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1)  torque winding air-gap-flux-oriented
转矩绕组气隙磁场定向
2)  Air Gap Field Oriented Control of Torque Winding
转矩绕组气隙磁场定向控制
3)  armature winding air-gap-flux-oriented
电枢绕组气隙磁场定向
1.
Based on the introduction of the suspension principle of bearingless induction motor, the armature winding air-gap-flux-oriented vector control is applied to realize the decoupling control of between electromagnet torque control and radial suspension force control.
在对无轴承交流电机的磁悬浮机理进行一般性描述的基础上,采用电枢绕组气隙磁场定向控制来实现转矩控制和悬浮力控制之间的动态解耦,并以无轴承鼠笼式异步电动机为研究对象,研制了一套控制系统,并在原理样机上进行实验,实现了转子轴的稳定悬浮,而且动态性能良好,验证了提出的无轴承异步电动机控制系统的可行性。
4)  air-gap-flux orientated
气隙磁场定向
1.
In this dissertation,air-gap-flux orientated controller was proposed to relize the levitation of rotor,moreover a digital control system based on TMS320LF2407 DSP for real-time control was developed.
在分析无轴承异步电动机悬浮力产生的基础上,建立了计及转子偏心的悬浮力解析模型,并采用气隙磁场定向控制策略,设计了以TMS320LF2407 DSP为核心的无轴承异步电动机的全数字控制系统。
5)  power winding field-oriented
功率绕组磁场定向
6)  indirect air-gap field oriented control
间接气隙磁场定向控制
1.
The decoupling algorithm of indirect air-gap field oriented control is analyzed and the decoupling between suspend control and torque control could be fulfilled utilizing the algo.
简要介绍了基于转矩绕组气隙磁场定向控制的无轴承异步电机的原理,较详细地分析了间接气隙磁场定向控制系统的解耦算法,并应用该算法实现了悬浮和转矩控制的解耦,实验结果表明这种间接气隙磁场定向控制系统的可行性。
补充资料:磁场中的能隙方程(energygapequationsinmagneticfield)
磁场中的能隙方程(energygapequationsinmagneticfield)

在有磁场存在时,能隙Δ是一个与位置r,磁场`bb{H}=\frac{1}{\mu_0}\nabla\timesbb{A}`和温度T有关的复函数。在BCS理论基础上,戈尔柯夫(Gorkov)用格林函数方法给出在T→Tc时的各向同性超导体的能隙方程。徐龙道、束正煌和王思慧在Δ/πkBT<1的扩散温度区域给出了完整而具体的超导态自由能表式,并用电子有效质量近似给出了各向异性超导体的完整能隙方程:

$sum_{\mu=1}^3\frac{1}{2m_\mu^\**}(-i\hbar\nabla_\mu-e^\**A_\mu)^2\Delta(bb{r})$

$ \frac{8(\pik_BT)^2N(0)}{7\zeta(3)n_s^\**(0)}(ln\frac{T}{T_c})\Delta(bb{r})$

$ sum_{n=2}^oo(-1)^n\frac{2^5n(2n-3)!!}{(2n)!!}$

$*\frac{\zeta(2n-1)N(0)}{7\zeta(3)n_s^\**(0)}\frac{1}{(\pik_BT)^{2n-4}}$

$\times(1-\frac{1}{2^{2n-1}})|\Delta(bb{r})|^{2n-2}\Delta(bb{r})=0$(1)

$j_\mu=\frac{1}{\mu_0}(\nabla\times\nabla\timesbb{A})\mu$

$=-\frac{7\zeta(3)n_s^\**(0)}{8(\pik_BT)^2}$

$*{\frac{i\hbare^\**}{2m_\mu^\**}[\Delta^\**(bb{r})\nabla_\mu\Delta(bb{r})$

$-\Delta(bb{r})\nabla_\mu\Delta^\**(bb{r})]$

$ \frac{e^{\**^2}}{m_\mu^\**}|\Delta(bb{r})|^2A\mu}$(2)

上二式是联立方程式,式中ζ(2n-1)是RiemannZeta函数,ns*(0)和e*是库珀电子对在T=0K时的数密度和电荷,jμ和mμ*是平行主轴μ的超导电流密度和库珀对有效质量,μ0,kB和$\hbar$分别是真空磁导率,玻尔兹曼常数和除以2π的普朗克常数,N(0)是T=0K时的态密度。当m1*=m2*=m3*时就过渡到各向同性超导体的能隙方程,又若第一方程式只取至n=2为止,并在πkBT中近似令T=Tc,则联立方程又过渡到T→Tc时的各向同性的戈尔柯夫能隙方程的形式。方程(1),(2)的各向异性体现在各向异性的mμ*上。

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