宋 鵬， 李政楷， 陳 雷*， 王曉放， 隆武強(qiáng)， 曾 文

1. 大連理工大學(xué)能源與動(dòng)力學(xué)院， 遼寧 大連 116024 2. 沈陽(yáng)航空航天大學(xué)航空發(fā)動(dòng)機(jī)學(xué)院， 遼寧 沈陽(yáng) 110136 3. 大連民族大學(xué)機(jī)電工程學(xué)院， 遼寧 大連 116605

引 言

目前低溫等離子技術(shù)已被廣泛的應(yīng)用在生物醫(yī)學(xué)[1]、 材料科學(xué)[2-3]、 環(huán)境治理[4]、 點(diǎn)火助燃[5-6]等領(lǐng)域。 但傳統(tǒng)的低溫等離子體大多是在真空設(shè)備產(chǎn)生的低氣壓環(huán)境下生成的， 這不僅增加了等離子體產(chǎn)生系統(tǒng)的體積和成本， 同時(shí)也為其操作性及安全性帶來(lái)了問(wèn)題。 而大氣壓等離子體射流不僅兼顧了傳統(tǒng)低溫等離子體氣體溫度低、 活性粒子種類豐富的特點(diǎn)， 同時(shí)還拋棄了復(fù)雜昂貴的真空設(shè)備。 大氣壓等離子體射流的出現(xiàn)極大的拓展了低溫等離子體技術(shù)在工程實(shí)際中的應(yīng)用價(jià)值， 因此有必要對(duì)其進(jìn)行細(xì)致而全面的研究。 沈苑[7]等研究了不同電極結(jié)構(gòu)及放電參數(shù)對(duì)氦氣等離子體射流放電特性的影響， 結(jié)果發(fā)現(xiàn)針尖狀電極可取得較好的射流長(zhǎng)度。 田思理[8]等通過(guò)電學(xué)光學(xué)測(cè)量耦合的方法研究了不同放電參數(shù)對(duì)等離子體子彈傳播特性的影響規(guī)律。 孫振宇等[9]研究了不同背景氣體對(duì)大氣壓氦氣等離子體射流特性的影響， 結(jié)果發(fā)現(xiàn)能與氦氣之間發(fā)生潘寧電離的背景氣體會(huì)促進(jìn)等離子體射流的發(fā)展。 趙勇[10]等研究了脈沖波形對(duì)大氣壓氦等離子體射流子彈傳播特性的影響， 發(fā)現(xiàn)當(dāng)脈沖寬度小于10 μs時(shí)射流長(zhǎng)度隨脈沖寬度的增加而減小， 而脈沖寬度大于10 μs時(shí)其對(duì)射流長(zhǎng)度幾乎不產(chǎn)生影響。

綜上可以看出， 科研人員針對(duì)大氣壓氦氣等離子體射流進(jìn)行了大量的研究， 但不同試驗(yàn)工況對(duì)大氣壓氦氣等離子體射流電子激發(fā)溫度、 電子密度及活性粒子濃度的影響規(guī)律卻少有提及。 針對(duì)該問(wèn)題， 本文設(shè)計(jì)了一種同軸式介質(zhì)阻擋放電等離子體射流發(fā)生器， 在大氣壓條件下對(duì)氦氣進(jìn)行放電并產(chǎn)生了等離子射流。 研究了不同峰值電壓及氦氣體積流量下的電壓電流特性， 同時(shí)利用發(fā)射光譜法對(duì)大氣壓氦氣等離子射流的活性粒子種類、 電子激發(fā)溫度及電子密度等參數(shù)進(jìn)行了診斷。

1 實(shí)驗(yàn)部分

1.1 裝置

圖1為本研究的實(shí)驗(yàn)裝置及測(cè)量系統(tǒng)示意圖， 其中等離子體發(fā)生器為課題組自主設(shè)計(jì)的同軸式等離子體射流產(chǎn)生裝置， 該發(fā)生器的中心電極為直徑2 mm、 有效放電長(zhǎng)度76 mm的柱狀紫銅電極， 其與等離子體電源的高壓端相連。 低壓電極為不銹鋼外殼， 在高壓電極與低壓電極之間是厚度為5 mm的聚四氟乙烯介質(zhì)層。 中心電極與介質(zhì)層之間是3 mm的放電間隙。 試驗(yàn)中通過(guò)CTP-2000K微秒脈沖等離子體電源為同軸式等離子體發(fā)生器供電， 其電源電壓0～30 kV內(nèi)可調(diào)， 電壓、 電流及放電頻率等參數(shù)被記錄、 保存在Tronix-TDS1002型數(shù)字型示波器中。 試驗(yàn)所需氦氣由純度為99.99%的高壓氣瓶提供， 等離子體射流的發(fā)射光譜信息由AvaSpec-ULS2048-4-USB2SZ光纖式光譜儀測(cè)量， 光纖探頭固定在與等離子體射流徑向距離為10 mm的位置。 為了提高計(jì)算精度每一工況下的光譜信息均取3次測(cè)量的平均。 光纖探頭測(cè)量的發(fā)射光譜信息將被記錄保存在計(jì)算機(jī)上。

圖1 實(shí)驗(yàn)裝置及測(cè)量系統(tǒng)示意圖

1.2 診斷方法

發(fā)射光譜法是一種可對(duì)等離子體射流電子激發(fā)溫度[11]、 電子密度[12]進(jìn)行高精度原位測(cè)量的診斷方法。

1.2.1 電子激發(fā)溫度診斷方法

玻爾茲曼斜率法是電子激發(fā)溫度診斷的主要方法， 計(jì)算時(shí)近似認(rèn)為等離子體射流處于LTE狀態(tài)。 當(dāng)處于激發(fā)態(tài)的粒子向低能級(jí)進(jìn)行躍遷時(shí)， 相對(duì)光譜強(qiáng)度可表達(dá)為普朗克常數(shù)h， 真空光速c， 譜線波長(zhǎng)λ， 躍遷概率A， 原子數(shù)總密度N， 統(tǒng)計(jì)權(quán)重g， 分配函數(shù)Z, 激發(fā)能Ek， 玻爾茲曼常數(shù)k， 電子激發(fā)溫度Te的表達(dá)式

(1)

對(duì)式(1)兩端同時(shí)取對(duì)數(shù)， 可以得出

(2)

由式(2)可知， 只要作出以ln(Iλ/gA)為縱坐標(biāo)、Ek為橫坐標(biāo)的玻爾茲曼擬合圖， 通過(guò)擬合直線的斜率就可以得到等離子體射流的電子激發(fā)溫度。

1.2.2 電子密度診斷方法

Stark加寬為譜線加寬的主要加寬機(jī)制， 處于激發(fā)態(tài)的粒子發(fā)射光子時(shí)受到周圍帶電粒子的影響而引起的譜線加寬叫Stark加寬。 Stark加寬與等離子體溫度及等離子體是否處于LTE狀態(tài)的相關(guān)性較小， 而是主要取決于等離子體的電子密度， 因此Stark加寬成為了計(jì)算等離子體電子密度的主要工具。 Hα譜線產(chǎn)生的Stark加寬較大， 相比之下自然加寬、 碰撞加寬等均遠(yuǎn)遠(yuǎn)小于Stark加寬。 雖然Hα譜線產(chǎn)生的多普勒加寬比較大， 但因其僅僅體現(xiàn)在譜線線型的高斯成分中， 而Stark加寬體現(xiàn)在譜線的洛倫茲線型中， 故其不影響譜線Stark成分的分離。

在僅考慮Stark加寬而忽略其他加寬機(jī)制時(shí)， Hα譜線的FWHM(半高全寬)與等離子體電子密度之間的表達(dá)式為

(3)

式(3)中，Ne為電子密度， Δλ1/2為譜線的半高全寬，α1/2為比例常數(shù)， 這就意味著只要得出Hα特征譜線洛倫茲擬合后的半高全寬就可以計(jì)算出等離子體的電子密度。

2 結(jié)果與討論

2.1 電壓-電流波形

為更好的研究等離子體射流的放電過(guò)程， 選取單個(gè)放電周期內(nèi)的電壓-電流波形進(jìn)行分析。

固定峰值電壓7 kV、 放電頻率10 kHz不變， 得到不同氦氣體積流量下電壓-電流波形如圖2所示。 可以看出不同氦氣體積流量下的放電較為平穩(wěn)， 在電壓脈沖上升沿出現(xiàn)1個(gè)正向電流脈沖， 下降沿出現(xiàn)1個(gè)負(fù)向電流脈沖， 正向電流脈沖放電持續(xù)時(shí)間為6.8 μs， 負(fù)向電流脈沖持續(xù)時(shí)間為10 μs。 隨氦氣體積流量的增加， 電流脈沖幅值會(huì)有微弱增加， 但電流脈沖數(shù)及放電持續(xù)時(shí)間均未發(fā)生明顯變化。 這說(shuō)明氦氣體積流量的增加僅對(duì)脈沖電流幅值產(chǎn)生一定的影響， 而對(duì)電流脈沖數(shù)及放電持續(xù)時(shí)間幾乎不產(chǎn)生影響。

圖2 不同氦氣體積流量對(duì)電壓電流波形的影響

固定氦氣體積流量2 L·min-1， 增大峰值電壓可得到的不同峰值電壓下脈沖電壓-電流波形如圖3所示。 可以看出在不同峰值電壓下均可觀察到2個(gè)反向的電流脈沖， 可發(fā)現(xiàn)隨峰值電壓的增大， 電流脈沖幅值明顯增強(qiáng)。 這是由于峰值電壓增大時(shí)， 微放電通道內(nèi)的場(chǎng)強(qiáng)增大， 自由電子在微放電通道內(nèi)的場(chǎng)強(qiáng)的加速作用下發(fā)生了更為強(qiáng)烈的非彈性碰撞過(guò)程， 因此等離子體放電反應(yīng)過(guò)程更加劇烈， 放電電流幅值增加， 同時(shí)可以發(fā)現(xiàn)峰值電壓的增大對(duì)電流脈沖數(shù)及電流脈沖持續(xù)時(shí)間幾乎不會(huì)產(chǎn)生影響。

圖3 不同峰值電壓下的電壓-電流波形

2.2 光譜分析

2.2.1 特征光譜分析

圖4 大氣壓氦等離子體射流全發(fā)射光譜

2.2.2 活性粒子濃度變化規(guī)律分析

活性粒子的存在極大的拓展了大氣壓氦等離子體射流在工程實(shí)際中的應(yīng)用， 由于相對(duì)光譜強(qiáng)度與等離子體射流中的實(shí)際粒子數(shù)是成正比的， 故相對(duì)光譜強(qiáng)度隨試驗(yàn)工況的變化規(guī)律可大致反映出各活性粒子實(shí)際粒子數(shù)隨試驗(yàn)工況的變化規(guī)律。

圖5給出了氦等離子體中主要活性粒子隨外加峰值電壓及氦氣流量的變化曲線， 由圖可知各活性粒子的相對(duì)光譜強(qiáng)度都隨峰值電壓的增大呈增長(zhǎng)的趨勢(shì)， 這是因?yàn)楹さ入x子體中的活性粒子主要來(lái)自于自由電子的非彈性碰撞過(guò)程， 峰值電壓的增大將直接導(dǎo)致微放電通道內(nèi)的電場(chǎng)強(qiáng)度的增大， 自由電子在場(chǎng)強(qiáng)更大的電場(chǎng)中得到加速， 微放電通道內(nèi)的非彈性碰撞變得更加劇烈。 而氦氣體積流量增大時(shí)， 氦等離子體中自由電子及亞穩(wěn)態(tài)氦原子的數(shù)目將增多， 進(jìn)而增強(qiáng)了放電強(qiáng)度。

圖5 主要活性粒子相對(duì)光譜強(qiáng)度變化規(guī)律

2.3 電子激發(fā)溫度分析

為獲得大氣壓氦等離子體射流的電子激發(fā)溫度， 通過(guò)玻爾茲曼法選取He Ⅰ原子的4條激發(fā)能級(jí)差較大的譜線得到不同峰值電壓、 不同氦氣體積流量下的電子激發(fā)溫度。 通過(guò)NIST可查詢計(jì)算譜線的相關(guān)參數(shù)如表1所示， 經(jīng)最小二乘線性擬合后可計(jì)算出不同峰值電壓、 不同氦氣體積流量下的電子激發(fā)溫度。 電子激發(fā)溫度玻爾茲曼擬合圖如圖6所示， 可以清晰的看出He Ⅰ原子譜線的數(shù)據(jù)點(diǎn)均勻的分布在擬合線的兩側(cè)， 線性擬合度較高(均方差在0.2～0.5之間)。

表1 He Ⅰ原子特征譜線參數(shù)

圖6 氦等離子體的Boltzmann擬合曲線

圖7為氦等離子體射流電子激發(fā)溫度隨不同試驗(yàn)工況的變化曲線， 在DBD放電時(shí)， 工作氣體中基態(tài)的原子與高能電子之間通過(guò)非彈性碰撞被激發(fā)到不同的激發(fā)態(tài)， 而不同激發(fā)電子態(tài)的粒子布居數(shù)可以反映出等離子體的電子能量分布(電子激發(fā)溫度)， 由圖7可以看出當(dāng)固定氦氣體積流量為定值時(shí)， 隨峰值電壓增大， 電子激發(fā)溫度總體呈增長(zhǎng)趨勢(shì)， 主要的原因是峰值電壓的增大會(huì)導(dǎo)致等離子體放電區(qū)電場(chǎng)的增強(qiáng)， 電場(chǎng)強(qiáng)度越大經(jīng)電場(chǎng)加速后的電子所攜帶的能量也就越高， 電子激發(fā)溫度也就越高。 但在氦氣體積流量為1 L·min-1、 峰值電壓為8 kV時(shí)， 電子激發(fā)溫度呈現(xiàn)最低值。 這表明微放電通道內(nèi)的高速電子向高壓電極運(yùn)動(dòng)時(shí)會(huì)附著在介質(zhì)層上形成內(nèi)部反向電場(chǎng)， 內(nèi)部反向電場(chǎng)與外部電場(chǎng)之間發(fā)生抵消作用導(dǎo)致合電場(chǎng)場(chǎng)強(qiáng)降低， 高能電子平均能量得到損耗， 因此電子激發(fā)溫度會(huì)出現(xiàn)降低的情況。 綜上可以看出電子激發(fā)溫度并不是總隨峰值的增大而增大的， 在某一電壓位置可能會(huì)出現(xiàn)電子激發(fā)溫度降低的現(xiàn)象。 當(dāng)固定峰值電壓不變?cè)龃蠛怏w積流量時(shí)， 電子激發(fā)溫度亦呈現(xiàn)增大的趨勢(shì)， 增加惰性較大的氦氣含量可有效的提高等離子體射流的放電強(qiáng)度并提高放電效率， 在自由電子平均自由程不變的情況下， 自由電子可獲得更高的期望能量， 電子激發(fā)溫度也就隨之增大。

圖7 不同工況下電子激發(fā)溫度

2.4 電子密度分析

本文利用Hα譜線的Stark展寬來(lái)計(jì)算氦等離子體射流的電子密度， Hα的譜線具有相對(duì)光譜強(qiáng)度高、 無(wú)平頂、 無(wú)自蝕的特點(diǎn)， 所以Hα的譜線非常適合于求解等離子體的電子密度。 若在計(jì)算過(guò)程中忽略其他展寬機(jī)制的影響， 等離子體電子密度與譜線的半高全寬滿足式(3)。 試驗(yàn)譜線的Lorentz歸一化擬合圖如圖8所示。 依照此法可算出不同試驗(yàn)工況下的半高全寬， 將擬合得到的半高全寬帶入到式(3)即可得到各試驗(yàn)工況下的電子密度。

圖8 Hα譜線的歸一化圖譜及其Lorentz擬合圖

如前文所述， Hα原子的出現(xiàn)主要是由于空氣中水分子的電離， 故Hα原子主要出現(xiàn)在等離子體射流的表面， 利用Hα原子的Stark展寬計(jì)算得到的等離子體電子密度主要為射流表面電子密度。 大氣壓氦等離子體射流電子密度隨不同試驗(yàn)工況的變化曲線如圖9所示， 可以觀察到當(dāng)保持氦氣體積流量不變時(shí)， 電子密度隨峰值電壓的增大基本呈增大的變化規(guī)律， 這是因?yàn)殡S峰值電壓的增大， 微放電通道內(nèi)的場(chǎng)強(qiáng)會(huì)隨之升高， 放電通道內(nèi)的電荷輸運(yùn)速度加快， 高能電子與氦等離子體射流中的中性粒子、 原子之間將發(fā)生激烈的非彈性碰撞并由此引發(fā)電子雪崩， 從而導(dǎo)致等離子體射流的電子密度增大。 當(dāng)控制峰值電壓不變?cè)龃蠛怏w積流量， 電子密度隨氦氣體積流量的增大而增大， 這是因?yàn)樵黾雍夂亢蟮入x子體射流的放電強(qiáng)度增大， 所以電子密度也隨之增大。 同時(shí)由圖9可以看到， 當(dāng)體積流量為1.5 L·min-1， 峰值電壓在10～12 kV這一區(qū)間范圍內(nèi)時(shí)， 上升幅度不斷減小， 這同樣是由于此時(shí)在介質(zhì)層上積累了過(guò)多電子導(dǎo)致微放電通道合電場(chǎng)場(chǎng)強(qiáng)降低， 進(jìn)而削弱了非彈性碰撞的劇烈程度， 最終表現(xiàn)出上升幅度不斷減小的變化趨勢(shì)。

圖9 不同工況下電子密度

3 結(jié) 論

在大氣壓條件下利用同軸式等離子體發(fā)生器對(duì)氦氣進(jìn)行了電離， 并對(duì)等離子體射流的電壓-電流特性及光譜特性進(jìn)行了診斷與分析， 結(jié)果如下：

(2)氦氣體積流量的增加對(duì)電流脈沖波形的影響不大， 其僅能小幅度的改變電流脈沖幅值； 而隨峰值電壓的增大， 電流脈沖幅值可得到明顯提升。

(3)峰值電壓的增大(7～12 kV)與氦氣體積流量的增加(1～2 L·min-1)均可有效的提升等離子體射流內(nèi)的活性粒子含量。

(4)氦氣等離子體射流的電子激發(fā)溫度隨峰值電壓的增大總體呈增大趨勢(shì)， 但在反向電場(chǎng)的作用下， 電子激發(fā)溫度在某些電壓下表現(xiàn)出下降的變化趨勢(shì)； 同時(shí)隨峰值電壓增大， 微放電通道內(nèi)的非彈性碰撞變得更加劇烈， 因此電子密度也隨之增大。

(5)增大氦氣體積流量可有效提高電子激發(fā)溫度及電子密度。