

本文通過(guò)建立一個(gè)一維自洽流體力學(xué)模型，對(duì)電極覆蓋下窄空氣隙放電的非線性演化過(guò)程進(jìn)行了數(shù)值計(jì)算研究。通過(guò)計(jì)算仿真可知，當(dāng)所施加的外加電壓接近擊穿電壓時(shí)，氣隙伏安特性曲線一直表現(xiàn)為二維極限環(huán)軌跡結(jié)構(gòu)。當(dāng)外加電壓增加至8.3 kV時(shí)形成單脈沖放電，并存在周期解，即發(fā)生了一次Hopf分叉，需采用介質(zhì)表面電荷、氣隙電壓、脈沖電流密度所組成的三維相圖來(lái)描述窄氣隙放電特點(diǎn)。當(dāng)外加電壓增加至11 kV和15 kV時(shí)出現(xiàn)雙脈沖和多脈沖放電，此時(shí)的非線性動(dòng)力學(xué)系統(tǒng)中仍為三維極限環(huán)軌跡結(jié)構(gòu)。通過(guò)繼續(xù)增加電壓，并且適當(dāng)改變其他參數(shù)，此時(shí)電流震蕩已不存在特定的周期，系統(tǒng)的局部與整體存在著自相似性，即獲得了混沌現(xiàn)象。通過(guò)對(duì)電極覆蓋窄氣隙放電動(dòng)力學(xué)的分析，不僅擴(kuò)寬了對(duì)電極覆蓋窄氣隙放電的認(rèn)識(shí)，而且對(duì)控制和優(yōu)化放電過(guò)程的研究具有重要的實(shí)際意義。

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(編輯:于智龍)

Nonlinear dynamic behaviors of discharge in short air gap with dielectric-covered electrodes under 5kHz AC voltage

ZHAO Da-wei， DING Ning， ZHENG Dian-chun，YANG Ren-xu， cHEN chun-tian， WANG Jia
(Key Laboratory of Engineering Dielectrics and Its Application，Ministry of Education，Harbin University of Science and Technology，Harbin 150080，china)

In order to understand the law of the shortair-gap discharge and nonlinear dynamic characteristic with the dielectric-covered electrodes，the one-dimensional and self-consistent hydrodynamic model were established based on the electron and ion continuity and momentum transfer equations coupled to Poisson's equation，then themicro-discharge evolution of the short air-gap and the influence of the surface charges depositing on dielectrics applied alternating voltage were analyzed and demonstrated in detail，and the time evolution process of air discharge at5kHz sinusoidal alternating voltagewas obtained by solving nonlinear equations.Relations of internal discharge parameterswere expressed by two dimensional and three dimensional phase diagrams，respectively，so that the facts were found that the temporal and spatial distributions of the electric field，electron density and the ion density obtained in the electron avalanche discharge at atmospheric pressure.The results show that the electrical impulse is formed when the electric field in the gap is larger than the breakdown threshold;With the increasing of the applied voltage amplitude，the amplitude and the number of discharge current impulse increased correspondingly;Discharge in short air-gap with dielectric-covered electrodes show obvious nonlinear dynamic behaviors，and the surface charges accumulated on dielectrics in opposite polarity form reversed field relative to the applied field causesmultiple-pulse gap discharge and chaos.

dielectric-covered electrodes;fluid model;short air gap discharge;nonlinearity;chaos

10.15938/j.emc.2015.04.011

TM 85

A

1007-449X(2015)04-0065-07

2013-07-13

國(guó)家自然科學(xué)基金(51077032)

趙大偉(1965—)，男，副教授，研究方向?yàn)殡姎庠O(shè)備的檢測(cè)、監(jiān)測(cè)與診斷，輸變電設(shè)備;丁 寧(1989—)，男，碩士研究生，研究方向?yàn)闃O端條件下氣(液)體放電現(xiàn)象;鄭殿春(1956—)，男，教授，研究方向?yàn)殡娊橘|(zhì)故障診斷、氣體放電理論。

鄭殿春