大氣壓低溫氦等離子體射流的診斷研究

宋 鵬， 李政楷， 陳 雷*， 王曉放， 隆武強， 曾 文

1. 大連理工大學能源與動力學院， 遼寧 大連 116024 2. 沈陽航空航天大學航空發動機學院， 遼寧 沈陽 110136 3. 大連民族大學機電工程學院， 遼寧 大連 116605

引 言

目前低溫等離子技術已被廣泛的應用在生物醫學[1]、 材料科學[2-3]、 環境治理[4]、 點火助燃[5-6]等領域。 但傳統的低溫等離子體大多是在真空設備產生的低氣壓環境下生成的， 這不僅增加了等離子體產生系統的體積和成本， 同時也為其操作性及安全性帶來了問題。 而大氣壓等離子體射流不僅兼顧了傳統低溫等離子體氣體溫度低、 活性粒子種類豐富的特點， 同時還拋棄了復雜昂貴的真空設備。 大氣壓等離子體射流的出現極大的拓展了低溫等離子體技術在工程實際中的應用價值， 因此有必要對其進行細致而全面的研究。 沈苑[7]等研究了不同電極結構及放電參數對氦氣等離子體射流放電特性的影響， 結果發現針尖狀電極可取得較好的射流長度。 田思理[8]等通過電學光學測量耦合的方法研究了不同放電參數對等離子體子彈傳播特性的影響規律。 孫振宇等[9]研究了不同背景氣體對大氣壓氦氣等離子體射流特性的影響， 結果發現能與氦氣之間發生潘寧電離的背景氣體會促進等離子體射流的發展。 趙勇[10]等研究了脈沖波形對大氣壓氦等離子體射流子彈傳播特性的影響， 發現當脈沖寬度小于10 μs時射流長度隨脈沖寬度的增加而減小， 而脈沖寬度大于10 μs時其對射流長度幾乎不產生影響。

綜上可以看出， 科研人員針對大氣壓氦氣等離子體射流進行了大量的研究， 但不同試驗工況對大氣壓氦氣等離子體射流電子激發溫度、 電子密度及活性粒子濃度的影響規律卻少有提及。 針對該問題， 本文設計了一種同軸式介質阻擋放電等離子體射流發生器， 在大氣壓條件下對氦氣進行放電并產生了等離子射流。 研究了不同峰值電壓及氦氣體積流量下的電壓電流特性， 同時利用發射光譜法對大氣壓氦氣等離子射流的活性粒子種類、 電子激發溫度及電子密度等參數進行了診斷。

1 實驗部分

1.1 裝置

圖1為本研究的實驗裝置及測量系統示意圖， 其中等離子體發生器為課題組自主設計的同軸式等離子體射流產生裝置， 該發生器的中心電極為直徑2 mm、 有效放電長度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的聚四氟乙烯介質層。 中心電極與介質層之間是3 mm的放電間隙。 試驗中通過CTP-2000K微秒脈沖等離子體電源為同軸式等離子體發生器供電， 其電源電壓0～30 kV內可調， 電壓、 電流及放電頻率等參數被記錄、 保存在Tronix-TDS1002型數字型示波器中。 試驗所需氦氣由純度為99.99%的高壓氣瓶提供， 等離子體射流的發射光譜信息由AvaSpec-ULS2048-4-USB2SZ光纖式光譜儀測量， 光纖探頭固定在與等離子體射流徑向距離為10 mm的位置。 為了提高計算精度每一工況下的光譜信息均取3次測量的平均。 光纖探頭測量的發射光譜信息將被記錄保存在計算機上。

圖1 實驗裝置及測量系統示意圖

1.2 診斷方法

發射光譜法是一種可對等離子體射流電子激發溫度[11]、 電子密度[12]進行高精度原位測量的診斷方法。

1.2.1 電子激發溫度診斷方法

玻爾茲曼斜率法是電子激發溫度診斷的主要方法， 計算時近似認為等離子體射流處于LTE狀態。 當處于激發態的粒子向低能級進行躍遷時， 相對光譜強度可表達為普朗克常數h， 真空光速c， 譜線波長λ， 躍遷概率A， 原子數總密度N， 統計權重g， 分配函數Z, 激發能Ek， 玻爾茲曼常數k， 電子激發溫度Te的表達式

(1)

對式(1)兩端同時取對數， 可以得出

(2)

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

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制， 處于激發態的粒子發射光子時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狀態的相關性較小， 而是主要取決于等離子體的電子密度， 因此Stark加寬成為了計算等離子體電子密度的主要工具。 Hα譜線產生的Stark加寬較大， 相比之下自然加寬、 碰撞加寬等均遠遠小于Stark加寬。 雖然Hα譜線產生的多普勒加寬比較大， 但因其僅僅體現在譜線線型的高斯成分中， 而Stark加寬體現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制時， Hα譜線的FWHM(半高全寬)與等離子體電子密度之間的表達式為

(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， 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算出等離子體的電子密度。

2 結果與討論

2.1 電壓-電流波形

為更好的研究等離子體射流的放電過程， 選取單個放電周期內的電壓-電流波形進行分析。

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， 在電壓脈沖上升沿出現1個正向電流脈沖， 下降沿出現1個負向電流脈沖， 正向電流脈沖放電持續時間為6.8 μs， 負向電流脈沖持續時間為10 μs。 隨氦氣體積流量的增加， 電流脈沖幅值會有微弱增加， 但電流脈沖數及放電持續時間均未發生明顯變化。 這說明氦氣體積流量的增加僅對脈沖電流幅值產生一定的影響， 而對電流脈沖數及放電持續時間幾乎不產生影響。

圖2 不同氦氣體積流量對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個反向的電流脈沖， 可發現隨峰值電壓的增大， 電流脈沖幅值明顯增強。 這是由于峰值電壓增大時， 微放電通道內的場強增大， 自由電子在微放電通道內的場強的加速作用下發生了更為強烈的非彈性碰撞過程， 因此等離子體放電反應過程更加劇烈， 放電電流幅值增加， 同時可以發現峰值電壓的增大對電流脈沖數及電流脈沖持續時間幾乎不會產生影響。

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射光譜

2.2.2 活性粒子濃度變化規律分析

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際中的應用， 由于相對光譜強度與等離子體射流中的實際粒子數是成正比的， 故相對光譜強度隨試驗工況的變化規律可大致反映出各活性粒子實際粒子數隨試驗工況的變化規律。

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光譜強度都隨峰值電壓的增大呈增長的趨勢， 這是因為氦等離子體中的活性粒子主要來自于自由電子的非彈性碰撞過程， 峰值電壓的增大將直接導致微放電通道內的電場強度的增大， 自由電子在場強更大的電場中得到加速， 微放電通道內的非彈性碰撞變得更加劇烈。 而氦氣體積流量增大時， 氦等離子體中自由電子及亞穩態氦原子的數目將增多， 進而增強了放電強度。

圖5 主要活性粒子相對光譜強度變化規律

2.3 電子激發溫度分析

為獲得大氣壓氦等離子體射流的電子激發溫度， 通過玻爾茲曼法選取He Ⅰ原子的4條激發能級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溫度。 通過NIST可查詢計算譜線的相關參數如表1所示， 經最小二乘線性擬合后可計算出不同峰值電壓、 不同氦氣體積流量下的電子激發溫度。 電子激發溫度玻爾茲曼擬合圖如圖6所示， 可以清晰的看出He Ⅰ原子譜線的數據點均勻的分布在擬合線的兩側， 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

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溫度隨不同試驗工況的變化曲線， 在DBD放電時， 工作氣體中基態的原子與高能電子之間通過非彈性碰撞被激發到不同的激發態， 而不同激發電子態的粒子布居數可以反映出等離子體的電子能量分布(電子激發溫度)， 由圖7可以看出當固定氦氣體積流量為定值時， 隨峰值電壓增大， 電子激發溫度總體呈增長趨勢， 主要的原因是峰值電壓的增大會導致等離子體放電區電場的增強， 電場強度越大經電場加速后的電子所攜帶的能量也就越高， 電子激發溫度也就越高。 但在氦氣體積流量為1 L·min-1、 峰值電壓為8 kV時， 電子激發溫度呈現最低值。 這表明微放電通道內的高速電子向高壓電極運動時會附著在介質層上形成內部反向電場， 內部反向電場與外部電場之間發生抵消作用導致合電場場強降低， 高能電子平均能量得到損耗， 因此電子激發溫度會出現降低的情況。 綜上可以看出電子激發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出現電子激發溫度降低的現象。 當固定峰值電壓不變增大氦氣體積流量時， 電子激發溫度亦呈現增大的趨勢， 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， 電子激發溫度也就隨之增大。

圖7 不同工況下電子激發溫度

2.4 電子密度分析

本文利用Hα譜線的Stark展寬來計算氦等離子體射流的電子密度， Hα的譜線具有相對光譜強度高、 無平頂、 無自蝕的特點， 所以Hα的譜線非常適合于求解等離子體的電子密度。 若在計算過程中忽略其他展寬機制的影響， 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原子的出現主要是由于空氣中水分子的電離， 故Hα原子主要出現在等離子體射流的表面， 利用Hα原子的Stark展寬計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工況的變化曲線如圖9所示， 可以觀察到當保持氦氣體積流量不變時， 電子密度隨峰值電壓的增大基本呈增大的變化規律， 這是因為隨峰值電壓的增大， 微放電通道內的場強會隨之升高， 放電通道內的電荷輸運速度加快， 高能電子與氦等離子體射流中的中性粒子、 原子之間將發生激烈的非彈性碰撞并由此引發電子雪崩， 從而導致等離子體射流的電子密度增大。 當控制峰值電壓不變增大氦氣體積流量， 電子密度隨氦氣體積流量的增大而增大， 這是因為增加氦氣含量后等離子體射流的放電強度增大， 所以電子密度也隨之增大。 同時由圖9可以看到， 當體積流量為1.5 L·min-1， 峰值電壓在10～12 kV這一區間范圍內時， 上升幅度不斷減小， 這同樣是由于此時在介質層上積累了過多電子導致微放電通道合電場場強降低， 進而削弱了非彈性碰撞的劇烈程度， 最終表現出上升幅度不斷減小的變化趨勢。

圖9 不同工況下電子密度

3 結 論

在大氣壓條件下利用同軸式等離子體發生器對氦氣進行了電離， 并對等離子體射流的電壓-電流特性及光譜特性進行了診斷與分析， 結果如下：

(2)氦氣體積流量的增加對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的活性粒子含量。

(4)氦氣等離子體射流的電子激發溫度隨峰值電壓的增大總體呈增大趨勢， 但在反向電場的作用下， 電子激發溫度在某些電壓下表現出下降的變化趨勢； 同時隨峰值電壓增大， 微放電通道內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溫度及電子密度。