同軸槍正、負脈沖放電等離子體特性的對比*

余鑫 漆亮文 趙崇霄 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)

同軸槍脈沖放電產生的等離子體具有高速度、高密度的特點, 在核聚變、空間推進、天體物理領域具有很高的應用價值.本文針對不同放電方式對等離子體特性的影響進行了理論實驗研究, 通過調換脈沖電源整流二極管的方向改變充電電流方向實現正、負脈沖放電, 采用光學、電學、磁探針等診斷手段, 研究了正、負脈沖放電產生的等離子體性能; 通過高速相機觀察到正脈沖等離子體的分團現象, 使用了圖像處理技術, 量化對比了等離子體發光強度.結果表明在相同工作氣壓和放電電壓下, 負脈沖等離子體擁有更高的密度, 流速稍小但性能趨穩; 而正脈沖等離子體具有更高的射流速度, 也易產生明顯的分團現象, 所得實驗結果與理論分析相一致.

1 引 言

同軸槍脈沖放電產生的等離子體具有高速度高密度的特點, 在聚變裝置[1?3]、等離子體空間推進[4?7]、磁約束核聚變中的再燃[8,9]、塵埃粒子加速[10?14]、磁約束聚變裝置中燃料注入[15]以及實驗室天體物理研究[16]等方面具有廣泛的應用和研究前景.同軸槍脈沖放電最開始設計用于高溫核聚變研究, 設計者為Marshall.槍體結構最初由空心圓柱的外電極和實心圓柱的內電極組成, 由于在放電之前, 腔室中已經充入了放電氣體, 因此稱其工作模式為預填充模式, 該模式的運行可用“雪犁模型”[17,18]解釋.雪犁模型是指在放電初始階段, 同軸槍底部的絕緣法蘭表面爬電擊穿形成等離子體通道, 放電電流流經等離子體連接內外電極形成RLC (電阻R、電感L、電容C)閉合回路, 等離子體受到流過中心電極的感應磁場磁壓力J × B的作用向槍口推進, 被壓縮成一個薄片環狀的等離子體, 等離子體薄片也被稱為電流片, 并且在向外運動電離路徑上所有的中性粒子最終噴射出槍口.在實際實驗中發現, 電流片不能完全電離槍內中性氣體, 因此在每個放電半周期都有等離子體團噴出.在同軸槍脈沖放電等離子體實驗中, 有一個基本問題需要解決, 那就是脈沖放電極性的選擇.我們知道, 同軸槍脈沖放電的原理是對一個大電容充電,然后在同軸槍中擊穿氣體形成等離子體釋放電流.由于同軸槍內外電極是同軸的, 放電特性會受到電極極性的影響, 特別是對于關注第一個放電半周期的研究者來說, 第一個放電半周期中心電極極性的選擇非常重要, 因此弄清楚在預填充模式下, 正負極性對同軸槍等離子體特性的影響是十分必要的.關于正負極性的轉換, 是通過對充電電源進行直流充電的整流電路中二極管的方向調換來實現, 對于正負脈沖放電, 當第一個放電半周期內電極是正極時, 稱之為正脈沖放電.在以往的研究中, Keck[19]實驗上發現正脈沖電流片呈一個拋物面形, 而負脈沖電流片更加平整, Fishman和Petschek[20]理論上證明了正脈沖電流片呈拋物面形.Al?Hawat[21]和Chow等[22]在關于高密度等離子體聚焦的研究中發現內電極為陽極時等離子體在磁壓較小的外電極區域堆積, 造成實驗速度與雪犁模型的理論速度值存在偏差.Lie等[23]發現等離子體密度在槍體內從陰極到陽極逐漸減小, 張俊龍等[24]利用光電探測器直接觀察到了等離子體分團(blow?by)現象.通過對正負脈沖等離子體特性的對比研究, 形成差異的機理, 可以更加有選擇性的根據研究需要, 選擇不同的電極極性, 得到更好的等離子體參數, 更好的實驗結果.因此, 正負脈沖對比研究是很必要和很重要的, 也是為進一步實驗鋪路的重要研究.本文主要是研究分析正負脈沖的差異性, 所以實驗部分只采用了比較具有代表性的數據, 在不同參數下, 正負脈沖差異規律也是一樣的, 同時由于實驗診斷部分大都集中在同軸槍的槍口處, 在微秒量級的時間尺度里, 等離子體的徑向和軸向輸運特性變化不大, 我們認為槍口處的等離子體特性仍取決于槍內等離子體的特性, 因此, 槍內電流片的理論分析結論, 仍對槍口處的等離子體有效.基于目前的實驗研究, 通過兩個光電探測器加上準直器, 收集到垂直于光電探測器的光電流信號的時間差, 利用兩個光電探測器的間距, 大致計算得到等離子體的噴射速度; 同時利用發射光譜法測量等離子體輻射光譜中Hβ譜線的Stark展寬, 通過展寬計算得到等離子體的密度; 使用高速相機拍照觀察正負脈沖放電等離子體, 觀察到正脈沖分團現象,使用圖像處理(RGB分離)[25]高清照相機拍照片,對藍圖中像素矩陣的提取處理, 分析了等離子體發光強度和輸運情況, 以及等離子體核心區域的分布.

2 實驗原理

實驗原理圖如圖1所示, 通過真空設備進行抽真空, 再通入工作氣體氬氣, 使用氣體流量計控制氬氣進氣速率, 使得腔內氣壓保持穩定, 之后通過對一個240 μF的脈沖電源充電到實驗設定的電壓, 再觸發火花開關釋放電流擊穿同軸槍內工作氣體氬氣, 在磁壓力作用下, 槍底部產生的電流片快速噴出, 同時再電離路徑上的工作氣體, 產生高密度高速度的等離子體.外電流回路通過一個電流探頭, 探測回路的電流變化, 同軸槍內放置兩個磁探針, 探測角向磁場的變化和電流片的運動, 槍體外接一個長80 cm, 內徑30.7 cm的柱形有機玻璃輸運通道, 用高速相機和高清照相機對準玻璃通道中心拍照, 光電探測器(Thorlabs PDA?10A)垂直放在離槍口軸向5和10 cm處觀察噴出來的等離子體團發光情況, 同時通過光譜儀記錄等離子體發射光譜.

圖1 實驗原理圖Fig.1.Experimental schematic diagram.

實驗同軸槍示意圖如圖2所示, 是一個圓柱形同軸槍, 外電極與內電極之間在槍底部有一個尼龍絕緣法蘭.同軸槍內電極直徑為50 mm, 長度為245 mm, 材料是黃銅; 外電極內徑為100 mm, 長度為270 mm, 材料是304不銹鋼; 絕緣法蘭直徑為100 mm, 厚度為20 mm.內外電極距離25 mm,從槍體底端到出口平面為270 mm.一般來說同軸槍放電擊穿位置在槍體底部, 絕緣法蘭表面爬電擊穿電壓低于氣體擊穿電壓, 所以一般在絕緣法蘭表面產生初始電流通道, 形成電流片, 隨后在磁壓力推動下, 電離路徑上的氬原子, 產生等離子體射流.

圖2 實驗同軸槍Fig.2.Coaxial plasma gun of experiment.

3 理論分析

同軸槍等離子體, 受到流經等離子體的強電流、內電極電流產生的磁場J × B作用, 以很快的速度噴出.由于電流片的軸對稱結構, 流經等離子體的電流產生的磁場對于等離子體的作用是各處相互抵消的, 總的貢獻是0, 因此對等離子體產生驅動力的磁場部分只有流經內電極的軸向電流產生的角向磁場.建立同軸槍坐標系, 如圖3所示柱坐標系, 以同軸槍底部絕緣法蘭表面中心為坐標原點, 內電極軸向中心向槍口方向為z軸方向, 徑向離z軸距離為r, 角向方向為θ方向.

圖3 同軸槍等離子體動力圖Fig.3.Plasma dynamic diagram of coaxial gun.

當同軸槍內電流片穩定運行時, 其向外的磁壓力和等離子體壓力達到平衡, 由此可以大致得到正負脈沖電流片的形態.ρ(r)為磁流體元的質量密度, 與正負脈沖以及徑向位置r有關, 對于正脈沖,電流流向外電極, 外電極為陰極, 大量正離子聚集在外電極附近, 因此ρ在內電極小、外電極大.對于負脈沖, 電流流向內電極, 內電極為陰極, 大量正離子聚集在內電極, 因此ρ在內電極大、外電極小.根據高超音速流理論, 電流片氣壓為

其中φ為磁流體元速度方向與內電極表面法向方向的夾角, us為磁流體元的流速.

對于相同放電參數下, 正負脈沖的us相近似,B0, ri, μ0為常數, 因此平衡條件可近似為

其中C為系數, 可以得到大致電流片剖面.

如圖4所示, 在放電過程中, 正脈沖電流片是一個拋物面, 而負脈沖電流片是一個凸面形.相比而言, 負脈沖電流片更加平整, 掃掠效率更高, 且負脈沖內電極是陰極, 大量正離子在內電極聚集,由于正離子比電子質量大得多, 可以認為噴出后,電子在靜電耦合作用下向中心正離子靠近, 因此負脈沖等離子體主要集中在內電極.正脈沖放電由于外電極是陰極, 正離子在外電極聚集, 噴出槍口后等離子體分布沒有負脈沖等離子體集中.所以負脈沖等離子體密度應該比正脈沖等離子體密度高, 且由于正脈沖等離子體在空間分布比較分散, 所以輸運的穩定性也不如負脈沖等離子體.

在放電初期形成電流片時, 不同徑向位置的磁流體元軸向速度決定了最終電流片的形態.ρ1,2,u1,2, f1,2分別是正脈沖內外電極附近的磁流體元質量密度、軸向速度、受軸向磁壓力所做的功, ρ3,4,u3,4, f3,4分別是負脈沖內外電極附近的磁流體元質量密度、軸向速度、受軸向磁壓力所做的功.能量守恒有

圖4 正(a)和負(b)脈沖等離子體電流片理論模型圖Fig.4.Theoretical model diagrams of the current sheets of positive (a) and negative (b) pulsed plasma.

加速距離相同有f1= f3, f2= f4, 正脈沖內電極附近質量密度小, 外電極附近質量密度大, 負脈沖相反, 因此有 ρ1＜ ρ3, ρ2＞ ρ4, 所以有 u1＞ u3,u2＜ u4.

由于正脈沖等離子體質量主要分布在外電極,內電極質量小, 而外電極磁壓力弱, 內電極磁壓力大, 因此內外電極等離子體速度差異大.負脈沖等離子體質量主要分布在內電極, 外電極質量小, 內電極磁壓力大, 外電極磁壓力小, 內外電極附近等離子體的軸向速度差異更小.因此相同放電參數下正脈沖等離子體的速度要比負脈沖等離子體速度快, 且由于正脈沖內外電極等離子體的速度差異大, 容易產生等離子體分團.

4 實驗結論與分析

圖5為高清相機曝光1 s的7 kV負脈沖放電照片, 可以看到同軸槍出口處有一個極亮的尾形區域.拍照位置固定, 通過RGB圖像處理, 將原圖分解為紅圖、綠圖和藍圖, 如圖6所示.紅圖中等離子體發光波長比較長, 能量比較低, 可以看到等離子體擴散到玻璃輸運通道邊緣的狀態.藍圖中等離子體發光波長比較短, 能量比較高, 所以認為藍圖中可以更好地顯示正負脈沖放電等離子體的核心區域, 輪廓比較清晰, 從藍圖中可以看到, 負脈沖等離子體在輸運通道后部仍有較強發光強度, 說明負脈沖等離子體射流更強, 這是因為負脈沖電流片凸面的形態使得其掃掠效率更高, 同時負脈沖等離子體更集中在中心, 電離產生更多等離子體, 射流強度更強, 而正脈沖等離子體拋物面形的電流片掃掠效率較低, 電離產生的等離子體相對較少, 因此射流強度較弱.

圖5 7 kV氬氣負脈沖放電原圖Fig.5.Original image of 7 kV negative pulsed discharge of argon.

圖6 7 kV氬氣(a)正、(b)負脈沖放電照片的RGB圖像處理Fig.6.RGB image processing for the original images of 7 kV (a) positive and (b) negative pulsed discharge of ar?gon.

對圖片進行亮度處理, 如圖7所示, 且對正負脈沖7 kV的放電圖片進行了對比, 可以明顯發現負脈沖放電等離子體發光更加強烈, 同時在出口處存在一個極亮的尾形區域, 這個極亮的區域等離子體很密集, 而正脈沖放電槍口中心并沒有像負脈沖那樣明亮的區域.這一實驗現象可以由前面理論模型中得到解釋, 由于負脈沖電流片凸面的形態, 而且在內電極產生質量堆積, 因此噴出后, 在中心形成高密度等離子體區域, 形成極亮的區域.而正脈沖等離子體質量主要分布在外電極, 中心電極等離子體相對稀薄, 噴出后不會在中心形成極亮區域.

圖7 7 kV氬氣(a)正、(b)負脈沖放電照片的圖像亮度處理Fig.7.Image brightness processing for the original images of 7 kV (a) positive and (b) negative pulsed discharge of ar?gon.

以圖8左上角為原點輸運方向為X軸方向,自上往下的方向為Y軸方向建立像素坐標系, 坐標系圖像經過進一步亮度降低, 色階調整至0到120, 通過對等離子體核心區域的藍圖中的像素矩陣中X軸像素點300, 700, 1500 (圖8所示)提取分析, 得到X軸像素點300, 700, 1500處徑向亮度分布, 如圖9所示.

圖8 7 kV負脈沖放電條件下, 亮度處理藍圖X軸像素點300, 700, 1500位置示意圖Fig.8.For 7 kV negative pulsed discharge, schematic of X?axis pixel point 300, 700, 1500 of brightness processing blue?print.

高清相機位置固定, 記錄整個曝光期間的發光分布, 從圖9可以看出, 負脈沖等離子體整體發光更強, 圖像邊緣存在對稱的亮度大幅度起伏點, 是由玻璃邊緣的反光, 以及在邊緣用于固定玻璃輸運通道的尼龍棒的反光造成的, 可以用來大致確定玻璃通道的徑向范圍.在300像素點中心亮度極高,這個區域存在過度曝光, 但是其外輪廓比較清晰,可以很好分辨這一極亮區域的尺寸, 負脈沖中心極亮尾形區域1262到1456像素, Y軸總像素點為2576, 玻璃輸運管道內徑30.7 cm, 通過亮度徑向分布和藍圖中輸運通道邊緣同黑暗背景亮度突變對比, 確定輸運通道如圖9(a)所示, 通道邊緣像素坐標為664, 2069, 由此比例計算, 極亮尾形區域直徑約為4.2 cm.同樣, 噴射出來的軸向長度, 從出口處中心到尾端像素點為Y軸283, 455, 再加上槍口到內電極距離7 cm, 所以尾形區域從內電極大約長10.8 cm.從像素300到700, 可以從圖像上看到外輪廓的擴大, 這表明等離子體在輸運過程中徑向的膨脹, 以及高亮度區域的亮度減小, 這表明等離子體能量耗散, 復合的氬原子比電離產生的氬等離子體更多, 使得發光強度減弱.正脈沖軸向輸運過程中等離子體發光強度隨距離增加逐漸降低且外輪廓逐漸擴大, 說明正脈沖等離子體在輸運過程中不斷加劇向外擴散, 中心區域等離子體越來越少, 而負脈沖700, 1500像素處強度和外輪廓變化不大, 說明負脈沖在噴出槍口后有一段相對穩定擴散的輸運區域, 外部氣體壓力和內部壓力達到平衡, 而正脈沖700到1500像素外輪廓繼續擴大是因為正脈沖等離子體更多分布在外電極周圍, 更容易向外擴散.以上RGB圖像處理以及X軸像素點亮度提取, 可以證明負脈沖等離子體出槍口瞬間發光強度更強, 等離子體更密集, 這是由于負脈沖電流片更加平整, 且在磁壓力更大的內電極質量積累, 使得掃掠效率更高, 電離更多的氬原子, 發光強度更強.正脈沖由于電流片呈拋物面形, 且陰極是外電極, 因此在外電極質量積累, 掃掠效率相對較低, 電離的氬原子相對較少, 發光相對較弱.

圖9 (a)正、(b)負脈沖放電藍圖X軸像素點300, 700,1500 亮度徑向分布Fig.9.Brightness radial distribution of (a) positive, (b) nega?tive pulsed discharge blueprint at its X?axis pixel point 300,700, 1500.

圖10是正負脈沖7 kV, 10 Pa氬氣放電高速相機拍攝的正負脈沖放電第一和第二個等離子體團的噴射照片, 高速相機曝光時間為1.02 μs, 幀速率為100 kHz.可以看到, 第一個等離子體團, 負脈沖產生的等離子體團整體性更好, 正脈沖出現了明顯的分團, 對于第二個等離子體團, 正脈沖出口處中心有發光尾形區域, 負脈沖第二團沒有這一區域, 但在第一團存在這樣一個發光區域, 因此可以判斷, 這個發光尾形區域和內電極為陰極有關.

負脈沖放電第一周期和正脈沖第二周期極亮尾形區域的形成, 是因為在內電極是負極也就是陰極時, 正離子大多數分布靠近內電極造成質量積累, 所以等離子體噴出時, 大多集中在內電極, 由于回路電流是連續的, 需要有電子和正離子在出口處維持放電, 因此被等離子體團拖拽出來一條尾形電流通道, 大量電子離子復合碰撞躍遷發光形成極亮的尾形電流通道區域.內電極為陽極也就是正脈沖的第一個周期, 負脈沖的第二個周期, 在外電極質量積累, 電流片呈一個拋物面形, 因此等離子噴出后, 氬離子和電子在外電極邊緣復合碰撞躍遷發光, 中心沒有尾形區域.對于正脈沖第一個放電半周期出現的分團現象, 是因為正脈沖放電在外電極有質量積累, 且外電極角向磁場更弱, 磁壓力更小,速度較慢, 而靠近內電極的等離子體受到更強的磁壓力, 密度更低, 速度更快產生速度差, 因此噴出槍口后, 導致等離子體分團.負脈沖電流片更加平整, 內電極質量積累, 受到更大的磁壓力, 整體速度更加均衡, 抑制了分團現象.

圖10 7 kV, 10 Pa氬氣正、負脈沖放電第一(a), (c)和第二(b), (d)團等離子體噴射高速相機拍照照片 (a), (b)正脈沖放電; (c), (d)負脈沖放電Fig.10.Fast?framing camera images of first (a), (c) and second (b), (d) plasmoid jet of 7 kV, 10 Pa argon positive,negative pulsed discharge：(a), (b) Positive pulsed dis?charge; (c), (d) negative pulsed discharge.

圖11是正負脈沖電流波形圖、光電流和磁信號波形圖, 光電探測器1和2分別放置在離槍口5 cm和10 cm處, 磁探針1和2分別放置在離槍底端5 cm和10 cm處.從圖11可以看到, 負脈沖光信號強度更強, 光信號1到來時間更慢, 這是由于負脈沖電流片更加平整, 掃掠效率更高, 正脈沖電流片呈拋物面形, 外電極質量積累, 掃掠效率低,負脈沖電離產生更多的等離子體, 因此負脈沖發光強度更強.由于正脈沖電流片電離的氬原子更少,同時正脈沖等離子體在內電極比較稀薄但受到的磁壓力很大, 因此正脈沖電流片速度更快, 光信號1到來時間更早.從圖11還可以看到, 正脈沖磁信號1在第一個放電半周期相比于負脈沖磁信號1的幅值稍大, 這是因為正負脈沖電流片不同的形態導致的.

采用同軸槍坐標系, 磁信號的來源分為兩部分, 如圖12所示, 主要的一部分是流經內電極的軸向電流在磁探針處產生的角向磁場 BθM, 由于流經等離子體的電流對磁探針處的貢獻不再是軸對稱的, 磁場不會被全部抵消, 因此磁信號另外一部分來源于內外電極間流經電流片的電流產生的磁場Br.分析認為, 由圖11可以看到, 磁信號峰值附近時, 從光信號到來時間看, 正負脈沖電流片位置都處在同軸槍槍口附近, 在相同的脈沖電流強度下, 如果只考慮 BθM, 那么正負脈沖磁信號幅值應該是一致的, 因此認為, 導致磁信號1測量結果產生區別的原因是正負脈沖電流片形態分布的差別,以及磁信號1探測點位置在同軸槍底部, 使得正負脈沖電流片對磁信號1探測點Br貢獻不同.正如前面理論分析過程中得到的結論, 正脈沖電流片是一個長長的拋物面, 負脈沖相對比較平整、比較短,而磁信號1探測點處在同軸槍底部, 因此圖11中正脈沖磁信號幅值處, 電流片尾部在磁探針1仍能產生可觀的Br, 而負脈沖磁信號在幅值時電流片對此處貢獻較弱, 因此正脈沖磁信號1比負脈沖強, 而處在軸向10 cm處的磁信號2點正負磁信號接近, 是因為該點靠近同軸槍的中后部, 使得正負脈沖電流片對此處Br貢獻接近.

圖11 5.5 kV, 10 Pa氬氣正(a)、負(b)脈沖放電電流、光信號和磁信號波形圖Fig.11.Current, optical signal, and magnetic signal wave?form for 5.5 kV, 10 Pa argon positive (a), negative (b) pulsed discharge.

圖12 同軸槍磁探針磁場測量Fig.12.Magnetic field measurement of coaxial gun magnet?ic probe.

通過光電流波形圖上升點的時刻t1和t2, 可以大致計算得到等離子體噴射速度.最終得到速度隨電壓的變化, 如圖13所示.

圖13 10 Pa氬氣正負脈沖等離子體速度對比Fig.13.Comparison of positive and negative pulsed plasma speed of 10 Pa argon.

從圖13可以看到, 正脈沖等離子體的噴射速度比負脈沖速度快, 造成速度差異現象的主要原因是負脈沖第一個放電半周期內電極是陰極而正脈沖外電極是陰極, 因此負脈沖在內電極質量積累,電流片更加平整, 掃掠效率高, 等離子體質量更大,速度相對較慢, 而正脈沖電流片傾斜呈拋物面形狀掃掠效率相對較低, 等離子體質量整體較少, 內電極附近磁壓力大, 所以正脈沖等離子體速度更快,在第二個放電半周期, 可以看到正脈沖放電光信號仍然有相當強度, 而負脈沖幾乎沒有, 這說明在第一個放電半周期結束后負脈沖放電槍內中性殘留氣體很少, 而正脈沖放電槍內氣體殘留更多, 這也能證明在第一個放電半周期負脈沖掃掠效率更高,因此第二個放電半周期電離噴射出的等離子體較少, 發光強度很弱.

以槍底部中心為原點, 槍出口方向為Z軸方向, z是電流片在槍內離槍底部的距離, V0是以最大電流I0直流運行時的電流片速度,為同軸槍的電感梯度, ri, r0分別是內外電極半徑, 本實驗中r0/ri為2, ρ為槍體內氣體質量密度, A是內外電極間的環形橫截面積, 且假設電流片是垂直于軸向的環形片, 電流片掃過的地方氬原子能全部被電離, 電流波形是正弦波形, ω是正弦波的角頻率, 實驗中電流一個周期 T 為 100 μs, ω = 2π/T, 所以電流片的理論速度近似是最大放電流和電流片槍內加速時間的函數：

由于正負脈沖在相同放電電壓下光信號1到來時間不同, 因此正負脈沖等離子體的理論速度不同, 從圖13可以看到理論速度差異不明顯, 所以在槍體結構固定的情況下, 影響等離子體速度的主要因素是放電氣體的種類、氣壓和放電電壓, 可以看到實驗上的速度幾乎都慢于理論速度, 是因為第一個光電探測器離內電極距離12 cm, 同時實驗環境不是理想真空環境, 等離子體在離開同軸槍加速后, 與周圍粒子發生碰撞, 發生動量轉移, 因此經過減速后實驗等離子體速度較慢.

等離子體密度通過光譜分析Hβ的Stark展寬計算得到.光譜儀曝光時間設置為3 s, 光信號收集前后點分別在離槍口5, 10 cm處.展寬具體計算公式如下：

Δλν為總展寬佛克脫展寬, ΔλL和ΔλG分別為洛侖茲展寬和高斯展寬.佛克脫展寬包含了洛侖茲展寬和高斯展寬.在該實驗的環境中, 洛侖茲展寬主要為Stark展寬, 高斯展寬近似為儀器展寬, 通過Stark展寬與總展寬、儀器展寬以及電子密度的關系, 可計算得到等離子體密度[26?28].

實驗處理過程中, 將光譜儀采集到的486.1 nm Hβ譜線附近固定范圍內譜線進行洛侖茲非線性擬合得到總展寬, 最后通過對氦氖激光器632.8 nm譜線進行高斯非線性擬合得到儀器展寬, 最終通過Stark展寬公式計算得到等離子體密度.由于光譜儀記錄的Hβ譜線展寬為最大展寬, 因此記錄的是同軸槍等離子體最大密度.從圖14可以看到,負脈沖等離子體的密度更高, 在低的放電電壓下,前點的密度高于后點的密度, 這是由于等離子體團能量比較小, 從前點到后點的過程中, 熱膨脹、復合使得等離子體密度下降, 當能量更高時, 有額外能量電離更多的中性粒子, 使得等離子體密度升高.在相同放電條件下, 首先等離子體密度最高的點是第一團等離子體產生的, 負脈沖第一個放電半周期內電極是陰極, 正離子更多集中在內電極, 且電流片比較平整, 掃掠效率更高, 更多的中性粒子被電離, 所以噴出后等離子體密度高, 正脈沖第一個放電半周期外電極是陰極, 等離子體噴出后比較分散, 且電流片是一個拋物面形, 掃掠效率比較低,因此密度較低.

圖14 10 Pa氬氣正負脈沖等離子體密度對比Fig.14.Comparison of positive and negative pulsed plasma density of 10 Pa argon.

5 分析與討論

同軸槍強流脈沖等離子體的特性受到中心電極極性影響, 主要是因為陰極附近會產生質量積累, 由于放電電極為中心同軸電極, 角向感應磁場強度從內電極到外電極逐漸降低, 使得電流片在內電極附近受到更大的磁壓力, 外電極附近磁壓力相對較小, 正脈沖等離子體主要分布在外電極, 內電極等離子體稀少但受到很強的磁壓力, 因此電流片呈拋物面形, 掃掠效率也相對較低, 負脈沖等離子體主要分布在內電極, 受到磁壓力大, 外電極等離子體更少, 但是磁壓力也相對較小, 因此電流片更加平整, 掃掠效率也更高.因此陰極的質量積累效應和同軸放電電極結構對電流片的形態、掃掠效率產生影響, 從而導致正、負脈沖等離子體特性的差異, 在相同放電電壓和氣壓下, 正脈沖等離子體速度更快, 但是密度相對較低, 同時由于正脈沖等離子體的速度差異, 通過高速相機上可以直接觀察到分團現象, 負脈沖等離子體由于電流片相對平整,速度差異較小, 抑制了分團現象的發生.

6 結 論

通過調換脈沖電源整流電路中二極管的方向實現了同軸槍正、負脈沖的放電方式, 以電流片為參考系建立坐標系, 等離子體壓力與磁壓力平衡建立方程, 根據正、負脈沖電流片質量分布的不同大致得到了正、負脈沖電流片的理想形態.使用光電二極管測量、光譜儀對Hβ譜線的Stark展寬分析計算得到在相同放電條件下, 正、負脈沖等離子體的速度與密度.利用高清相機拍照RGB圖像處理,從藍圖中可以觀察等離子體核心區域, 負脈沖中心區域發光極強, 等離子體更集中在內電極噴出, 同時觀察到正脈沖等離子體更容易徑向膨脹.通過高速相機直接觀察到了分團現象.分析了電流片形態以及質量分布對于同軸槍等離子體特性的影響.結果表明, 正脈沖等離子體在速度上更占優勢, 負脈沖等離子體在密度和輸運穩定性上更具有優勢, 因此建議相關研究者, 想要獲得更高密度同軸槍等離子體時采取負脈沖放電的方式, 想要獲取更高速度參數的等離子體源時, 采用正脈沖放電方式.