气隙长度对大气压下环氧树脂阻挡放电的影响研究

摘 要：为了研究气隙长度对大气压下介质阻挡放电的影响机制，从而进一步明晰介质阻挡放电的放电机理及特性，基于气体放电流体模型，针对长度3 mm以下的环氧树脂阻挡同轴电极气隙，在外施电场恒定的条件下对其放电微观过程进行仿真，从带电粒子微观运动角度研究气隙长度对气隙放电特性的影响。仿真结果表明：在长度小于3 mm的气隙中，环氧树脂的阻挡导致电子崩无法发展成为流注，其放电形式为汤森放电；气隙长度对放电过程的影响主要通过改变带电粒子的分布和电场强度来实现；气隙长度对放电发展速度几乎没有影响；当电子崩靠近较短气隙的阳极时，其崩头密度低于较长气隙；随着气隙长度的增加，放电电流峰值增大，上升速度和降落速度增加，脉冲宽度减小。通过对比理论计算与实验结果，证明了仿真方法的合理性。

关键词：介质阻挡放电；气隙长度；汤森放电；电子崩；流体模型；放电电流

DOI：10.15938/j.emc.2024.05.000

中图分类号：TM852文献标志码：A

Research on effect of air gap length on epoxy resin barrier discharge in atmospheric pressure air

ZHANG Mengyao， ZHENG Quanfu， LUO Lingen， SHENG Gehao， JIANG Xiuchen

（Department of Electrical Engineering， Shanghai Jiao Tong University， Shanghai 200240， China）

Abstract：In order to investigate the influence of air gap length on dielectric barrier discharge at atmospheric pressure， and further analyze the discharge mechanism and characteristics of dielectric barrier discharge. Under the condition of a constant external electric field， the fluid model is used to simulate the microscopic process of discharge in coaxial plate gap inhibited by epoxy resin less than 3 mm long. The influence of gap length on the characteristics of air gap discharge is investigated from the perspective of charged particle microscopic motion. Simulation results indicate that in gaps with lengths less than 3 mm， epoxy resin prevents the development of electron avalanches into streamers， resulting in Townsend discharge. The impact of gap length on the discharge process is primarily achieved by influencing the distribution of charged particles and the electric field. Gap length has almost no effect on the development speed of the discharge. When electron avalanches approach the anode in shorter gaps， the density of electron in the front of avalanche is lower than in longer gaps. As the gap length increases， the discharge current peak value increases， and both the rise and fall rates of the current increase while the pulse width decreases. Comparing theoretical calculation and experimental results， the rationality of this simulation method was verified.

Keywords：dielectric barrier discharge; air gap length; Townsend discharge; electron avalanche; fluid model; discharge current

0 引 言

介质阻挡放电（dielectric barrier discharge，DBD）作为产生大气压低温等离子体的主要方式之一，广泛应用于生物医学[1]、环境治理[2]、流动控制[3]、材料处理[4]、辅助燃烧[5]及物质合成转换[6]等多个领域中。对介质阻挡放电进行时空演变规律研究、非线性动力学过程与分析以及各种参数对等离子体特性的调控机制研究，对于其在工业中的实际应用具有重要意义。

目前，已有一些学者通过仿真或实验方法研究了不同放电条件下的介质阻挡放电特性。郑殿春［7］通过仿真计算得到不同脉冲电压下的六氟化硫（SF6）气体电极介质覆盖下的放电特性。郝艳捧[8]通过短时曝光图像和回路电流研究了不同外加电压和气隙长度下大气压氦气介质阻挡丝状、柱状、局部均匀和全部均匀等放电形式的特性、转换规律。罗毅[9]通过实验研究了外加电压幅值、气体间隙距离及作为阻挡层的介质材料性质对介质阻挡放电的影响。杨芸[10]采用环氧树脂和聚四氟乙烯作为阻挡介质，研究了空气条件下不同放电间距、气压和外施电压下的放电特性。CHEN J通过实验研究了介电材料表面形貌对空气中介质阻挡放电特性的影响[11]。

以上研究探索了介质阻挡放电在不同条件下的放电特性，包括放电模式、回路电流、电荷与场强分布等，但目前的工作主要以实验为主，理论研究相对滞后，对于实验规律背后的微观机理研究尚有不足，缺乏结合与带电粒子产生、移动和消失相关的具体微观过程对放电过程进行分析。因此，为进一步揭示介质阻挡放电的微观机理，本文针对3 mm以下的环氧树脂阻挡同轴平行板电极，基于带电粒子微观运动对其在外施电场恒定条件下的放电特性进行仿真，并结合放电微观过程阐述气隙长度对放电的影响机制。通过与实验结果进行比较，初步证明了所提气隙长度对介质阻挡放电影响机制的合理性。

1 气隙放电模型及求解方法

1.1 流体模型

气隙放电从微观上来说包含中性粒子电离、电子-正离子和正负离子复合、电子附着于中性粒子、粒子的漂移和扩散等物理过程，带电粒子的移动改变气隙电场分布，因此气隙放电特性可用带电粒子密度和电场分布来表征。当电极被绝缘介质覆盖时，两极的电荷无法被吸收，而是积聚在绝缘介质表面，对气隙空间电场产生削弱效果，如图1所示。

式中：Ne、Np、Nn分别为电子、正离子和负离子的密度；t为时间；ve、vp、vn分别为电子、正离子和负离子的速度；D为扩散系数；α为电离系数；η为附着系数；β为复合系数；Sph为光致电离项；φ为电势；q为电子电荷量；ε为空气介电常数。

通常情况下，光致电离强度远小于碰撞电离强度。但在气隙放电发展过程中，电子崩头部的光致电离过程提供了二次电子崩发展所必须的电子［13-14］，因此计算过程中不可忽略光致电离项，本文采用文献[15]中的方法计算光电离项。

1.2 气隙长度对放电过程的影响机制

在放电发展过程中，电离、附着、复合、对流和扩散等微观过程导致带电粒子的产生、消失与迁移，从而改变气隙中的带电粒子分布与电场强度。带电粒子分布与电场强度反过来也会影响各微观过程的强度，如图2所示。

在关于温度、湿度、压强、气体种类等因素对气隙放电过程影响的研究中，这些因素通过影响各粒子间微观反应的强度，即改变放电气体的理化性质来影响放电过程，在数值计算研究中体现为放电参数（电离系数、吸附系数、复合系数、扩散系数等）的改变。然而，气隙长度的改变并不会影响放电气体的理化性质，在绝缘介质阻挡的情况下，气隙长度对放电过程的影响主要通过影响带电粒子的分布和电场强度来实现。

放电初期，在外加强电场的作用下，电子团迅速发展成为电子崩。当初始电子分布和外加电场强度相同时，不同长度气隙中的电子团具有相同的初始发展条件。因此，在放电初期，气隙长度对电子崩的发展没有影响，不同长度的气隙中电子崩发展情况基本相同，如图3所示。

随着电子崩的迅速发展，电子密度迅速增加，空间电场畸变加剧，电子崩崩头不断向阳极靠近。此时，较短气隙中的电子崩会先到达阳极。由于绝缘介质的阻挡，到达阳极的电子并不会被吸收，而是积聚在介质板的表面，如图4所示。绝缘介质表面的电子对空间电场有一定的削弱作用，并且随着电子积聚数量的增多，削弱作用逐渐增强，导致较短气隙中的电场强度略小于较长气隙，在较短气隙的阳极附近差异最为明显。因此，随着电子崩向阳极靠近，较短气隙中的电子崩会先受到抑制。

当较短气隙中的电子崩崩头到达阳极时，虽然积聚现象导致绝缘介质板附近的电子密度显著增加，但相应的电场削弱程度也更加严重，且介质板附近的削弱效果最为明显，如图5所示。在弱电场下新的电离和二次电子崩无法产生，因此流注无法形成，即放电不能自持。此时较长气隙中的电子崩仍在向阳极发展，但最终也会因电子积聚受到抑制，流注能否形成取决于崩头电子密度大小。

综上，由于绝缘介质板的存在，较短气隙中电子崩的发展会更先受到抑制，故不同长度气隙中的放电发展过程会呈现出不同的宏微观特性。

1.3 放电电流的定义

气隙放电电流是由气隙内带电粒子的漂移扩散运动产生的，是气隙放电过程的重要宏观参量。Sato[16]从能量平衡方程出发，考虑间隙中带电粒子运动引起的位移电流，推导出一般电极的内部脉冲电流公式为

式中：Va为施加在气隙两端的外部电压；Es为不考虑空间电荷的Laplace场强。本文采用此公式计算放电电流。

1.4 求解方法

本文采用有限差分-通量校正传输法[17]进行粒子连续性方程的求解，并结合超松弛迭代法求解泊松方程。计算流程如下：

1）设置仿真参数（时间步长、空间步长等）和放电初始条件，计算超松弛因子。

2）在每一个时间步长内进行迭代计算，首先进行电位迭代计算，若满足收敛条件，则通过电位求解每个单元在r轴和z轴方向上的电场强度大小。计算电离系数、吸附系数、扩散系数、复合系数等参数，并求出带电粒子的运动速度。分别计算出对流、扩散、电离、附着、复合项，从而求出带电粒子的密度。计算电流值和削弱后的空间电场强度。

3）得出计算结果后，输出粒子密度、电场分布和放电电流，计算流程如图6所示。

2 仿真模型

本文基于以上流体模型和求解方法，使用MATLAB R2020b软件，在气压100 kPa、温度293 K、相对湿度20%的条件下，对不同长度的绝缘介质阻挡下的平行板间隙放电过程进行二维仿真。仿真结构如图7所示，平行板气隙采用同轴圆柱结构，底面半径为5 mm，分别设置不同的气隙长度。

式中：H为相对湿度；Pw为饱和水蒸气分压；Pd为干空气分压；αs和αd分别为相应的水蒸气和干空气中的电离系数；ηs和ηd分别为水蒸气和干空气中的附着系数；αs、αd、ηs、ηd采用文献[19]中的计算公式，具体取值和其他关键放电参数设置如表1所示。

3 仿真结果及分析

本文仿真了0～100 ns内，绝缘介质阻挡下的平行板气隙中电子崩产生到消失的放电发展过程。通过比较放电发展速度、电子密度、放电电流，分析气隙长度变化绝缘介质阻挡下放电过程的影响。

3.1 不同气隙长度下的放电过程

3.1.1 绝缘介质阻挡下的放电发展过程

以板间距离为2 mm的平行板气隙放电过程为例，分析绝缘介质阻挡下的气隙放电发展过程。图8（a）为仿真各时刻的电子分布情况，图8（b）为空间电场分布情况。

放电初期，在外加电场的作用下，初始电子团向阳极运动，迁移速度迅速提高，气隙空间中的碰撞电离加剧，电子密度迅速增加，形成电子崩。碰撞电离和光电离产生的大量电子集中在电子崩头部，加强了电子崩头部的电场，进一步增加了电离过程的剧烈程度，电子密度呈指数增长，电子崩向阳极移动。由于碰撞电离产生的正离子的运动速率小于电子的运动速率，正离子主要分布在电子崩的中部和尾部。正是这种空间电荷的分离导致电子崩前方和尾部的电场被加强，中部的电场被削弱。7.70 ns时，电子崩的崩头到达阳极。

随着电子崩向阳极发展，绝缘介质板上的电子逐渐累积，气隙空间中的电场被削弱，电子崩的发展受到限制。如图8（b）所示，25 ns后，阳极板附近的电子密度峰值不再增加，说明电子初崩产生的电子已基本积聚在阳极板附近，几乎没有新的电子产生。此后，由于电子扩散、附着、复合过程仍在继续，阳极板附近的电子密度逐渐降低。

3.1.2 不同气隙长度下的放电发展过程

为对比不同气隙长度下的放电发展过程，图9展示了不同长度的气隙中关键时刻的轴向电子分布情况。由于1 mm气隙中的放电电流过小（数量级仅为10-5），故将气隙长度分别设置为1.5、2和3 mm。

由图9可知，2 ns时3个气隙的电子分布曲线基本重合，电子崩的中心距离阴极0.65 mm。5.9 ns时，1.5 mm气隙的电子崩中心刚好到达阳极介质板，而2和3 mm气隙的电子崩中心已超过1.5 mm处，距离阴极1.60 mm，说明1.5 mm气隙中的电子崩在接近阳极介质板时受到抑制。同理，7.75 ns时，2 mm气隙的电子崩中心刚好到达阳极介质板，而3 mm气隙的电子崩中心已距离阴极2.10 mm。

3.2 气隙长度对放电发展速度的影响

为研究当气隙长度改变时，绝缘介质阻挡下的放电发展速度是否会发生改变，求出不同气隙长度下每一时刻电子崩中心距离阴极介质板的距离，如图10所示，其中纵轴表示电子崩头部电子密度最高处与阴极介质板间的距离。

从图10可以看出，3条曲线在上升阶段基本重合，说明不同气隙长度下的电子崩向阳极发展的速度基本相同。这是因为在电子崩到达阳极介质板前，几乎没有电子积聚在阳极介质板面上，对空间电场的削弱作用十分微弱。因此，虽然气隙长度不同，但电子崩向阳极发展过程中的电场条件基本相同，所以在电子崩到达阳极介质板前，气隙长度对绝缘介质阻挡下的放电发展速度几乎没有影响。

表2展示了不同气隙长度下电子崩头部到达特定位置的时间，其中：d表示电子崩头部距阴极介质板的距离；Z表示气隙长度，分别取1.5、2和3 mm；t表示时间；v表示电子崩在该位置与前一位置间传播的平均速度。从表中可以看出，在到达阳极板前，不同气隙长度下电子崩发展至相同位置处的时间基本相同，但在接近阳极介质板处有一定差异。当电子崩接近阳极介质板时，电子的积聚使得介质板附近的电场强度发生明显的降低，电子漂移速度、碰撞电离强度减小，电子崩传播速度相应减慢。因此，电子崩接近阳极介质板时的速度相较于电子崩在更长气隙中到达同一位置时的速度更小。

3.3 气隙长度对电子密度的影响

表3展示了不同气隙长度下电子崩崩头到达特定位置时的电子密度。由表可知，电子崩刚开始发展时，不同长度气隙中电子崩到达同一位置时的崩头密度并无区别。随着较短气隙中的电子崩接近阳极介质板，其发展受到抑制，到达相同位置时的崩头密度低于较长气隙，且随着电子崩越接近阳极，这一差异逐渐增大。如表3所示，电子崩到达距阴极1.25 mm处时，1.5 mm气隙中电子崩崩头密度比2 mm气隙中电子崩崩头密度小1.3×109 m-3，而电子崩到达距阴极1.40 mm处时，这一密度差增加到1.37×1010 m-3。同理，2 mm气隙中的电子崩到达距阴极1.75 mm处时，其崩头密度比3 mm气隙中电子崩崩头密度低1.88×1010 m-3。即在电子崩靠近阳极时，气隙长度越大，电子崩崩头密度越高。

由于介质板表面的电子积聚现象，当较短气隙中的电子崩崩头到达阳极介质板时，该处的电子密度高于较长气隙。如表3所示，1.5 mm气隙中电子崩崩头抵达阳极介质板时的密度为12.179×1011 m-3，明显高于2和3 mm气隙中电子崩崩头抵达距阴极1.5 mm处时的密度。同样，2 mm气隙中电子崩崩头抵达阳极介质板时的密度为12.179×1011 m-3，明显高于2和3 mm气隙中电子崩崩头抵达距阴极1.5 mm处时的密度。

另外，随着气隙长度的增加，电子崩发展更为充分，放电过程中电子密度的最大值相应增加。但即便是3 mm气隙中的电子密度最大值也没有达到形成流注的量级（1017 m-3），说明本文研究条件下的放电均为汤逊放电。

3.4 气隙长度对放电电流的影响

放电电流作为气隙放电微观物理过程和宏观特性间的纽带，是监测放电过程的重要指标。采用1.3节中的计算方法求出仿真各时刻不同气隙长度下的放电电流，如图11所示。

由图11可知，随着气隙长度的增加，电流上升越快，峰值显著增大。表4展示了不同气隙长度下放电电流的特性指标，其中最终值为仿真结束时的电流大小，脉冲宽度为1/2峰值间的时间间隔，上升时间为电流从峰值的10%上升至峰值所经过的时间，降落时间为电流从峰值降落至峰值的20%所经过的时间，相应得出上升速度与降落速度。

由表4得出以下规律：

1）气隙长度越大，电流的上升速度越快，峰值越大。一方面，气隙越长，电子崩靠近阳极介质板的时间越晚，且同样数量的电子积聚在阳极介质板上时，其对较短气隙电场的削弱效果越强。另一方面，电流反映的是气隙内带电粒子漂移扩散运动的总和，电子崩在较长气隙中有更大的发展空间，能产生更多的带电粒子。

2）气隙长度越大，电流的降落速度越快。当电子在阳极介质板积聚到一定程度后，新电子的产生速度越来越慢，电子密度不再增加。较长气隙更利于电子的扩散，减小电子分布的集中程度，加快电子通过复合、附着过程消失的速度。

3）气隙长度越大，脉冲宽度越小。虽然在较长气隙中初始电子团与阳极介质板中的距离更远，到达阳极所需要的时间大于较短气隙，但由于较长气隙中的电场削弱程度更轻，电子在阳极介质表面积聚的速度快于较短气隙。同时较长气隙中电子消失的速度更快，故脉冲宽度更小。

4 实验验证

为了验证仿真模型和计算方法的合理性，本文将仿真结果与实验宏观现象进行比较。根据图7制作气隙缺陷模型，该模型由三层环氧树脂材料粘合而成。与仿真设置相对应，模型底面边长为40 mm，上、下两层的高度为2 mm，中间层的高度分别设为1.5、2和3 mm，中心有直径为10 mm的圆柱形空隙。实验平台如图12所示，高压实验场地如图13所示。为防止缺陷模型表面发生沿面放电，对气隙放电检测产生干扰，将缺陷模型置于绝缘油中。

对于气隙长度为1.5、2、3 mm的缺陷模型，分别施加5.2、7、11 kV的工频电压进行放电实验（由于上、下两层介质板有一定分压，故施加的电压略高于仿真电压），测得的放电电流波形如图14所示，各电流峰值与脉冲宽度如表5所示。

对比图11、表4和图14、表5可得，实验现象与仿真结果中的电流在峰值、脉冲宽度上具有一致性，即随着气隙长度的增加，实验放电电流的峰值明显增大，脉冲宽度明显减小。考虑到仿真计算并不能完全模拟实际放电过程，且放电过程具有随机性，认为实验结果与仿真基本一致，验证了仿真模型和计算方法的合理性。另外，陈伟根[20]在其研究中发现气隙缺陷长度越大，起始放电量越大，即放电电流值越大，与本文结论一致。

由于实验方法和设备的局限性，本文只从放电电流的角度对比实验现象与仿真结果，其他放电特性将在后续工作中研究。

5 结 论

本文基于流体模型，在恒定外加电场强度的条件下对3 mm以下的环氧树脂阻挡气隙放电微观过程进行仿真，研究了气隙长度对气隙放电宏微观特性的影响，结论如下：

1）在环氧树脂阻挡下，放电过程中电子逐渐积聚在阳极介质板表面，流注无法形成，放电模式为汤逊放电。

2）气隙长度对放电过程的影响主要通过影响带电粒子的分布和电场强度来实现。由于环氧树脂的阻挡作用，较短气隙中电子崩的发展会更先受到抑制，因此不同长度气隙中的放电过程呈现出不同的宏微观特性。

3）在电子崩远离阳极时，同一时刻不同气隙中的放电发展速度和崩头电子密度基本相同；随着较短气隙中的电子崩先靠近阳极，其放电发展速度减慢，崩头的电子密度低于较长气隙。

4）随着气隙长度的增加，放电电流峰值增大，上升速度和降落速度增加，脉冲宽度减小。

参 考 文 献：

［1］张丽阳， 郭云涛， 帖金凤， 等. 大气压栅状介质阻挡放电等离子体空气消毒研究[J/OL].高电压技术：1-17[2023-12-23].https：//doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve.20231161.

ZHANG Liyang， GUO Yuntao， TIE Jinfeng， et al. Air disinfection by atmospheric pressure grating-like dielectric barrier discharge plasma[J/OL].High Voltage Engineering：1-17[2023-12-23].https：//doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve.20231161.

［2］瞿莹， 郭凤艳， 崔宇韬， 等.流化床DBD等离子体耦合CeO2/γ-Al2O3催化修复阿特拉津污染土壤[J]. 环境科学学报， 2024， 44（1）： 1.

QU Ying， GUO Fengyan， CUI Yutao， et al. Remediation of atrazine-contaminated soil by the fluidized-bed DBD plasma coupled CeO2/γ-Al2O3 catalysis[J]. Acta Scientiae Circumstantiae， 2024， 44（1）： 1.

［3］苏志， 宗豪华， 梁华， 等. 等离子体湍流摩擦减阻研究进展与展望[J]. 空气动力学学报， 2023， 41（9）： 1.

SU Zhi， ZONG Haohua， LIANG Hua， et al. Progress and outlook of plasma-based turbulent skin-friction drag reduction[J]. Acta Aerodynamica Sinica， 2023， 41（9）： 1.

［4］米彦， 苟家喜， 刘露露， 等.脉冲介质阻挡放电等离子体改性对BN/EP复合材料击穿强度和热导率的影响[J]. 电工技术学报， 2020， 35（18）： 3949.

MI Yan， GOU Jiaxi， LIU Lulu， et al. Effect of pulse dielectric barrier discharge plasma modification on breakdown strength and thermal conductivity of BN/EP composites[J]. Transactions of China Electrotechnical Society， 2020， 35（18）： 3949.

［5］李平， 彭超， 陶华杨， 等. 磁场增强DBD等离子体改善煤炭燃烧的特性[J]. 高电压技术， 2023， 49（10）： 4436.

LI Ping， PENG Chao， TAO Huayang， et al. Improving coal combustion characteristics by magnetic field enhanced DBD plasma[J]. High Voltage Engineering， 2023， 49（10）： 4436.

［6］王帅. 面向NO转化的介质阻挡放电负载建模与电源设计方法研究[D].杭州：浙江大学， 2018.

［7］郑殿春， 沈湘东， 郑秋平， 等.电极介质覆盖SF6间隙纳秒脉冲电压放电特性研究[J].电机与控制学报，2019，23（11）：84.

ZHENG Dianchun， SHEN Xiangdong， ZHENG Qiuping， et al. SF6 discharge behaviors of electrode-covered with dielectric under nanosecond impulse voltages[J]. Electric Machines and Control， 2019， 23（11）： 84.

［8］郝艳捧， 韩玉英， 黄之明， 等.大气压氦气平行板介质阻挡放电的形式转换[J].电工技术学报， 2018， 33（13）： 3041.

HAO Yanpeng， HAN Yuying， HUANG Zhiming， et al. Discharge transitions of parallel dielectric barrier in atmospheric pressure helium[J]. Transactions of China Electrotechnical Society， 2018， 33（13）： 3041.

［9］罗毅， 方志， 邱毓昌， 等.介质阻挡放电影响因素分析[J].高压电器， 2004（2）： 81.

LUO Yi， FANG Zhi， QIU Yuchang， et al. Analysis of influencing factors on dielectric barrier discharge[J]. High Voltage Aparatus， 2004（2）： 81.

［10］杨芸， 张冠军， 杨国清， 等.空气条件下介质阻挡放电影响因素的研究[J].高电压技术， 2007，33（2）： 37.

YANG Yun， ZHANG Guanjun，YANG Guoqing， et al. Study on influential factors of dielectric barrier discharge in air[J]. High Voltage Engineering， 2007，33（2）： 37.

［11］CHEN J， LIU F， ZHAO Y， et al. Effects of repetition frequency and rising edge time on uniformity of air dielectric barrier discharge[C]//Proceedings of the 2022 IEEE International Conference on Plasma Science （ICOPS）， May 22-26， 2022， Seattle， WA， USA.2022：1.

［12］DAVIES A J， DAVIES C S， EVANS C J. Computer simulation of rapidly developing gaseous discharges[J]. Proceedings of the Institution of Electrical Engineers， 1971， 118（6）：816.

［13］YU V S， LARSSON A， GUBANSKI S M， et al. The propagation of positive streamers in a weak and uniform background electric field[J]. Journal of Physics D： Applied Physics， 2001， 34（4）： 614.

［14］张赟， 曾嵘， 杨学昌， 等.大气压下流注放电光电离过程的数值仿真[J].中国电机工程学报， 2009， 29（4）： 110.

ZHANG Yun， ZENG Rong， YANG Xuechang， et al. Study on photoionization produced by discharge in atmospheric air by numerical method[J].Proceedings of the CSEE，2009，29（4）：110.

［15］朱士华. 短间隙SF6、N2及其混合气体放电过程分析[D].哈尔滨：哈尔滨理工大学， 2012.

［16］DHALI S K， WILLIAMS P F. Two-dimensional studies of streamers in gases[J]. Journal of Applied Physics， 1987， 62（12）： 4696.

［17］SATO N. Discharge current induced by the motion of charged particles[J]. Journal of Physics D： Applied Physics， 1980， 13（1）： 3.

［18］徐明铭. 空气湿度对直流电晕放电影响的研究[D]. 济南：山东大学， 2014.

［19］ABDEL-SALAM M. Positive wire-to-plane coronas as influenced by atmospheric humidity[J]. IEEE Transactions on Industry Applications，1985，21（1）： 35.

［20］陈伟根， 龙震泽， 谢波， 等.不同气隙尺寸的油纸绝缘气隙放电特征及发展阶段识别[J]. 电工技术学报，2016，31（10）：49.

CHEN Weigen， LONG Zhenze， XIE Bo， et al. Characteristics and development stage recognition of air-gap discharge within oil-paper insulation considering effect of cavity size[J]. Transactions of China Electrotechnical Society， 2016， 31（10）： 49.

（编辑：邱赫男）

收稿日期： 2023-12-28

基金项目：

作者简介：张梦瑶（2001—），女，硕士研究生，研究方向为电力设备在线监测与故障诊断；

郑全福（1998—），男，博士研究生，研究方向为电力设备在线监测及其数字化；

罗林根（1982—），男，博士，副教授，硕士生导师，研究方向为输变电设备状态评估、复杂电力系统脆弱性分析;

盛戈皞（1974—），男，教授，博士生导师，研究方向为输变电设备状态监测与智能化；

江秀臣（1965—），男，教授，博士生导师，研究方向为电力设备在线监测、智能电网。

通信作者：罗林根