激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體時間分辨光譜研究及溫度和電子密度測量

楊文斌周江寧李斌成邢廷文

1)(中國科學(xué)院光電技術(shù)研究所,成都 610209)2)(中國科學(xué)院大學(xué),北京 100049)3)(電子科技大學(xué)光電信息學(xué)院,成都 610054)

激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體時間分辨光譜研究及溫度和電子密度測量

楊文斌1)2)周江寧1)2)李斌成1)3)?邢廷文1)

1)(中國科學(xué)院光電技術(shù)研究所,成都 610209)2)(中國科學(xué)院大學(xué),北京 100049)3)(電子科技大學(xué)光電信息學(xué)院,成都 610054)

(2016年11月3日收到;2017年1月3日收到修改稿)

激光誘導(dǎo)擊穿光譜(LIBS)作為一種重要的分析手段被廣泛應(yīng)用于材料分析、環(huán)境監(jiān)測等領(lǐng)域.特別是隨著大氣污染問題的日趨嚴(yán)重,基于LIBS的大氣污染在線監(jiān)測分析技術(shù)快速發(fā)展,氮?dú)獾入x子體特性的時間演化規(guī)律對研究激光誘導(dǎo)大氣等離子體動力學(xué)和發(fā)展大氣污染監(jiān)測的LIBS技術(shù)具有重要意義.而溫度和電子數(shù)密度作為表征等離子體狀態(tài)最重要的參數(shù),直接影響著等離子體形成、膨脹和退化中的動力學(xué)過程以及等離子體中的能量傳輸效率.本文利用等離子體時間分辨光譜,研究了連續(xù)背景輻射、分子譜線強(qiáng)度及信背比(分子譜線與連續(xù)背景輻射的比值)在等離子體演化過程中的變化規(guī)律,結(jié)果顯示連續(xù)背景輻射壽命在700 ns左右,,v:0-0)躍遷譜線強(qiáng)度在12—15μs范圍內(nèi)達(dá)到最大值,信背比隨時間呈現(xiàn)上升、穩(wěn)定的趨勢,因此利用分子離子第一負(fù)帶系研究等離子體溫度的觀測窗口應(yīng)選擇在10—25μs之間;基于雙原子光譜理論,通過擬合實(shí)測光譜和仿真光譜研究了大氣壓下激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體溫度隨時間的演化趨勢,由于輻射損耗遠(yuǎn)小于碰撞作用,在10—28μs內(nèi)等離子體溫度從約10000 K按指數(shù)衰減到約6000 K;在準(zhǔn)確測定儀器展寬線型的基礎(chǔ)上,利用Nelder-Mead單純形算法,研究了N原子746.831 nm譜線的Stark展寬和位移隨時間的演化趨勢,計(jì)算了等離子體中電子數(shù)密度隨時間在1017—1016cm?3量級間衰減,通過分析發(fā)現(xiàn)造成等離子體中電子數(shù)衰減的主要機(jī)理是三體碰撞復(fù)合.

激光誘導(dǎo)擊穿光譜,時間分辨,等離子體溫度,電子數(shù)密度

1 引 言

激光誘導(dǎo)擊穿光譜(laser-induced breakdown spectroscopy,LIBS)通過激光聚焦產(chǎn)生的局部高溫將樣品原子化并電離產(chǎn)生等離子體,根據(jù)原子躍遷譜線的位置和強(qiáng)度得到樣品的定性和定量信息.自Cremers和Rzdziemski［1]開創(chuàng)性地將LIBS用于元素分析以來,由于其能夠快速、實(shí)時、在線檢測分析,并且采樣簡單、無需預(yù)處理、能夠?qū)λ袪顟B(tài)(固、液、氣態(tài))的樣品進(jìn)行分析等優(yōu)點(diǎn),已發(fā)展成為一種重要的分析手段,廣泛應(yīng)用于材料分析和加工、薄膜沉積、生物醫(yī)學(xué)研究、考古、環(huán)境監(jiān)測等領(lǐng)域［2?6].

近年來,大氣污染問題日趨嚴(yán)重,LIBS技術(shù)在大氣污染監(jiān)測分析中的應(yīng)用越來越廣泛,氮?dú)庾鳛榇髿獾闹饕M分,研究激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體或空氣等離子體中氮成分的時間演化規(guī)律對研究激光誘導(dǎo)大氣等離子體的形成、演變以及提高基于LIBS的大氣污染檢測分析結(jié)果準(zhǔn)確性和檢測精度具有重要意義.等離子體溫度和電子密度作為等離子體最重要的參數(shù),決定了等離子形成和演化中所涉及的解離、原子化、激發(fā)和電離等過程的強(qiáng)弱.局部熱力學(xué)平衡(local thermodynamic equilibrium,LTE)下,粒子數(shù)密度只與溫度和電子密度有關(guān)［7];另一方面,等離子體通過逆韌致輻射從激光中吸收能量,其吸收系數(shù)依賴于溫度和電子密度,因此等離子中的能量傳輸效率與溫度及電子密度密切相關(guān)［8].Alam等［9]研究了激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體的時間分辨光譜,在等離子體形成初期(＜40 ns)探測到了N3+譜線并隨時間快速衰減與其他譜線混疊,根據(jù)N3+譜線Stark展寬計(jì)算了電子密度為1018cm?3;而在20μs以后第一負(fù)帶系光譜為主要光譜成分,并且在25μs左右其強(qiáng)度達(dá)到最大,此時轉(zhuǎn)動溫度約為9500 K(1064 nm,功率密度約1010W/cm2).Martin等［10]研究了飛秒激光脈沖作用下的空氣等離子體,發(fā)現(xiàn)在早期光譜中N2和分子譜線占主導(dǎo)并快速衰減(＜4 ns),計(jì)算了其壽命分別為0.5和0.056 ns,并且發(fā)現(xiàn)轉(zhuǎn)動溫度小于電子溫度即超短脈沖誘導(dǎo)等離子體處于非平衡狀態(tài).清華大學(xué)劉玉峰等［11]測量了激光誘導(dǎo)空氣等離子體時間分辨光譜,研究了N+的時間衰減規(guī)律,利用玻爾茲曼法計(jì)算了等離子體電子溫度為8693 K(1064 nm,功率密度約為1010W/cm2),根據(jù)Stark展寬效應(yīng)估算了等離子體中電子密度數(shù)量級在1016—1018cm?3.

目前,對激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體時間演化特性的研究主要是針對等離子體形成初期N原子及其離子譜線的時間演化規(guī)律,以及在此期間等離子體電子溫度和電子密度的測量,等離子體電子溫度的光譜診斷通常采用玻爾茲曼方程來確定,電子密度則依據(jù)Stark展寬來估算,在此過程中往往假定儀器展寬為高斯線型并且忽略其他展寬機(jī)制,其診斷方法相對單一,對等離子體膨脹和冷卻衰退過程并未展開深入研究.本文利用激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體時間分辨光譜研究了連續(xù)背景輻射、分子譜線強(qiáng)度及信背比(分子譜線與連續(xù)背景輻射的比值)在等離子體演化過程中的變化規(guī)律;根據(jù)雙原子分子光譜理論,通過擬合實(shí)測光譜和仿真光譜(由LIFBASE［12]計(jì)算結(jié)果與光譜儀狹縫函數(shù)卷積所得光譜)確定了等離子體溫度,研究了在等離子體演化過程中等離子體溫度隨時間的演變規(guī)律;在準(zhǔn)確測定儀器展寬線型(Voigt線型)的基礎(chǔ)上,利用Nelder-Mead多維下降單純形算法分離了Stark展寬,并計(jì)算了等離子體中的電子密度,分析了等離子體中電子數(shù)密度隨時間的演化機(jī)理.

2 實(shí)驗(yàn)及裝置

圖1 實(shí)驗(yàn)裝置示意圖Fig.1.Schematic diagram of the experimental set-up.

激光誘導(dǎo)等離子體光譜測量實(shí)驗(yàn)方案如圖1所示,采用Nd:YAG 1064 nm激光器(脈寬18 ns,發(fā)散角約0.5 mrad)經(jīng)30 mm聚焦透鏡將激光聚焦到腔內(nèi)激發(fā)N2氣體產(chǎn)生等離子體,腔內(nèi)氣體處于流動狀態(tài),流速為3 L/min,腔內(nèi)氣壓為1 atm;實(shí)驗(yàn)中激發(fā)激光脈沖能量由可變衰減器調(diào)節(jié),并由能量計(jì)監(jiān)測.采用HORIBA iHR320 JY光譜儀采集等離子體發(fā)射光譜,光譜儀配備2400 lines/mm全息平面閃耀光柵(光柵色散值為0.87 nm/mm)及增強(qiáng)電荷耦合器件(ICCD)陣列,通過控制ICCD觸發(fā)信號與激光信號之間的延遲采集不同延遲td下的擊穿光譜.光譜采集過程中,ICCD積分時間tw=800 ns,采集光譜的曝光時間則根據(jù)信號強(qiáng)弱程度設(shè)置,采用多次平均以降低噪聲干擾以及信號波動.光譜儀入口狹縫寬度50μm,利用He-Ne單縱模激光器(中心波長為632.8 nm,FWHM=0.29 pm)對儀器展寬標(biāo)定,Voigt線型(線型函數(shù)如(8)式所示)擬合得

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與分析

3.1時間分辨光譜分析

激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子光譜通常包含有N2分子譜帶、分子離子譜帶、N原子譜線及N+原子離子譜線,其中N2分子第二正帶系(C3Πu-B3Πg)和分子離子第一負(fù)帶系通常用于測定氮?dú)饣蚩諝獾入x子體的轉(zhuǎn)動和振動溫度(本實(shí)驗(yàn)中由于等離子體溫度較高,在340—360 nm波段Δv=+1)相互交疊嚴(yán)重、信噪比較低,而在370—393 nm波段,譜帶強(qiáng)度遠(yuǎn)大于N2(C3Πu-B3Πg,Δv=?2)譜帶強(qiáng)度,幾乎不受N2譜帶的影響,因此選用370—395 nm波段來確定等離子體溫度).然而在高溫狀態(tài)下,分子譜帶容易受到連續(xù)背景輻射(電子自由-自由態(tài)的韌致輻射和自由-束縛態(tài)的躍遷)和原子譜線的干擾,因此觀測窗口的選擇對溫度測定結(jié)果準(zhǔn)確性影響很大.

實(shí)測時間分辨光譜如圖2所示,td＜10μs時,在383和389 nm附近出現(xiàn)了NI 3s2P-3p2P0(381.8,382.2,383.0,383.4 nm)和NI 3s2p-5p2D0(388.8,389.2,390.0 nm)的強(qiáng)烈干擾,這是由于在激光作用結(jié)束后,由于激發(fā)速率的降低使得各能級粒子數(shù)會隨著時間出現(xiàn)極大值后進(jìn)入衰減階段,并且能級越高,達(dá)到極值的時間越短,衰減越快,因此在等離子體衰減初期,將會出現(xiàn)強(qiáng)烈的N原子及各價原子離子躍遷譜線;取392—393 nm處(信號強(qiáng)度平緩,無明顯譜峰)作為背景信號并對其做雙指數(shù)擬合得連續(xù)背景輻射壽命約為700 ns.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)N2等離子體時間分辨光譜Fig.2.(color online)Time-resolved spectra of nitrogen plasma.

圖3 391.4 nm譜峰強(qiáng)度和SBR隨時間演化趨勢Fig.3. The temporal evolutions of peak spectral strength and SBR at 391.4 nm.

通過研究分子譜帶、背景信號及原子譜線隨時間演變規(guī)律,發(fā)現(xiàn)研究等離子體衰退過程中分子離子最佳窗口在10—25μs(E=(150±1.5)mJ,P=1 atm)之間,此時N原子譜線和連續(xù)背景輻射對分子譜帶不再有強(qiáng)烈干擾,分子離子譜帶信號較強(qiáng),譜帶分辨率較高,適合用于等離子體溫度的測定.需要指出的是,最佳觀測窗口的位置將隨激光能量和壓強(qiáng)的變化而變化.

3.2等離子體溫度

根據(jù)雙原子分子光譜理論可知,從高能級(e′,v′,J′)到低能級 (e′′,v′′,J′′)躍遷譜線強(qiáng)度由下式表示［16]

式中,Ne′v′J′為高能級粒子數(shù);為 高 低能級愛因斯坦輻射躍遷系數(shù);h為普朗克常數(shù);為躍遷頻率;e,v,J 分別為電子、振動、轉(zhuǎn)動量子數(shù).在熱平衡條件下,高能級粒子的布居數(shù)在電子、振動和轉(zhuǎn)動能級上分別服從玻爾茲曼分布［17]:

式中,N 為粒子總數(shù);εe′,εv′,εJ′分別為電子能、振動能和轉(zhuǎn)動能;Telex,Tvib,Trot分別為電子激發(fā)溫度、振動溫度、轉(zhuǎn)動溫度,其中轉(zhuǎn)動溫度經(jīng)常用來表征等離子體溫度,因?yàn)榕c粒子的平均動能相比,轉(zhuǎn)動能級間隔很小,平動和轉(zhuǎn)動間的能量交換非常迅速,使得轉(zhuǎn)動溫度與重粒子(相對于電子而言,即除了電子外的其他粒子)溫度相近［18];Qi(i=e,v,r)為相應(yīng)的配分函數(shù);c為光速;k為玻爾茲曼常數(shù);ge′為電子能級簡并度;L為核自旋引起的強(qiáng)度變化因子;對于同核分子σ=2,異核分子則σ=1.

結(jié)合(1)和(2)式,對應(yīng)譜線躍遷概率和躍遷波數(shù)均為常數(shù),譜線強(qiáng)度值由上能級布居數(shù)決定,而上能級布居數(shù)則隨溫度的變化而變化,因此,通過擬合實(shí)測光譜和仿真光譜就能確定等離子體溫度.在LTE假設(shè)下(Telex=Tvib=Trot)將溫度作為擬合參量所得仿真光譜與實(shí)測光譜如圖4所示.由圖4可知,實(shí)測光譜與仿真光譜幾乎完全重合,因此,擬合實(shí)測光譜得到的溫度能正確反映等離子體溫度.等離子體溫度隨時間演化規(guī)律如圖5所示,在10—28μs內(nèi)等離子體溫度隨時間成指數(shù)衰減.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)實(shí)測光譜及擬合光譜(T=5936 K)Fig.4.(color online)Measured and corresponding best- fi t spectra(T=5936 K).

圖5 溫度隨時間的演化趨勢(E=(150±1.5)mJ)Fig.5.The temporal evolution of plasma temperature(E=(150±1.5)mJ).

碰撞和輻射是影響等離子體溫度衰減的兩大因素,等離子體衰退過程中,一維瞬變模型的溫度變化可由下式描述［19]:

式中,ρ為等離子體密度,Cp為熱容,v為速度,κ為熱導(dǎo)率,ε為凈輻射系數(shù).根據(jù)圖5中等離子體溫度實(shí)測值計(jì)算可得ρCp?T/?t～1011W/m3,遠(yuǎn)大于輻射損耗4πε～106—108W/m3［19],可見碰撞過程是影響等離子體溫度變化的主要因素,(3)式分離變量后其解的時間特性將呈現(xiàn)指數(shù)形式.當(dāng)考慮溫度在軸向x上的變化時,上述分析同樣適用,所以實(shí)測等離子體溫度可表示為

式中,C為常數(shù),?為探測系統(tǒng)收集范圍,α為衰減系數(shù).

3.3電子數(shù)密度

電子作為等離子體中能量轉(zhuǎn)移的主要載體,直接影響著等離子體中的動力學(xué)行為,對電子數(shù)密度及其時間行為的研究能夠?yàn)榈入x子體形成、演變以及等離子體中能量傳輸提供大量有用的信息,對LIBS定量分析結(jié)果的準(zhǔn)確性具有重要意義.由于等離子體發(fā)射光譜攜帶了豐富的等離子體信息,原子譜線的位置和線型往往受到等離子體溫度和電子數(shù)密度的影響,因此可以通過研究原子或原子離子譜線的位置偏移和展寬來確定電子數(shù)密度.然而,與N原子譜線相比,N+譜線(位于343.7,395.5,399.4,404,424 nm等波長處,與文獻(xiàn)[11]一致)持續(xù)時間較短、強(qiáng)度較低,因此本文選用N原子譜線來研究電子數(shù)密度的時間演化特性.

實(shí)測譜線往往是經(jīng)多種展寬機(jī)制展寬后的譜線,等離子體中的展寬機(jī)制主要有自然展寬、范德瓦耳斯展寬、共振展寬、Doppler展寬、Stark展寬及儀器展寬;除了自然展寬和儀器展寬,其余展寬機(jī)制與壓力、溫度和電子數(shù)密度有關(guān),相比于Doppler和Stark展寬,前三種展寬機(jī)制的貢獻(xiàn)在10?5—10?4nm量級［20],在分析中往往忽略,Stark展寬和位移則與電子數(shù)密度有關(guān)［21].

式中,ωS,dS分別為Stark展寬和位移,w為電子碰撞參數(shù)(依賴于電子溫度),A為離子碰撞展寬參數(shù),r為離子之間平均距離與Debye長度的比值,ne為電子數(shù)密度,d為電子碰撞位移參數(shù).只考慮儀器展寬、Stark展寬和Doppler展寬時,實(shí)測譜線的線型可表示為如下形式

式 中,V(λ;λ0,λG,λL)為 包 含 了Doppler展 寬(Gauss線型,線寬λG)和Stark展寬(Lorentz線型,線寬λL)的Voigt線型函數(shù),λ0為中心波長,h(λ)為儀器展寬函數(shù)(Viogt線型,(8)式擬合結(jié)果為?表示卷積運(yùn)算.利用多維下降單純形算法［22](即Nelder-Mead算法,用于多維無約束問題的一種數(shù)值方法,屬于一般搜索類算法,通過反射、擴(kuò)展、壓縮和收縮手段獲得最優(yōu)解)最小化χ2［23]可以確定參數(shù)λ0,λG,λL,

式中,Im(λ)為實(shí)測譜線強(qiáng)度,I0為譜線理論強(qiáng)度.

實(shí)驗(yàn)中利用N原子746.831 nm譜線根據(jù)(8)式做擬合得到λ0,λG,λL以確定Stark展寬和位移,擬合結(jié)果如圖6所示,yNM代表Nelder-Mead算法分離得到的譜線,圖7為Stark展寬和位移隨時間的演化趨勢.根據(jù)Stark展寬和位移,按(5)和(6)式計(jì)算的電子密度隨時間的演化趨勢如圖8所示,(5)式中電子碰撞參數(shù)依據(jù)Griem［24]的計(jì)算結(jié)果擬合插值所得,當(dāng)電子溫度在5000—40000 K變化時,(6)式中電子碰撞位移參數(shù)d變化很小(在0.00463—0.00515 nm之間),取0.005 nm,并且忽略了離子對譜線的影響.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)N原子譜線Nelder-Mead擬合結(jié)果Fig.6.(color online)Fitted results of N 746.8 nm spectral line based on Nelder-Mead algorithm.

圖7 Stark展寬和位移隨時間的演化關(guān)系Fig.7.The temporal evolution of Stark broadening and Stark shift.

圖8 電子數(shù)?密度隨時間的演化關(guān)系(E=(150±1.5)mJ,■和●分別表示依據(jù)Stark位移和展寬計(jì)算所得電子數(shù)密度)Fig.8.The temporal evolut?ion of electron density(E=(150±1.5)mJ,■and●denote the calculated electron densities based on Stark shift and broadening,respectively).

等離子體衰退過程中,電子通過碰撞、復(fù)合、擴(kuò)散不斷損失能量,電子溫度不斷降低,電子與原子離子和分子離子不斷復(fù)合以及電子在濃度梯度上的擴(kuò)散導(dǎo)致電子密度隨時間衰減,從而使Stark效應(yīng)減弱,譜線線寬和波長偏移隨之降低.等離子體中電子數(shù)密度的衰減可以表示為［25]

式中,ne為電子數(shù)密度,Da為擴(kuò)散系數(shù),νa為吸附率(N2等離子體可忽略),αr為電子-離子復(fù)合系數(shù),βe為三體碰撞輻射重組系數(shù).由電子數(shù)密度實(shí)驗(yàn)值可計(jì)算得到電子數(shù)密度衰減速率Δne/Δt～1022—1021cm?3.s?1,依據(jù)文獻(xiàn)[25,26]可計(jì)算得到雙極擴(kuò)散速率Da?2ne～1015—1014cm?3.s?1、電子-離子復(fù)合速率兩者遠(yuǎn)小于實(shí)驗(yàn)值;依據(jù)文獻(xiàn)[27]可計(jì)算得到三體碰撞輻射重組速率可見三體碰撞引起的輻射復(fù)合是造成等離子體中電子數(shù)密度衰減的主要原因.

4 結(jié) 論

本文通過研究E=(150±1.5)mJ,P=1 atm條件下激光誘導(dǎo)氮?dú)獾入x子體時間分辨光譜,發(fā)現(xiàn)連續(xù)背景輻射持續(xù)時間約為700 ns,躍遷譜線強(qiáng)度在12—15μs范圍內(nèi)達(dá)到一個極大值,信背比隨時間呈先上升,然后趨于穩(wěn)定,最后下降的趨勢,在10μs之后,N原子譜線和連續(xù)背景輻射對分子譜帶不再有強(qiáng)烈干擾,分子離子譜帶信號較強(qiáng),譜帶分辨率較高,適合作為第一負(fù)帶系研究等離子體溫度的觀測窗口.根據(jù)雙原子分子光譜理論,通過擬合實(shí)測光譜和仿真光譜確定了等離子體溫度,研究了在等離子體演化過程中等離子體溫度隨時間的演變規(guī)律,實(shí)驗(yàn)結(jié)果顯示服從指數(shù)衰減規(guī)律,在10—28μs內(nèi)等離子體溫度從約10000 K衰減到約6000 K.在準(zhǔn)確測定儀器展寬線型(Voigt線型)的基礎(chǔ)上,利用Nelder-Mead多維下降單純形算法分離了Stark展寬,計(jì)算了等離子體中的電子密度隨時間從1μs的約2.5×1017cm?3衰減到14μs的約2.2×1016cm?3,通過分析發(fā)現(xiàn)造成等離子體中電子數(shù)衰減的主要機(jī)理是三體碰撞引起的輻射復(fù)合.這些結(jié)果對研究激光誘導(dǎo)大氣等離子體的形成、演變、能量的傳輸以及提高基于LIBS技術(shù)的大氣污染監(jiān)測分析結(jié)果準(zhǔn)確性和檢測精度具有重要意義.

[1]Cremers D A,Radziemski L J 2006Handbook of Laser-Induced Breakdown Spectroscopy(Chichester:John Wiley&Sons Ltd)p3

[2]Samek O,Beddows D C S,Kaiser J,Kukhlevsky S V,Li?ka M,Telle H H,Young J 2000Opt.Eng.39 2248

[3]Ayyalasomayajula K K,Fang Y Y,Singh J P,McIntyre D L,Jain J 2012Appl.Opt.51 149

[4]Tran M,Smith B W,Hahn D W,Winefordner J D 2001Appl.Spectrosc.55 1455

[5]Pichahchy A E,Cremers D A,Ferris M J 1997Spectrochim.Acta B52 25

[6]Sturm V,Noll R 2003Appl.Opt.42 6221

[7]Huddlestone R H,Leondard S L 1965Plasma Diagnostic Techniques(New York:Academic Press)p87

[8]Lenk A,Witke T,Granse G 1996Appl.Surf.Sci.96 195

[9]Alam R C,Fletcher S J,Wasserman K R,Hüwel L 1990Phys.Rev.A42 383

[10]Martin F,Mawassi R,Vidal F,Gallimberti I,Comtois D,Pépin H,Kie ff er J C,Mercure H P 2002Appl.Sepctrosc.56 1444

[11]Liu Y F,Ding Y J,Peng Z M,Huang Y,Du Y J 2014Acta Phys.Sin.63 205205(in Chinese)[劉玉峰,丁艷軍,彭志敏,黃宇,杜艷君2014物理學(xué)報63 205205]

[12]LIFBASE:Database and Spectral Simulation Program Luque J,Crosley D R https://www.sri.com/engage/products-solutions/lifbase[2017-1-19]

[13]Sarrette J P,Gomes A M,Bacri J,Laux C O,Kruger C H 1995J.Quant.Spectrosc.Ra.53 125

[14]Babou Y,Rivière P,Perrin M Y,Sou fi ani A 2009J.Quant.Spectrosc.Ra.110 89

[15]Flagan R C,Appleton J P 1972J.Chem.Phys.56 1163

[16]Zhai X D,Ding Y J,Peng Z M,Luo R 2012Acta Phys.Sin.61 123301(in Chinese)[翟曉東,丁艷軍,彭志敏,羅銳2012物理學(xué)報61 123301]

[17]Staack D,Farouk B,Gutsol A F,Fridman A A 2006Plasma Sources Sci.Technol.15 818

[18]Laux C O 1993Ph.D.Dissertation(Stanford:Stanford University)

[19]Gleizes A,Gonzalez J J,Liani B,Raynal G 1993J.Phys.D26 1921

[20]Laux C O,Spence T G,Kruger C H,Zare R N 2003Plasma Sources Sci.Technol.12 125

[21]Cremers D A,Radziemski L J 2006Handbook of Laser-Induced Breakdown Spectroscopy(England:John Wiley&Sons)p28

[22]Nelder J A,Mead R 1965Comput.J.7 308

[23]Ida T,Ando M,Toraya H 2000J.Appl.Crystallogr.33 1311

[24]Griem H R 1974Spectral Line Broadeningby Plasmas(New York:Academic Press)p333

[25]Soubacq S,Pignolet P,Schall E,Batina J 2004J.Phys.D37 2686

[26]Zhao X M,Diels J C,Wang C Y,Elizondo J M 1995IEEE J.Quantum Elect.31 599

[27]Bourdon A,Teresiak Y,Vervisch P 1998Rhys.Rev.E57 4684

PACS:52.50.Jm,51.50.+v,52.25.–bDOI:10.7498/aps.66.095201

Time-resolved spectra and measurements of temperature and electron density of laser induced nitrogen plasma

Yang Wen-Bin1)2)Zhou Jiang-Ning1)2)Li Bin-Cheng1)3)?Xing Ting-Wen1)

1)(The Institute of Optics and Electronics,Chinese Academy of Sciences,Chengdu 610209,China)2)(University of Chinese Academy of Sciences,Beijing 100049,China)3)(School of Optoelectronic Information,University of Electronic Science and Technology of China,Chengdu 610054,China)

3 November 2016;revised manuscript

3 January 2017)

As an important analytical tool,laser-induced breakdown spectroscopy(LIBS)has been widely used in material analysis,environmental monitoring,and other fi elds.In recent years,due to increasingly serious air pollution,various LIBS-based on-line air pollution detection techniques are being developed.The temporal evolution of nitrogen plasma characteristics is of great importance for investigating the atmospheric plasma dynamics and developing the LIBS-based air pollution monitoring techniques.Temperature and electron density,which are the most important parameters of a plasma state,directly in fl uence the kinetic behaviors of plasma formation,expansion and degradation processes,as well as the energy transfer efficiency in plasma.In this paper,the temporal evolutions of continuous background radiation,molecular spectral strength,and signal-to-background ratio(SBR)are studied based on time-resolved spectra.The results show that the lifetime of the continuous background radiation is about 700 ns,the,v:0-0)transition line strength reaches a maximum value within 12–15 μs,the SBR fi rst increases and then stabilizes.Accordingly,the optimal observation period forband system based plasma temperature investigation should be selected to be between 10 and 25μs.The temporal evolution of plasma temperature is determined by fi tting experimental spectra to theoretical ones simulated by LIFBASE(a spectral simulation program).As the radiation loss is less than the loss due to the collision cooling,the plasma temperature decays exponentially from～10000 K to～6000 K within 10–28 μs.By taking into account the instrumental broadening lineshape(Voigt lineshape),the temporal evolutions of Stark broadening and Stark shift of N 746.831 nm atomic line are obtained via Nelder-Mead simplex algorithm,and then the electron density is calculated accordingly.The results show that the electron density decays between 1017and 1016cm?3in magnitude.By comparing the experimental electron decay rate with theoretical values calculated from di ff erent mechanisms,it is concluded that a three-body collision recombination is the main mechanism of electron decay.

laser-induced breakdown spectroscopy,time-resolved,plasma temperature,electron density

10.7498/aps.66.095201

?通信作者.E-mail:bcli@uestc.edu.cn

?Corresponding author.E-mail:bcli@uestc.edu.cn