书书书
高电压技术 第37卷 第3期2011年3月31日
High Voltage Engineering,Vol.37,No.3,March 31,2011
绝缘子表面电场及电荷的测量
王新新,刘微粒,王 强,朱宏林,邹晓兵
(清华大学电机工程与应用电子技术系电力系统及发电设备控制和仿真国家重点实验室,北京100084)
摘 要:绝缘子表面电荷积聚及其引起的表面电场分布畸变是导致绝缘子表面闪络电压低的主要原因。对绝缘
子表面电场及电荷分布进行测量有助于正确地设计绝缘子。为此,在阅读大量相关文献及进行技术调研的基础
上,结合作者目前正在进行的研究,对绝缘子表面电场及电荷的测量技术进行了综述。首先简要分析了绝缘子表
面电荷的来源(场致发射、局部放电、固体介质夹层极化、电导率分布不均匀或非线性、表面金属微粒等),然后详细
介绍了几种绝缘子表面电荷及电场的测量技术,包括静电探头法(有源静电探头和无源静电探头)、粉尘图法、电光
法(克尔效应和普克尔斯效应),最后分析了这几种方法的优缺点。
关键词:绝缘子;表面电场;表面电荷;静电探头;粉尘图法;电光法
中图分类号:TM216;TM930.12+4;TM930.12+5 文献
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码:A 文章编号:1003-6520(2011)03-0732-07
Measurements of Electric Field and Charge on Insulator Surface
WANG Xin-xin,LIU Wei-li,WANG Qiang,ZHU Hong-lin,ZOU Xiao-bing
(State Key Laboratory of Control and Simulation of Power System and Generation Equipments,
Department of Electrical Engineering,Tsinghua University,Beijing 100084,China)
Abstract:It is well known that the flashover voltage of an insulator between two electrodes is much lower than the
breakdown voltage of the same gap in the absence of insulator.The reduced value of the breakdown voltage is gener-
ally attributed to the surface charging of the insulator and resulting inter-electrode field modification.In order to cor-
rectly design an insulator,it is desirable to measure the distribution of the electric charge and field on the insulator
surface.Consequently,the techniques for the measurements of the electric charge and field on an insulator surface
are reviewed.Field-emitted electrons,partial discharge,dielectric interface polarization,variations in bulk or sur-
face conductivity,non-linear field-dependent conductivity,and metallic particles are responsible for the charge accu-
mulation on insulator surface.Three techniques for the measurements of the electric charge and field on the insulator
surface are described and compared,including capacitive probe,dust figure and electro-optical measurement based
on Pockels effect or Kerr effect.
Key words:insulator;surface field;surface charge;capacitive probe;dust figure;electro-optical method
0 引言
在高电压电气设备中,固体绝缘子是必不可少
的,它将高电压电极支撑起来,以实现高电压电极和
地(如金属外壳)之间的电绝缘。但是,人们发现固
体绝缘子表面往往是整个高电压电气设备中最薄弱
的绝缘环节,通常沿着绝缘子表面发生击穿,即所谓
的沿面“闪络”。研究表明[1]:导致沿面闪络的一个
重要原因是绝缘子表面电荷积聚及其引起的表面电
场畸变。因此,为了正确地设计绝缘子,对绝缘子表
面电荷及电场分布进行测量是至关重要的。
作者在阅读大量相关文献及进行技术调研的基
础上,结合目前正在进行的研究,对绝缘子表面电场
及电荷的测量技术进行了综述。本文首先简要分析
了绝缘子表面电荷的来源,然后详细介绍了几种绝缘
子表面电荷及电场的测量技术,包括静电探头法、粉
尘图法、电光法,最后分析了这几种方法的优缺点。
1 表面电荷的来源
表面电荷主要有以下几个来源[2-4]:
1)场致发射
研究表明[5]:金属电极表面不可避免存在一些
微观毛刺,长度仅μm量级的锐利毛刺就足以产生
100倍以上的局部电场增强。因此,当宏观电场强
度达到0.1MV/cm时,由于局部电场增强,所以阴
极表面毛刺的电场强度就可能已经达到场致发射所
需的10MV/cm,并开始场致发射。这些场致发射
的电子可能在电场作用下抵达绝缘子表面,特别是
那些存在强垂直电场强度分量的绝缘子表面更容易
积聚电荷。
2)局部放电
当外加电压足够高时,绝缘系统中的高电场区
域就可能发生局部放电,尤其是在绝缘子和金属电
极界面。这些交界面很可能因为接触不良而存在一
237
个气体缝隙,构成金属、固体绝缘和气体之间的三重
联接点(triple-junction point),简称三结合点。由
于固体绝缘的介电常数通常远高于气体,所以该气
体缝隙中的电场大大增强,导致局部放电。局部放
电产生带电粒子可能逸出三结合点,在电场作用下
抵达绝缘子表面。
3)固体介质夹层极化
以两种固体介质串联而成的绝缘子为例,长时
间施加直流电压U0 后,会出现介质夹层极化,两种
介质分界面上的面电荷密度σ可表示为[6]
σ=ε0
(γ1εr2-γ2εr1)
d1γ2+d2γ1
U0。 (1)
式中,ε0 为真空介电常数;εr1和εr2分别为介质1和2
的相对介电常数;γ1 和γ2 分别为介质1和2的体电
导率;d1 和d2 分别为介质1和2的厚度。
在电场的作用下,夹层极化产生的电荷可能向
绝缘子表面移动,形成表面电荷。
4)电导率不均匀或非线性
绝缘子材料不均匀可能引起体电导率分布不均
匀,最终导致体电荷积聚,体电荷密度ρ可表示为
[7]
ρ=-εE·γ/γ。 (2)
式中,γ和ε分别为固体介质的体电导率和介电常
数;E为电场强度。
对于一些绝缘子材料,即使材料是均匀的,由于
其体电导率是电场强度的函数,这种非线性也可能
引起上述的电荷积聚。例如,环氧树脂体电导率与
电场强度的关系可用下面经验公式表示
γ=γ0exp(kE)。 (3)
式中,γ0 和k分别为常数。
在电场作用下,上述积聚的体电荷也可能迁移
到绝缘子表面,形成表面电荷。
Nakanishi通过实验发现[3],环氧树脂表面电导
率γs是表面电场强度切向分量EZ 的函数,即
γs=γs0exp(kEZ)。 (4)
式中,γs0和k分别为常数。
该非线性产生的面电荷密度σ可用下式估算
σ≈t0γs0kEZ
EZ
Z
。 (5)
式中,t0 为电荷积聚时间。
5)表面金属微粒
由于种种原因绝缘系统中可能存在金属微粒,
它们可能通过复杂的过程而在绝缘子表面形成表面
电荷。例如[8]:金属电极表面很难避免存在少量
μm量级的金属颗粒,它们比较松散地粘附在电极
表面上。在电场中电极表面将感应上面电荷密度为
σ的面电荷,并且σ正比于电场强度E,即σ=ε0E。
同样,粘附在电极表面上的金属微粒也将感应上电
荷。由于微粒处表面电场的局部增强,所以微粒上
的感应电荷也相应得到增强。由于受到向外拉的电
场力,所以带电金属微粒很可能脱离电极表面,其中
的一部分可能运动至绝缘子表面。这些附着于绝缘
子表面的带电金属微粒常常引发短暂的电晕放电,
导致微粒周边的绝缘子表面被充电[9]。
值得指出的是:上述5种表面电荷产生机制中,
后3种通常需要较长的积聚时间,甚至长达数h。
2 静电探头法测量表面电荷
静电探头法的基本原理是利用静电感应来测量
绝缘子表面电荷分布。目前存在两类静电探头:①
有源静电探头,用以测量绝缘子表面电位;②无源静
电探头,用以测量绝缘子表面的电荷。
1)有源静电探头
有源静电探头的典型代表是振荡卡尔文探针
(vibrating Kelvin probe)[10-11],其工作原理简述如
下:将探头固定在某个电位U1 并接近带电的绝缘
子表面,假设正对着探头的绝缘子表面(以下简称被
测表面)电位为U2,则探头和被测表面之间电位差
U =U1-U2 保持为常数。当探头和被测表面距离
发生变化时,两者之间的电容Cps也将发生变化,由
于Cps上电位差U 保持不变,所以探头上感应电荷
量Q必须增多或减少以适应Cps的变化,这样就必
然有电流通过探头的供电电路。
根据上述原理:使探头在一个固定位置附近前
后振荡,同时逐渐改变探头上的电位。若探头在某
个电位U1 时,探头电流始终为0且不随探头位置
振荡而变化,则此时探头电位U1 等于被测表面电
位U2,Cps上的电位差U 为0。
2)无源静电探头
图1是无源静电探头的测量原理图,一个微型
金属探头靠近带电的绝缘子表面,由于静电感应,探
头也将带电,其感应面电荷密度为σp。
利用静电计测量探头上的电压,即测量仪器输
入电容(包括仪器内置电容及引线电容)Cm 上的电
压Um,便可知道金属探头(其面积为S)上的感应电
荷Qp以及感应面电荷密度σp:
Qp=CmUm; (6)
σp=Qp/S。 (7)
虽然用静电探头很容易得到σp,但σp 并不等于
被测表面的面电荷密度σ[12]。对于放置在接地金属
板上的薄片绝缘子,人们通常采用如图2所示的等
效电路来求解σp 和σ之间的关系[13],其中Cps为探
头和被测表面之间的等效电容,Cs为被测表面和地
337王新新,刘微粒,王 强,等.绝缘子表面电场及电荷的测量
图1 静电探头法测量原理图
Fig.1 Surface charge measurement using
a capacitive probe
图2 静电探头法测量的等效电路
Fig.2 Equivalent circuit of the measurement
using a capacitive probe
之间的等效电容。
被测表面总电荷量Qt可用式(8)计算
Qt=σS=Us(Cs+ CpsCmCps+Cm
)。 (8)
式中,σ为被测表面的面电荷密度;Us为被测表面对
地电压,并且有
Us=Cps+CmCps
Um。 (9)
将式(9)代入式(8),可得
σS=CmUm(Cps+CmCpsCm
Cs+1)。
则 σ=σp(
Cps+Cm
CpsCm
Cs+1)。 (10)
显然,当CmCpsCs时,有σ≈σp。
必须指出的是[14-15]:当被测绝缘子不是放置在
接地金属板上的薄片绝缘子时,静电探头接地屏蔽
外壳的屏蔽效果将减弱,此时探头上的感应电荷是
空间所有带电体(包括整个绝缘子表面)共同作用的
结果,而不仅仅是正对着探头的绝缘子表面电荷单
独作用。因此,正确的方法是[16-17]:首先用探头对绝
缘子表面大量的点进行测量,并建立空间所有带电
体电荷密度和探头输出之间的关联矩阵,然后对关
联矩阵求逆,得到绝缘子表面电荷分布。
综上所述,静电探头的优点是简单易行。但缺
点是:①不能在线测量。静电探头测量时必须撤除
外加电压,并将绝缘子两端电极都接地。撤除外加
电压后,绝缘子表面电荷分布可能发生改变,金属探
头接近后,也可能引起被测表面电荷密度发生变化。
②不论有源静电探头还是无源静电探头,都不能直
接得到人们最感兴趣的表面电场或电荷。
3 粉尘图法观察表面电荷分布
粉尘图(dust figure)是一种可以直观观察绝缘
子表面放电和电荷分布的方法,该方法最早是由李
希滕伯格(Lichtenberg)在1777年提出的,经过后
人的多次改进而一直沿用至今[18-19]。该方法简述如
下:将带电的粉尘颗粒均匀地撒在待测绝缘子表面
上,绝缘子表面存在表面电荷的地方将吸引带异号
电荷的粉尘。轻轻地吹去没有被绝缘子表面电荷吸
住的粉尘,绝缘子表面将留下一幅粉尘图案,即所谓
的“粉尘图”,它直接反映了绝缘子表面电荷分布。
为了更直观地分辨绝缘子表面电荷的极性,人
们常常使用带电的彩色粉尘。例如:将红色氧化铅
颗粒和黄白色硫磺颗粒放在一起研磨成粉末,由于
摩擦起电,红色氧化铅粉末将带上正电而黄白色硫
磺粉末带上负电。当使用这种带异性电荷的混合粉
末获取粉尘图时,粉尘图案中红色粉末所覆盖的绝
缘子表面带负电荷,黄白色粉末所覆盖的绝缘子表
面带正电荷,一目了然,易于分辨。
粉尘图法的优点是简单易行,并且直观和易于
分辨表面电荷分布及极性;其缺点是不能在线测量,
并且无法得到定量结果。
4 电光法在线测量表面电场
电光 法 是利 用 “电 光 效 应”(electro-optical
effect)测量电场的方法。所谓“电光效应”是指某些
各向同性的透明物质在电场作用下显示出光学各向
异性的效应,它包括普克尔斯(Pockels)效应和克尔
(Kerr)效应。前者是指物质的光学折射率随外加电
场一次方变化,因此Pockels效应也被称为线性电
光效应,它是德国物理学家Pockels在1893年发现
的;后者是指折射率随外加电场二次方变化,因此
Kerr效应也被称为二次电光效应,它是英国物理学
家Kerr在1875年发现的。Pockels效应只存在于
缺少对称中心的晶体中,Kerr效应则可能存在于任
何物质尤其是液体中。通过测量电光效应引起的折
437 高电压技术 High Voltage Engineering 2011,37(3)
射率变化,可推导出所施加电场强度。
1)利用Pockels效应测量电场
图3是典型的利用Pockels效应测量绝缘膜表
面电场及电荷的原理图[20-21],其核心部件是BSO晶
片(即Bi12SiO20单晶)。BSO是一种单轴非对称材
料,它只有在电场作用下才呈现双折射特性,因此,
它是一种测量电场的理想材料。
在BSO薄片(厚度通常<1mm)的前表面镀上
一层氧化铟锡 (Indium Tin Oxide,ITO)薄膜,在
BSO薄片的后表面贴上一层绝缘膜(即试品),就构
成了“Pockels传感器”(Pockels cell)。ITO薄膜是
导电并且透明的,它被用作透光电极。当高电压针
电极对绝缘膜表面放电时,它在绝缘膜上积聚表面
电荷,其面电荷密度为σ(x,y),夹在该表面电荷层
和接地ITO电极之间的BSO薄片中将产生法向
(即Z方向)电场EZ,且有
EZ(x,y)=σ
(x,y)
ε0εr
。 (11)
式中,ε0 为真空介电常数;εr为BSO相对介电常数。
由于EZ 的存在,BSO呈现出双折射特性,并且
其正交的快轴(即光轴)和慢轴都在XY平面上。将
Pockels传感器围绕Z轴旋转,使其光轴和入射偏
振光振动方向的夹角为45°,如图4所示。
若按图4所示的光路布置,则入射光进入BSO
后分解为两束振幅相同且振动方向正交的偏振光,
即振动方向垂直于光轴的o光和平行于光轴的e
光。o光和e光穿过BSO后,它们之间的相位差为
θ(即o光领先e光的角度为θ(单位为弧度)),且有
θ(x,y)=2πn
3
oγ41dEZ(x,y)
λ
。 (12)
式中,λ为入射光的波长;no 为BSO中o光的折射
率;γ41为BSO的Pockels常数,γ41=5×1012 m/V;
d为BSO晶片的厚度。
为了提高测量的灵敏度和判断表面电荷的极
性,通常在BSO前面加上一个1/8波片(使o光和e
光之间产生π/4的相位差),并且该波片的光轴和
BSO光轴取相同方向,这样我们最终得到了如图3
所示的测量光路。
图3测量光路的工作过程简述如下:氦氖激光
器发出的红光(波长632.8nm)经过平行光管后,被
扩束为平行光。此平行光经过偏振分光器(polar-
ized beam splitter,PBS)后,分别为两束振动方向正
交的线偏振光,其中一束沿原方向透射出PBS,称为
P偏振光;另一束被向上折射90°后穿出PBS,称为
S偏振光。P偏振光穿过1/8波片成为椭圆偏振光
(o光和e光相位差π/4),然后穿过BSO晶片并反
图3 用Pockels效应测量绝缘膜表面电场原理图
Fig.3 Measurement of the electric field on insulating
surface based on Pockels effect
图4 BSO光轴和入射光偏振方向夹角为45°
Fig.4 An angle of 45°between the vertically polarized
light and the fast axis of the BSO
射回来,o光和e光进一步产生2θ的相位差。反射
光反方向再一次穿过1/8波片,最后经由PBS被向
下折射90°后抵达CCD相机,其光强分布ΔI(x,y)
被记录下来。
若图3光路中没有1/8波片,则ΔI(x,y)为
ΔI(x,y)=I0(x,y)sin2(Aσ(x,y))。 (13)
式中,I0 为反射光的最大光强;A 为常数,A=
2πn03γ41d/(λε0εr)。
图5是根据式(12)绘制的曲线[20],显然,ΔI是
关于σ的偶函数。因此,根据ΔI只能确定σ的大
小,而无法判断σ的极性。另外,一般情况下,σ数
值都比较小。从图5可以看到,在σ=0附近,ΔI随
σ的变化很小,即测量灵敏度很低。
若图3光路中有1/8波片,则ΔI(x,y)改变为
ΔI(x,y)=I0(x,y)sin2(Aσ(x,y)+π/4)。 (14)
当σ=0时,ΔI=0.5I0。对应于式(13)的曲线
也画在图5中,显然,此时很容易判断σ的极性,即
ΔI>0.5I0 时,σ为正电荷;ΔI<0.5I0 时,σ为负电
荷。并且,在σ=0附近,d(ΔI)/dσ最大,即测量灵
537王新新,刘微粒,王 强,等.绝缘子表面电场及电荷的测量
敏度最高。
2)利用Kerr效应测量电场
图6是利用 Kerr效应测量电场的原理图[22]。
产生Kerr效应的探测单元为两个平行平板电极,其
外加电压为Ua,电极之间的间隙充满 Kerr系数较
大的液体,间隙中电场强度为E,其方向沿-X 方
向。在探测单元的前后各放置一个偏振片,分别作
为起偏器和检偏器,起偏器和检偏器的偏振方向与
X轴夹角分别为135°和45°。由于这两个偏振片的
方向是正交的,所以若电极之间的间隙电场为0(即
Ua=0),则穿过起偏器后的线偏振光将不能透过检
偏器。若间隙电场不为0,则由于 Kerr效应,间隙
中液体成为双折射物质(简称Kerr液体),其光轴和
电场强度E同方向(即沿-X 方向)。线偏振光穿
过Kerr液体后成为椭圆偏振光,此时将有一部分光
ΔI可以透过检偏器。
透过光ΔI的强弱决定于o光和e光之间的相
位差Δθ,即:
ΔI
I0 =
sin2(Δθ2
)=sin2(πKLE2); (15)
Δθ=2πKLE2。 (16)
式中,I0 为穿过起偏器后的线偏振光强度;K 为液
体的Kerr常数;L为光在Kerr介质中经过的长度。
显然,通过测量透过光ΔI和初始线偏振光I0
的强度,可确定间隙中的电场强度。但该方法存在
的问题是:当外加电场强度E 较小时,ΔI也很小,
它通常和检偏器的漏光可比较,使得测量误差很大。
为了解决上述问题,人们采用了各种改进措施,
其中之一是采用 Mach-Zehnder光学干涉系统取代
图6中的检偏器,用直观的干涉条纹移动数来测量
Kerr效应产生的o光和e光之间的相位差Δθ。改
进后的测量系统如图7所示[23]。
图7的虚线框中为 Mach-Zehnder光学干涉系
统,其中 B1 和 B2 为半透半反镜(即入射光强的
50%被透射;50%被反射);M1 和 M2 为全反射镜;
P2 和P3 为偏振片,前者的偏振方向为Y 方向,后者
的偏振方向为X 方向:Q1 和 Q2 为1/4波片,两者
共同组成一个1/2波片;F是干涉图的记录屏。
图7的工作原理简述如下:穿过起偏器后的线
偏振光经过Kerr液体时被分解为o光和e光,o光
的振动方向为Y 方向,它垂直于 Kerr液体的光轴
(即X 轴);e光的振动方向为 X 方向,它平行于
Kerr液体的光轴,并且e光与o光的相位差Δθ=
2πKLE2。由于起偏器的振动方向与 Kerr液体光
轴的夹角为45°,所以o光和e光的强度相等。穿过
Kerr液体的椭圆偏振光入射到半透半反镜B1 时,
图5 面电荷密度与反射光强的关系
Fig.5 Dependence of the reflected light intensity
on the surface charge density
图6 典型的利用Kerr效应测量电场的原理图
Fig.6 Typical optical arrangement for measuring
electric field based on Kerr effect
图7 利用Kerr效应测量电场的光路布置图
Fig.7 Improved optical arrangement for measuring
electric field based on Kerr effect
它被分为强度相等的两束椭圆偏振光。透射过B1
的椭圆偏振光穿过偏振片 P2 后,成为线偏振光
beam1(即沿Y 轴振动的o光分量);被B1 和 M1 反
射的椭圆偏振光穿过偏振片P3 后,也成为线偏振光
beam2(即沿X 轴振动的e光分量)。显然,beam1
637 高电压技术 High Voltage Engineering 2011,37(3)
和beam2 是两束强度相等、振动方向正交、相位差
为Δθ线偏振光。为了使beam1 和beam2 经B2 会
聚后能够产生干涉,beam1 和beam2 的振动方向必
须相同。因此,必须在beam2 光路中插入一个1/2
波片,以旋转beam2 的线偏振方向。当1/2波片的
光轴和beam2 原先的振动方向夹角为45°时,beam2
的振动方向将被旋转90°,且和beam1 的振动方向
一致。因直接制造1/2波片的工艺有相当难度,故
人们通常采用两个1/4波片构成一个1/2波片,即
图7中的Q1 和Q2,且它们的光轴均和X轴呈45°。
值得注意的是:即使外加电场为0(即Δθ=0),
beam1 和beam2 中任意两根会聚在记录屏F上的
光线的光程差通常也不为0,而是存在一个固有相
位差γ,即
γ(x)=2πλ
cosβ(x)。 (17)
式中,λ为探测光的波长;β为两根会聚光线的夹角,
如图7所示,干涉图纪录屏F位于X-Y 平面上,屏
上不同X坐标处的β是不同的。
当外加电场为0时,F上的光强分布为
I(x)∝cos2(γ(x)/2)。 (18)
显然,F上的光强分布是沿X 方向呈周期性明
暗交替的分布,当γ(x)=2iπ时(i=0,1,2,3,
…),I(x)=Imax,即所谓的亮条纹;当γ(x)=(2i+
1)π时(i=0,1,2,3,…),I(x)=0,即所谓的暗条
纹。因此,F上得到的干涉图是数量众多且平行于
X方向的明暗相间的干涉条纹,即所谓的背景条纹
(background fringe)。
当外加电场不为0时(即Δθ≠0),F上的光强
分布为
I(x,y,t)∝cos2(γ
(x)+Δθ(x,y,t)
2
)。 (19)
比较式(18)和(17)可知:加上电场后,依据Δθ
的大小(即外加电场的大小),干涉图上明暗条纹位
置将沿X方向发生相应的移动,条纹移动的距离
Δx和Δθ的关系如下
Δθ(x,y,t)/2=πΔx(x,y,t)/δx。 (20)
式中,δx 为相邻亮(或暗)条纹之间的距离。
将式(16)代入式(20),可得
E2(x,y,t)= 1KL
Δx(x,y,t)
δx =
Δn
KL
。 (21)
式中,Δn=Δx/δx 为条纹移动数。
因此,只要数干涉图上某点对应的Δn就可以
知道该点的电场大小。
若在图7所示的两个平板电极之间放置绝缘
子,则可以很方便地测量绝缘子表面电场[24-25]。
5 结论
1)导致绝缘子表面电荷积聚的原因有场致发
射、局部放电、固体介质夹层极化、体(面)电导率分
布不均匀或非线性、表面金属微粒等。对于快脉冲
电压作用下的真空绝缘表面而言,阴极表面,尤其是
阴极三结合点的场致发射是引起表面电荷积聚的主
要原因。
2)有许多方法可以用来测量绝缘子表面带电量
(电场、电荷、电位),其中比较常用的方法有静电探
头法、粉尘图法和电光法。
3)在这3种方法中,粉尘图法最简单易行,并且
直观和易于分辨表面电荷分布及极性;其缺点是测
量时必须撤除外加电压(即不能在线测量),并且无
法得到定量结果。
4)静电探头法也比较简单易行,并且可以定量
测量。但是,该方法存在以下缺点:首先,不能在线
测量。撤除外加电压后,绝缘子表面电荷分布可能
发生改变;其次,金属探头接近后,也可能引起被测
表面电荷密度发生变化。最后,不能直接得到人们
最感兴趣的表面电场或电荷。
5)电光法的突出优点是可以在线测量绝缘子表
面电场的时空分布,但技术复杂。
参 考 文 献
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WANG Xin-xin
Ph.D.,Professor
王新新
1958—,男,博士,教授,博导
1983年、1986年和1990年在清华大学分别
获学士、硕士和博士学位。现为清华大学教
授,研究方向为气体放电与等离子体,脉冲
功率技术
电话:(010)62792280
E-mail:wangxx@tsinghua.edu.cn
LIU Wei-li
Ph.D.candidate
刘微粒
1983—,男,博士生
2005年、2008年在河北大学物理学院分别
获学士、硕士学位,现为清华大学博士研究
生,研究方向为脉冲功率技术
WANG Qiang
Ph.D.candidate
王 强
1984—,男,博士生
2006年在西安交通大学电气工程学院获学
士学位,现为清华大学博士研究生,研究方
向为直流电气设备气体绝缘
ZHU Hong-lin
朱宏林
1985—,男,硕士生
2009年在华北电力大学获学士学位,现为
清华大学硕士研究生,研究方向为脉冲功率
技术
ZOU Xiao-bing
Ph.D.
Associate professor
邹晓兵
1967—,男,博士,副教授
1991年和2003年在清华大学分别获学士
和博士学位。现为清华大学副教授,研究
方向为脉冲功率技术
收稿日期 2011-02-21 修回日期 2011-03-07 编辑 李 东
837 高电压技术 High Voltage Engineering 2011,37(3)