陳忠琪 鐘安 戴棟? 寧文軍

1)(華南理工大學(xué)電力學(xué)院,廣州 510641)

2)(四川大學(xué)電氣工程學(xué)院,成都 610065)

在大氣壓等離子體射流應(yīng)用中,環(huán)境氣體對射流流出物的影響不可忽視,尤其是在某些對環(huán)境粒子高度敏感的特定場景中.同軸雙管式射流裝置可用于抑制射流流出物與環(huán)境氣體之間的相互擴散,從而控制射流流出物的化學(xué)性質(zhì).本文對同軸雙管式氦氣大氣壓等離子體射流在不同屏蔽氣體流速下的放電特性和化學(xué)性質(zhì)進行了數(shù)值仿真研究,并通過實驗光學(xué)圖像對仿真模型加以驗證.結(jié)果表明,相比于沒有屏蔽氣體的情況,在高流速條件下放電得到增強,而在低流速下放電較弱;隨著流速的增加,空間中的粒子數(shù)均隨之增加,這可以歸因于由屏蔽氣體流速增加而產(chǎn)生的更寬的主放電通道.此外,不同濃度輪廓線上的離子徑向通量受到流速的影響也存在很大差異.本研究進一步揭示了不同的放電位置對氮氧粒子產(chǎn)生的影響,加深了關(guān)于屏蔽氣體流速影響等離子體射流放電行為的認(rèn)識,并可能為等離子體射流的進一步應(yīng)用開辟新的機會.

1 引言

大氣壓等離子體在生物醫(yī)學(xué)、材料處理和環(huán)境應(yīng)用等領(lǐng)域中受到了廣泛關(guān)注[1-10].大氣壓等離子體射流(atmospheric pressure plasma jet,APPJ)也因其便捷性、無需真空腔體等優(yōu)點而備受歡迎[11-17].APPJ 的常見配置是由工作氣體(working gas,WG)流經(jīng)介質(zhì)管,等離子體在介質(zhì)管中維持并從管嘴向外延伸一定的距離(厘米級).在此過程中,包含電離態(tài)、自由基態(tài)和激發(fā)態(tài)粒子的等離子體羽流與周圍空氣混合.這種混合效應(yīng)會導(dǎo)致許多復(fù)雜的化學(xué)反應(yīng),產(chǎn)生大量的活性物質(zhì).然而,在不同的環(huán)境空氣條件下,等離子體處理物品的性能不同且不可控制[18].為了在完全不同的背景條件下控制活性物質(zhì)的輸出,研究人員做了大量的嘗試性工作.一種很有發(fā)展前景的方法是使用同軸雙管式的反應(yīng)器結(jié)構(gòu)產(chǎn)生氣幕以保護工作氣體免受周圍環(huán)境氣體的影響[19,20].這種氣幕常被稱為屏蔽氣體(shielding gas,SG)或保護氣體,它不僅可以有效地抑制環(huán)境空氣對等離子體羽的影響,還可以通過改變SG 的種類、流速等參數(shù)以控制射流流出物的成分[21].

在過去十幾年中,研究人員對同軸雙管式APPJ裝置進行了一些實驗和數(shù)值仿真研究以探索SG對射流的影響.如,Winter等[22]在實驗中使用含有不同N2/O2比率的混合氣體作為SG,結(jié)果表明,當(dāng)SG 為空氣(80% N2-20% O2)時,激發(fā)態(tài)粒子He(23S1)的密度達到最大值.Nguyen等[23]發(fā)現(xiàn),由于SG 的引入,兩個電介質(zhì)管之間的次級放電明顯減弱,射流長度、射流溫度和放電功率/效率也會受到SG 種類的影響.

盡管之前的研究中對同軸雙管式APPJ 的傳播特性和放電行為進行了一些探索,但SG 化學(xué)成分對WG 及射流流出物的影響卻很少被提及,放電空間中粒子的演化也尚未得到細(xì)致的描述.利用SG 對射流進行更精確的控制,需要進一步的實驗和數(shù)值仿真手段以探索同軸雙管式APPJ 流出物的性質(zhì).

APPJ 在管外空間中持續(xù)放電與空間中的稀有氣體濃度有著密不可分的聯(lián)系,在傳播過程中,當(dāng)空氣分子與氦原子的比值超過一定值時,等離子體子彈的傳播就會受到抑制[24,25].前人的研究表明,APPJ 中的電離波會大致沿著98%氦氣濃度的輪廓線向前傳播[26].而在同軸雙管式APPJ 中,氣體濃度分布會因SG 的引入而發(fā)生變化,這可能會使得APPJ 的放電范圍受到影響.因此,從稀有氣體濃度的角度來研究SG 對APPJ 的影響對進一步理解射流放電具有重要意義.

本文將主要通過數(shù)值仿真研究屏蔽氣體(SG)流速對同軸雙管反應(yīng)器氦氣大氣壓等離子體射流(APPJ)的放電行為和粒子分布的影響,并利用實驗放電光學(xué)圖像與模型中主放電通道寬度隨SG流速變化的趨勢進行對比以驗證模型有效性.本工作采用氦氣作為WG,環(huán)境氣體及SG 均為空氣(79% N2-21% O2).在此基礎(chǔ)上,比較和分析了不同流速下APPJ 在放電空間中的時空演化過程.此外,本文還對三種氦氣濃度(98%,95%,90%)等值輪廓線表面的粒子變化情況進行分析和討論,以闡明SG 對射流流出物化學(xué)的影響.進一步分析表明,不同濃度輪廓線對應(yīng)的放電位置對氮氧粒子的生成有很大影響.這項工作加強了關(guān)于SG 影響等離子體射流放電行為的認(rèn)識,并進一步定性分析了放電位置與重要粒子生成之間的關(guān)系,這對大氣壓等離子體射流的基礎(chǔ)研究具有重要價值.同時,深入了解并掌握SG 對氮氧粒子生成的影響規(guī)律和機理,對進一步調(diào)控空間中的等離子體特性和參數(shù)有實際指導(dǎo)意義.

2 實驗與模型描述

2.1 實驗描述

采用的實驗裝置結(jié)構(gòu)如圖1 所示.此反應(yīng)器由兩個呈同軸放置的介質(zhì)管組成,高壓針狀電極位于反應(yīng)器對稱軸上,接地電極是由圍繞在外側(cè)介電管外表面的環(huán)形電極構(gòu)成.內(nèi)側(cè)管的內(nèi)徑和外徑分別為4和6 mm,外側(cè)管的內(nèi)徑和外徑分別為8 mm和10 mm.為了更好地通入氣體,外側(cè)管比內(nèi)側(cè)管高5 mm.反應(yīng)器的其他幾何參數(shù)如圖2 所示.內(nèi)側(cè)管通入的WG是純度為99.999%的氦氣,其流速為3 slm (standard liters per minute,slm);通入內(nèi)側(cè)管與外側(cè)管之間的環(huán)形空間的SG是空氣,其流速變化范圍是0—3 slm.針電極接入頻率和峰值分別為5 kHz和4 kV 的正弦交流電壓.放電光學(xué)圖像由佳能EOS 6D 單反數(shù)碼相機拍攝,曝光時間為1/8 s.

圖1 實驗裝置示意圖Fig.1.Schematic diagram of experimental setup.

圖2 仿真模型的幾何結(jié)構(gòu)Fig.2.The geometry of the simulation model.

2.2 仿真模型描述

采用的流體仿真模型由兩部分組成: 中性氣體流動模型和等離子體動力學(xué)模型.與其他文章中的建模方法一致,中性氣體流動模型的結(jié)果用作等離子體動力學(xué)模型的初始值[27-29].這種方法被廣泛應(yīng)用是因為中性氣體流動的特征時間尺度(ms)與等離子體動力學(xué)的特征時間尺度(ns)之間存在差異,即放電過程幾乎不會影響到氣體濃度在空間中的分布.WG(He)以3 slm 的流速流過內(nèi)側(cè)管,相應(yīng)的平均流速為2.65 m/s (1 atm,300 K).SG(空氣)以0—3 slm (平均流速為0—2.28 m/s)的流速通過兩條介質(zhì)管之間的環(huán)形通道.

2.2.1 模型的幾何結(jié)構(gòu)

圖2 中的AUWGA 區(qū)域用于計算中性氣體流動模型,而圖中的HXYMH 區(qū)域用于計算等離子體動力學(xué)模型.這樣的計算域配置方式是一種折衷方案,這樣能夠以較為合理的計算負(fù)擔(dān)來模擬現(xiàn)實情況[30].與實驗中采用的結(jié)構(gòu)相比,仿真模型中的高壓電極與接地電極的位置有所不同,高壓電極放置在更加靠近管口的位置有利于降低混合氣體的擊穿電壓,接地電極由附著在外側(cè)介質(zhì)管外表面改為計算域遠(yuǎn)端(XY和MY)接地,采用這樣的接地方式可以使得模型得以簡化且不會對仿真結(jié)果產(chǎn)生較大影響.此外,仿真模型中外側(cè)介質(zhì)管的外徑也比實驗中要大,這是因為更寬的介質(zhì)管在不會對模型結(jié)果造成巨大影響的前提下能夠使模型收斂性更好[31].

等離子體射流的特征時間尺度通常為納秒級,相比于千赫茲級正弦電壓下等離子體射流仿真的高計算成本[27],使用納秒脈沖電壓驅(qū)動一方面能夠減少仿真的計算成本[28],另一方面也能反映出射流中更多的細(xì)節(jié)信息.因此,本文的仿真模型采用了一個幅值為4 kV、上升時間為50 ns 的正極性脈沖電壓源,將其施加于尖端半徑為0.5 mm 的半球形針狀電極.此外需要補充說明的是,根據(jù)Kettlitz 的研究[32],由千赫茲級正弦電壓驅(qū)動的放電行為和由脈沖電壓驅(qū)動的放電行為在時空結(jié)構(gòu)上沒有很大差異,本文受實驗條件限制,在實驗研究中使用了千赫茲級正弦電壓源.

2.2.2 中性氣體流動模型的控制方程和邊界條件

在中性氣體流動模型中,通常使用Navier-Stokes 方程(1)、連續(xù)性方程(2)和對流擴散方程(3)來計算空間中的氣體流動情況:

其中ρ是氣體密度;u是平均速度;p是氣體壓力;μ是氣體動力黏度(氦氣: 1.94× 10—5Pa·s,空氣:1.82× 10—5Pa·s);F是體積力矢量,Dd是氦氣和空氣之間的擴散系數(shù)(7.2× 10—5m2/s);c表示氦氣的摩爾分?jǐn)?shù)(單位: mol·m—3)[27].

中性氣體流動模型的邊界條件如表1 所列.

表1 中性氣體流動模型的邊界條件Table 1.Boundary conditions of the neutral gas flow model.

2.2.3 等離子體動力學(xué)模型的控制方程和邊界條件

在等離子體動力學(xué)模型中,電子數(shù)密度ne和電子能量密度nε通過漂移—擴散近似求解連續(xù)性方程得出[33,34]:

式中,Γe,μe,De和Se分別代表電子的通量矢量、遷移率、擴散系數(shù)和源項;De是由愛因斯坦關(guān)系(De=μekBTe)推導(dǎo)而來,其中kB是玻爾茲曼常數(shù),電子溫度Te是平均電子能量;電子能量密度nε由nε·ne 得到;E是電場;Γε,Dε和Sε分別表示電子能量的通量矢量、擴散系數(shù)和源項.

放電空間中的電場由泊松方程(8)確定,其中ε0和εr分別表示真空介電常數(shù)和相對介電常數(shù)(氣體為1,介電管為5,下游介質(zhì)板為3.7),V表示電勢,ρv表示空間中的電荷密度.

電子、離子、激發(fā)態(tài)粒子和電子能量密度在壁面上的法向通量可以用以下公式來描述[33,34]:

式中,向量n是單位法向量,其方向指向壁面;二次電子發(fā)射系數(shù)γj設(shè)為0.01;γm是激發(fā)態(tài)粒子與壁碰撞失活的概率(設(shè)為1);氣體溫度Tg=300 K;αs和αs′是開關(guān)函數(shù),其值由E·n確定:

介質(zhì)表面電荷積累的邊界條件由下列式子確定:

其中σs為表面電荷密度;Je和Ji分別為表面上電子電流密度和離子的電流密度;D1和D2分別表示介質(zhì)層表面兩側(cè)的電位移矢量.

等離子體動力學(xué)模型的邊界條件見表2.

表2 等離子體動力學(xué)模型的邊界條件Table 2.Boundary conditions of the plasma dynamics model.

2.2.4 等離子體動力學(xué)模型中的化學(xué)反應(yīng)

本工作中使用的化學(xué)反應(yīng)體系與我們小組之前的文獻中相類似.等離子體化學(xué)反應(yīng)體系一共包含了16 種粒子,66 個化學(xué)反應(yīng),已在附錄表A 中列出.此外,本模型中將初始電子密度設(shè)置為1014m—3以替代光電離過程[30].

表A 等離子體化學(xué)反應(yīng)Table A.Chemical reactions considered in the plasma dynamics model.

3 結(jié)果與分析

基于仿真手段及實驗放電光學(xué)圖像對照,3.1 節(jié)對兩者的結(jié)果進行對照以驗證模型有效性.基于此模型,3.2 節(jié)討論了放電空間中粒子分布情況及其原因.為了度量SG 對環(huán)境氣體擴散進入主放電區(qū)域參與化學(xué)反應(yīng)的抑制效果,3.3 節(jié)將從三種稀有氣體濃度(98%、95%和90%)輪廓線上離子通量變化的角度分析SG 對射流流出物化學(xué)性質(zhì)的影響.

3.1 模型驗證

當(dāng)APPJ 被下游的介質(zhì)板阻擋時,氣流的運動狀態(tài)很容易從層流模式轉(zhuǎn)變?yōu)橥牧髂Ｊ?又因為在層流模式下,等離子體羽流的長度隨流速或速度線性增加[35].因此,層流模式下的氣流更適合等離子體子彈的傳播.在此前提下,有必要通過雷諾數(shù)(Re)大小判斷氣流是處于層流模式還是湍流模式.雷諾數(shù)可以使用以下公式求得[36]

其中u,ρ,d和μ分別是氣流的平均速度、密度、特征長度和流體流動的動力黏性系數(shù).當(dāng)WG和SG的流速均為3 slm 時,它們的雷諾數(shù)分別為91和729.根據(jù)[35,37],此時的WG和SG 均處于層流狀態(tài).實驗結(jié)果(圖3)的圖像表明: 當(dāng)SG 流速為1 slm 時,放電區(qū)域(紅色曲線內(nèi)部區(qū)域)略小于沒有SG 的情況;當(dāng)SG 流速處于3 slm 時,其放電區(qū)域明顯大于沒有SG 的情況.此外,當(dāng)SG 流速為3 slm 時,沒有明顯的湍流現(xiàn)象,這可能是由于WG和SG 的平均流速較低[38].

圖3 不同SG 流速下的放電光學(xué)圖像 (a),(c)0 slm;(b)1 slm;(d)3 slm.紅色曲線表示放電時最明亮的區(qū)域Fig.3.The discharge optical images for the different SG flow rates: (a),(c)0 slm;(b)1 slm;(d)3 slm.The red curve shows the brightest region of the discharge.

根據(jù)文獻[26-28],等離子體子彈主要沿著氦氣含量約為98%的等值線傳播.圖4 顯示了不同SG流速下的中性氣體流動模型結(jié)果中的氦氣濃度分布,其中0 slm 表示外側(cè)管中不通入屏蔽氣體,0.5 slm表示SG 的流速為0.5 slm,以此類推.圖4(b)示了氦氣摩爾分?jǐn)?shù)在軸向位置z=2.5 mm 處沿徑向分布情況,圖4(c)為圖4(a)中指定區(qū)域的放大圖.從圖4(b)和圖4(c)中可以看出,當(dāng)SG 的流速為3 slm 時,cHe=98%的等值線范圍最大,然后隨著流速的降低而逐漸減小.特別地,不通入SG 情況下,氦氣濃度cHe＞ 98%的區(qū)域還略大于0.5,1和1.5 slm 情況下的結(jié)果.這一現(xiàn)象表明,低流速的SG 會將更多的氦氣帶到遠(yuǎn)端,導(dǎo)致氦氣摩爾分?jǐn)?shù)cHe＞ 98%的區(qū)域比沒有通入SG 的情況下的結(jié)果小.結(jié)合實驗結(jié)果表明中性氣體流動模型的仿真結(jié)果與實驗結(jié)果是一致的,即在低流速下,中性氣體流動模型中的主放電通道和實驗中的放電區(qū)域不如沒有SG 的情況;而在高流速下,中性氣體流動模型結(jié)果和實驗結(jié)果均優(yōu)于無SG 的情況下的結(jié)果.

圖4 (a),(c)不同SG 流速下98%氦氣摩爾分?jǐn)?shù)的輪廓線;(b)氦氣摩爾分?jǐn)?shù)(cHe)在軸向位置z=2.5 mm 處的徑向分布Fig.4.(a),(c)The contour line of the 98% helium mole fraction at different flow rates of SG;(b)the distribution of the helium mole fraction(cHe)at axial position of z=2.5 mm.

當(dāng)SG 處于不同流速時,各模型放電最后時刻(射流沿介質(zhì)板表面徑向放電到達98%輪廓線最大徑向位置處所對應(yīng)的時刻)的電子密度的時空分布見圖5 所示.對比圖中三條輪廓線,98%氦氣濃度輪廓線更加靠近電子密度集中的區(qū)域.因此,在本文中,98%氦氣摩爾分?jǐn)?shù)(cHe=98%)的輪廓線表示主放電通道的邊界[26].從圖5 還可以看出,不同流速下的SG 不會顯著改變等離子體羽流的形態(tài).特別地,隨著SG 流速的增加,主放電通道逐漸變寬.當(dāng)SG 處于低流速時,主放電柱比沒有SG時窄.由此可以看出等離子體動力學(xué)模型的結(jié)果與中性氣體流動模型以及實驗現(xiàn)象中所描述的結(jié)果一致.因此,本研究中使用的模型是有效的[27].

圖5 當(dāng)SG 流速處于(a)0,(b)1,(c)2和(d)3 slm 情況下,電子密度ne(單位: m—3,以對數(shù)形式表示)的時空分布.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分?jǐn)?shù)的等值輪廓線Fig.5.Spatial and temporal profiles of the electron density ne (unit: m—3,in 10 logarithmic scale)for SG flow rates of (a)0,(b)1,(c)2 and (d)3 slm.The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

3.2 放電空間中粒子分布情況

圖6 描述了當(dāng)SG 流速為0和3 slm 時,放電空間中電離率的時空演化過程.從圖6 中可以看出,電離波幾乎沿著這三條輪廓線向下游介質(zhì)板發(fā)展,直到放電階段結(jié)束.此外,還可以明顯地看出,改變SG 的流速會影響主放電柱的寬度及其沿介質(zhì)板表面放電的區(qū)域大小.

圖6 SG 流速為(a)0和(b)3 slm 情況下放電空間中電離率(單位: mol·m—3·s—1,以對數(shù)形式表示)的時空演化情況.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分?jǐn)?shù)的等值輪廓線Fig.6.Development of the ionization rate (unit: mol·m—3·s—1,in 10 logarithmic scale)in the discharge region for SG flow rate of (a)0 and (b)3 slm.The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

圖7(a)所示是放電空間中的粒子平均數(shù)密度隨SG 流速變化的對比結(jié)果.由此可知,當(dāng)介質(zhì)管中通入SG 后,隨著SG 流速增加,主放電通道逐漸加寬,放電空間中粒子平均數(shù)密度均隨之增加.值得注意的是,未通入SG 情況下的空間平均粒子數(shù)密度與SG 流速為1.5 或2 slm 情況下的結(jié)果接近.即當(dāng)通入的SG 流速較低時,由于SG 的屏蔽效果不好,間接導(dǎo)致放電空間中粒子數(shù)密度有所下降;而當(dāng)其流速大于2 slm 時,SG 的屏蔽作用顯著,因此放電空間中粒子數(shù)密度明顯增加.

此外,在放電空間中整個放電階段的各粒子平均生成速率如圖7(b)所示,粒子的產(chǎn)率與SG 流速也呈現(xiàn)出正相關(guān)的關(guān)系,也和放電空間中平均粒子數(shù)密度隨流速變化的趨勢一致.從圖7(b)可以看出,在主放電通道內(nèi),He*粒子反應(yīng)速率沒有較大差異,主要的區(qū)別還是在于該粒子參與反應(yīng)的空間位置,即主放電通道邊界的位置.換而言之,SG流速變化幾乎不會影響APPJ 主放電通道內(nèi)粒子產(chǎn)率,只是由于SG 流速影響主放電通道大小從而導(dǎo)致空間中粒子數(shù)增多或減少.

圖7 放電空間中(a)粒子平均數(shù)密度及(b)各粒子時間空間平均生成速率Fig.7.(a)The average species density and (b)the average spatiotemporal production rate of the species in discharge region.

3.3 放電空間中粒子通量變化情況

由上文分析可以得出,SG 流速幾乎不影響粒子的產(chǎn)量,但會影響主放電通道的區(qū)域大小.當(dāng)外側(cè)管通入屏蔽氣體時,放電柱(或主放電通道)隨著流速的增加而逐漸變寬.為了探究主放電通道的寬度變化如何影響從環(huán)境氣體(空氣)到主放電通道內(nèi)的粒子通量,下面分析了主放電通道表面及其他氦氣濃度輪廓線表面的離子徑向通量.本文選取的輪廓線表面并非是整條輪廓線表面,而是取各條輪廓線其中一小段,并對這一小段輪廓線進行分析(見圖8).對于98%氦氣濃度輪廓線,本文選取軸向位置z=10.54—10.56 mm,對于95%和90%氦氣濃度輪廓線,本文選取的位置分別為z=10.14—10.16 mm和z=10.34—10.36 mm.

圖8 軸向位置z=2.5 mm,He*粒子的生成速率沿徑向分布Fig.8.Radial distribution of the production rate of He* at axial position z=2.5 mm.

此外,部分研究小組將95% He和90% He 濃度輪廓線近似當(dāng)作主放電通道的邊界[30,39],本文將對這三種氦氣濃度輪廓線進行區(qū)分和比較.由圖9(a)可以看出98% He 濃度輪廓線表面O—,和的通量隨著流速增加而逐漸增加,而的通量幾乎不受SG 流速或主放電通道寬度的影響.

圖9 不同氦氣濃度輪廓線表面的離子徑向通量Fig.9.Radial flux of ions on the contour lines of different helium mole fractions.

空間中離子的通量可由下式求得

式中,ni表示離子數(shù)密度;qi,μi,Di分別表示離子的電荷數(shù)、混合物遷移率和擴散系數(shù).

從方程(17)可以看出,離子通量Γi與電場E和離子數(shù)密度ni正相關(guān).然而,離子數(shù)密度ni是會受時空累積效應(yīng)影響的狀態(tài)量,所以本文只考慮離子的生成速率(即化學(xué)反應(yīng)速率)和電場的變化.從圖10和圖11 可以看出,和是放電柱中主要的離子.因此,本文后續(xù)將對這些離子的通量變化進行分析.

圖11 當(dāng)SG 流速為(a)0和(b)3 slm 時,軸向位置z=2.5 mm 處的離子密度沿徑向位置分布Fig.11.Distribution of ion density at axial position z=2.5 mm for SG flow rate of (a)0 and (b)3 slm.

表3 所列為氦氣濃度為98%,95%,90%的輪廓線表面與和相關(guān)的化學(xué)反應(yīng)速率.值得注意的是,表3是對各自輪廓線中選定的一小段上化學(xué)反應(yīng)速率進行線積分后的結(jié)果.由此可以看出,離子以消耗反應(yīng)(R46,R58,R63)為主,這些反應(yīng)的主要生成物是離子;而此處的也是以消耗反應(yīng)(R64)為主,主要生成物是離子;以消耗反應(yīng)(R51)為主,主要產(chǎn)物是.

表3 與和相關(guān)的化學(xué)反應(yīng)速率Table3.Reaction rates involvingand.

表3 與和相關(guān)的化學(xué)反應(yīng)速率Table3.Reaction rates involvingand.

圖10 不同氦氣濃度輪廓線表面的化學(xué)反應(yīng)速率Fig.10.Reaction rate on the contour lines of different helium mole fractions.

當(dāng)SG流速 為3 slm且t=110 ns 時,和生成速率的空間分布如圖13 所示.結(jié)果表明,與有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)主要發(fā)生在主放電通道表面外圍,而與和有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)主要發(fā)生在靠近對稱軸的地方.這是因為N2的電離能(15.6 eV)高于O2的電離能(12.6 eV),意味著O2發(fā)生電離的可能性更大.此外,電子能量在主放電通道內(nèi)部分布均勻,隨著徑向距離的增加,電子能量在主放電通道外部逐漸減小[31],因此與相關(guān)的化學(xué)反應(yīng)的空間分布比更為廣泛.值得說明的是,(R54,R55)的彭寧電離反應(yīng)速率為6.2× 10—16mol·m—3·s—1,遠(yuǎn)高于N2(R52,R53)的1.4× 10—16mol·m—3·s—1.由于98%He 濃度輪廓線較為靠近主放電通道,與有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)受到的影響較小,而與有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)受到的影響較大.又由于輪廓線上的電場與屏蔽氣體流速有著正相關(guān)的關(guān)系,所以等離子的通量隨著流速增加而逐漸增加,而,離子通量幾乎不變.

圖13 和的化學(xué)反應(yīng)速率的空間分布.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分?jǐn)?shù)的等值輪廓線Fig.13.Spatial distribution of the reaction rates involving(a) and (b) .The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

此外,95% He和90% He 濃度輪廓線表面粒子通量變化情況如圖9(b)和圖9(c)所示.在圖9(b)和圖9(c)中,這兩條輪廓線表面的,離子通量隨著流速增加而逐漸降低,其中離子的通量變化甚至高達70 倍.相比于和離子,O—,和的變化只有2 倍.因此,可以認(rèn)為O—,和幾乎不受SG 流速或主放電通道寬度的影響.而圖12 結(jié)果表明,流速的變化并不會導(dǎo)致這兩條輪廓線上的電場發(fā)生較大變化.從圖10(b)和圖10(c)可以看出,粒子相關(guān)的反應(yīng)的速率與屏蔽氣體流速也有著負(fù)相關(guān)的關(guān)系,而粒子相關(guān)的反應(yīng)的速率則幾乎不受其影響.這也導(dǎo)致了和粒子通量的變化規(guī)律有著如此大的差異.

圖12 不同氦氣濃度輪廓線表面的徑向電場變化情況Fig.12.Variation of the radial electric field on the contour lines of different helium mole fractions.

由于95%和90% He 濃度輪廓線更靠近主放電通道外圍,與有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)受到的影響較小,而與有關(guān)的化學(xué)反應(yīng)受到的影響較大;同時,由于兩條輪廓線上的電場變化不大,所以等離子的通量幾乎不變,,離子通量隨著流速增加而逐漸降低.

4 結(jié)論

本研究通過仿真研究了屏蔽氣體(SG)流速對氦氣大氣壓等離子體射流(APPJ)的放電行為和粒子分布的影響,利用實驗中放電光學(xué)圖像與模型中主放電通道寬度隨SG 流速變化的趨勢進行對比以驗證模型有效性.結(jié)果表明,當(dāng)少量屏蔽氣體被引入外側(cè)管時,SG 的屏蔽效果不好,更多的稀有氣體氦氣溢出,放電強度減弱;當(dāng)SG 流速高于2 slm 時,SG 的屏蔽效果明顯,放電得到增強.

在此基礎(chǔ)上,研究了SG 流速對放電空間中粒子數(shù)密度的影響.仿真結(jié)果表明,當(dāng)外側(cè)管通入SG 時,放電空間中的粒子數(shù)密度與SG 流速呈正相關(guān),這可以歸因于較高的SG 流速導(dǎo)致更寬的主放電通道.

本文還討論了不同濃度輪廓線表面的徑向離子通量以探究SG 對射流流出物化學(xué)的影響.研究發(fā)現(xiàn),主放電通道(98%氦濃度等值線)表面的和的通量幾乎不隨流速變化,而O—,,和的通量隨SG 流速的增加而增加.而在95%和90% He 濃度等值線表面,O—,,和的通量幾乎不受SG 流速的影響,并且和的通量隨著SG 流速的增加而減少.這是因為: 一方面,這些輪廓線表面的粒子生成率和徑向電場受到SG 流速不同程度的影響;另一方面,與和等離子的化學(xué)反應(yīng)主要發(fā)生在主放電通道外圍,而和的反應(yīng)主要發(fā)生在靠近主放電通道的位置.

此項研究有助于進一步理解屏蔽氣體對射流的影響,這對大氣壓等離子體射流的基礎(chǔ)研究和實際應(yīng)用具有重要意義.

附錄

表A（續(xù)）等離子體化學(xué)反應(yīng)Table A (continued).Chemical reactions considered in the plasma dynamics model.