同軸槍放電等離子體電流片的運動特性研究*

漆亮文 趙崇霄 閆慧杰 王婷婷 任春生

(大連理工大學物理學院, 三束材料改性教育部重點實驗室, 大連 116024)

(2018 年 10 月 10 日收到; 2018 年 12 月 15 日收到修改稿)

同軸槍放電可以產(chǎn)生高速度、高密度的等離子體射流, 在天體物理、核物理等研究領域具有廣泛的應用. 基于同軸槍放電等離子體運動的“雪犁模型”分析, 本實驗通過對等離子體光電信號和磁信號的測量及放電照片的拍攝, 研究了不同放電電流和氣壓對同軸槍放電等離子體電流片的運動特性、電流通道分布的影響. 實驗結果發(fā)現(xiàn): 一次放電過程中, 氣壓為 10 Pa、放電電流為 35.7—69.8 kA 時, 隨著放電電流的增加, 等離子體噴射速度增加, 輸運距離與離子攜帶的軸向動能成正比, 大電流條件下, 等離子體噴出槍口時易于在槍底端形成新的電流通道; 氣壓為5—40 Pa、放電電流為49.8 kA時, 隨著氣壓的增加, 等離子體噴射速度減小, 輸運距離縮短, 高氣壓下, 等離子體噴出槍口時在槍底端未產(chǎn)生新的放電通道, 這與放電過程中遺留在槍底端的帶電粒子和電流片滲漏殘留在槍內的中性粒子共同形成的阻抗通道有關; 電流反向時, 二次放電擊穿位置發(fā)生在電極頭部, 放電過程中存在多次放電現(xiàn)象.

1 引 言

脈沖同軸等離子體槍利用放電過程中流過電極間的電流產(chǎn)生的洛倫茲力加速等離子體, 可產(chǎn)生高速度、高溫度、高密度[1?4]的等離子體射流. 在等離子體空間推進[5,6]、模擬國際熱核聚變反應堆計劃(ITER)中邊緣局域模與器壁材料相互作用[7?11]、磁約束聚變裝置中燃料注入[12?14]以及實驗室天體物理研究[15]等方面具有廣泛的應用. 工作于“雪犁模型”[16,17]下的同軸槍放電過程中, 預先充入腔體的工作氣體在外加電壓下?lián)舸┓烹? 沿電極起始端的絕緣層附近形成一個軸對稱的等離子體薄層, 此等離子體薄層連接內外電極形成一個閉合回路. 流過中心電極的電流在其周圍會感應出角向磁場, 等離子體在洛倫茲力J × B的作用下沿軸向運動,類似于掃雪形式推動并電離前面的中性氣體, 使得被電離的中性粒子隨等離子體以相同的速度噴出槍口.

同軸槍放電等離子體的應用中, 關于等離子體參數(shù)的測量是非常重要的研究內容. 中國科學院空間科學與應用研究中心高著秀等[18]采用發(fā)射光譜的多普勒頻移測量研究了不同放電參數(shù)對等離子體速度的影響, 結果表明速度隨充電電壓的增大而增大, 隨氣壓的增大而不斷減小. 大連理工大學張俊龍等[19]利用光電倍增管直接觀察到了等離子體團的blow-by現(xiàn)象, 研究了放電參數(shù)對等離子體團的分離的影響, 指出等離子體團的分離程度與槍內電流片所受的徑向磁壓梯度大小有關. 西安交通大學劉帥等[20]利用光電二極管和磁探針研究了近似方波的電流作用下平行軌道加速器內等離子體的動力學特性, 通過沖擊擺測量了首次等離子體射流的動量. 然而, 關于同軸槍內等離子體電流片的運動特性、電流通道分布特點等國內研究相對較少.在國外, Pert[21]利用磁探針研究了同軸槍內電流片前后的電流通道分布, 發(fā)現(xiàn)在放電后期, 絕緣層底板處會產(chǎn)生一個固定的等離子體弧, 形成Crowbar效應. Crowbar放電不僅能侵蝕電極材料, 使得等離子體品質變差, 而且嚴重影響了緊湊型高密度等離子體的產(chǎn)生. Bruzzone 和 Martínez[22]在研究電流片的演化過程中也發(fā)現(xiàn)了放電過程中電極末端附著部分的放電電流存在電流停滯現(xiàn)象, 并通過等離子體電阻曲線的分析發(fā)現(xiàn)在電流片后面存在的渦流效應. Al-Hawat[23]和 Chow 等[24]在關于高密度等離子體聚焦的研究中選擇中心電極為陽極, 由于槍內角向磁場與半徑成反比, 等離子體會在磁壓較小的陰極區(qū)域堆積, 造成等離子體質量損失, 使得實驗速度與雪犁模型下的理論值存在偏差. 基于目前的研究分析, 以往的諸多實驗主要研究特定放電條件下槍內電流通道的分布演化特點, 而在同軸槍的實際應用中, 噴射出的等離子體特性及其輸運是主要關注的對象.

考慮同軸槍內角向磁場分布不均勻的情況, 本實驗利用負脈沖高壓放電, 由于放電過程中離子流向內電極運動增大其表面的摩擦阻力, 使得電極間隙內的等離子體在不同徑向位置所受的磁壓力不均勻性效應減小, 其運動過程更適合使用“雪犁模型”描述. 因此, 預填充模式下負脈沖放電更容易產(chǎn)生高速度、高密度等離子體射流. 然而, 在負脈沖放電條件下, 針對如何獲得緊湊高密度的等離子體噴射, 避免放電過程中二次擊穿造成的等離子體形貌變化、質量損失等研究相對較少, 電流通道分布特性與放電參數(shù)間的關系尚不明確. 本文利用磁探針研究同軸槍放電過程中的電流通道的分布特性, 同時測量了等離子體光電流信號及回路電流、電壓信號, 研究了不同放電參數(shù)(放電電流與工作氣壓)對等離子體運動特性的影響.

2 實驗裝置

實驗裝置與光電信號測量原理如圖1所示, 放電裝置主要由同軸放電槍、供電系統(tǒng)、輸運通道、真空系統(tǒng)四部分組成. 其中同軸槍由實心圓柱內電極和空心圓柱外電極組成, 內電極由直徑50 mm、長245 mm的黃銅材料構成; 外電極內徑100 mm,長 270 mm, 材料為不銹鋼, 加速長度為 200 mm.內外電極間通過厚20 mm、直徑100 mm的尼龍介質絕緣, 電極間隙25 mm. 內電極末端有一個直徑10 mm的通氣孔, 實驗過程中經(jīng)通氣孔充入Ar氣進行放電. 供電系統(tǒng)主要由4個60 μF電容并聯(lián)的電容組作為放電電源, 電容充電電壓最大為 10 kV, 放電電流最大可達 100 kA. 輸運通道為長 40 cm、直徑 30 cm 的玻璃直筒, 通過法蘭連接在放電槍與真空腔室中間, 其主要作用是便于觀察等離子體的輸運過程和光學診斷. 真空系統(tǒng)由機械泵、分子泵、復合真空計三部分組成, 實驗時通過真空系統(tǒng)維持腔體內的氣壓, 本底真空可達10?3Pa,根據(jù)所需的氣壓充入氬氣.

圖1 實驗裝置與測量原理圖Fig.1. Schematic of experimental setup and diagnosis measurement.

同軸槍外電極接地, 內電極接電容器高壓輸出端, 輸出電壓為負脈沖, 采用Pearson電流探頭和差分探頭分別測量放電回路電流及槍兩端的電壓.在距離槍底絕緣面Z= 50, 100 mm 處布置兩個磁探針, 分析槍內電流通道分布的變化及等離子體電流片的運動, 磁探針繞制在直徑為5 mm的尼龍骨架上, 線圈為直徑0.3 mm的漆包線, 匝數(shù)為9匝,通過阻容積分器得到磁場并以電壓信號輸出, 積分器電容和電阻分別為 1 μF 和 330 ? . 兩個磁探針插入內徑為10 mm的陶瓷管內, 磁探針中心距離內電極20 mm. 兩個相同型號的光電探測器1和2(Thorlabs PDA-10A)分別位于距槍噴口端25和125 mm處, 用于測量輸運過程中等離子體的發(fā)光信號, 并通過兩信號出現(xiàn)的時間差計算等離子體噴射速度(L是兩光電探測器間隔距離, ?t為兩光電流信號出現(xiàn)的時間間隔). 等離子體發(fā)出的光信號通過準直器(Thorlabs F240SMA-A)、光纖進入光電探測器, 并輸出一定的電壓信號. 放電電流、電壓信號及光電探測器、磁探針輸出的電壓信號均通過一臺八通道數(shù)字示波器(PicoScope 4828)進行記錄分析.

3 結果與討論

3.1 同軸槍放電特性

同軸槍放電的擊穿過程發(fā)生在槍起始端兩電極間絕緣層附近的位置, 氣體擊穿后放電電流迅速增加, 流過等離子體的電流連接內外電極形成RLC閉合回路, 等離子體在洛倫茲力J×B作用下沿軸向運動. 電容器充電電壓4 kV、氬氣氣壓10 Pa的放電條件下, 得到電壓、電流及磁場波形如圖2所示. 從圖2可以看出, 氣體擊穿時電壓迅速降至某非零值后升高, 這與等離子體電感和電阻有關. 等離子體在放電過程中不斷積累磁能用于等離子體加速, 部分轉化為等離子體軸向運動動能,同時由于帶電粒子與中性分子碰撞沖擊中將部分磁能轉化為無定向熱能. 放電電流增加, 第一個半周期電流峰值為 39.2 kA, 脈寬為 50μs.

圖2 電容器充電電壓 4 kV、氬氣氣壓 10 Pa 的放電條件下電壓、電流及磁場波形Fig.2. Waveforms of voltage, current and magnetic field on discharge condition that the charge voltage of capacitor is 4 kV, and the Ar gas pressure is 10 Pa.

觀察第一個半周期內不同位置處的磁場信號發(fā)現(xiàn), 氣體擊穿后等離子體是以電流片的形式向前運動. 等離子體電流片未經(jīng)過磁探針時, 輸出電壓幅值為零, 當?shù)入x子體運動經(jīng)過磁探針后, 由通過中心電極的電流產(chǎn)生的方位角磁場穿過探針時引起磁通變化, 輸出一定的電壓信號, 幅值與放電電流大小成正比關系. 等離子體電流片經(jīng)過Z= 100 mm處的磁探針后, 兩磁信號同步并隨電流幅值而變化, 電流片攜帶全部的放電電流, 這些現(xiàn)象均符合“雪犁模型”. 第一個半周期放電結束到電流反向后的 1 5μs 時間內, 磁探針一直有磁信號輸出, 并隨著電流幅值變化, 這表明二次放電發(fā)生在電極頭部.隨后兩磁信號出現(xiàn)多次振蕩, 對應的電壓信號也出現(xiàn)相同頻率的振蕩, 這是由于同軸槍內部發(fā)生多次放電現(xiàn)象, 電流通道貫穿于整個槍內, 等離子體并不是以單獨的電流片形式存在, 從Z= 100 mm處的磁場小于Z= 50 mm的磁場信號也可以證明. 在此過程中, 各電流通道均在洛倫茲力作用下向前運動, 在放電后期兩磁信號重合.

等離子體在噴出槍口25 mm和125 mm處的光電流信號如圖3所示, 光電流信號具有一定的寬度, 這與放電產(chǎn)生的等離子體的形貌有關. 光電流信號2強度明顯比光電流信號1弱, 造成此現(xiàn)象的原因是輸運過程中等離子體能量損耗, 損耗機制主要包括以下兩種: 1)噴出槍口時的等離子體具有一定的軸向動能, 在輸運過程中不斷與中性粒子發(fā)生碰撞并伴隨著電子與離子間的復合, 等離子體能量及密度降低, 發(fā)光減弱; 2)等離子體具有較高的溫度, 電子在熱膨脹作用下向輸運通道器壁擴散,并與器壁復合損失. 相比于一次放電的光電流信號, 二次放電過程產(chǎn)生的等離子體光電流強度很弱. 這是由于一次放電過程中等離子體電流片幾乎掃過了所有的中性氣體, 電極通道內殘留的中性粒子數(shù)很少, 產(chǎn)生的等離子體密度較低, 發(fā)光減弱.此外, 根據(jù)圖2的分析, 低密度的等離子體不能承載大電流時會存在多次放電現(xiàn)象, 每個電流通道都

圖3 等離子體在噴出槍口 25 和 125 mm 處電壓、電流及光電流波形Fig.3. Waveforms of voltage, current and photocurrent of the plasma when it jets 25 and 125 mm from the gun nozzle.

有分流作用, 稀薄的等離子體所受洛倫茲力減小,使其遺留在槍內并未噴出.

3.2 二次擊穿現(xiàn)象

一次放電過程中, 當電容器電壓施加在同軸槍電極兩端時, 擊穿過程發(fā)生在絕緣層表面. 擊穿瞬間等離子體壓力大于初始時刻電流片后面的磁壓力, 使得等離子體電流片加速運動之前, 部分帶電粒子已沉積在絕緣層附近, 電流片傾向于依附在絕緣層表面[25]. 此后, 電流片在掃除中性氣體的過程中由于滲漏導致的部分中性粒子也存在于槍內. 放電后期由遺留在電流片之后的帶電粒子碰撞電離部分殘余的中性分子形成一種低阻抗路徑[21], 產(chǎn)生新的電流通道. 圖4為放電電流69.8 kA、氣壓為10 Pa條件下的電壓、電流及磁場波形. 可明顯看出, 在放電后期, 電壓波形和磁場波形均出現(xiàn)了一次振蕩, 其幅值均先減小后增加. 氣體擊穿后槍兩端的電壓由以下公式?jīng)Q定:

式中I為放電回路電流是由槍電感引起的電壓降,RI是槍內等離子體電阻引起的電壓降. 這表明在電流的第一個半周期內存在二次擊穿. 等離子體電流片運動至槍口噴出后, 放電通道維持在電極頭部. 然而, 遺留在槍底的帶電粒子在電場作用下碰撞電離滲漏的中性分子, 使其再次擊穿. 此時,槍內存在兩個電流通道, 新電流通道的形成使得同軸槍內部阻抗突然減小, 電壓會先減小后增加, 與初始氣體擊穿特性一致. 同時, 新電流通道的出現(xiàn)會攜帶部分放電電流, 使得流經(jīng)磁探針位置處的電流有所減小, 磁場信號也隨之減弱, 出現(xiàn)振蕩.

圖4 放電電流 69.8 kA、氣壓為 10 Pa 條件下電壓、電流及磁場波形Fig.4. Oscillogram of the voltage, current and magnetic probe signals recorded at Z = 100 mm on condition that the discharge current is 69.8 kV, and the Ar gas pressure is 10 Pa.

3.3 電流對放電過程及等離子體運動的影響

為研究放電電流對等離子體運動的影響, 將腔室氣壓恒定為10 Pa, 磁探針距離槍底絕緣面Z=100 mm, 光電探測器 1 離槍噴口 25 mm. 選擇放電電壓為 3.5, 4, 6, 7 kV, 對應得到如圖 5 所示的電壓電流、磁場及光電流波形. 從圖5可以發(fā)現(xiàn),隨著放電電壓的增大, 第一個半周期電流峰值呈線性增加, 電流脈寬保持為50 μs . 從光電流信號1隨電流的變化可以明顯看出: 隨著放電電流的增加, 光電流信號出現(xiàn)的時間t1向前移動. 光電探測器與Pearson電流探頭響應時間延遲為400 ns, 這表明等離子體在槍內的加速時間隨電流的增加逐漸縮短, 與等離子體電流片運動速度成反比. 對比圖 5(a)—(d)發(fā)現(xiàn), 隨著放電電流的增加, 同軸槍兩端的電壓幅值明顯增加. 這是由于等離子體橫切角向磁場時正負電荷分離引起的, 可類比于“霍爾效應”, 其電壓幅值與等離子體電流片運動速度和角向磁場強度有關. 放電電流增大會使得角向磁場增強, 等離子體在掃雪過程中速度也隨之增加,“霍爾效應”明顯增強.

觀察圖5中磁場信號與電壓信號發(fā)現(xiàn), 隨著放電電流的增大, 等離子體在噴出槍口時容易在槍底部形成新的電流通道. 由于放電過程中電壓幅值是 146—543 V, 不足以使得絕緣材料發(fā)生擊穿. 所以此電流通道的產(chǎn)生是遺留在電流片之后帶電粒子與中性分子形成的低阻抗路徑下的電流重新分布. 電流較小時, 等離子體以整團的形貌噴出槍口,而大電流條件下, 噴出的等離子體是尖銳的峰值后拖著較大的尾流. 出現(xiàn)這種現(xiàn)象的原因是: 隨著放電電流的增大, 等離子體密度和溫度增加[26], 等離子體壓力不斷增大. 在氣體擊穿的初始時刻, 放電電流產(chǎn)生的磁壓力較等離子壓力小, 等離子體在擊穿后以電流片的形式迅速噴出, 遺留在絕緣層附近的帶電粒子數(shù)增多. 等離子體電流片噴出槍口時,遺留在槍底的帶電粒子與殘余的中性分子碰撞電離導致二次擊穿, 攜帶部分放電電流.

預填充模式下同軸槍放電等離子體理論速度可依據(jù)雪犁模型計算, 根據(jù)動量守恒定律:

圖5 同軸槍在氣壓為 10 Pa, 電壓分別為 (a) 3.5, (b) 4, (c) 6, (d) 7 kV 放電條件下的電壓、電流、磁場及光電流波形Fig.5. Waveforms of voltage, current, magnetic field and photocurrent for coaxial gun discharge at the pressure 10 Pa with different voltage (a) 3.5, (b) 4, (c) 6, (d) 7 kV.

利用等離子體噴出槍口的時間t1計算得到不同放電電流下等離子體噴射速度的理論值, 等離子體實驗速度為兩光電探測器間的距離與光電流信號出現(xiàn)時間間隔的比值. 氣壓為10 Pa時不同放電電流下等離子體理論速度與實驗速度對比如圖6所示. 隨著放電電流的增大, 等離子體在槍內運動時受到的軸向磁壓力增加, 等離子體運動速度加快, 速度變化值為 8.2—17.1 km/s. 然而, 等離子體速度的實驗值大于理論值, 并且隨著放電電流的增大, 實驗與理論偏差值增大. 這與電流片在運動過程中掃過的粒子數(shù)有關. 依據(jù)圖5分析, 氣體擊穿瞬間產(chǎn)生的等離子體壓力較起始電流產(chǎn)生的磁壓力大, 使得部分帶電粒子遺留在槍底絕緣層附近, 所以電流片在運動過程中所掃除的等離子體質

圖6 氣壓為 10 Pa 時不同放電電流下等離子體理論速度與實驗速度對比Fig.6. Theoretical and experimental velocity of the plasma versus current at a pressure of 10 Pa.

量小于理論計算值, 等離子體實驗速度較大. 此外,隨著放電電流的增大, 放電瞬間遺留在槍底的帶電粒子數(shù)增多, 電流片所攜帶的等離子體質量減少,其實驗速度與理論值偏差也增大.

圖7 同軸槍在氣壓 10 Pa、電流 I = 39.2 和 69.8 kA 條件下的放電照片F(xiàn)ig.7. Photographs for coaxial gun discharge with the pressure of 10 Pa at different current I = 39.2, 69.8 kA.

實驗中同軸槍放電第一個半周期電流脈寬為50μs,等離子體噴射速度 6.4—17.1 km/s, 而在輸運過程中, 隨著與中性分子間碰撞電離并拖拽其一起運動, 等離子體會一直減速, 在40 cm長的輸運通道內存在時間至少約為 23.4— 6 2.5μs.因此, 為了獲得放電過程中輸運通道內等離子體形貌并測量其輸運距離, 需調節(jié)相機的曝光時間為1 s, 圖7是Nikon相機拍攝的不同放電電流下的等離子體輸運照片. 從圖7明顯看出, 等離子體輸運距離隨放電電流的增大而增長, 這是因為中性氣體在等離子體輸運過程中起阻礙作用, 并在碰撞過程中消耗等離子體能量. 等離子體中的帶電粒子在槍內做E×B漂移運動, 電子和離子以相同的速度噴出槍口.由于電子質量遠小于離子質量, 等離子體軸向輸運距離的長短主要取決于離子動能的大小. 氣壓為10 Pa、電流為 39.2 和 69.8 kA 時計算得到 Ar+軸向動能分別為 19.93, 59.94 eV, 大于 Ar原子第一電離能15.76 eV. 帶電粒子在輸運過程中會不斷碰撞電離中性分子直至復合損失完全, 其輸運距離與Ar+攜帶動能成正比.

3.4 氣壓對放電過程及等離子體運動的影響

為研究氣壓對等離子體運動的影響, 保持放電電流 49.8 kA, 工作氣壓為 5, 10, 25, 40 Pa, 得到如圖8所示的電壓電流、磁場及光電流波形. 對比圖8(a)—(d)可以發(fā)現(xiàn), 由于放電過程中等離子體被完全電離, 相比于放電回路的電阻與電感, 等離子體電阻和電感值分別為 m ? 和nH量級[27], 對放電回路的影響很小, 因此放電電流峰值和脈寬不隨氣壓發(fā)生變化. 然而, 隨著氣壓的增大, 兩電極間的電壓幅值不斷減小, 這是由等離子體電流片運動速度和角向磁場強度決定的. 盡管放電電流一定時, 角向磁場強度不變, 但隨著氣壓的增大, 等離子體速度不斷減小, 導致霍爾效應引起的電壓值隨之減小.

圖8 同軸槍在電流 49.8 kA, 氣壓分別為 (a) 5, (b) 10, (c) 25, (d) 40 Pa 放電條件下的電壓、電流、磁場及光電流波形Fig.8. Waveforms of voltage, current, magnetic field and photocurrent for coaxial gun discharge at the current 49.8 kA with different pressure (a) 5, (b) 10, (c) 25, (d) 40 Pa.

從圖8磁場信號及電壓信號可以看出, 隨著工作氣壓的增大, 電流前半周期內存在的二次擊穿現(xiàn)象明顯消除, 在槍底端未產(chǎn)生新的電流通道. 氣壓為 40 Pa 時, 其磁場與電壓信號均未出現(xiàn)振蕩, 等離子體以整團的形式噴出槍口. 在氣體放電過程中, 電子碰撞是氣體中帶電粒子產(chǎn)生的主要途徑.隨著氣壓的增大, 滲漏過電流片的中性粒子增多,遺留在槍內的帶電粒子與中性粒子的碰撞頻率增加, 這使得帶電粒子在一個平均自由程內不能獲得足夠的能量電離中性分子, 同軸槍內部阻抗增大,抑制了二次擊穿現(xiàn)象的發(fā)生, 在放電后期并未形成新的電流通道.

放電電流為49.8 kA時, 不同氣壓下等離子體噴射速度與理論值的對比如圖9所示. 隨著氣壓的增大, 等離子體速度不斷減小, 實驗與理論速度偏差值隨氣壓的增大而增加, 理論值為實驗速度的64%—95%. 這是因為等離子體在運動過程中會不斷碰撞電離中性氣體, 將動量傳遞給被電離的中性粒子并拖拽其向前運動. 根據(jù)動量守恒定律, 被拖拽粒子的動量與等離子所減少的動量相等. 相同放電電流下, 隨著氣壓的增大, 中性粒子數(shù)密度不斷增加, 等離子體在運動過程中拖拽該部分中性粒子所消耗的動量增加, 等離子體運動速度減慢. 然而,隨著氣壓的增加, 使得電流片在槍內掃雪過程中電離更多的中性粒子變得困難. 由于滲漏導致的遺留在槍內的中性粒子數(shù)增多, 掃雪過程不夠完全, 噴出的等離子體質量與槍內中性氣體質量偏差值增大, 所以速度理論值較實驗測量值偏小, 且偏差值隨之增大.

圖10是電流為 39.2 kA、氣壓 10和 30 Pa下的同軸槍放電等離子體輸運照片. 可以看出, 氣壓為 10 Pa 時, 等離子體輸運距離約為 40 cm, 隨著氣壓的增大, 等離子體輸運距離不斷減小, 氣壓為30 Pa 時輸運距離縮短為 20 cm. 這是因為在輸運過程中等離子體與中性粒子的碰撞頻率增加, 等離

圖9 電流為 49.8 kA, 不同氣壓下等離子體理論速度與實驗速度對比Fig.9. Theoretical and experimental velocity of the plasma versus pressure at the discharge current of 49.8 kA.

圖10 同軸槍在電流 39.2 kA、氣壓 P = 10 和 30 Pa 條件下的放電照片F(xiàn)ig.10. Photographs for coaxial gun discharge with the current of 39.2 kA at different pressures P = 10, 30 Pa.

子體能量耗散速率加快, 傳輸距離會迅速減小. 隨著氣壓的增加, 等離子體噴射速度減小, 氣壓為30 Pa時 Ar+動能為 6.05 eV, 小于 Ar的第一電離能, 然而等離子體在與中性分子碰撞后會拖拽其向前運動, 其電子和離子間的復合損失過程需要經(jīng)過一段時間, 當Ar+動能較小時也會輸運一段距離, 其輸運機制還需做進一步仿真計算與實驗研究.

4 結 論

本文通過對放電回路的電信號和等離子體磁場信號的測量, 研究了不同放電電流和氣壓對同軸槍放電等離子體電流片的運動特性、電流通道分布的影響, 并通過光電探測器及放電照片的拍攝, 分析了不同放電電流和氣壓下的等離子體輸運特性.實驗結果發(fā)現(xiàn): 1)放電電流反向時, 二次放電擊穿位置發(fā)生在電極頭部, 放電過程中存在多次放電現(xiàn)象, 影響等離子體噴出槍口; 2)同軸槍兩端的電壓變化是由于等離子體橫切角向磁場時正負電荷分離引起的, 可類比于“霍爾效應”, 與槍內角向磁場強度和等離子體運動速度有關; 3)一次放電過程中, 等離子體運動速度隨電流的增大而增大, 輸運距離不斷增加. 在大電流條件下, 等離子體壓力增大, 使得遺留在絕緣層附近的帶電粒子增多, 等離子體在噴出槍口時易于在槍底部形成新的電流通道. 隨著氣壓的增加, 等離子體運動速度減慢, 輸運距離不斷減小. 高氣壓下, 由電流片滲漏導致殘留在槍內的中性粒子數(shù)增多, 抑制了放電過程中在槍底端產(chǎn)生新的電流通道. 該實驗結合同軸槍內外等離子體運動特性的分析, 從合理匹配放電參數(shù)的角度出發(fā), 為避免放電過程中存在的二次擊穿問題提供了一定的參考依據(jù).