考慮外施磁場的半密閉滅弧腔室內(nèi)沖擊電弧運(yùn)動過程分析

浦仕遵，李宏梅，劉平林，彭慶軍，楊澤文，鄧明海

(1. 云南電網(wǎng)有限責(zé)任公司德宏供電局，云南 德宏 678400；2. 云南電網(wǎng)有限責(zé)任公司電力科學(xué)研究院，昆明 650217； 3. 輸配電裝備及系統(tǒng)安全與新技術(shù)國家重點實驗室(重慶大學(xué))，重慶 400044)

0 引言

配網(wǎng)線路的絕緣水平較低，且線路一般采用傳統(tǒng)防雷措施，其防護(hù)效果和經(jīng)濟(jì)性都存在局限性，這直接導(dǎo)致當(dāng)有雷電擊中線路時大概率會引起致雷擊跳閘，最終造成停電事故[1 - 2]。進(jìn)一步地，雷擊事故常常造成工頻續(xù)流電弧灼傷絕緣子串，甚至造成絕緣子發(fā)生炸裂或掉串等嚴(yán)重后果。由于配網(wǎng)線路雷電防護(hù)的重要性和雷擊事故原因，國內(nèi)外學(xué)者對線路雷擊電弧的熄滅技術(shù)開展了一定研究。現(xiàn)有線路雷擊電弧熄滅技術(shù)主要有3種，分別是無主動滅弧、主動滅弧和自能式滅弧[3]。傳統(tǒng)的并聯(lián)間隙裝置是無主動滅弧方式的典型體現(xiàn)，它利用擊穿后的熱浮力和磁吹力作用下促使電弧熄滅，切斷電弧所需時間較長易造成雷擊跳閘[4 - 5]。主動滅弧方式主要是借助外界裝置滅弧如產(chǎn)氣裝置滅弧，如日本提出的77 kV招弧角利用聚氯乙烯材料在電弧高溫作用下產(chǎn)生大量氣體吹滅電弧[6]。自能式滅弧主要有多腔室串聯(lián)結(jié)構(gòu)，它利用多級腔室串聯(lián)結(jié)構(gòu)將長電弧分割成短電弧，再借助腔室被雷電擊穿后的電弧加熱半密閉腔室內(nèi)氣體形成高速氣流對電弧造成強(qiáng)烈吹弧作用[7 - 8]。與產(chǎn)氣滅弧方式相比，它不消耗材料，裝置滅弧性能穩(wěn)定可靠，使用壽命長。

基于自能式滅弧原理，國內(nèi)外學(xué)者研制出了不同結(jié)構(gòu)的多腔室型防雷裝置。文獻(xiàn)[8]最初提出了多腔室系統(tǒng)(MCS)，研制出了不同電壓等級的多腔室避雷器(MCA)和多腔室絕緣子避雷器(MCIA)，并借助沖擊工頻聯(lián)合試驗證明了裝置的淬弧性能[8 - 9]。國內(nèi)學(xué)者也采用類似的原理研制出了多腔室并聯(lián)間隙裝置[10 - 12]。但目前裝置結(jié)構(gòu)簡單，淬弧能力有限，大多只能在工頻續(xù)流過零階段將電弧熄滅，所需時間較長，且對腔室內(nèi)電極和絕緣壁有較為嚴(yán)重的燒蝕作用[13]。

為提升多腔室結(jié)構(gòu)的滅弧性能，研究腔室內(nèi)電弧的運(yùn)動特性十分重要。由于開展淬滅電弧試驗條件苛刻且價格高昂，國內(nèi)外學(xué)者嘗試通過電弧數(shù)字計算模型來研究腔室內(nèi)電弧特性，分別建立了不同的內(nèi)特性和外特性模型[10,14 - 18]。如利用Mayr模型分析了多腔室結(jié)構(gòu)遮斷工頻續(xù)流的有效性[9]。針對單腔室電弧特性開展研究，分別建立二維、三維磁流體模型，但因邊界條件設(shè)置等存在局限[14,17]。

為解決以上問題，本文擬在原有單腔室基礎(chǔ)上外施磁場促進(jìn)腔室內(nèi)電弧的運(yùn)動達(dá)到?jīng)_擊淬弧的目的。具體地，本文首先建立了考慮外施磁場的滅弧腔室內(nèi)沖擊電弧模型，仿真分析腔室內(nèi)等離子體速度反映電弧運(yùn)動特性；然后搭建淬滅沖擊電弧試驗平臺分析攝錄的電弧運(yùn)動及消散圖像驗證模型的有效性；最后利用電弧模型探究外磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度和腔室結(jié)構(gòu)對沖擊電弧運(yùn)動特性的影響規(guī)律，實現(xiàn)單個腔室的綜合優(yōu)化。

1 考慮外施磁場的滅弧腔室內(nèi)沖擊電弧改進(jìn)模型

1.1 假設(shè)條件

為了描述電弧等離子體的物理特性并簡化模型，本文作出以下合理的假設(shè)[19 - 20]。

1)電弧等離子體是完全電離的，即只含有正離子和電子兩種粒子，且處于局部熱力學(xué)平衡狀態(tài)(LTE)。

2)電弧等離子體視為混合單一的牛頓流體，其流動視為層流和可壓縮流。

3)忽略能量轉(zhuǎn)換中的粘性耗散和壓力所做的功，忽略過程中所產(chǎn)生的位移電流。

4)在電弧產(chǎn)生到熄滅過程中，電弧的物理參數(shù)如電導(dǎo)率、導(dǎo)熱系數(shù)、密度、比熱容等均是溫度的單一函數(shù)。

1.2 控制方程

本文仿真主要涉及流體傳熱和電磁場，對應(yīng)電弧磁流體模型的控制方程主要涉及納維-斯托克斯方程和麥克斯韋方程，依據(jù)1.1小節(jié)假設(shè)的局部熱力學(xué)平衡(LTE)和層流狀態(tài)，本文所建立沖擊電弧磁流體模型的控制方程如下。

質(zhì)量守恒方程為：

(1)

式中：ρ為密度；t為時間；u為速度矢量。

因本文研究外施磁場對電弧運(yùn)動的影響，故動量守恒方程中洛倫茲力源項除電流自身感應(yīng)磁場外還需添加外施磁場對洛倫茲力的影響，故動量守恒方程為：

(2)

F=J×(B+B′)

(3)

式中：p為壓強(qiáng)；I為二階單位矩陣；μ為動態(tài)粘度系數(shù)；F為洛倫茲力；J為電流密度；B為自感應(yīng)磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度；B′為外磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度。

能量守恒方程為：

(4)

式中：Cp為恒壓比熱容；T為溫度；k為熱傳導(dǎo)系數(shù)；kB為玻爾茲曼常數(shù)；e為電子電荷；E為電場強(qiáng)度；Qrad為總體積輻射熱量。等式右邊的3項分別代表電子焓傳遞項、焦耳熱項、總體積輻射項，與熱傳遞中熱對流、熱輻射、熱傳導(dǎo)相對應(yīng)。

電弧等離子體及空間內(nèi)氣體遵循氣體狀態(tài)方程為：

p=ρRT

(5)

式中R為普適氣體常數(shù)。

聯(lián)立計及外施磁場修正后的麥克斯韋方程組進(jìn)行電流密度、磁感應(yīng)強(qiáng)度和電場強(qiáng)度的求解。

(6)

(7)

J=σE

(8)

(9)

(10)

式中：σ為電導(dǎo)率；φ為電勢；A為磁矢勢；μ0為真空磁導(dǎo)率。

1.3 計算區(qū)域及邊界條件

本文電弧模型的計算區(qū)域如圖1所示。計算區(qū)域包含腔室單元中的球-球間隙以及腔室噴口區(qū)域，結(jié)構(gòu)尺寸設(shè)置為：球形電極半徑為R=5 mm，電極間距為d=2 mm，噴口開口直徑為D=4 mm，噴口長度為L=5 mm。計算區(qū)域初始溫度T為300 K，腔室初始?xì)鈮?01 kPa，氣體初始流速為0；fa邊設(shè)置為高壓端，幅值為2 kA的8/20 μs沖擊電流作用于此邊界，模型設(shè)置的邊界如表1所示。模型中的外施磁場為不隨空間和時間變化的恒定勻強(qiáng)磁場，初始磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度B′為0.1 T，方向垂直于二維模型朝內(nèi)。

圖1 電弧模型計算區(qū)域Fig.1 Calculation area of arc model

表1 模型邊界條件Tab 1 Boundary conditions of the model

采用COMSOL Multiphysics有限元仿真軟件求解上述控制方程，為提高計算精度和準(zhǔn)確性，網(wǎng)格剖分采用自適應(yīng)網(wǎng)格剖分，仿真步長設(shè)為1 μs，仿真時間設(shè)為1 ms?？紤]外施磁場作用對電弧的影響，將電流的焦耳熱和自感應(yīng)磁場與外施磁場作用下的洛倫茲力作為源項分別添加至能量守恒方程和動量守恒方程中。在模型的求解過程中，首先由Maxwell方程組求解電流密度和磁場強(qiáng)度分布，進(jìn)而計算弧柱區(qū)域洛倫茲力和焦耳熱，將二者分別作為體積作用力和體積熱源代入動量和能量守恒方程求解氣體速度、溫度、壓強(qiáng)，根據(jù)氣體溫度分布更新氣體熱力學(xué)參數(shù)，重新求解Maxwell方程組，直到求解變量滿足收斂條件為止。仿真模型中各物理場的耦合關(guān)系如圖2所示。

2 沖擊電弧運(yùn)動特性分析及試驗驗證

根據(jù)所建沖擊電弧模型可仿真得到各個物理場中特征量的變化特性，通過分析特征量隨時間和空間的變化可反映沖擊電弧運(yùn)動特性。流場中的等離子體速度是表征沖擊電弧運(yùn)動快慢的關(guān)鍵參數(shù)，因此借助此特征量評估腔室內(nèi)沖擊電弧運(yùn)動特性，并開展淬弧試驗進(jìn)行驗證。

2.1 仿真結(jié)果分析

初始腔室結(jié)構(gòu)和外施磁場作用下，仿真所得的不同時刻下腔室內(nèi)等離子體速度分布運(yùn)動如圖3所示。

圖3 不同時刻腔室內(nèi)等離子體及空間氣體速度分布云圖Fig.3 Velocity distribution of plasma and gas in the chamber at different times

分析不同時刻下腔室內(nèi)等離子體速度的分布云圖可知：在t=1 μs時，腔室內(nèi)等離子體的速度較小，且速度峰值的位置位于電極間距最短處。這說明起始階段，由于時間過于短暫，電弧與腔室內(nèi)氣體之間的能量交換極不充分，腔室內(nèi)溫度不夠高，導(dǎo)致等離子體速度較小，同時速度峰值的位置與電弧起始位置處于電極間距最短處相對應(yīng)。當(dāng)t=8 μs時，等離子體速度上升，速度峰值位置仍在電極間距最短處附近，說明腔室內(nèi)氣體因電弧的溫度加熱形成氣流，且處于發(fā)展階段；而等離子體速度峰值位置偏移，說明氣流和磁場已經(jīng)起到了吹弧作用。當(dāng)t=15 μs時，等離子體速度達(dá)到最大值701 m/s，相比t=8 μs時，等離子體速度峰值位置進(jìn)一步向噴口處移動；此時等離子體速度最大，對電弧的橫吹作用最強(qiáng)，會加快電弧的去游離并使電弧進(jìn)一步向噴口方向移動。而在隨后的時刻里，等離子體速度在不斷減?。辉趖=50 μs時，噴口處的等離子體速度均大于200 m/s，此時對應(yīng)的峰值為254 m/s，說明電弧等離子體在高速氣流和磁場作用下逐步擴(kuò)散至整個區(qū)域。而當(dāng)t=200 μs時，腔室內(nèi)等離子體的速度較小，對應(yīng)著電弧位置的偏移和電弧溫度的下降。當(dāng)t=400 μs，等離子體速度峰值僅有16 m/s，可認(rèn)為高速氣流和磁場作用基本結(jié)束。

腔室內(nèi)等離子體最大速度v隨時間變化的曲線如圖4所示。不難看出，腔室內(nèi)等離子體速度隨時間變化呈先急速增大再減小的趨勢，這與圖3中的變化相對應(yīng)。

圖4 等離子體速度隨時間變化曲線Fig.4 Curve of plasma velocity changes with time

為探究等離子體速度隨位置分布特性，取二維模型的中心軸線，繪制不同時刻中心軸線上等離子體速度變化曲線如圖5所示。對比圖中不同時刻的等離子體速度分布，不難看出，去除t=1 μs和400 μs時刻，其余4條曲線隨腔室水平坐標(biāo)x的變化趨勢大致相同；從t=8 μs到100 μs，等離子體速度先增大后降低，于15 μs達(dá)到最大值。對比曲線達(dá)到最大值對應(yīng)的水平坐標(biāo)x，不難發(fā)現(xiàn)其隨時間不斷增大，這與電弧等離子體不斷向噴口處移動相對應(yīng)。而當(dāng)t=400 μs時，沿軸線分布的等離子體速度約下降至0。

圖5 不同時刻中心軸線等離子體速度變化曲線Fig.5 Plasma velocity change curves on central axis at different times

2.2 淬弧試驗平臺搭建

為驗證模型的正確性，本文通過高精度的3D打印技術(shù)加工出指定結(jié)構(gòu)參數(shù)的滅弧腔室試品，并嵌入永磁鐵在腔室內(nèi)產(chǎn)生外施磁場，試驗中利用超高速攝像機(jī)攝錄腔室內(nèi)電弧運(yùn)動及消散的圖像，并與仿真結(jié)果對比分析。

如圖6所示為所搭建的滅弧腔室淬滅沖擊電弧的影像觀測平臺，試驗平臺主體包括沖擊電流發(fā)生器、高壓分壓器、羅氏線圈、數(shù)字示波器、超高速攝像機(jī)、圖像處理系統(tǒng)。試驗時通過沖擊電流發(fā)生器產(chǎn)生幅值為2 kA的8/20 μs沖擊電流作用于滅弧腔室內(nèi)氣隙使其擊穿，與此同時示波器采集試品的電壓電流波形，超高速攝像攝錄電弧運(yùn)動圖像。外施磁場的施加采用永磁鐵產(chǎn)磁方式，選用具有大剩磁和磁能積的銣鐵硼材質(zhì)永磁鐵，牌號為N42，剩磁Br=1.3 T。當(dāng)磁鐵為圖7矩形永磁鐵時，其中軸線處的磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度B為：

圖6 滅弧腔室淬滅沖擊電弧的影像觀測平臺示意圖Fig.6 Image observation platform for quenching impact arc in arc-extinguishing chamber

(11)

式中：Br為永磁鐵的剩磁；d為場點距離永磁鐵的軸線長度。

矩形永磁鐵尺寸如圖7所示依據(jù)式(11)，將永磁鐵的尺寸設(shè)置為a=6 mm，b=2 mm，c=3 mm，距離軸線d=3.5 mm處的磁場約為48 mT，在腔室兩側(cè)分別嵌入相同的永磁鐵，大致可在腔室中心產(chǎn)生96 mT的磁場。

圖7 矩形永磁鐵尺寸示意圖Fig.7 Diagram of rectangular permanent magnet size

2.3 試驗結(jié)果分析

利用所搭建的淬弧試驗平臺和嵌入永磁鐵的滅弧腔室試品開展試驗所攝錄的沖擊電弧運(yùn)動和熄滅圖像如圖8所示。圖像中相機(jī)的拍攝速度為150 000 fps，即每幀照片間隔時間約為6.67 μs，并將最開始出現(xiàn)電弧輝光圖像的前一張圖像時刻視為零時刻，認(rèn)為這一瞬間試品被擊穿放電。觀察電弧圖像，不難發(fā)現(xiàn)初始階段，圖像中電弧的面積大小和亮度都在不斷增加。這是由于沖擊電流波形為雙指數(shù)衰減波，電流在此階段還處于較大值，加熱腔室內(nèi)的氣體膨脹形成高速氣流，所形成的高速氣流促使電弧朝噴口方向運(yùn)動，導(dǎo)致暴露在腔室外的電弧體積增大亮度增強(qiáng)。對比分析試驗拍攝得到的電弧運(yùn)動圖像，從20 μs至53.2 μs電弧因受熱膨脹和外施磁場作用逐漸從腔室噴出，在20 μs時刻噴口前端出現(xiàn)電弧，發(fā)出強(qiáng)烈光亮在腔室外壁形成反光，在33.2 μs時刻電弧等離子體進(jìn)一步噴出，其擴(kuò)散距離進(jìn)一步增大，在53.2 μs時刻則可明顯觀察到電弧等離子體擴(kuò)散區(qū)域相較前期明顯增大，這一狀態(tài)持續(xù)至73.2 μs時刻等離子體開始消散。這與仿真所得結(jié)果在15～70 μs間腔室噴口處于較高速度趨勢相符。在70 μs后，電弧逐漸失去能量維持，弧柱直徑減弱，亮度減弱，直至420 μs后電弧完全消散，與仿真結(jié)果在400 μs時電弧等離子體失去能量維持，不再受熱膨脹導(dǎo)致運(yùn)動速度趨于相一致。

圖8 外施磁場作用下沖擊電弧運(yùn)動和熄滅圖像Fig.8 Images of impact arc motion and extinction under external magnetic field

3 磁場加速效應(yīng)影響因素分析

3.1 磁感應(yīng)強(qiáng)度影響分析

為了分析外磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度對腔室內(nèi)沖擊電弧運(yùn)動特性的影響，利用電弧模型仿真得到不同磁感應(yīng)強(qiáng)度的磁場作用下的等離子體最大速度，具體所得速度曲線如圖9所示。

圖9 不同磁場作用下等離子體速度曲線Fig.9 Plasma velocity curves at different magnetic fields

不難看出，對比無磁場(磁感應(yīng)強(qiáng)度為0)時，外施磁場對滅弧腔室內(nèi)等離子體具有加速效果。圖中5條等離子體速度曲線隨時間的變化趨勢大致相同，等離子體速度都大致在t=15 μs左右到達(dá)最大值。對比不同磁感應(yīng)強(qiáng)度下的曲線，增加磁感應(yīng)強(qiáng)度對腔室內(nèi)等離子體速度最大值具有較明顯的提升效果，而且表現(xiàn)出外施磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度越大，對等離子體的加速效果越強(qiáng)烈的規(guī)律。隨著時間推移，等離子體速度曲線幾乎重合，說明當(dāng)時間較大時，磁場對等離子體的加速效果幾乎消失。

對比不同磁場作用下腔室內(nèi)的等離子體速度最大值，隨著磁感應(yīng)強(qiáng)度B從0增大到0.5 T，對應(yīng)的等離子體速度最大值分別為596 m/s、631 m/s、702 m/s、786 m/s、840 m/s。若以未增加磁場時為基準(zhǔn)，隨磁感應(yīng)強(qiáng)度增大，速度最大值提升率分別為5.87%、17.78%、31.91%、40.97%。對于不同條件下等離子體速度曲線在時間較大時趨勢幾乎一致，究其原因，應(yīng)當(dāng)是電弧在綜合加速后運(yùn)動沿噴口方向，此時外磁場作用下的洛倫茲力方向也相應(yīng)改變，在后續(xù)帶電粒子運(yùn)動中起到約束路徑的作用[21]，即此階段外施磁場對等離子體無明顯加速效果，腔室內(nèi)等離子體速度幾乎不變。

選取前60 μs的平均速度，感應(yīng)強(qiáng)度由0提升至0.5 T，相應(yīng)腔室內(nèi)等離子體速度均值分別為270 m/s、280 m/s、298 m/s、312 m/s、324 m/s。不難發(fā)現(xiàn)，其受磁感應(yīng)強(qiáng)度的影響規(guī)律與等離子體速度最大值相似，表現(xiàn)為磁場越強(qiáng)時，等離子體平均速度也越大。相應(yīng)地，以磁感應(yīng)強(qiáng)度為0時為基準(zhǔn)，隨磁場不斷增強(qiáng)，等離子體速度均值提升率為3.91%、10.17%、15.34%、19.59%，對應(yīng)提升幅度低于速度峰值，這與曲線隨時間的走勢相對應(yīng)。

3.2 腔室結(jié)構(gòu)影響分析

腔室結(jié)構(gòu)是影響腔室內(nèi)沖擊電弧運(yùn)動的重要因素，本文在外磁場磁感應(yīng)強(qiáng)度B為0.1 T的條件下，仿真分析了電極半徑R、電極間距d和噴口開口直徑D對腔室內(nèi)等離子體速度的影響。

圖10為不同腔室結(jié)構(gòu)下等離子體最大速度曲線。其中初始結(jié)構(gòu)下對應(yīng)腔室內(nèi)等離子體速度的最大值和平均值分別為701 m/s和298 m/s。當(dāng)改變電極半徑R，仿真所得的曲線如圖10(a)，不難發(fā)現(xiàn)當(dāng)電極半徑減小時，達(dá)到速度最大值的時刻未發(fā)生明顯改變，但對應(yīng)的等離子體速度的最大值和平均值都增大。若以初始結(jié)構(gòu)為基準(zhǔn)，當(dāng)R=3 mm和R=4 mm時等離子體速度提升6.87%和1.15%。

圖10(b)為改變電極間距時仿真所得腔室內(nèi)等離子速度曲線?？梢钥闯?，當(dāng)d=1 mm逐漸增大2 mm時，等離子體速度最大值增大，但等離子體速度平均值呈減小的趨勢。由于電弧運(yùn)動是一個持續(xù)過程，等離子體速度平均值更能評估沖擊電弧的運(yùn)動特性，即減小電極間距有利于沖擊電弧的運(yùn)動。

圖10(c)中可體現(xiàn)出噴口開口直徑對等離子體速度的影響。噴口開口直徑的影響相比其他更為明顯，開口直徑D=3 mm和5 mm下等離子體最大速度分別是基礎(chǔ)結(jié)構(gòu)的1.47倍和0.77倍。

圖10 不同腔室結(jié)構(gòu)下等離子體速度曲線Fig.10 Plasma velocity curve at different chamber structures

綜合上述，腔室結(jié)構(gòu)對沖擊電弧的運(yùn)動特性有影響，且合理減小腔室的電極半徑R、電極間距d、開口直徑D能有效加快腔室內(nèi)電弧運(yùn)動，提升腔室的滅弧性能。

3.3 腔室綜合優(yōu)化

根據(jù)外磁場磁感應(yīng)強(qiáng)度和腔室結(jié)構(gòu)的影響規(guī)律，并結(jié)合實際，提出腔室綜合優(yōu)化參數(shù)：外磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度B設(shè)置為0.1 T，腔室結(jié)構(gòu)中電極半徑R=4 mm、電極間距d=1 mm、噴口開口直徑D=2 mm。

觀察圖11中曲線，綜合優(yōu)化下腔室內(nèi)等離子體速度明顯高于結(jié)構(gòu)優(yōu)化和初始結(jié)構(gòu)下對應(yīng)時刻的速度，其中綜合優(yōu)化下等離子體的最大值為937 m/s，前60 μs階段的等離子體平均速度為351 m/s。與初始結(jié)構(gòu)相比，等離子體速度的最大值和平均值分別提升了57.21%和27.17%。而相比無外磁場作用下優(yōu)化結(jié)構(gòu)的等離子體速度最大值868 m/s，等離子體速度最大值提升了7.95%，對比優(yōu)化結(jié)構(gòu)的等離子體平均速度347 m/s，提升了4.15%。

4 結(jié)論

基于磁流體動力學(xué)理論，本文利用有限元軟件耦合溫度場、流場、電磁場，建立了滅弧腔室內(nèi)沖擊電弧模型，仿真分析了腔室內(nèi)等離子體速度變化特性，揭示沖擊電弧運(yùn)動特性；然后搭建了淬滅沖擊電弧試驗平臺，開展淬弧試驗分析電弧圖像驗證了電弧模型的有效性；最后利用電弧模型仿真分析了外施磁場磁感應(yīng)強(qiáng)度和腔室結(jié)構(gòu)的影響規(guī)律，給出了單個滅弧腔室的綜合優(yōu)化參數(shù)。所得的結(jié)論為：1)沖擊電弧模型可有效反映腔室內(nèi)電弧的運(yùn)動特性，并利用等離子體速度這一特征量反映電弧運(yùn)動特性；2)外施磁場可有效加速腔室內(nèi)電弧的運(yùn)動，且磁場的磁感應(yīng)強(qiáng)度越大加速效果越明顯；3)腔室結(jié)構(gòu)對電弧運(yùn)動有重要影響，適當(dāng)減小腔室的電極半徑、電極間距和噴口開口直徑可有加速電弧運(yùn)動；4)綜合優(yōu)化下：外磁場強(qiáng)度B=0.1 T，電極半徑R=4 mm，電極間距d=1 mm，噴口開口直徑D=2 mm，可在結(jié)構(gòu)優(yōu)化下將等離子體速度的最大值和平均值分別提升7.95%和4.15%。