常勇， 包廣清， 何婷

(1.蘭州理工大學(xué) 電氣工程與信息工程學(xué)院，甘肅 蘭州 730050；2.甘肅自然能源研究所，甘肅 蘭州 730046)

0 引 言

高溫超導(dǎo)(high temperature superconducting，HTS)材料憑借零電阻、磁場(chǎng)性能強(qiáng)、交流損耗低、磁屏蔽性等特點(diǎn)被廣泛應(yīng)用于電機(jī)設(shè)備[1-3]。與傳統(tǒng)電機(jī)相比，高溫超導(dǎo)電機(jī)具有體積小、功率密度高、效率高、溫升小、損耗低等諸多優(yōu)點(diǎn)，在軍用艦船電力推進(jìn)系統(tǒng)[4]、航空航天全電動(dòng)飛機(jī)[5-6]和大型風(fēng)力發(fā)電廠[7]等特殊場(chǎng)合得到了廣泛的關(guān)注與應(yīng)用，具有非常重要的研究意義。由于高溫超導(dǎo)材料的載流密度高，在電機(jī)中不用鐵磁材料便可以獲得足夠強(qiáng)的磁場(chǎng)，因此，超導(dǎo)電機(jī)的定轉(zhuǎn)子采用非磁性鐵心。與常規(guī)電機(jī)相比，內(nèi)部磁場(chǎng)分布有明顯差異。針對(duì)超導(dǎo)繞組電機(jī)拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)和性能的特殊性，有必要對(duì)其磁場(chǎng)分布規(guī)律、電磁性能參數(shù)等關(guān)鍵問題進(jìn)行系統(tǒng)研究。

隨著電機(jī)設(shè)計(jì)理論研究的不斷深入和完善，對(duì)其磁場(chǎng)計(jì)算精度的要求更為嚴(yán)苛，特別是在新型超導(dǎo)材料混合電機(jī)的設(shè)計(jì)過程中，對(duì)其磁場(chǎng)分布計(jì)算尤為重要。因此，精確分析計(jì)算超導(dǎo)繞組電機(jī)的磁場(chǎng)分布和電磁參數(shù)是超導(dǎo)類電機(jī)設(shè)計(jì)研究的關(guān)鍵。

目前對(duì)于電機(jī)磁場(chǎng)分析計(jì)算主要采用有限元法[8-9]和解析法[10-18]。有限元分析能夠處理復(fù)雜的電機(jī)結(jié)構(gòu)及鐵磁材料的非線性等問題，計(jì)算精度高，但建模及運(yùn)行分析耗時(shí)長(zhǎng)，難以建立起各個(gè)物理量之間的直觀聯(lián)系；而解析法針對(duì)邊界形狀規(guī)則，材料特性線性的場(chǎng)合，突顯出計(jì)算速度快，計(jì)算量小，邏輯推理和物理概念清晰的優(yōu)勢(shì)，有利于電機(jī)初始設(shè)計(jì)和優(yōu)化。王明杰等人采用了精確子域模型對(duì)永磁直線同步電機(jī)空載磁場(chǎng)進(jìn)行研究，提高了計(jì)算精度[19]。郭保成等人采用精確子域法對(duì)Halbach陣列盤式永磁電機(jī)進(jìn)行了解析計(jì)算，并進(jìn)行了相關(guān)實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證[20]。然而當(dāng)前絕大多數(shù)電機(jī)磁場(chǎng)解析計(jì)算方法都是針對(duì)傳統(tǒng)常規(guī)電機(jī)拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)，國(guó)內(nèi)外關(guān)于高溫超導(dǎo)電機(jī)結(jié)構(gòu)和磁場(chǎng)解析計(jì)算研究較少，文獻(xiàn)[21]采用解析計(jì)算法方法針對(duì)超導(dǎo)汽輪發(fā)電機(jī)的勵(lì)磁磁場(chǎng)和電樞磁場(chǎng)進(jìn)行分析，但缺乏對(duì)比分析，無法判斷解析計(jì)算的準(zhǔn)確性；文獻(xiàn)[22]利用鏡像法對(duì)超導(dǎo)同步發(fā)電機(jī)的三維磁場(chǎng)分布進(jìn)行求解，獲得了較高的計(jì)算精度。但目前仍缺乏系統(tǒng)的高溫超導(dǎo)電機(jī)磁場(chǎng)性能分析計(jì)算及研究的理論方法。

綜上所述，本文以高溫超導(dǎo)同步電機(jī)作為主要研究對(duì)象，針對(duì)超導(dǎo)電機(jī)采用非磁性鐵心的特殊結(jié)構(gòu)，提出了一種基于子域解析法計(jì)算高溫超導(dǎo)繞組電機(jī)磁場(chǎng)分布電磁性能參數(shù)的解析方法。將超導(dǎo)電機(jī)的磁場(chǎng)作為線性穩(wěn)定磁場(chǎng)處理。在二維平面極坐標(biāo)系中，對(duì)高溫超導(dǎo)繞組電機(jī)磁場(chǎng)求解域進(jìn)行子域劃分，建立了各子域矢量磁位拉普拉斯方程或泊松方程。根據(jù)邊界條件利用分離變量法分別求解各子域的拉普拉斯方程或泊松方程通解。在研究分析中得到的解析表達(dá)式具有普適性。與以往的研究相比[9]，該計(jì)算方案更加精確，考慮了繞組線圈的間距，推導(dǎo)出有源區(qū)域磁感應(yīng)強(qiáng)度函數(shù)，從而確定高溫超導(dǎo)臨界電流密度。在求解各個(gè)子域的矢量磁位和磁感應(yīng)分量的解析表達(dá)式時(shí)，充分考慮超導(dǎo)體臨界參數(shù)，電機(jī)極對(duì)數(shù)，高次諧波、每極每相槽數(shù)對(duì)電機(jī)磁場(chǎng)分布的影響。最后分別計(jì)算空載氣隙磁通密度和反電動(dòng)勢(shì)等相關(guān)電磁性能參數(shù)，利用有限元法進(jìn)行驗(yàn)證分析該方法的準(zhǔn)確性，對(duì)進(jìn)一步完善超導(dǎo)線材和塊材電機(jī)設(shè)計(jì)理論具有參考意義。

1 解析計(jì)算模型

超導(dǎo)電機(jī)與常規(guī)電機(jī)在磁結(jié)構(gòu)上區(qū)別較大，考慮超導(dǎo)材料的特殊性，轉(zhuǎn)子勵(lì)磁繞組和定子電樞繞組分別都固定在非磁性結(jié)構(gòu)件上，可以看作是氣隙特別大的電機(jī)，因此對(duì)電機(jī)內(nèi)部空間磁場(chǎng)分析時(shí)可以作為線性的平面穩(wěn)定場(chǎng)處理。因此作以下基本假設(shè)：

1)磁性鐵心磁導(dǎo)率μFe→∞；

2)高溫超導(dǎo)材料穩(wěn)定處于超導(dǎo)態(tài)；

3)高溫超導(dǎo)材料的電阻率為0，內(nèi)部磁通密度為0；

4)忽略端部效應(yīng)；

5)繞組區(qū)磁導(dǎo)率均為恒定值μ0；

6)高溫超導(dǎo)繞組鐵心呈非磁性。

在上述假設(shè)下，高溫超導(dǎo)電機(jī)有源區(qū)磁場(chǎng)的解析計(jì)算問題可以歸結(jié)為兩個(gè)圓柱形鐵磁區(qū)之間的繞組線圈產(chǎn)生的周期性磁場(chǎng)的計(jì)算問題。圖1給出了各極勵(lì)磁繞組的連接使得相鄰磁極的極性相同的周期性磁場(chǎng)的計(jì)算模型。超導(dǎo)繞組線圈位于磁導(dǎo)率無窮大的兩個(gè)圓柱形鐵磁之間的環(huán)形區(qū)域中，其磁導(dǎo)率為μ0。

對(duì)于圖1所示繞組線圈周期性磁場(chǎng)的求解問題，根據(jù)諧波分析法[23]與子域解析法[24-26]，將求解區(qū)域劃分為3個(gè)簡(jiǎn)單的齊次子區(qū)域：

圖1 周期性磁場(chǎng)的解析計(jì)算模型

子域Ⅰ：R2≤r≤R1，為繞組線圈與外圓柱鐵磁區(qū)之間的非磁性間隙，磁導(dǎo)率為μ0，外圓柱鐵磁磁導(dǎo)率μFe→∞；

子域Ⅱ：R3≤r≤R2，為繞組線圈之間的非磁性間隙，其磁導(dǎo)率為μ0；

子域Ⅲ：R4≤r≤R3，為繞組線圈與內(nèi)圓柱鐵磁區(qū)之間的非磁性間隙，磁導(dǎo)率為μ0，其中內(nèi)圓柱鐵磁磁導(dǎo)率μFe→∞。

在穩(wěn)定狀態(tài)下，子域Ⅰ和Ⅲ靜磁場(chǎng)滿足方程組：

(1)

子域Ⅱ滿足方程組：

(2)

2 磁場(chǎng)解析計(jì)算

2.1 各子域矢量磁位通解

在周期性交變磁場(chǎng)中，對(duì)于有源區(qū)域，因rotH=J，屬于有旋場(chǎng)，因此必須引入矢量磁位A,一般它是空間坐標(biāo)和時(shí)間的函數(shù)，包含3個(gè)空間分量，滿足方程組[27]

B=rotA。

(3)

穩(wěn)定磁場(chǎng)不包含時(shí)變分量，根據(jù)磁場(chǎng)強(qiáng)度的麥克斯韋方程微分形式可以得出

rotH=J。

(4)

將此式兩邊同時(shí)乘以μ0，得

rotB=μ0J。

(5)

將式(3)代入式(5)，利用矢量恒等式，得

rotB=rot rotA=grad divA-▽2A=μ0J。

(6)

為了完全地定義A，必須增加一個(gè)約束條件，即為庫倫條件為

divA=O。

(7)

根據(jù)式(7)的條件，式(6)化簡(jiǎn)為

▽2A=-μ0J。

(8)

子域Ⅰ和Ⅲ的磁場(chǎng)屬于平行平面場(chǎng)，矢量磁位A只有z分量，其電流密度為0。因此，對(duì)方程(1)的求解可以轉(zhuǎn)化為對(duì)矢量磁位A的拉普拉斯方程的求解，即

ΔA=O。

(9)

根據(jù)式(9)確定子域Ⅰ和子域Ⅲ的磁場(chǎng)分布。

在子域Ⅱ中，對(duì)方程(2)的求解轉(zhuǎn)化為在庫侖規(guī)范下對(duì)矢量磁位A的泊松方程求解為

ΔA=-μ0j。

(10)

式中Δ為拉普拉斯算子，上式為庫倫規(guī)范下的矢量磁位A的泊松方程。

將求解二維磁場(chǎng)問題轉(zhuǎn)化為求解各個(gè)子區(qū)域的拉普拉斯方程和泊松方程的數(shù)學(xué)問題。采用平面極坐標(biāo)系求解，式(3)可寫成：

(11)

2.2 邊界條件與求解

各子域劃分和邊界條件如圖2所示，考慮到磁系統(tǒng)在求解域的周期性，則根據(jù)矢量磁位及其偏導(dǎo)數(shù)?A(ρ,θ)/?r和?A(ρ,θ)/?θ確定的磁感應(yīng)分量函數(shù)必為周期性函數(shù)，其周期為αT=2π/p。考慮到鐵磁區(qū)邊界處的磁感應(yīng)切向分量為0，以及具有相同磁導(dǎo)率的區(qū)域邊界處磁位連續(xù)且滿足磁場(chǎng)強(qiáng)度切向分量相等，則矢量磁位的邊界條件為[19]：

圖2 各個(gè)子域劃分與邊界條件

子域Ⅰ：R2≤r≤R1，0≤θ≤2π，

(12)

(13)

子域Ⅲ：R4≤r≤R3，0≤θ≤2π，

(14)

2.2.1 子域Ⅱ中電流密度JII(θ)

選擇二維坐標(biāo)系原點(diǎn)時(shí)，如圖3所示坐標(biāo)軸與轉(zhuǎn)子繞組線圈的對(duì)稱軸線重合。電流密度分布如圖4所示，電流密度函數(shù)為：

圖3 線圈中電流的方向示意圖

(15)

式中：p為極對(duì)數(shù)；k=0,1,2,…,p-1。

(16)

(17)

根據(jù)傅里葉級(jí)數(shù)展開有

(18)

電流密度的正值對(duì)應(yīng)繞組線圈中電流的方向，如圖4所示。繞組線圈的反極性可以用電流密度的負(fù)號(hào)來表示。

圖4 解析計(jì)算簡(jiǎn)化模型與電流密度JII(θ)分布模型

2.2.2 子域Ⅰ和Ⅲ的拉普拉斯方程解

由于子域I和Ⅲ的氣隙內(nèi)沒有電流，根據(jù)邊界條件(12)和條件(14)，用分離變量法[27]求解拉普拉斯方程(9)，在平面極坐標(biāo)系中，式(9)可以變換為：

子域Ⅰ：(R2≤r≤R1，0≤θ≤2π)

(19)

根據(jù)圖2可知，氣隙內(nèi)沒有線電流，因此在通解中不存在(A0Inr+B0)(C0θ+D0)項(xiàng)。通過分離變量的方法，得到式(19)的解為

(20)

通過式(9)和式(12)得到：

(21)

子域Ⅲ：(R4≤r≤R3，0≤θ≤2π)

(22)

同理得出式(22)的解為

(23)

通過式(9)和式(14)得到：

(24)

2.2.3 子域II的泊松方程解

在平面極坐標(biāo)系中，式(8)可以變換為：

(25)

泊松方程的特解為

(26)

根據(jù)式(10)和式(13)得：

(27)

泊松方程的特解滿足式(13)的邊界條件。將式(25)代入式(13)，可得到拉普拉斯方程的通解邊界條件為：

(28)

采用分離變量法求解拉普拉斯方程(9)，得到解析表達(dá)式

(29)

(30)

(31)

(32)

(33)

根據(jù)式(19)可以得出：

(34)

(35)

(36)

(37)

(38)

(39)

(40)

根據(jù)式(11)變換可得：

(41)

各子域的磁位和磁通密度為：

子域Ⅰ：(R2≤r≤R1，0≤θ≤2π)

(42)

將式(42)代入式(41)可得：

(43)

(44)

將式(44)代入式(41)可得：

(45)

子域Ⅲ：(R4≤r≤R3，0≤θ≤2π)

(46)

將式(46)代入式(41)可得：

(47)

(48)

3 電磁參數(shù)計(jì)算

根據(jù)前面的假設(shè)及超導(dǎo)材料零電阻零損耗的特性，利用能量平衡與能量法進(jìn)進(jìn)行電磁參數(shù)計(jì)算。將超導(dǎo)電機(jī)系統(tǒng)視為無損耗儲(chǔ)能系統(tǒng)，在磁場(chǎng)變化周期相等的情況下，根據(jù)磁場(chǎng)能量與電感之間的關(guān)系計(jì)算相鄰兩組產(chǎn)生相同磁極的繞組線圈互感系數(shù)。根據(jù)電磁理論可知，超導(dǎo)繞組線圈產(chǎn)生磁場(chǎng)能量可以依據(jù)以下公式計(jì)算：

(49)

式中：A(r,θ)線圈產(chǎn)生的矢量磁位；j是線圈的電流密度；S為通電繞組線圈的截面積；ls為電機(jī)的軸向有效長(zhǎng)度。

根據(jù)圖5所示為相同磁極的兩組線圈電磁參數(shù)計(jì)算模型與簡(jiǎn)化模型，同時(shí)考慮磁場(chǎng)的周期交替性，兩組線圈互相產(chǎn)生的磁場(chǎng)能量為

圖5 相同磁極的兩組線圈電磁參數(shù)計(jì)算模型

(50)

式中β為兩組線圈的偏移角度。

完成式(50)的積分后，得

(51)

圖6給出了相鄰兩組線圈的分布直徑不相等的電磁參數(shù)計(jì)算模型?？紤]磁場(chǎng)的周期性，兩組線圈互相產(chǎn)生的磁場(chǎng)能量為

圖6 相鄰兩組線圈分布直徑不相等的電磁參數(shù)計(jì)算模型

(52)

對(duì)式(52)進(jìn)行積分，得

(53)

每個(gè)具有周期交替性磁場(chǎng)的線圈自身產(chǎn)生的磁場(chǎng)能量為

(54)

如果相鄰兩個(gè)具有周期性磁場(chǎng)的繞組線圈的周期系統(tǒng)具有不同的極性，那么在利用式(51)和式(53)計(jì)算磁場(chǎng)能量時(shí)，只需要對(duì)奇數(shù)次諧波求和，所得結(jié)果乘以4得到磁場(chǎng)總能量。

計(jì)算出磁場(chǎng)能量之后，根據(jù)公式W=1/2LI2,可以計(jì)算出勵(lì)磁繞組和電樞繞組的互感為

(55)

式中I1和I2分別為兩組線圈的電流。

同極繞組線圈的第一周期系統(tǒng)的自感為

(56)

得出繞組線圈的自感和互感，可以確定同步電機(jī)的主要參數(shù)，如空載反電動(dòng)勢(shì)和主感應(yīng)電抗，其中空載反電動(dòng)勢(shì)定義為

E0=ωM12If。

(57)

式中：M12為勵(lì)磁繞組與電樞繞組的互感；If為勵(lì)磁電流；ω為角頻率。

電樞繞組的反應(yīng)電抗定義為

Xq=ω(L1+M12)。

(58)

式中L1和M12根據(jù)式(55)～式(56)計(jì)算得出。

4 磁場(chǎng)分布及有限元分析驗(yàn)證

4.1 有限元模型

為了驗(yàn)證提出的解析法的準(zhǔn)確性與有效性，以容量3.4 kW、9槽6極高溫超導(dǎo)繞組同步發(fā)電機(jī)為例，其結(jié)構(gòu)如圖7所示。

圖7 高溫超導(dǎo)發(fā)電機(jī)的截面圖和裝配圖

發(fā)電機(jī)的繞組采用雙餅跑道型高溫超導(dǎo)磁帶制成，如圖8所示，其尺寸大小為0.4×4 mm，非磁性鐵心用于固定線圈。利用ANSYS Maxwell有限元分析軟件建立模型進(jìn)行分析計(jì)算，與解析法計(jì)算結(jié)果進(jìn)行對(duì)比。電機(jī)主要尺寸參數(shù)如表1所示。

圖8 雙餅跑道型超導(dǎo)線圈結(jié)構(gòu)示意圖

根據(jù)表1的參數(shù)建立有限元分析模型，轉(zhuǎn)速設(shè)定為250 r/min，進(jìn)行空載電磁性能分析。圖9和圖10分別為有限元預(yù)測(cè)的空載磁力線分布圖和電機(jī)空載磁密云圖?？梢钥闯龀瑢?dǎo)繞組電機(jī)的磁通密度值明顯比常規(guī)電機(jī)磁通密度值高，最高可達(dá)到3 T左右。

圖9 空載磁力線分布圖

圖10 電機(jī)空載磁密云圖

表1 主要尺寸參數(shù)

4.2 空載電磁分析與參數(shù)計(jì)算

計(jì)算同步發(fā)電機(jī)空載工況下的磁場(chǎng)分布，利用商用軟件ANSYS Maxwell建立二維瞬態(tài)場(chǎng)。對(duì)超導(dǎo)繞組發(fā)電機(jī)空載時(shí)的氣隙磁場(chǎng)進(jìn)行仿真，利用場(chǎng)計(jì)算器求解氣隙(R1-R2)/2位置處的氣隙磁密，包括徑向分量與切向分量，結(jié)果如圖11和圖12所示。圖11(a)為氣隙徑向磁通密度沿著氣隙中線圓周一個(gè)機(jī)械周期的分布圖，從波形可以看氣隙磁密波形呈現(xiàn)正弦分布的趨勢(shì),磁密最大值接近1.5 T。與解析法計(jì)算進(jìn)行比較，結(jié)果表明解析方法和有限元方法得到的波形吻合度良好。對(duì)徑向磁通密度分布進(jìn)行傅里葉分解后，得到徑向氣隙磁通密度分布的諧波分析對(duì)比結(jié)果如圖11(b)所示。對(duì)主要次諧波幅值與解析法計(jì)算結(jié)果進(jìn)行誤差分析，其中誤差計(jì)算以有限元法計(jì)算結(jié)果為基準(zhǔn)，從表2中的數(shù)據(jù)可以看出，基波幅值誤差為0.29%，3次諧波幅值誤差為1.8%，5次諧波幅值為0.52%，誤差在2%以內(nèi)該解析方法對(duì)空載氣隙磁場(chǎng)的計(jì)算有較高的準(zhǔn)確度，雖然高次諧波的幅值誤差相對(duì)較大，但對(duì)電機(jī)磁場(chǎng)整體分布計(jì)算影響不大。各次諧波分量如圖11(c)所示，同時(shí)求解一個(gè)時(shí)段的徑向磁通密度3維分布圖如圖11(d)所示。

圖11 空載徑向氣隙磁密分布

圖12 空載切向氣隙磁密分布

表2 徑向氣隙磁密主次諧波幅值及誤差

由于超導(dǎo)電機(jī)與常規(guī)電機(jī)相比氣隙特別大，因此，對(duì)超導(dǎo)同步發(fā)電機(jī)在空載工況下的切向氣隙磁密分布也進(jìn)行了計(jì)算，其結(jié)果如圖12所示。其中圖12(a)為氣隙切向磁通密度分布，圖12(b)和圖12(c)為FFT分解的各次諧波及其幅值大小比較。圖12(d)為切向磁通密度3維分布圖。從分析結(jié)果來看，兩種方法對(duì)切向磁密的計(jì)算結(jié)果吻合良好，沒有出現(xiàn)太大的誤差。

在空載工況下，勵(lì)磁繞組通以電流，電樞繞組開路，計(jì)算三相空載電動(dòng)勢(shì)，結(jié)果如圖13所示。與解析方法進(jìn)行比較，吻合度較高。

圖13 空載電動(dòng)勢(shì)波形

利用兩種方法分別計(jì)算了電樞繞組感應(yīng)電抗值，根據(jù)表3可知兩種方法對(duì)電樞繞組感應(yīng)電抗的計(jì)算值相差較為明顯，一是因?yàn)樵谟邢拊治隼@組感應(yīng)電抗時(shí)是按照電機(jī)的實(shí)際結(jié)構(gòu)和端部繞組部分，而在解析計(jì)算中，電機(jī)端部磁場(chǎng)分布復(fù)雜，為了便于計(jì)算，只考慮了電機(jī)繞組直線段部分的簡(jiǎn)化模型，在實(shí)際工程設(shè)計(jì)中還需進(jìn)行端部效應(yīng)的等效計(jì)算；二是由于高溫超導(dǎo)帶材具有各向異性，其所處的漏磁場(chǎng)相比常規(guī)繞組電機(jī)更為復(fù)雜。

表3 兩種方法計(jì)算結(jié)果對(duì)比

5 結(jié) 論

本文以容量3.4 kW、9槽6極高溫超導(dǎo)同步發(fā)電機(jī)為例，通過直角坐標(biāo)系中建立模型，劃分磁場(chǎng)區(qū)域，推導(dǎo)磁場(chǎng)分布計(jì)算的解析表達(dá)式，與有限元分析結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，得到如下結(jié)論：

1)通過計(jì)算氣隙徑向磁密、空載電勢(shì)，與有限元分析結(jié)果接近一致，在二維公式計(jì)算電樞繞組感應(yīng)電抗時(shí)，解析計(jì)算只考慮了電機(jī)繞組直線段部分的簡(jiǎn)化模型，因此出現(xiàn)誤差。整體而言，對(duì)高溫超導(dǎo)發(fā)電機(jī)進(jìn)行參數(shù)計(jì)算分析表明，該解析方法具有較高的精度。

2)所求解的解析方程具有普適性，考慮了超導(dǎo)材料的臨界參數(shù)、電機(jī)極對(duì)數(shù)、高次諧波、每極每相槽數(shù)的影響，可應(yīng)用于環(huán)形電樞繞組電機(jī)的磁場(chǎng)分析與計(jì)算。為計(jì)算不同類型的高溫超導(dǎo)類電機(jī)設(shè)計(jì)方案的磁場(chǎng)分布和參數(shù)計(jì)算提供參考。

3)與以往的研究相比，該算法考慮線圈之間的間距，根據(jù)載流線圈區(qū)域磁感應(yīng)強(qiáng)度的大小來確定高溫超導(dǎo)帶的臨界電流?？捎糜诟邷爻瑢?dǎo)電機(jī)設(shè)計(jì)參數(shù)的計(jì)算和優(yōu)化，為超導(dǎo)塊材電機(jī)設(shè)計(jì)磁場(chǎng)分析、參數(shù)計(jì)算提供理論依據(jù)。