微波瑞利散射法測定空氣電火花激波等離子體射流的時變電子密度*

吳金芳 陳兆權 張明 張煌 張三陽 馮德仁 周郁明

(安徽工業大學電氣與信息工程學院, 安徽省高校電力電子與運動控制重點實驗室, 馬鞍山 243032)

大氣壓空氣電火花激波等離子體射流的電子密度在亞微秒時間尺度上瞬變, 其電子密度的測定很難.基于微波瑞利散射原理, 本文測量了空氣電火花沖擊波流注放電等離子體射流的時變電子密度.實驗結果表明:測量系統的標定參數A為1.04 × 105 V·W·m–2; 空氣流注放電等離子體射流的電子密度與等離子體射流的半徑和長度有關, 結合高速放電影像展示的等離子體射流的等效半徑和等效長度, 測定的電子密度在1020 m–3的量級, 且隨時間先快速增長至峰值再成指數衰減.此外, 本文還探討了等離子體射流的不同等效尺度對測定結果的影響; 分析結果表明, 采用時變等效半徑和時變等效長度的計算結果最有效, 且第1個快速波峰是由光電離的電離波導致的.

1 引 言

大氣壓空氣電火花放電產生的激波等離子體射流, 由于沖擊波在狹小的間隙內放電, 氣體放電經歷了納秒級的火花放電、微秒級的等離子體射流噴出和毫秒級的吸氣補充3個工作流程[1?4]; 其等離子體射流的溫度接近室溫, 且富含大量NO、O等活性粒子, 是一種性能優良的大氣壓等離子體射流裝置[5?8].由于其電離過程在亞微秒時間尺度上變化, 其放電的電離機制還未被研究清晰.大氣壓等離子體射流的電子密度的時變測定可以很好地幫助理解空氣電火花激波等離子體射流的電離過程, 但是測定空氣電火花激波等離子體射流時變電子密度是困難的.原因在于, 一方面電火花放電具有隨機性, 不容易觸發捕捉特定參數信息; 另一方面, 時變電子密度的測定方法鮮見報道.

常規的大氣壓等離子體射流電子密度的測定方法, 如光譜分析法, 采用精細光譜測量可以推算出特定時刻的電子密度, 但難以在1次放電過程得出整個時變電子密度的變化過程[9?13].采用微波法測定大氣壓等離子體電子密度, 直到2009年, 徐金洲等[14]采用微波共振探針技術, 提出了1種高氣壓等離子體電子密度的測定方法, 但是該方法空間分辨率較粗略, 且不具有時變測定功能; 瑞利散射是英國物理學家瑞利首先在光學波段發現的1種亞波長尺度的顆粒對光的散射效應.近十年來,美國Shneider等[15?17]提出了微波瑞利散射法測定流注放電的電子密度, 此法具有時間分辨測量功能, 已成功測定激光誘導的等離子團和重頻脈沖激勵的大氣壓等離子體射流的電子密度的瞬變過程.該方法利用微波瑞利散射信號, 結合ICCD高速影像確定等離子體子彈尺寸[18?21], 推導出電子密度隨時間的演化過程, 是一種創造性和先進性的測定方法.但是, 該方法有兩點處理技術影響了測量精度: 1)標定系統參數A時采用了介質子彈法, 介質子彈穿過待測區域的時空偏差直接影響了系數A的精度; 2)對于大氣壓等離子體射流的測定裝置, 由于射流裝置大多含有金屬電極和介質管, 這些金屬電極和介質管也處于散射區, 也有散射信號貢獻量, 難以區分散射信號的來源, 從而影響測定結果的準確性.

本文采用微波瑞利散射法測定了大氣壓電火花激波等離子體射流的時變電子密度.使用電火花間隙的電壓下降沿作為觸發信號, 同步分別觸發ICCD相機和示波器, 同時捕捉高速影像和瑞利散射信號, 克服了不容易捕捉特定參數信息(電火花流注放電具有隨機性)的困難.在標定系統參數A時, 采用多介質棒作差擬合法標定, 消除了隨機誤差, 減小了系統誤差.在獲取等離子體射流的等效尺度時, 先根據高速影像的亮度(灰度值法)來確定等離子體射流的形貌, 然后再做折合等效, 進而獲得等離子體射流的時變等效半徑和時變等效長度.在推算電火花等離子體射流的瑞利散射信號時, 采用作差濾波法處理數據, 區分并提取等離子體射流的瑞利散射信號, 濾去隨機噪聲, 有效提升了測量精度.

2 實驗裝置及實驗操作流程

2.1 微波瑞利散射法的實驗原理

微波瑞利散射法是通過喇叭天線捕獲等離子體射流的彈性散射微波信號, 進而得到等離子體射流的電子總數的測定方法.當等離子體流注電離波頭的尺寸L遠小于微波波長l時, 該系統可通過分析等離子體射流通道中的線性極化微波輻射的散射信號, 測定出等離子體射流內的電子總數.散射體(介質棒或等離子體射流)放置在距離輻射喇叭天線 R (R ≥ l, L)處, 等離子體射流的電離波頭可以充當微波激發的偶極子輻射源.根據文獻[15?17], 等離子體偶極子在垂直于偶極子方向的平面上輻射散射信號(由接收喇叭天線探測).接收天線放置在距離等離子射流 R = 15 cm 處, 以確保接收的散射信號與等離子體射流的電子密度線性相關, 從而獲得接收喇叭天線內的電場幅值為 Es;使用I/Q混頻器將微波散射信號轉變為時變幅值的直流信號, 得到輸出電壓 Uout∝Es; 微波瑞利散射系統中使用的放大器和混頻器均工作在線性模式下, 保證了輸出信號 Uout與散射輻射電場的幅值Es成比例.故散射信號(微波束被等離子體射流散射)與等離子體中的電子數密度成正比例[15?17].根據微波瑞利散射原理, 有如下表達式:

式中: A為系統參數, 是微波系統的特定性質之一,可以利用已知物理特性的介質散射體進行標定;e 為基元電荷量; me為電子質量; ε0為真空介電常數; εr為介電材料的相對介電常數; ω 為微波信號的角頻率; γen為電子與中性粒子的碰撞頻率, 它是氣體分子半徑 r0、氣體壓強P (Pa)和電子溫度Te(eV)的函數, 表達式如下[22?23]:

2.2 實驗裝置

圖1為便攜式電火花放電裝置及結構圖.便攜式電火花放電裝置的結構圖如圖1(a)所示, 充電模塊通過USB充電線與充電接口、充電指示燈及電池連接, 同時電池與升壓穩壓模塊連接, 升壓穩壓模塊通過串聯開關與高壓模塊連接, 高壓模塊輸出端與電容器并聯, 電容器的負極與放電裝置的金屬圓柱陰極連接, 電容器的正極與放電裝置內的鐵針電極連接.當通電時, 電火花放電在腔體里產生等離子體, 空氣電火花冷等離子體激波射流會從圓柱的前端圓孔快速噴出.在工作流程上, 如本文引言中所述, 氣體放電的工作過程需經歷3個階段:放電、射流、吸氣補充.便攜式大氣壓空氣電火花放電裝置如圖1(b)所示, 其工作過程為: 由于放電裝置里面的鐵針電極與空心圓柱形陶瓷之間有直徑為4 mm、長為1 mm的間隙和空心圓柱形陶瓷內有直徑為 2 mm、長為 1 mm 的空隙, 這些間隙里面充滿了空氣.空氣間隙處在局域增強電場中,當電容器的電荷充電增加到一定的程度, 局域增強電場會把間隙內的空氣瞬間擊穿, 從而產生電弧形成氣體放電通道.在腔體內進行火花放電, 產生等離子體, 放電伴隨的高溫電火花加熱腔內空氣, 使其溫度和壓力瞬時升高, 由放電裝置的空心陰極圓柱的前端圓孔快速噴出, 形成空氣電火花冷等離子體激波射流, 如圖1(c)所示.陰極腔內電火花通道的溫度和氣壓很高, 致使等離子體射流從陰極孔噴出, 腔外等離子體射流的溫度隨氣壓同步陡降.由于激波效應, 使得從陰極噴口處噴射出的等離子體射流的溫度略高于室溫(冷等離子體射流), 不會對人體造成熱損傷.該裝置不僅體積非常的小、結構簡單, 而且噴射出來的空氣電火花冷等離子體激波射流內含有大量的活性粒子基團(富含氧活性粒子、含氮活性粒子和自由基等), 作用非常廣泛, 具有較強的殺菌滅毒作用等[24?31].

圖1 大氣壓空氣電火花放電產生的等離子體射流(a)大氣壓空氣電火花放電裝置的結構圖; (b) 電火花放電裝置照片; (c) 空氣電火花激波等離子體射流照片Fig.1.Plasma jet generated by atmospheric pressure air spark discharge: (a) Structure diagram of atmospheric pressure air spark discharge device; (b) installation photo of spark discharge device; (c) photo of air spark shock-wave plasma jet.

為了更好地研究空氣電火花的放電特性, 實驗測量了火花放電時的電壓波形, 如圖2所示.火花放電的放電周期間隔大致相等, 這說明放電噴射出來的等離子體激波射流的頻度(或時間間隔)具有一致性, 大約每間隔 1 s放電 1 次; 因此, 使用電火花間隙的電壓信號的下降沿作為觸發信號, 可以同步分別觸發ICCD相機和示波器, 從而同時捕捉高速影像和微波瑞利散射信號.另外, 其電壓幅值大約為 4.3 × 103V; 在這么高的電壓下, 其放電電流也比較高, 所以電容器的泄流時間非常短, 而且每次放電之后電壓都降到接近于零.

圖2 火花放電電壓波形Fig.2.Spark discharge voltage waveform.

大氣壓空氣等離子體激波射流的時變電子密度測量方法和裝置如圖3所示.微波瑞利散射裝置的實驗流程圖, 如圖3(a)所示; 信號源產生 12 GHz微波信號分別給前置功放和增益20 dBm的主功放進行信號放大, 然后經過功分器, 分別接到輻射天線和I/Q混頻器的LO接口; 等離子體放置在發射喇叭天線與接收喇叭天線之間, 入射波速照射到等離子體射流上發生了瑞利散射; 接收喇叭天線接收的散射信號依次通過低噪聲信號放大器和增益15 dBm 的功放, 再接到混頻器的 RF 接口; I/Q 混頻器輸出兩路時變電壓信號, 用示波器采集兩路的正交信號 UI和 UQ, 則得到總散射電壓為Uout=微波瑞利散射系統的裝置實物圖,如圖3(b)所示.測量時, 兩個喇叭天線垂直放置,待測的等離子體射流正交置于入射波束的正中央,且等離子體射流的軸向平行于電場E的方向[23?30].裝置的I/Q混頻器輸出端口直接連示波器, 示波器捕捉電壓信號波形; 使用自編的軟件程序進行計算處理后, 得到最終數據結果.

2.3 操作流程

微波瑞利散射法測定大氣壓電火花激波等離子體射流的時變電子密度的操作流程如下:

圖3 微波瑞利散射裝置 (a) 實驗系統圖; (b) 實驗裝置照片Fig.3.Microwave Rayleigh scattering device: (a) Experimental schematic diagram; (b) photo of experimental device.

第1步微波瑞利散射裝置系統參數的標定.根據微波瑞利散射原理, 其裝置輸出電壓U與已知物理特性的介質散射體和等離子體的特性有關[15?17].由(1)式可知, 系統參數A可以通過已知物理特性的介質散射體進行標定.本文采用了相對介電常數為3.8的石英介質棒來標定, 石英棒的直徑為 3 mm, 長度初始為 5 mm, 依次增加 5 mm,最后累加到 50 mm(共 10 根).真空介電常數 ε0為8.854×10?12F/m , 微波信號的角頻率 ω 為 7.540 ×1010Hz.標定時, 需要將石英棒沿著電場E方向放置在微波波束場的正中央, 實際的做法是使用1個介質平臺(注意該平臺不要使用金屬, 相對介電常數避免靠近3.8), 在距離喇叭天線下沿20 mm左右處的平臺平面上放置石英棒.由于介質平臺的存在(有散射信號進入接收喇叭天線), 而且I/Q混頻器也做不到絕對的零輸出電壓, 所以即使散射區不放置任何散射體, I和Q的電壓也可能不為零.因此, 我們采用多介質棒作差擬合法標定, 消除隨機誤差, 減小系統誤差.即分別測定放置石英棒和移去石英棒的I/Q混頻器的輸出電壓 UI、 UQ和、, 并依次記錄電壓值.石英棒的長度每增加5 mm 做 1 次實驗, 每次都需記錄 4 個電壓值, 共記錄40個電壓值.實驗過程中, 采用同樣的標定方法, 重復測定 5次, 每次結果相比, 最大偏差均小于5%.

第2步微波瑞利散射裝置系統的總散射電壓信號的測定.將已標定的微波瑞利散射裝置, 應用于空氣電火花放電等離子體激波射流的散射電壓的測定.在已知系統參數A后, 將待測的空氣電火花激波等離子體射流置于入射波束的正中央, 且其軸向平行于電場E的方向.將電火花間隙的電壓信號的下降沿作為觸發信號, 同步分別觸發ICCD相機和示波器, 同時捕捉高速影像和瑞利散射信號; 示波器捕獲I/Q混頻器的輸出 UI(t) 和UQ(t), 即空氣電火花等離子體射流的整個電離過程的散射信號 UI(t) 和 UQ(t) ; 在實際操作中, 為了減少隨機誤差, 提高測量的精度, UI和 UQ先分別在未放電時隨機采集100個數據進行平均值計算, 得到 UI(0) 和 UQ(0) ; 再通過作差法計算出各自的散射電壓差值, 得到 ? UI(t)=UI(t)?UI(0) , ?UQ(t)=UQ(t) – UQ(0); 最后得到總散射電壓為Uout(t)=在推算瑞利散射信號時, 本文還采用濾波法處理數據, 有效減小了隨機噪聲,提升了測量精度.

第3步空氣電火花激波等離子體射流的等效半徑和等效長度的測定.將ICCD高速相機(步長是 200 ns, 曝光時間為 20 ns)正對著空氣電火花激波等離子體射流進行拍攝, 記錄不同時刻射流的長度和半徑.由于電火花放電過程是間歇的且具有隨機性, 不容易捕捉特定參數信息.故此, 我們使用電火花間隙的電壓信號的下降沿作為觸發信號, 拍攝了電火花激波等離子體射流的高速影像.鑒于不同時刻的激波等離子體射流形狀均不規則,用1個與原形狀相近且體積相等的圓柱體進行等效, 得到圓柱體的等效長度和等效半徑, 可近似作為等離子體射流的等效長度和等效半徑.需要注意的是, 在對不同時刻的高速影像圖進行灰度取值和折合等效時, 引入了測量誤差(火花放電具有隨機性和等效尺度數據獲得).為了減小誤差, 等離子體射流半徑和長度都是以影像的外圍光圈為基準取得, 然后再折合等效得到等離子體射流的等效長度和等效半徑.即使如此, 但是該部分的誤差仍然較大, 我們重復測定了5次放電的影像(相同條件下), 每次測定的結果相比, 最大偏差均接近20%.

第4步電火花放電等離子體射流的時變電子密度的測定.在大氣壓下, 空氣分子的碰撞截面半徑 R 約為 2 × 10–10m、電子溫度 Te為 0.5 eV 的條件下[25], 結合上述步驟測定的數據, 圍繞著電火花激波等離子體射流的等效半徑和等效長度是否隨時間變化, 分4種情況來進行分析, 并通過自編程序推算出電火花放電等離子體射流羽翼的時變電子密度.

3 實驗結果與分析討論

3.1 微波瑞利散射裝置的標定及輸出電壓信號

圖4所示為微波瑞利散射裝置的標定數據.先根據測得的10組散射信號電壓值, 將每組I/Q電壓值各自作差, 根據得到輸出總電壓值, 畫出如圖4所示的數據點.再利用最小二乘法將十個數據點擬合成直線, 如直線①(Y軸是電壓U, X軸是石英棒的長度).由于直線①是不過坐標原點的(石英棒沒能都在波束的正中對稱), 需要平移直線①過坐標原點, 得到直線②.最后, 取直線②在 X = 25 mm 處的電壓 U 值(U = 39.55 mV), 帶入 (1)式中 (介質散射體公式), 計算出系統參數 A(A = 1.04 × 105V·W·m–2).此處理過程, 我們稱之為多介質棒作差擬合法, 可以顯著提高測量結果的精確度.

圖4 微波瑞利散射裝置的系統參數標定Fig.4.Calibration on a constant of microwave Rayleigh scattering device.

圖5所示為空氣電火花激波等離子體射流的時變瑞利散射信號.從圖中可以看出, 0時刻之前,放電未發生, UI(t) 和 UQ(t) 基本上沒有變化, 呈現兩條平行線; 在t1時刻, 等離子體射流開始形成,此時 UI和 UQ均隨時間變化.I 信道上的電壓UI(t)先從 0時刻的電壓約 0.047 V增長至峰值約0.09 V, Q 信道上的電壓 UQ(t) 先從 0 時刻的電壓約0.035 V下降至谷值約0.018 V再快速增長.隨著放電過程的衰弱, 散射的微波信號逐漸減弱, 被接收喇叭接收的微波信號也在變少, 則I信道上的電壓開始降低, Q信道上的電壓增長到峰值約0.045 V 開始下降; t2時刻后, 散射信號不再變化,兩個信道上的電壓再次呈現水平狀態, 總電壓U(t)也呈現0值水平狀態.微波瑞利散射過程如下: 由于兩個喇叭天線一開始呈 90°擺放, 入射波束中間沒有等離子體射流時, 只有介質管、電極等散射出的微波信號進入接收天線; 當中間有等離子體射流時, 接收天線同時接收等離子體射流、介質管和電極等其他外界的散射信號.因此, 根據示波器捕捉的I/Q混頻器的輸出電壓 UI(t) 和 UQ(t) , 從而得到等離子體射流的總散射電壓

圖5 微波瑞利散射裝置測定的散射信號Fig.5.Scattering signal measured by microwave Rayleigh scattering device.

3.2 空氣電火花放電的光學影像

使用高速攝像機拍攝了1組等離子體射流的影像, 不同時刻噴射出的等離子體激波射流在空氣中的發展過程如圖6所示.每張照片的曝光時間為20 ns, 圖中清晰地顯示了等離子體射流在80μs內的影像發展過程.從圖中看出, 空氣電火花放電的等離子體半徑基本呈現先增大后減小的變化趨勢, 長度也在不斷變化, 且長度變化趨勢更快.根據灰度取值和折合等效法, 將獲得的高速影像和尺子的照片設置成相同的比例進行比對測量, 獲得其等離子體射流的長度; 再根據實際的尺子比例,對射流的直徑進行測量; 從而獲得等離子體射流在不同時刻的半徑和長度.因此通過對射流影像的發展過程進行觀察和測量, 可以得到等離子體激波射流在不同時刻的半徑和長度[31?33].

圖6 空氣等離子體射流的光學影像Fig.6.Optical images of air plasma jet.

鑒于等離子體射流形狀具有不規則性, 為了便于計算, 尋找與原形狀相近, 體積相等的圓柱體進行等效, 從而得出等離子體射流的等效半徑和等效長度.特別是在 26 μs后, 等離子體射流亮度基本上很弱并集中于頭部, 因此, 其等效長度只考慮了頭部區域.圖5顯示的是等離子體射流的總散射電壓, 圖6展示的是高速攝像機拍攝的1組等離子體射流影像, 據此得到不同時刻等離子體射流的等效半徑和等效長度.為了能夠跟瑞利散射信號數據相匹配, 編寫程序對等離子體射流的等效半徑和等效長度進行插值擬合, 得到了等效半徑和等效長度隨時間變化的曲線.根據擬合后的數據, 畫出等效半徑和等效長度的時變圖, 如圖7所示.從圖中可以看出, 等離子體射流的等效長度和等效半徑在不斷變化, 這是等離子體的激波效應導致的[5].當一段時間后, 放電噴射出的等離子體激波射流越來越弱, 其射流的等效半徑和等效長度也在慢慢降低,最后趨于1個穩定值.根據微波瑞利散射原理, 等離子體射流的電子密度主要與微波瑞利散射裝置的標定參數、等離子體射流的總散射電壓以及等離子體射流的不同等效尺度有關, 故結合已知的數據, 即可推算出空氣電火花等離子體激波射流的時變電子密度.

圖7 空氣等離子體激波射流的半徑r(t)和長度l(t)Fig.7.The radius r(t) and length l(t) of air plasma shockwave jet.

3.3 空氣電火花等離子體激波射流的時變電子密度

圖8所示的是等離子體射流的時變電子密度分布.由圖可見, 隨著時間的推進, 等離子體射流的電子密度基本上都呈現先增大后減小的趨勢, 但不同等效半徑和等效長度對電子密度的影響有區別.本文采用控制變量法進行分析, 第1種情況考慮的是等離子體射流的等效長度和等效半徑都是定值, 其電子密度的時間演化過程, 如圖8(a)所示.從圖中可以看出, 在等離子體射流形成之前,電子密度基本上為零; 當等離子體射流形成后, 其電子密度先增大到約 4.64 × 1020m–3的峰值, 然后在大約14 μs后衰減.空氣電火花放電等離子體激波射流的時變電子密度波形和微波瑞利散射裝置測得的總電壓 U (t) 波形相似, 說明了當等離子體射流的等效長度和等效半徑不變, 其電子密度和總散射電壓成正相關.第2種情況考慮的是等離子體射流的等效半徑r是定值, 等效長度l是時變的,其電子密度的演化過程.如圖8(b)所示, 在放電過程中, 電子密度基本上從零值逐漸增加到峰值為5.43 × 1020m–3, 然后也大致在 14 μs后衰減, 不過其衰減速度加快了, 曲線寬度變窄了.第3種情況考慮的是等離子體射流的等效半徑r是時變的, 等效長度l是定值, 其電子密度的演化過程, 如圖8(c)所示.從圖中可以看出, 波形整體趨勢不變, 但所測得電子密度比第1種情況稍大, 峰值為5.20 ×1020m–3; 此外, 我們觀察到在波形上升沿上出現了1個小波峰.第4種情況考慮的是離子體射流的等效半徑r和等效長度l都是時變的, 其電子密度的演化過程, 如圖8(d)所示.此種等效處理方式最接近實際情況, 等離子體射流的等效半徑和等效長度都是隨時空演化的.與前3種情況相比, 波形變化趨勢大體上不變, 其幅值整體上比前3種的結果都大, 峰值為 6.10 × 1020m–3; 該波形也呈現出圖8(c)中的第1個小波峰, 但是該小波峰的峰值明顯比第3種情況大.等離子體射流的電子密度主要與等離子體射流的總散射電壓和等離子體射流的不同等效尺度有關, 在此操作步驟中, 基于已知等離子體射流的總散射電壓, 主要考慮等離子體射流的不同等效尺度對其電子密度的影響.對比分析圖8所示的4種等效處理方式, 可見其等離子體射流的半徑對電子密度的影響最大.此外, 結合圖7的分析, 也可以清楚地看出, 等離子體射流的等效半徑和等效長度均在不斷變化, 等離子體射流的半徑和長度的稍微變化就會致使等離子體激波射流的電子密度波動.這是因為(1)式中的體積V是與等離子體射流的半徑和長度有關.

圖8 不同等效尺度下的等離子體射流的時變電子密度 (a) r = 1.2 mm, l = 10 mm; (b) r = 1.2 mm, l = l(t); (c) r = r(t), l =10 mm; (d) r = r(t), l = l(t)Fig.8.Time-varying electron density of plasma jet with the different equivalent scales: (a) r = 1.2 mm, l = 10 mm; (b) r =1.2 mm, l = l(t); (c) r = r(t), l = 10 mm; (d) r = r(t), l = l(t).

如上所述, 在實驗過程中, 我們發現了一個有趣的現象, 在圖8(c)、8(d)中均出現了小波峰, 我們認為此時的電子密度峰是由光電離形成的等離子體電離波導致的[34?36].現對該現象進行分析討論.如圖8(c)和 8(d)所示, 在 1 μs時出現了電子密度先增大后減小的小波峰.再結合圖6, 在1 μs時, 等離子體射流的照片顯示光斑已經存在; 根據Dobrynin等[37]報道的放電過程流體模擬結果, 在1 μs時, 內部電火花放電的等離子體射流還未噴出;因此, 等離子體射流在陰極腔體內剛形成不久, 噴出的等離子體射流并沒來得及到達陰極噴嘴出口,此時的電子密度小波峰只能由光電離激發所致.實際電離過程是, 陰極腔體內的空氣電花放電瞬時釋放大量的高能光子, 這些光子穿過陰極噴嘴, 投射到噴嘴外的區域; 緊接著, 高能光子光電離空氣形成等離子體射流.根據吳淑群等[36,38]報道的大氣壓等離子體射流的光電離實驗, 等離子體子彈頭部內的N2分子激發態回遷輻射出的大量高能光子(波長為 98—102.5 nm)[39?42], 該高能光子直接光電離O2分子, 在等離子體子彈頭部前端區域產生種子電子.也就是說, 噴嘴處發生了光電離, 形成了等離子體射流[42?50], 這與上述實驗現象符合.之后, 空腔內的等離子體從噴管中噴出, 與光電離形成的等離子體射流會聚在一起, 從而使隨后的等離子體射流的強度大大提高.如圖6和圖8所示, 在2—14 μs期間, 等離子體射流的亮斑強度相對較強, 電子密度也同步增加至頂峰.

4 結 論

簡言之, 本文采用微波瑞利散射裝置系統對空氣電火花沖擊波流注放電等離子體射流的時變電子密度進行了測定.實驗結果表明, 空氣電火花放電過程是從納秒級的火花放電到微秒級的等離子體射流噴出.在亞微秒時間尺度上, 微波瑞利散射系統可測定出等離子體射流的時變電子密度.結果顯示, 測定的電子密度在 1020m–3的量級, 且隨時間先快速增長至峰值再指數衰減, 其測量的分辨率可達到1018m–3, 驗證了微波瑞利散射裝置測定大氣壓等離子體射流時變電子密度的可行性.本文為了探討等離子體射流的不同等效尺度對電子密度的影響, 以電火花激波等離子體射流的等效半徑和等效長度是否隨時間變化為分類依據, 分4種情況進行了探討.分析結果表明, 采用時變等效半徑和時變等效長度的測定結果最接近于實際情況; 等離子體射流的等效半徑對電子密度的影響最大.另外, 在等離子體射流的等效半徑隨時間變化時, 在1 μs時電子密度均出現了小波峰, 分析結果顯示此刻的電子密度峰是由光電離形成的等離子體電離波導致的.

雖然本文所述的微波瑞利散射裝置可以勝任空氣電火花等離子體射流的時變電子密度測定, 但是獲得的時變電子密度實際上是等離子體射流的平均密度隨時間的演化過程.即所述的微波瑞利散射裝置不具有空間分布測定能力, 后續工作, 我們擬采用兩種技術手段來克服此缺陷; 一種是微波束電磁聚焦技術, 另一種是結合激光湯姆遜散射的空間分辨測量技術.本文所述的微波瑞利散射實驗裝置, 適用于測量氣體流注放電(氣壓為104Pa以上和等離子體的尺度為40 mm以下)或者液體流注放電等離子體的時變電子密度.所述的微波瑞利散射裝置的測量范圍是: 電子密度在 1018m–3(12 GHz微波的截至密度為1018m–3)以上, 時間分辨率達到 0.1 ns (12 GHz 微波的周期為 0.085 ns).本文所述的測量結果, 測量總誤差在25%之內, 包括系統參數標定誤差(小于5%)和等效尺度誤差(接近20%, 由電火花放電的隨機性和不規則性致使,與微波瑞利散射裝置無關).因此, 本文所述的微波瑞利散射裝置及其測定方法, 可推廣應用于流注放電等離子體的時空電子密度演化測定.