图1 覆水环状SDBD激励器结构示意图
Fig.1 Schematics of the annular SDBD actuator with water covered
摘要 表面介质阻挡放电（SDBD）激励器覆水时其介质表面的电场分布会发生变化，进而影响SDBD的应用效果，故需探究SDBD激励器覆水时的放电特性。该文基于微秒脉冲激励开展覆水工况下环状电极SDBD的放电特性研究，比较了覆水前后环状SDBD的放电特性差异，并结合水滴极化、表面电荷积累等理论，分析了环状SDBD激励器在覆水条件下放电通道的发展以及水滴对其造成的影响。结果表明，高压电极产生的放电通道沿径向发展时朝水滴发生了偏移，并在遭遇水滴后被“阻断”；水滴不仅会改变环状SDBD介质表面的电场分布，其下端出现的局部强电场还会降低SDBD放电电流峰值并减少放电次数；水滴表面出现多个放电起始点，产生的通道与高压电极产生的通道互斥，导致水滴周围出现明显暗区。随着外加电压幅值上升，放电通道向水滴的偏移加剧，呈现水滴汇聚放电通道现象；同时放电通道的亮度显著提升，但放电通道被阻断的现象始终存在。此外，水滴在脉冲上升沿阶段内进行电荷积累，并于脉冲下降沿阶段作为“二次电极”释放电荷，增强了介质表面的反向放电。
关键词：环状表面介质阻挡放电 覆水工况 阻断现象 放电通道发展 二次电极
表面介质阻挡放电（Surface Dielectric Barrier Discharge, SDBD）作为一种新型放电方式，具有结构简单、效率高等特点[1-3]。其中，环形电极结构的SDBD激励器因能降低放电不均匀性并提高放电处理面积，在流动控制、废水处理等领域展现出广泛的应用前景[4-5]。
在这些领域中，SDBD激励器覆水运行是常见工况之一。例如，流动控制领域中SDBD驱动器被安装于飞行器表面以调控机翼表面的气流流动分布，而雨天飞行时机翼常被雨水覆盖[6]；废水处理时出现的水滴飞溅也会导致净化设备上的SDBD激励器处于覆水状态[7]。
目前针对SDBD激励器覆水时的研究主要集中在应用效果方面。如Meng Xuanshi等[8]在不同结构SDBD激励器的防除冰实验中模拟了水滴撞击SDBD激励器表面的过程，结果显示过冷水滴对不同结构的SDBD激励器的除冰效率均有影响；Zheng Xing等[9]研究了飞行器中SDBD激励器表面覆水时的功耗变化，结果显示激励器功耗显著增加且能量利用率下降；Zhu Yifei等[10]发现SDBD激励器表面的覆水量会影响其放电电流并造成能量沉积，对设备的稳定运行造成威胁；Deng Xiaoxu等[11]指出水蒸气会增强水与电极之间的放电，从而加快设备表面的融冰过程，然而冰块融化产生的水反向流动会影响设备的放电稳定性，进而降低除冰效率。
现有研究普遍认为水滴是影响SDBD激励器性能的关键因素之一，但多数研究仅聚焦于水滴对应用效果的影响，而针对SDBD激励器在覆水条件下放电特性变化的研究相对匮乏。事实上，SDBD应用主要依赖其放电过程中产生的诱导气流、活性粒子等，以实现气体流动控制、等离子体催化等效果[12-13]。而覆水则会通过改变激励器介质表面的电场分布，影响放电过程中通道的结构、密度、发展速度和方向等。这些因素直接改变了放电时产生的诱导气流和活性粒子的特性，从而影响SDBD激励器的应用效果。因此，开展覆水条件下SDBD放电特性研究对于保障SDBD激励器的工程应用具有重要意义。
本文选取环形电极SDBD激励器作为研究对象，探究了其介质表面覆水时的放电特性。通过改变外加电压幅值，结合水滴极化、表面电荷积累等理论，讨论环状SDBD激励器表面覆水时的放电通道发展以及水滴对放电特性的影响，对比分析覆水前后放电特性差异的原因。
本实验在大气压条件下进行，实验系统搭建在光学平台上。实验采用的环状SDBD激励器结构示意图如图1所示。激励器的阻挡介质选用环氧树脂板，其厚度为1 mm，相对介电常数为4.2；高压电极与地电极分别置于介质板上下两侧，并保持圆心对正，厚度均为35 μm；电极水平间距为0 mm，其中高压电极圆环宽度为5 mm，圆形地电极边缘与高压电极环内边缘对齐，半径R=10 mm。为防止发生沿面闪络对介质的绝缘性能造成损害，使用热熔胶对地电极与高压电极进行封装[14-15]。本文通过直进式微量进样器抽取并控制水滴，以模拟工况中水滴的形态分布[16]：统一取水滴体积为1 μL，调节推进器平台旋钮，确保介质表面与进样器呈垂直状态后，于同一高度匀速推动进样器，使水滴自由滴落于介质表面并均匀摊开，形成接触角约为54°、高度约为0.2 mm、半径约为0.75 mm的球冠状形态[17]。
图1 覆水环状SDBD激励器结构示意图
Fig.1 Schematics of the annular SDBD actuator with water covered
本文定义水滴中心与环形高压电极内边缘之间的距离为d，并选取d=2 mm。将水滴靠近环状高压电极的下边缘处定义为A点，水滴靠近介质表面中心的上边缘处为B点。环状高压电极内部边缘和水滴放置区域分别在图1中用白色和黄色虚线标出。
覆水工况下环状SDBD实验装置与测量系统如图2所示。激励源采用重频微秒脉冲电源CMPC-40D，其输出电压为0～30 kV，频率范围为0～3 kHz。前期研究发现重复频率对SDBD放电特性影响较小[18]，因此文中选取重复频率为800 Hz。外加电压测量采用高压探头Tek P6015A，放电电流测量采用罗氏线圈Pearson Model 4100，电压电流波形记录采用示波器Tektronix DPO2024。放电图像采集使用Canon EOS 5DIII相机，镜头为Canon EW-83H，光圈F=4.0；相机曝光时间T与感光度ISO共设置两组，分别为1 s与1 600、1/800 s与52 100，以获取单脉冲放电图像与800脉冲叠加的放电图像。
图2 覆水工况下环状SDBD实验装置与测量系统
Fig.2 Experimental setup and measurement system of the annular SDBD with water covered
覆水前后环状SDBD的放电电压、电流波形如图3所示，其中外加电压幅值为18 kV。整个放电过程由多个ns级或更短时间尺度的放电通道组成。由于施加的单次脉冲电压具有一定的持续时间，多个放电通道在此期间连续产生，从而导致激发电流呈现脉冲簇形态[19]。在覆水与未覆水条件下，放电均发生在电压上升沿，电流激增至峰值后迅速下降。对比分析表明，覆水条件下的电流峰值出现时间提前，电流峰值显著降低，同时电流脉冲数量减少约40%。
图3 未覆水/覆水环状SDBD的放电电压、电流波形
Fig.3 Voltage and current waveforms of the annular SDBD unwater/water-covered
分析放电图像可以获得放电等离子体的形态和亮度等特性。保持外加电压幅值仍为18 kV，在暗室采集得到单脉冲时间内与800脉冲叠加后的未覆水/覆水环状SDBD放电图像，如图4所示。
图4 不同脉冲数作用时未覆水/覆水环状SDBD放电图像
Fig.4 Discharge images of unwater/water-covered annular SDBD under different pulse numbers
在单次脉冲时间内，未覆水环状SDBD激励器高压电极内边缘产生了指向介质中心的离散放电通道；覆盖于介质表面的水滴上、下端均产生了指向介质中心的离散放电通道，但水滴覆盖处未形成明显的放电通道，出现放电通道被“阻断”现象。在800脉冲叠加下，水滴下端的高压电极内边缘区域产生的放电通道的亮度较其他区域有所提升，这些放电通道沿介质表面发展时出现明显偏移，呈现向水滴下端聚拢趋势；水滴上端B处放电通道则朝向四周发展，且在水滴周围出现了明显暗区，但水滴覆盖处仍存在单次脉冲时出现的放电通道被“阻断”现象。
为探究电压幅值对放电图像的影响，依次取电压幅值U=10、12、14、16、18 kV，得到800脉冲叠加作用下的放电图像如图5所示。
当电压幅值较低时，未覆水区域的高压电极内边缘随机产生放电通道，且分布较为分散。此时除高压电极内边缘会激发新的放电通道外，已产生的通道还会沿高压电极内边缘向两侧横向激发电离，即通道的前向激发与横向激发均在发挥作用。随着电压幅值的升高，已有流注与新的流注通道向前发展时，通道横向激发电离使得放电面积逐渐增大，呈现类弥散分布状态。同时各流注前端的电子电离加剧，不断产生新的二次电子崩，从而延长放电通道[20]。当外加电压继续上升时，电荷还会优先选择稳定的流注通道，导致已有通道的电荷密度增加[21]、放电通道亮度提升，逐渐形成离散通道，此时放电模式逐渐转变为离散与弥散的混合形式。
图5 不同电压幅值下800脉冲叠加作用的放电图像
Fig.5 Discharge images under 800 pulses at different voltage amplitudes
此外，在低电压幅值下，水滴下端高压电极激发的放电通道亮度虽然强于未覆水区域的放电通道，但通道数量较少，因此A处对放电通道的汇聚作用并不显著；B处也仅出现少量放电起始点，且通道长度较短。当电压幅值增加至18 kV时，水滴上、下端激发的放电通道数量和亮度均有所上升，同时A处对放电通道的汇聚作用明显增强，大多数通道向水滴下端发生偏移；B处激发的放电通道数量增加，且通道长度提升。然而，尽管外加电压幅值不断增长，水滴覆盖处却始终存在放电通道“阻断”现象，关于这一独特现象的讨论将在3.2节中进一步展开。
电场强度是气体放电中的关键因素。气体放电时的电场由两部分叠加形成：一部分是外加电压产生的外电场；另一部分是放电后由等离子体及带电粒子产生的电场[21]。而放电只有在电场强度达到阈值时才能持续，在此之前放电区域的电场仅由外电场主导。为分析覆水对环状SDBD激励器介质表面电场的影响，将水滴视作相对介电常数
为81的非导电材料并放置于介质表面d=2 mm处[22]，以环形SDBD激励器介质表面中心为原点，沿x、y、z轴建立三维模型[23]，如图6a所示。图6a中，r为由介质表面中心指向高压电极边缘的距离。
图6 覆水环状SDBD激励器计算模型与介质表面电场分布
Fig.6 Computational modelling of water-covered annual SDBD actuator with electric field distribution on dielectric surface
基于Laplace方程并结合纽曼边界条件，如式（1）、式（2）所示，对环状SDBD激励器覆水时介质表面的电场分布进行求解，并得到电场等位线分布如图6b所示。
（1）
（2）
式中，ε0为真空介电常数；εra为空气相对介电常数；
为标量电位；
、
分别为空气-介质表面的分界面两侧电场强度切向分量；
、
分别为分界面两侧电通量的法向分量。
结果显示，相较于未覆水条件，环状SDBD覆水时介质表面电场分布发生了显著变化。与相同r值的区域相比，水滴靠近高压电极一侧的电场强度有所提升，而靠近介质中心一侧的电场强度降低。这种变化将显著影响后续放电时介质表面的电荷移动和通道发展。
此外，为更准确地描述水滴对其周围电场的影响，沿径向取z=0.1～0.7 mm，得到不同z值下的覆水环状SDBD激励器介质表面电场分布曲线，如图7所示。
图7 不同z值下的覆水环状SDBD激励器介质表面电场分布曲线
Fig.7 Electric field distribution curves on the dielectric surface of water-coated annular SDBD actuator at different z-values
由图7可见，随着z值的增加，水滴对其两侧介质表面电场的影响始终存在，尤其是水滴下端发生的电场剧增，与舒胜文等提出的因介质常数差异出现的三相交界处局部电场集中的现象相吻合[24]。
环状SDBD激励器在水滴覆盖下的放电特性差异主要源于水滴的极化作用和高介电常数的影响。本节将通过分析水滴“阻断”下的环状SDBD放电通道发展情况，进一步理解水滴对放电特性的影响。
1）在无外加电压时，水分子的正负电荷中心不重合，导致其内部电偶极子呈现无规则分布[25]。当电压施加到环状SDBD激励器时，介质表面会产生一个近似由高压电极指向介质中心的电场E0[26-27]。在此电场作用下，介质表面的自由电子沿径向朝高压电极移动，并在过程中与间隙中的气体分子和原子碰撞电离，从而积累能量。同时，水滴内部的电偶极子会受到电场产生的力矩，其内部的正、负电荷所受电场力分别为F1、F2，两者合成后使得电偶极子发生如图8所示的偏转，所受力矩大小为
（3）
式中，M为水中的电偶极子在电场中受到的力矩大小；μ0为水分子电偶极矩（方向由负电荷指向正电荷）；θ为外加电场E0与电偶极矩间的夹角。
图8 外加电场下水滴内部电偶极子受力分析
Fig.8 Forces of the internal electric dipole of a water droplet under an applied electric field
由于初始阶段外电压形成的E0值较小，其引发的电子碰撞剧烈程度尚不足以形成电子崩。此外，根据Debye模型中对水滴极化程度随脉冲时间变化特性的描述[28]，当电介质处于弛豫极化模式时，极化程度可近似表示[29]为
（4）
式中，P(t)为水滴在t时刻的极化程度；τp为极化弛豫时间常数；P0为最大极化强度，表达式为
（5）
根据实验条件，计算得P0=6.54×10-3 C/m2，取τp=0.5 μs，得到脉冲电场下水滴极化程度随时间变化曲线如图9所示。
由图9可见，在施加脉冲电压的初始阶段，水滴极化表现出一定的滞后。这主要是因为占主导地位的弛豫极化过程的时间尺度与脉冲上升沿的持续时间相近。弛豫极化涉及电偶极子在电场中逐渐调整的过程，而这一过程与产生的电场强度E0密切相关[30]。
图9 脉冲电场下水滴极化程度随时间变化曲线
Fig.9 Temporal variation curve of water droplet polarization under pulsed electric field
随着外加电压的上升，电场强度E0增大，进而提升了水滴内部电偶极子所受的力矩M。电偶极矩在指向介质表面中心的电场作用下逐渐偏转，最终形成如图10所示的排列分布。在此状态下，水滴内部靠近A点的一端为负电荷，靠近B点的一端为正电荷，这将吸引B点区域的自由电子[31]。同时，从水滴下端向高压电极运动的自由电子在不断碰撞过程中会引发初始电子崩。由于电子质量远小于正电荷质量，电子迁移速度更快，导致电子崩内的电荷密度分布极不均匀，其形态如图11过程Ⅰ所示，类似于半球形的锥体。此时电子崩头部的大量电子会加剧电离反应，滞留于后方的正电荷则会形成空间电荷场Eq1并使原电场发生明显畸变[32]。
图10 水滴极化后内部电偶极子分布
Fig.10 The internal electric dipole distribution after the polarization of the water droplets
当外加电压足以使初始电子崩在其头部的剧烈电离作用下发展至高压电极内边缘时，电子崩头部的电子会迅速进入高压电极并发生中和，剩余的正离子则作为正空间电荷，形成与E0同向叠加的附加电场，进一步产生大量的空间光电离和二次电子崩，如图11中过程Ⅱ和过程Ⅲ所示。由正离子构成的正电荷区域与二次电子崩汇合，进而形成由高压电极朝向介质表面中心发展的正流注。然而，由于流注刚开始发展，且正电荷产生的附加电场Eq1较弱，流注可能会因头部区域电场强度不足而停止[33]。此外，水滴上端沿径向朝高压电极运动的自由电子在运动至水滴上端B处时，会发生如式（6）所示的表面反应，生成的水合电子
则会堆积于水滴表面[34]。
图11 水滴下端与高压电极间的放电通道发展过程
Fig.11 Development of discharge channel between the lower end of water droplet and high-voltage electrode
（6）
随着外加电压的持续增强，由于多次二次电子崩的汇聚，流注头部的电离过程越发剧烈，并向四周释放大量光子，这些光子会引发空间光电离，进而产生新的二次电子崩，如图11中过程Ⅳ和过程Ⅴ所示。这些电子被吸引向流注头部，从而延长了流注通道，使其得以向介质表面中心不断发展。
当流注发展至水滴下端A处后，其头部大量的正电荷会造成水滴下端的电场强度相较环内相同r值区域出现显著提升，同时，由于水合电子的堆积，水滴上端电场强度也会发生变化。此外，对于发展至水滴下端附近的流注通道而言，仍需电子碰撞电离以形成二次电子崩来延续流注发展。根据P. Tardiveau等的研究[35]，从相对介电常数为
的介电物体中提取电子所需的电离能Ee可表示为
（7）
式中，x0为介质材料到正电极区域中心的距离；e为元电荷。
而水滴
=81，空气
=1，此时流注从水滴中提取电子所需的电离能远低于其从空气中提取电子所需的电离能，这将导致通道在发展至水滴下端时会发生偏移，提取的电子主要来源于水滴在外电场下发生的水解反应[34]，如式（8）所示。
（8）
经过多次脉冲叠加，多个微放电通道偏移后，路径重叠将导致水滴下端A处的放电通道亮度显著增强，放电图像中呈现水滴汇聚放电通道的现象。
此外，由于介电常数的差异以及水滴极化引发的电荷不均匀分布[22]，导致水滴上端B处局部电场增强，当外加电压上升至一定程度后极易产生局部放电，形成如图4中向四周发展的离散放电通道。这些通道的发展方向与其余区域高压电极产生的放电通道有所差异，发生相互排斥，在放电图像中表现为水滴周围的明显暗区。并且随着外部激励上升，水滴表面更多点位的电场强度达到或超过空气击穿阈值，导致放电起始点增加。此外，每个通道前端电子获得的电离能相应增加，加剧了其碰撞电离过程，释放出大量光子，通道亮度也随之提升。
2）由于较低的迁移率，积聚在水滴上端的水合电子以及水滴下端的正电荷并不会发生明显的漂移运动[36]。此外，水滴的高介电常数特性（=81）使得其下端由高压电极朝向介质表面中心发展的流注放电通道无法贯穿水滴并发展至水滴内部[37]，放电图像中表现为水滴“阻断”放电通道。随着外部激励的上升以及放电次数的累积，水合电子及正电荷的数量逐步提升，此时水滴扮演了类似高压电极与地电极间的“电容器”，进行着电荷积累的过程。
3）在外加电压持续作用下，水滴不断地进行电荷积累，形成的附加电场强度进一步增强。积累在水滴上、下表面的水合电子与正电荷受到电场力牵引作用后，试图贯穿水滴形成放电通道，以驱使水滴形成更加延展的形态[38]。然而，由于半球形水滴具有较高的表面曲率，电场线在水滴表面更加集中，导致内部电场较弱，这增加了水滴表面发生放电的可能性。此外，由于水滴具有远高于空气和介质表面的介电常数，结合泊松方程与麦克斯韦边界条件，可知此时的气-液-固三相交界处的电场线分布十分密集[39]。因此，三相交界处会形成强电场区域。当水滴上端B处的局部电场强度超过击穿电场强度阈值后，空气中电离产生的自由电子受电场力作用开始沿三相交界处运动，在此期间发生碰撞形成电子崩。此前积聚在水滴上端的水合电子则会作为“种子”加剧空气放电的传播[40]，最终沿三相交界处形成空气放电通道。
4）当外加电压开始下降，残留在三相交界处上的电荷重新结合，水滴内部极化电场迅速下降，电偶极矩不再规整并逐渐趋于无序排列。与此同时，外部激励的衰弱以及三相交界处上电荷的重新组合，使得整体放电逐渐衰弱。
图12展示了不同外加电压幅值下环状SDBD激励器表面覆水前后的反向放电电流。可见覆水对环状SDBD在单次脉冲下降沿阶段产生的反向电流具有增强效应，且随着外加电压的升高，这种增强效应越加显著。本文认为，这一现象源于上升沿阶段水滴上下表面积累的电荷释放，即水滴作为“二次电极”增强了介质表面残余电荷在反向电场作用下发生的反向放电。这与Zhao Zhiguo等使用高速摄影相机拍摄针-板结构下含水滴的单脉冲放电过程所得结论类似[22]。
图12 覆水对环状SDBD反向放电的增强效应
Fig.12 The enhanced effect of water overlay on the reverse discharge of annular SDBD
在单次脉冲的下降沿阶段中，产生的外电场方向将发生反转。而在固定的下降沿时间中，电压幅值越大意味着电场变化率越大，所形成的反向瞬时电场强度也越高。当反向电场强度足够高时，介质表面的残余电荷无法及时重新分布，而是会在新的电场方向上重新加速，过程中不断发生碰撞并形成电子崩，最终发生击穿，形成微弱的反向放电。同时，在上升沿阶段积聚于水滴上、下端的电荷也在反向电场作用下开始运动，水滴作为“二次电极”将这些电荷进行释放，加剧了碰撞电离过程，进而增强了由残余电荷产生的反向放电。此外，向高压电极运动的正电荷在途中遭遇向水滴运动的自由电子后还会形成具有杀菌和消毒作用的物质[41]。最终，由于残余电荷在气体空间中产生的放电通道相对微弱，且水滴的积累电荷数量不断减少，逐渐归零的外加电场无法继续维持介质表面的反向放电，放电通道不断衰弱直至完全熄灭。
本文针对覆水工况下环状SDBD放电特性开展了研究。基于微秒脉冲激励搭建了放电实验平台，研究了放电电流波形和单脉冲与多脉冲叠加放电图像特性，并结合水滴极化与电荷积累理论进行对比分析，所得结论如下：
1）高压电极区域激发的放电通道在沿径向发展时会向水滴偏移，且由于水滴的高介电常数，通道在遇到水滴后会出现“阻断”现象。
2）由于介电常数差异引起的局部电场畸变，在水滴上端出现了多个放电起始点。这些放电通道与高压电极产生的放电通道之间存在互斥作用，导致水滴周围出现明显的暗区。
3）外加电压幅值的升高增强了水滴上、下端的放电通道亮度，并加剧了放电通道向水滴下端的偏移，形成水滴汇聚放电通道现象。
4）在单次脉冲的上升沿阶段，水滴充当“电容”进行电荷积累；而在下降沿阶段，水滴作为“二次电极”释放这些积累的电荷，从而加剧介质表面残余电荷的碰撞电离过程，增强反向放电。
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Abstract Surface dielectric barrier discharge (SDBD) actuator with annular electrode structures present significant potential in fields such as flow control and wastewater treatment. However, these actuators are often subjected to water-covered conditions due to environmental factors, such as weather. Currently, most studies on water-covered SDBD actuators focus primarily on the impact of water on their application effectiveness, with limited analysis on the changes in discharge characteristics under water-covered conditions.
The discharge characteristics of water-covered annular SDBD actuators under varying applied voltage amplitudes were investigated using microsecond pulse excitation. The study focused on analyzing the development of discharge channels and the effects of water droplets, incorporating theories of water droplet polarization and charge accumulation. The experimental setup consisted of a dielectric barrier made from a 1 mm thick epoxy resin plate with a relative dielectric constant of 4.2. High-voltage and ground electrodes, each 35 μm thick, were placed on the upper and lower surfaces of the dielectric, respectively, in a concentric circular configuration. The high-voltage electrode had a width of 5 mm, and the edges of both electrodes were aligned, with a radius of 10 mm. No horizontal spacing existed between the electrodes. Water droplets, precisely measured at a volume of 1 μL, were dispensed using a direct-entry propulsor. The droplets were released from a consistent height, allowing them to fall freely onto the dielectric surface, landing 2 mm away from the high-voltage electrode. Upon contact, the droplets formed a spherical crown shape with a contact angle of approximately 54°, a height of 0.2 mm, and a radius of around 0.75 mm. Experiments were conducted under atmospheric pressure, with electrical characteristics measured through high-voltage and current probes. Discharge images were captured using a Canon camera.
Under water-covered conditions, the discharge characteristics during a single pulse revealed distinct changes. The peak discharge current occurred earlier, with the maximum current significantly reduced, and the number of current pulses decreased by about 40%. Additionally, the reverse discharge peak at the pulse's falling edge showed a notable increase. Discrete discharge channels were observed at both the upper and lower ends of the water droplet, but no channel formed directly over the droplet, as its surface acted as a barrier to the discharge. After 800 accumulated pulses, the discharge channels near the droplet's lower end brightened in comparison to other areas, and a noticeable shift of the channels toward the droplet's lower end was observed. With the increase in applied voltage amplitude, the brightness and shift of these channels intensified. However, the “blocking” phenomenon at the droplet’s surface remained unaffected by the increase in voltage amplitude.
The following conclusions can be drawn from the analysis: (1) The high dielectric constant of the water droplet causes the discharge channel, excited by the high-voltage electrode, to shift toward the water droplet as it develops radially, but it becomes "blocked" upon encountering the droplet. (2) The local electric field distortion caused by the difference in dielectric constants leads to multiple discharge initiation points at the upper end of the droplet. The mutual repulsion between the channels creates a dark area around the droplet. (3) Increasing the applied voltage amplitude enhances the brightness of the discharge channels at both the upper and lower ends of the water droplet and intensifies the channel's shift toward the droplet. (4) Due to the polarization characteristics, the water droplets accumulate charges during the rising edge of the pulse and release them at the falling edge, intensifying the collision ionization process of residual charges on the dielectric surface and enhancing the reverse discharge.
Keywords：Annular surface dielectric barrier discharge, water-covered condition,blocking phenomenon, discharge channel development, secondary electrodes
中图分类号：TM89
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.241336
国家自然科学基金资助项目（52377135）。
收稿日期 2024-07-28
改稿日期 2024-09-19
姜 慧 女，1985年生，博士，博士生导师，研究方向为气体放电等离子体机理与应用。
E-mail：jianghui@cqu.edu.cn（通信作者）
杨永杰 男，1999年生，硕士研究生，研究方向为气体放电等离子体机理与应用。
E-mail：202211131306@stu.cqu.edu.cn
（编辑 李 冰）