屏蔽氣體流速對同軸雙管式氦氣大氣壓等離子體射流粒子分布的影響*

陳忠琪 鐘安 戴棟? 寧文軍

1)(華南理工大學電力學院,廣州 510641)

2)(四川大學電氣工程學院,成都 610065)

在大氣壓等離子體射流應用中,環境氣體對射流流出物的影響不可忽視,尤其是在某些對環境粒子高度敏感的特定場景中.同軸雙管式射流裝置可用于抑制射流流出物與環境氣體之間的相互擴散,從而控制射流流出物的化學性質.本文對同軸雙管式氦氣大氣壓等離子體射流在不同屏蔽氣體流速下的放電特性和化學性質進行了數值仿真研究,并通過實驗光學圖像對仿真模型加以驗證.結果表明,相比于沒有屏蔽氣體的情況,在高流速條件下放電得到增強,而在低流速下放電較弱;隨著流速的增加,空間中的粒子數均隨之增加,這可以歸因于由屏蔽氣體流速增加而產生的更寬的主放電通道.此外,不同濃度輪廓線上的離子徑向通量受到流速的影響也存在很大差異.本研究進一步揭示了不同的放電位置對氮氧粒子產生的影響,加深了關于屏蔽氣體流速影響等離子體射流放電行為的認識,并可能為等離子體射流的進一步應用開辟新的機會.

1 引言

大氣壓等離子體在生物醫學、材料處理和環境應用等領域中受到了廣泛關注[1-10].大氣壓等離子體射流(atmospheric pressure plasma jet,APPJ)也因其便捷性、無需真空腔體等優點而備受歡迎[11-17].APPJ 的常見配置是由工作氣體(working gas,WG)流經介質管,等離子體在介質管中維持并從管嘴向外延伸一定的距離(厘米級).在此過程中,包含電離態、自由基態和激發態粒子的等離子體羽流與周圍空氣混合.這種混合效應會導致許多復雜的化學反應,產生大量的活性物質.然而,在不同的環境空氣條件下,等離子體處理物品的性能不同且不可控制[18].為了在完全不同的背景條件下控制活性物質的輸出,研究人員做了大量的嘗試性工作.一種很有發展前景的方法是使用同軸雙管式的反應器結構產生氣幕以保護工作氣體免受周圍環境氣體的影響[19,20].這種氣幕常被稱為屏蔽氣體(shielding gas,SG)或保護氣體,它不僅可以有效地抑制環境空氣對等離子體羽的影響,還可以通過改變SG 的種類、流速等參數以控制射流流出物的成分[21].

在過去十幾年中,研究人員對同軸雙管式APPJ裝置進行了一些實驗和數值仿真研究以探索SG對射流的影響.如,Winter等[22]在實驗中使用含有不同N2/O2比率的混合氣體作為SG,結果表明,當SG 為空氣(80% N2-20% O2)時,激發態粒子He(23S1)的密度達到最大值.Nguyen等[23]發現,由于SG 的引入,兩個電介質管之間的次級放電明顯減弱,射流長度、射流溫度和放電功率/效率也會受到SG 種類的影響.

盡管之前的研究中對同軸雙管式APPJ 的傳播特性和放電行為進行了一些探索,但SG 化學成分對WG 及射流流出物的影響卻很少被提及,放電空間中粒子的演化也尚未得到細致的描述.利用SG 對射流進行更精確的控制,需要進一步的實驗和數值仿真手段以探索同軸雙管式APPJ 流出物的性質.

APPJ 在管外空間中持續放電與空間中的稀有氣體濃度有著密不可分的聯系,在傳播過程中,當空氣分子與氦原子的比值超過一定值時,等離子體子彈的傳播就會受到抑制[24,25].前人的研究表明,APPJ 中的電離波會大致沿著98%氦氣濃度的輪廓線向前傳播[26].而在同軸雙管式APPJ 中,氣體濃度分布會因SG 的引入而發生變化,這可能會使得APPJ 的放電范圍受到影響.因此,從稀有氣體濃度的角度來研究SG 對APPJ 的影響對進一步理解射流放電具有重要意義.

本文將主要通過數值仿真研究屏蔽氣體(SG)流速對同軸雙管反應器氦氣大氣壓等離子體射流(APPJ)的放電行為和粒子分布的影響,并利用實驗放電光學圖像與模型中主放電通道寬度隨SG流速變化的趨勢進行對比以驗證模型有效性.本工作采用氦氣作為WG,環境氣體及SG 均為空氣(79% N2-21% O2).在此基礎上,比較和分析了不同流速下APPJ 在放電空間中的時空演化過程.此外,本文還對三種氦氣濃度(98%,95%,90%)等值輪廓線表面的粒子變化情況進行分析和討論,以闡明SG 對射流流出物化學的影響.進一步分析表明,不同濃度輪廓線對應的放電位置對氮氧粒子的生成有很大影響.這項工作加強了關于SG 影響等離子體射流放電行為的認識,并進一步定性分析了放電位置與重要粒子生成之間的關系,這對大氣壓等離子體射流的基礎研究具有重要價值.同時,深入了解并掌握SG 對氮氧粒子生成的影響規律和機理,對進一步調控空間中的等離子體特性和參數有實際指導意義.

2 實驗與模型描述

2.1 實驗描述

采用的實驗裝置結構如圖1 所示.此反應器由兩個呈同軸放置的介質管組成,高壓針狀電極位于反應器對稱軸上,接地電極是由圍繞在外側介電管外表面的環形電極構成.內側管的內徑和外徑分別為4和6 mm,外側管的內徑和外徑分別為8 mm和10 mm.為了更好地通入氣體,外側管比內側管高5 mm.反應器的其他幾何參數如圖2 所示.內側管通入的WG是純度為99.999%的氦氣,其流速為3 slm (standard liters per minute,slm);通入內側管與外側管之間的環形空間的SG是空氣,其流速變化范圍是0—3 slm.針電極接入頻率和峰值分別為5 kHz和4 kV 的正弦交流電壓.放電光學圖像由佳能EOS 6D 單反數碼相機拍攝,曝光時間為1/8 s.

圖1 實驗裝置示意圖Fig.1.Schematic diagram of experimental setup.

圖2 仿真模型的幾何結構Fig.2.The geometry of the simulation model.

2.2 仿真模型描述

采用的流體仿真模型由兩部分組成: 中性氣體流動模型和等離子體動力學模型.與其他文章中的建模方法一致,中性氣體流動模型的結果用作等離子體動力學模型的初始值[27-29].這種方法被廣泛應用是因為中性氣體流動的特征時間尺度(ms)與等離子體動力學的特征時間尺度(ns)之間存在差異,即放電過程幾乎不會影響到氣體濃度在空間中的分布.WG(He)以3 slm 的流速流過內側管,相應的平均流速為2.65 m/s (1 atm,300 K).SG(空氣)以0—3 slm (平均流速為0—2.28 m/s)的流速通過兩條介質管之間的環形通道.

2.2.1 模型的幾何結構

圖2 中的AUWGA 區域用于計算中性氣體流動模型,而圖中的HXYMH 區域用于計算等離子體動力學模型.這樣的計算域配置方式是一種折衷方案,這樣能夠以較為合理的計算負擔來模擬現實情況[30].與實驗中采用的結構相比,仿真模型中的高壓電極與接地電極的位置有所不同,高壓電極放置在更加靠近管口的位置有利于降低混合氣體的擊穿電壓,接地電極由附著在外側介質管外表面改為計算域遠端(XY和MY)接地,采用這樣的接地方式可以使得模型得以簡化且不會對仿真結果產生較大影響.此外,仿真模型中外側介質管的外徑也比實驗中要大,這是因為更寬的介質管在不會對模型結果造成巨大影響的前提下能夠使模型收斂性更好[31].

等離子體射流的特征時間尺度通常為納秒級,相比于千赫茲級正弦電壓下等離子體射流仿真的高計算成本[27],使用納秒脈沖電壓驅動一方面能夠減少仿真的計算成本[28],另一方面也能反映出射流中更多的細節信息.因此,本文的仿真模型采用了一個幅值為4 kV、上升時間為50 ns 的正極性脈沖電壓源,將其施加于尖端半徑為0.5 mm 的半球形針狀電極.此外需要補充說明的是,根據Kettlitz 的研究[32],由千赫茲級正弦電壓驅動的放電行為和由脈沖電壓驅動的放電行為在時空結構上沒有很大差異,本文受實驗條件限制,在實驗研究中使用了千赫茲級正弦電壓源.

2.2.2 中性氣體流動模型的控制方程和邊界條件

在中性氣體流動模型中,通常使用Navier-Stokes 方程(1)、連續性方程(2)和對流擴散方程(3)來計算空間中的氣體流動情況:

其中ρ是氣體密度;u是平均速度;p是氣體壓力;μ是氣體動力黏度(氦氣: 1.94× 10—5Pa·s,空氣:1.82× 10—5Pa·s);F是體積力矢量,Dd是氦氣和空氣之間的擴散系數(7.2× 10—5m2/s);c表示氦氣的摩爾分數(單位: mol·m—3)[27].

中性氣體流動模型的邊界條件如表1 所列.

表1 中性氣體流動模型的邊界條件Table 1.Boundary conditions of the neutral gas flow model.

2.2.3 等離子體動力學模型的控制方程和邊界條件

在等離子體動力學模型中,電子數密度ne和電子能量密度nε通過漂移—擴散近似求解連續性方程得出[33,34]:

式中,Γe,μe,De和Se分別代表電子的通量矢量、遷移率、擴散系數和源項;De是由愛因斯坦關系(De=μekBTe)推導而來,其中kB是玻爾茲曼常數,電子溫度Te是平均電子能量;電子能量密度nε由nε·ne 得到;E是電場;Γε,Dε和Sε分別表示電子能量的通量矢量、擴散系數和源項.

放電空間中的電場由泊松方程(8)確定,其中ε0和εr分別表示真空介電常數和相對介電常數(氣體為1,介電管為5,下游介質板為3.7),V表示電勢,ρv表示空間中的電荷密度.

電子、離子、激發態粒子和電子能量密度在壁面上的法向通量可以用以下公式來描述[33,34]:

式中,向量n是單位法向量,其方向指向壁面;二次電子發射系數γj設為0.01;γm是激發態粒子與壁碰撞失活的概率(設為1);氣體溫度Tg=300 K;αs和αs′是開關函數,其值由E·n確定:

介質表面電荷積累的邊界條件由下列式子確定:

其中σs為表面電荷密度;Je和Ji分別為表面上電子電流密度和離子的電流密度;D1和D2分別表示介質層表面兩側的電位移矢量.

等離子體動力學模型的邊界條件見表2.

表2 等離子體動力學模型的邊界條件Table 2.Boundary conditions of the plasma dynamics model.

2.2.4 等離子體動力學模型中的化學反應

本工作中使用的化學反應體系與我們小組之前的文獻中相類似.等離子體化學反應體系一共包含了16 種粒子,66 個化學反應,已在附錄表A 中列出.此外,本模型中將初始電子密度設置為1014m—3以替代光電離過程[30].

表A 等離子體化學反應Table A.Chemical reactions considered in the plasma dynamics model.

3 結果與分析

基于仿真手段及實驗放電光學圖像對照,3.1 節對兩者的結果進行對照以驗證模型有效性.基于此模型,3.2 節討論了放電空間中粒子分布情況及其原因.為了度量SG 對環境氣體擴散進入主放電區域參與化學反應的抑制效果,3.3 節將從三種稀有氣體濃度(98%、95%和90%)輪廓線上離子通量變化的角度分析SG 對射流流出物化學性質的影響.

3.1 模型驗證

當APPJ 被下游的介質板阻擋時,氣流的運動狀態很容易從層流模式轉變為湍流模式.又因為在層流模式下,等離子體羽流的長度隨流速或速度線性增加[35].因此,層流模式下的氣流更適合等離子體子彈的傳播.在此前提下,有必要通過雷諾數(Re)大小判斷氣流是處于層流模式還是湍流模式.雷諾數可以使用以下公式求得[36]

其中u,ρ,d和μ分別是氣流的平均速度、密度、特征長度和流體流動的動力黏性系數.當WG和SG的流速均為3 slm 時,它們的雷諾數分別為91和729.根據[35,37],此時的WG和SG 均處于層流狀態.實驗結果(圖3)的圖像表明: 當SG 流速為1 slm 時,放電區域(紅色曲線內部區域)略小于沒有SG 的情況;當SG 流速處于3 slm 時,其放電區域明顯大于沒有SG 的情況.此外,當SG 流速為3 slm 時,沒有明顯的湍流現象,這可能是由于WG和SG 的平均流速較低[38].

圖3 不同SG 流速下的放電光學圖像 (a),(c)0 slm;(b)1 slm;(d)3 slm.紅色曲線表示放電時最明亮的區域Fig.3.The discharge optical images for the different SG flow rates: (a),(c)0 slm;(b)1 slm;(d)3 slm.The red curve shows the brightest region of the discharge.

根據文獻[26-28],等離子體子彈主要沿著氦氣含量約為98%的等值線傳播.圖4 顯示了不同SG流速下的中性氣體流動模型結果中的氦氣濃度分布,其中0 slm 表示外側管中不通入屏蔽氣體,0.5 slm表示SG 的流速為0.5 slm,以此類推.圖4(b)示了氦氣摩爾分數在軸向位置z=2.5 mm 處沿徑向分布情況,圖4(c)為圖4(a)中指定區域的放大圖.從圖4(b)和圖4(c)中可以看出,當SG 的流速為3 slm 時,cHe=98%的等值線范圍最大,然后隨著流速的降低而逐漸減小.特別地,不通入SG 情況下,氦氣濃度cHe＞ 98%的區域還略大于0.5,1和1.5 slm 情況下的結果.這一現象表明,低流速的SG 會將更多的氦氣帶到遠端,導致氦氣摩爾分數cHe＞ 98%的區域比沒有通入SG 的情況下的結果小.結合實驗結果表明中性氣體流動模型的仿真結果與實驗結果是一致的,即在低流速下,中性氣體流動模型中的主放電通道和實驗中的放電區域不如沒有SG 的情況;而在高流速下,中性氣體流動模型結果和實驗結果均優于無SG 的情況下的結果.

圖4 (a),(c)不同SG 流速下98%氦氣摩爾分數的輪廓線;(b)氦氣摩爾分數(cHe)在軸向位置z=2.5 mm 處的徑向分布Fig.4.(a),(c)The contour line of the 98% helium mole fraction at different flow rates of SG;(b)the distribution of the helium mole fraction(cHe)at axial position of z=2.5 mm.

當SG 處于不同流速時,各模型放電最后時刻(射流沿介質板表面徑向放電到達98%輪廓線最大徑向位置處所對應的時刻)的電子密度的時空分布見圖5 所示.對比圖中三條輪廓線,98%氦氣濃度輪廓線更加靠近電子密度集中的區域.因此,在本文中,98%氦氣摩爾分數(cHe=98%)的輪廓線表示主放電通道的邊界[26].從圖5 還可以看出,不同流速下的SG 不會顯著改變等離子體羽流的形態.特別地,隨著SG 流速的增加,主放電通道逐漸變寬.當SG 處于低流速時,主放電柱比沒有SG時窄.由此可以看出等離子體動力學模型的結果與中性氣體流動模型以及實驗現象中所描述的結果一致.因此,本研究中使用的模型是有效的[27].

圖5 當SG 流速處于(a)0,(b)1,(c)2和(d)3 slm 情況下,電子密度ne(單位: m—3,以對數形式表示)的時空分布.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分數的等值輪廓線Fig.5.Spatial and temporal profiles of the electron density ne (unit: m—3,in 10 logarithmic scale)for SG flow rates of (a)0,(b)1,(c)2 and (d)3 slm.The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

3.2 放電空間中粒子分布情況

圖6 描述了當SG 流速為0和3 slm 時,放電空間中電離率的時空演化過程.從圖6 中可以看出,電離波幾乎沿著這三條輪廓線向下游介質板發展,直到放電階段結束.此外,還可以明顯地看出,改變SG 的流速會影響主放電柱的寬度及其沿介質板表面放電的區域大小.

圖6 SG 流速為(a)0和(b)3 slm 情況下放電空間中電離率(單位: mol·m—3·s—1,以對數形式表示)的時空演化情況.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分數的等值輪廓線Fig.6.Development of the ionization rate (unit: mol·m—3·s—1,in 10 logarithmic scale)in the discharge region for SG flow rate of (a)0 and (b)3 slm.The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

圖7(a)所示是放電空間中的粒子平均數密度隨SG 流速變化的對比結果.由此可知,當介質管中通入SG 后,隨著SG 流速增加,主放電通道逐漸加寬,放電空間中粒子平均數密度均隨之增加.值得注意的是,未通入SG 情況下的空間平均粒子數密度與SG 流速為1.5 或2 slm 情況下的結果接近.即當通入的SG 流速較低時,由于SG 的屏蔽效果不好,間接導致放電空間中粒子數密度有所下降;而當其流速大于2 slm 時,SG 的屏蔽作用顯著,因此放電空間中粒子數密度明顯增加.

此外,在放電空間中整個放電階段的各粒子平均生成速率如圖7(b)所示,粒子的產率與SG 流速也呈現出正相關的關系,也和放電空間中平均粒子數密度隨流速變化的趨勢一致.從圖7(b)可以看出,在主放電通道內,He*粒子反應速率沒有較大差異,主要的區別還是在于該粒子參與反應的空間位置,即主放電通道邊界的位置.換而言之,SG流速變化幾乎不會影響APPJ 主放電通道內粒子產率,只是由于SG 流速影響主放電通道大小從而導致空間中粒子數增多或減少.

圖7 放電空間中(a)粒子平均數密度及(b)各粒子時間空間平均生成速率Fig.7.(a)The average species density and (b)the average spatiotemporal production rate of the species in discharge region.

3.3 放電空間中粒子通量變化情況

由上文分析可以得出,SG 流速幾乎不影響粒子的產量,但會影響主放電通道的區域大小.當外側管通入屏蔽氣體時,放電柱(或主放電通道)隨著流速的增加而逐漸變寬.為了探究主放電通道的寬度變化如何影響從環境氣體(空氣)到主放電通道內的粒子通量,下面分析了主放電通道表面及其他氦氣濃度輪廓線表面的離子徑向通量.本文選取的輪廓線表面并非是整條輪廓線表面,而是取各條輪廓線其中一小段,并對這一小段輪廓線進行分析(見圖8).對于98%氦氣濃度輪廓線,本文選取軸向位置z=10.54—10.56 mm,對于95%和90%氦氣濃度輪廓線,本文選取的位置分別為z=10.14—10.16 mm和z=10.34—10.36 mm.

圖8 軸向位置z=2.5 mm,He*粒子的生成速率沿徑向分布Fig.8.Radial distribution of the production rate of He* at axial position z=2.5 mm.

此外,部分研究小組將95% He和90% He 濃度輪廓線近似當作主放電通道的邊界[30,39],本文將對這三種氦氣濃度輪廓線進行區分和比較.由圖9(a)可以看出98% He 濃度輪廓線表面O—,和的通量隨著流速增加而逐漸增加,而的通量幾乎不受SG 流速或主放電通道寬度的影響.

圖9 不同氦氣濃度輪廓線表面的離子徑向通量Fig.9.Radial flux of ions on the contour lines of different helium mole fractions.

空間中離子的通量可由下式求得

式中,ni表示離子數密度;qi,μi,Di分別表示離子的電荷數、混合物遷移率和擴散系數.

從方程(17)可以看出,離子通量Γi與電場E和離子數密度ni正相關.然而,離子數密度ni是會受時空累積效應影響的狀態量,所以本文只考慮離子的生成速率(即化學反應速率)和電場的變化.從圖10和圖11 可以看出,和是放電柱中主要的離子.因此,本文后續將對這些離子的通量變化進行分析.

圖11 當SG 流速為(a)0和(b)3 slm 時,軸向位置z=2.5 mm 處的離子密度沿徑向位置分布Fig.11.Distribution of ion density at axial position z=2.5 mm for SG flow rate of (a)0 and (b)3 slm.

表3 所列為氦氣濃度為98%,95%,90%的輪廓線表面與和相關的化學反應速率.值得注意的是,表3是對各自輪廓線中選定的一小段上化學反應速率進行線積分后的結果.由此可以看出,離子以消耗反應(R46,R58,R63)為主,這些反應的主要生成物是離子;而此處的也是以消耗反應(R64)為主,主要生成物是離子;以消耗反應(R51)為主,主要產物是.

表3 與和相關的化學反應速率Table3.Reaction rates involvingand.

表3 與和相關的化學反應速率Table3.Reaction rates involvingand.

圖10 不同氦氣濃度輪廓線表面的化學反應速率Fig.10.Reaction rate on the contour lines of different helium mole fractions.

當SG流速 為3 slm且t=110 ns 時,和生成速率的空間分布如圖13 所示.結果表明,與有關的化學反應主要發生在主放電通道表面外圍,而與和有關的化學反應主要發生在靠近對稱軸的地方.這是因為N2的電離能(15.6 eV)高于O2的電離能(12.6 eV),意味著O2發生電離的可能性更大.此外,電子能量在主放電通道內部分布均勻,隨著徑向距離的增加,電子能量在主放電通道外部逐漸減小[31],因此與相關的化學反應的空間分布比更為廣泛.值得說明的是,(R54,R55)的彭寧電離反應速率為6.2× 10—16mol·m—3·s—1,遠高于N2(R52,R53)的1.4× 10—16mol·m—3·s—1.由于98%He 濃度輪廓線較為靠近主放電通道,與有關的化學反應受到的影響較小,而與有關的化學反應受到的影響較大.又由于輪廓線上的電場與屏蔽氣體流速有著正相關的關系,所以等離子的通量隨著流速增加而逐漸增加,而,離子通量幾乎不變.

圖13 和的化學反應速率的空間分布.洋紅色線分別表示不同氦氣摩爾分數的等值輪廓線Fig.13.Spatial distribution of the reaction rates involving(a) and (b) .The magenta lines are the contour lines of different helium mole fractions.

此外,95% He和90% He 濃度輪廓線表面粒子通量變化情況如圖9(b)和圖9(c)所示.在圖9(b)和圖9(c)中,這兩條輪廓線表面的,離子通量隨著流速增加而逐漸降低,其中離子的通量變化甚至高達70 倍.相比于和離子,O—,和的變化只有2 倍.因此,可以認為O—,和幾乎不受SG 流速或主放電通道寬度的影響.而圖12 結果表明,流速的變化并不會導致這兩條輪廓線上的電場發生較大變化.從圖10(b)和圖10(c)可以看出,粒子相關的反應的速率與屏蔽氣體流速也有著負相關的關系,而粒子相關的反應的速率則幾乎不受其影響.這也導致了和粒子通量的變化規律有著如此大的差異.

圖12 不同氦氣濃度輪廓線表面的徑向電場變化情況Fig.12.Variation of the radial electric field on the contour lines of different helium mole fractions.

由于95%和90% He 濃度輪廓線更靠近主放電通道外圍,與有關的化學反應受到的影響較小,而與有關的化學反應受到的影響較大;同時,由于兩條輪廓線上的電場變化不大,所以等離子的通量幾乎不變,,離子通量隨著流速增加而逐漸降低.

4 結論

本研究通過仿真研究了屏蔽氣體(SG)流速對氦氣大氣壓等離子體射流(APPJ)的放電行為和粒子分布的影響,利用實驗中放電光學圖像與模型中主放電通道寬度隨SG 流速變化的趨勢進行對比以驗證模型有效性.結果表明,當少量屏蔽氣體被引入外側管時,SG 的屏蔽效果不好,更多的稀有氣體氦氣溢出,放電強度減弱;當SG 流速高于2 slm 時,SG 的屏蔽效果明顯,放電得到增強.

在此基礎上,研究了SG 流速對放電空間中粒子數密度的影響.仿真結果表明,當外側管通入SG 時,放電空間中的粒子數密度與SG 流速呈正相關,這可以歸因于較高的SG 流速導致更寬的主放電通道.

本文還討論了不同濃度輪廓線表面的徑向離子通量以探究SG 對射流流出物化學的影響.研究發現,主放電通道(98%氦濃度等值線)表面的和的通量幾乎不隨流速變化,而O—,,和的通量隨SG 流速的增加而增加.而在95%和90% He 濃度等值線表面,O—,,和的通量幾乎不受SG 流速的影響,并且和的通量隨著SG 流速的增加而減少.這是因為: 一方面,這些輪廓線表面的粒子生成率和徑向電場受到SG 流速不同程度的影響;另一方面,與和等離子的化學反應主要發生在主放電通道外圍,而和的反應主要發生在靠近主放電通道的位置.

此項研究有助于進一步理解屏蔽氣體對射流的影響,這對大氣壓等離子體射流的基礎研究和實際應用具有重要意義.

附錄

表A（續）等離子體化學反應Table A (continued).Chemical reactions considered in the plasma dynamics model.