陶瓷表面放電光泵浦源放電特性研究

黃 超，馬連英，朱 峰，安曉霞，于 力，劉晶儒

(西北核技術研究所 激光與物質相互作用國家重點實驗室，陜西 西安 710024)

1 引 言

表面放電生活中廣泛存在，是現階段倍受關注的研究內容之一，它在高電壓設備絕緣結構設計[1-5]、表面冷卻[6]、食物殺菌[7]、氣體處理[8]、臭氧生成[9]、材料處理、表面清潔、紫外預電離和紫外光泵浦激光等方面[10-12]有著廣泛的應用需求。特別地，利用表面放電研制的光泵浦源具有光電轉換效率高、紫外輻射強和可對所需波段進行輻射增強等優點，常用于光泵浦產生大功率XeF(C-A)藍綠激光[11-12]。

XeF(C-A)藍綠激光器的波長為450～520 nm，處于大氣和水下傳輸窗口，且可獲得重復頻率大脈沖能量輸出，是現階段開展激光水下通信、探測與照明技術研究的重要相干輻射源之一；而相關研究和應用迫切需要藍綠激光器實現高功率長壽命運行[13]。目前XeF(C-A)藍綠激光器采用聚四氟乙烯表面放電光泵浦源，由于這種光泵浦源的抗燒蝕性能差，大大限制了XeF(C-A)藍綠激光器的使用壽命，不利于激光器開展水下通信、探測與照明技術的研究和應用。

陶瓷材料具有電氣絕緣度高，耐腐蝕性好，熔點高、抗燒蝕，紫外輻射強等特點，是長壽命表面放電基底材料的首選。國外對陶瓷表面放電輻射源進行了廣泛研究，典型報道有，1986年BeverlyⅢ等人對比研究了包括陶瓷在內多種材料的表面放電電學特性、氣體動力學特性和輻射特性[14]，研究結果表明陶瓷表面放電具有明顯的紫外增強效應。1994年，英國Scott等人研制了用于形成X射線預電離的表面放電源，其重復頻率可達到2.4 kHz，但是放電面積較小，約為400 mm×10 mm[15]。1997年，美國Los Alamos國家重點實驗室Robert研究小組報道了用于材料處理的大面積表面放電紫外輻射源，該輻射源采用陶瓷作為放電基底[16]。2000年，Tuema等人研究了BaTiO3陶瓷表面放電輻射源的光譜特性[17]。2002年，Fouracre等人研究了藍寶石表面放電輻射光譜，實驗測得了從紫外到紅外多個譜段的能量分布[18]。2003年，美國伊利諾斯大學Knecht等人應用線性穩定放電方式成功研制了1～5 Hz重復頻率陶瓷表面放電光泵浦源，并用于光泵浦產生原子碘激光[19]。國內學者對表面放電輻射源的研究主要采用聚四氟乙烯材料[20-22]，采用陶瓷材料的較少，有關陶瓷大功率表面放電光泵浦源放電特性的研究更鮮有報道。本文選用Al2O3陶瓷作為放電基板材料，研制了分段表面放電光泵浦源，并開展了放電特性實驗研究。

2 實驗裝置

Al2O3陶瓷分段表面放電光泵浦源的結構如圖1所示，放電通道被分成兩個獨立的小段，每段放電間隙長度l為8～10 cm可調，每個通道對應的儲能電容為0.232 μF。由于放電通道采用對稱設計，每段放電通道的放電參數基本一致，因此本文以其中一段放電通道為代表，研究Al2O3陶瓷分段表面放電光泵浦源的放電特性。

圖1 陶瓷表面放電光泵浦源的結構示意圖 Fig.1 Structure schematic of surface discharge optical pumping source with Al2O3 ceramic substrate

圖2 放電光泵浦源的放電電壓和電流波形 Fig.2 Voltage and current waveform for surface discharge optical pumping source

實驗中泵浦源的工作電壓U0為13.5～26.8 kV，氬氮混合氣體(Ar∶N2=3∶2)氣壓p為50～125 kPa。利用PVM-5型高電壓探測器監測泵浦源的放電電壓，其分壓比為1 000∶1。利用羅可夫斯基線圈測量泵浦源的放電電流，其靈敏度為1 350 A/V。圖2為放電間隙為8 cm、氣壓為100 kPa時不同充電電壓條件下表面放電光泵浦源的實驗波形，其中(a)為放電電壓波形，(b)為放電電流波形。

3 實驗結果與分析

3.1 放電周期

不同實驗條件下泵浦源的放電周期如圖3所示。從圖中可知，放電周期隨充電電壓的升高而減小，隨氣壓的增大而增大，隨放電間隙長度的增長而變大。在間隙為8 cm情況下，電壓為13.5 kV時，氣壓從50 kPa變到125 kPa，泵浦源放電周期變化約為0.25 μs。隨著充電電壓的升高，氣壓變化對泵浦源放電周期的影響逐漸減小，充電電壓達到26.8 kV時，氣壓從50 kPa變到125 kPa，放電周期變化不到0.1 μs。分析認為在電容值一定的條件下，泵浦源的放電周期主要由回路的電感決定，而回路電感又取決于放電等離子體和回路結構。當回路結構不改變時，回路電感的變化主要與放電等離子體有關。不同充電電壓和氣壓條件下放電等離子體照片見圖4，圖中放電通道長8 cm。當僅增大充電電壓時，放電回路結構不變，但是放電等離子體會迅速膨脹，放電等離子體的電感減小，致使放電回路電感減小，因此放電周期變小。而增大氣壓則限制了放電等離子體的膨脹，從而使放電等離子體的電感增大，放電回路電感變大，因此放電周期變大。增大放電間隙長度，回路面積變大，回路的結構電感變大，故放電周期變大。

圖3 放電周期隨電壓、間隙和氣壓的變化 Fig.3 Discharge period varies with charge voltage, discharge gap and pressure of mix gas

圖4 放電等離子體照片 Fig.4 Image of discharge plasma for surface discharge source

3.2 放電通道電阻

放電通道的阻抗是表面放電泵浦源的重要電學參量，反應通道的導通狀態。在放電回路中，除放電通道外其它部件的電阻之和為幾個毫歐，可忽略；另外，在放電過程中可近似認為回路的電感不變，因此泵浦源放電通道電阻可由式(1)計算，

(1)

式中u(t)為放電電壓，i(t)為放電電流，L為放電回路電感(L=T2/(4π2C))。

圖5為不同充電電壓、間隙長度和總氣壓條件下半周期內放電通道電阻的變化曲線。從圖中可以看出，在放電的開始時刻，通道的電阻很大，隨著放電的進行，放電通道電阻迅速下降，并在低阻值狀態下持續較長時間。提高充電電壓、減小氣室氣壓和放電間隙距離，放電通道電阻下降加快，阻值減小，進而導致放電回路的等效電阻R減小。

圖5 不同條件下的放電通道電阻 Fig.5 Discharge channel resistance under different conditions

3.3 放電電流上升陡度

表面放電光泵浦源的放電電流上升陡度定義為放電電流峰值除以四分之一周期。不同條件下放電電流上升陡度如圖6所示。圖中表明增大充電電壓、減小混合氣體氣壓和放電間隙長度，均有利于提升表面放電光泵浦源的放電電流上升陡度。由實驗結果可知增大充電電壓、減小混合氣體氣壓和放電間隙長度，均使得放電通道的電阻變小，從而增大放電電流；同時，增大充電電壓、減小混合氣體氣壓和放電間隙長度，將致使放電周期變小，因此放電電流上升陡度變大。

圖6 電流陡度隨電壓、間隙和氣壓的變化 Fig.6 Current gradient varies with charge voltage, discharge gap and pressure of mix gas

3.4 能量沉積效率

泵浦源的能量沉積效率定義為第一個半周期內沉積到放電通道中的能量，可由式(2)計算得到。圖7為不同條件下泵浦源的能量沉積效率曲線，從圖中可知泵浦源的能量沉積效率隨充電電壓的增大而減小，隨混合氣體氣壓和放電間隙長度的增加而增大。能量沉積效率對充電電壓更加敏感，充電電壓為13.5 kV時，能量沉積效率均超過了95%，而充電電壓增至26.8 kV時，能量沉積效率降至85%左右；其中氣壓100 kPa下8 、9 和10 cm 3種放電間隙的能量沉積效率分別為82.7%、85.6%和87.4%。

(2)

圖7 能量沉積效率隨電壓、間隙和氣壓的變化 Fig.7 Energy deposition efficiency varies with charge voltage, discharge gap and pressure of mix gas

泵浦源放電屬于欠阻尼放電，放電回路阻尼系數α=R(C/L)1/2/2。增大充電電壓，放電通道電阻減小，回路電阻R也變小，而回路結構決定了電感變化很小，因此α減小，放電振蕩周期增多，沉積在第一個半周期的能量減少，泵浦源的能量沉積效率降低。增大放電間隙長度，回路電阻和回路電感同時增大，但是α與回路電阻成正比，與L的平方根成反比，總的效果增大了放電回路的阻尼系數α，提高了放電回路的匹配程度，能量沉積效率增大。增大混合氣體的氣壓，放電電阻增大，回路結構不變使得電感的變化很小，致使α變大，提高回路的匹配程度，從而增大了泵浦源的能量沉積效率。

3.5 等離子體功率密度

等離子體功率密度定義為單位長度放電通道中的沉積功率，可由式(3)計算得出。不同條件下等離子體功率密度見圖8。

圖8 等離子體功率密度隨電壓、間隙和氣壓的變化 Fig.8 Average power density of discharge plasma varies with charge voltage, discharge gap and pressure of mix gas

充電電壓越高、放電間隙越短，則等離子體功率密度越大。分析認為原因如下：在間隙長度和氣壓不變的條件下，增大充電電壓，大幅度地提高了沉積在放電通道中的能量，同時減小了泵浦源的放電周期，因此提高了等離子體的功率密度；而在充電電壓和氣壓不變時，減小間隙長度，盡管沉積在通道中的能量有所減少，但是間隙長度和放電周期同時減小，綜合效果增加了等離子體的功率密度。還注意到氣壓變化對等離子體功率密度的影響很小，這是因為增大氣壓雖然增大了沉積在放電通道中的能量，但是同時也增大了泵浦源的放電周期，所以氣壓變化對等離子體功率密度的影響不大。在充電電壓為26.8 kV，放電間隙為8 cm，氣壓為100 kPa的條件下，Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的放電等離子體功率密度達到了9.36 MW/cm，較相同實驗條件下聚四氟乙烯表面放電泵浦源放電等離子體的功率密度8.87 MW/cm略高。

(3)

4 討 論

表面放電光泵浦源的紫外輻射源于放電等離子體，其紫外輻射亮度溫度與放電等離子體的功率密度密切相關。聚四氟乙烯表面放電光泵浦源的紫外輻射亮度溫度與放電等離子體功率密度的關系可由文獻[20-21]中的數據擬合給出，如圖9所示。從圖中可知表面放電光泵浦源紫外輻射亮度溫度隨放電等離子體功率密度的增加而增大。當放電等離子體功率密度為9.36 MW/cm，聚四氟乙烯表面放電泵浦源的紫外輻射亮度溫度約23 kK。文獻[22]研究表明Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源具有紫外增強效應，相同功率密度下，較聚四氟乙烯具有更強的紫外輻射，故Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的紫外輻射亮度溫度高于23 kK。

圖9 輻射亮度溫度隨放電等離子體功率密度的變化情況 Fig.9 Radiation brightness temperature varies with average power density of discharge plasma

高的放電等離子體功率密度是表面放電光泵浦源獲得高紫外輻射亮度溫度的前提基礎。這就要求表面放電過程在短時間內將盡可能多的能量沉積到放電等離子體中。首先要一個快放電過程，快放電過程同時有利于形成大的放電電流上升陡度，這與文獻[14]中表面放電光泵浦源的紫外輻射亮度與放電電流上升陡度正相關這一研究結果一致。前述研究發現，提高表面放電光泵浦源的充電電壓、減小放電間隙距離，可以壓縮泵浦源的放電周期，加快放電通道的導通速度，可使放電通道的阻抗迅速減小，從而大幅度提升放電電流的上升陡度，同時增加表面放電等離子體功率密度。然而降低氣壓雖提升了放電電流的上升陡度但并不能增加表面放電等離子體的功率密度。其次，要實現高的能量沉積。而能量沉積效率與泵浦源的放電結構密切相關，當前泵浦源運行在欠阻力模式，且泵浦源的結構還不匹配，通過結構優化，能量沉積效率還能進一步提升。若不降低脈沖儲能，則應盡可能減小回路電感，可以采用更緊湊的回路結構和更小電感的電容。最后，還需要高的儲能。高儲能通常采用高電壓或大電容實現，但是太大的電容會加大泵浦源電路匹配的難度，因此，在適合的電容下選擇高電壓獲得高儲能更適用于表面放電泵浦源。

另外，表面放電等離子體屬于高溫高壓等離子，發射光波長越短，透明性越好，這就呈現出可見光及以上長波由放電等離子體外圍輻射，紫外輻射主要由放電等離子體中心區輻射。快速膨脹是放電等離子體的固有特性，功率密度越大，其膨脹越迅速、膨脹半徑越大，而膨脹將降低等離子體中心溫度，不利于形成高效強紫外輻射。因此，表面放電光泵浦源應盡可能限制放電等離子體的膨脹，讓放電等離子體的中心保持高溫狀態，可通過設計特定放電結構和外加磁場等措施實現。

5 結 論

通過對Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的放電特性研究，獲得了放電周期、放電通道電阻、能量沉積效率和等離子體功率密度等參數隨充電電壓、放電間隙長度和氣壓的變化規律。當充電電壓為26.8 kV，氣壓為100 kPa，放電間隙長為8 cm條件下，泵浦源的能量沉積效率大于82%，放電等離子體功率密度達到了9.36 MW/cm。

Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的放電等離子體功率密度較相同實驗條件下聚四氟乙烯表面放電泵浦源的放電等離子體功率密度略高。根據聚四氟乙烯表面放電泵浦源的輻射亮度與放電等離子體功率密度曲線，結合Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的紫外增強效應，發現Al2O3陶瓷表面放電光泵浦源的紫外輻射亮度溫度可大于23 kK，其適用于大功率光泵浦XeF(C-A)藍綠激光器。