旋变绕线与磁场分布
目录
旋变绕线与磁场分布 1
1 旋变绕组及磁场 3
1.1.1 磁阻式旋变定子绕组 4
1.1.2 磁阻式旋变磁密 5
1.1.3 绕线式旋变磁密 8
1 旋变绕组及磁场
1.1.1 磁阻式旋变定子绕组
旋变激励绕组一般都采用等匝集中绕组，使用逐槽反向串接的方式安装在定子槽内，在这种情况下，每个定子齿上都有一个激励绕组，如图 11中绕组1-1。
图11旋变定子绕组分布示意图
和激励绕组一样，旋变输出绕组也是采用集中绕组的形式，所不同的是，输出绕组的线圈匝数是正弦变化的，也就是所谓的正弦绕组。
旋变的输出绕组有两种比较常见的绕制方式：一种是间隔绕制反向串接，如图 11中的绕组2-2和绕组3-3，这种方式下每个定子齿上最终会有两套绕组；另一种方式下绕组匝数与绕向如图 12所示，其中正值
表
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示与同一定子齿上的激励绕组绕向相同，负值表示与同一定子齿上的激励绕组绕向相反，由于磁力绕组是逐槽反接的，故输出绕组会出现相邻齿上线圈绕向相同的情况。很明显，采用此绕制方式，最终每个定子齿上会有三套绕组存在。
图12绕组匝数与绕向示意图
1.1.2 磁阻式旋变磁密
图 13为一个磁阻式旋变磁场有限元
分析
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结果，磁场中磁力线从一个极靴出发进入转子铁芯，经转子磁路跨过相邻的两个极靴后再次穿过气隙，进入另一个极靴，回到定子磁路形成闭合回路。气隙中磁力线集中穿过的位置形成磁极，环旋变一周，总共形成了12个磁极，即激励磁场为六对极，恰好与转子三个凸极相对应，这使得旋变磁场的分布整体上和电机的磁场有些类似。
图13新型磁阻式旋转变压器磁场有限元分析
事实上，等匝集中绕组的磁场分布更多的应该是如图 14所示的样式，每个极靴都对应着一个磁极，相邻两个极靴磁力线方向相反，这样更能和‘等匝集中绕组逐槽反接’的描述对应上。
图14电动汽车用磁阻式旋变及其解码电路的协同仿真
图 15是另一篇文章给出的旋变磁场分布有限元分析结果，其磁力线的分布和和图 13比较类似，都存在一些几乎没有磁力线通过的极靴，并且整个磁极对数和转子凸极数相对应。在这种分布下，如果环绕气隙一周，那么有些位置（没有磁力线通过的极靴对应处）的磁密将会是零，图 16正好与之符合。
图15两极旋变磁场分布
图16旋变气隙径向磁密波形
图 16中横坐标为旋变气隙圆周机械角度，纵轴表示径向气隙磁密大小。可以看到，整个气隙圆周磁场被分成8个部分，与定子的8个齿分别对应，每一部分的磁密可以有三种取值，为零、为正或者为负，磁场整体上呈阶梯波状，这正是集中绕组应有的特点。
最后，注意到正向磁密幅值比反向磁密幅值要小得多，这很有可能是转子的凸极结构所造成的，但暂时只是推断，并无相关
资料
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佐证。再来看看图 14对应的磁密波形，如图 17。
图17十槽旋变气隙磁密波形
图 17中磁密波形含有10（定子上有10个槽/齿）个‘波’，与图 16中的方波相比，这些‘子波’更接近于正弦波，从而气隙磁密谐波含量更少。和旋变输出电压波形类似，磁密波形包络线明显呈正弦变化，旋变气隙磁场受到转子位置函数的调制。
注意到磁密波形中含有比例较大的直流分量，这在实际中是不可能存在的，因为整个气隙是一个封闭的曲面，在这个曲面上对磁密进行积分结果必须为零。
图18气隙磁场分布示意图
图 18比较清晰地
说明
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了气隙磁场的分布特点：在转子凹点附近气隙较长，从极靴出来的磁力线更多的是从气隙短的位置进入转子或者干脆不穿过气隙直接经另一个极靴形成回路。如此形成的气隙磁场，在转子凸极附近磁密较大，而在转子凹点附近，磁密为零或者接近于零。
磁力线在定子磁路中的分布也很有特点，从定子齿出来的磁力线不是均匀地分两边进入转子磁路，再从两边的定子齿回来，而是只在一侧有分布，另一侧没有。这样最终的结果就是导致定子槽周围的磁力线数量不是相等的，而是呈现出多寡不一状态。
应该意识到旋变气隙磁场的分布不是固定的，而是随着转子位置的变化而变化的，而上述磁场分布图之所以看起来不太一样，一方面可能是因为它们的槽数、极数等参数各不相同，另一方面可能也有转子位置不一的影响。
1.1.3 绕线式旋变磁密
浙公网安备 33021202002483