大气压均匀放电(atmospheric pressure uniform discharges, APUD)与低压辉光放电相比, 不需要真空装置, 便于实现流水线生产, 且成本低操作简单, 因此引起了人们的极大兴趣。 APUD具有许多优异性能(比如非热平衡, 适当的电子温度和较高的电子密度), 因此APUD在材料表面改性^{[1, 2]}, 臭氧合成, 杀菌消毒^[3]和污染控制^[4]等领域具有广泛的应用前景。 理论上, 只要放电气隙间的电场达到击穿值, 便会产生放电等离子体。 但产生大气压大气隙放电需要很高的电场值, 在高电场情况下放电很容易出现不稳定, 这将破坏均匀放电从而导致弧光放电或火花放电^[5]。 对于APUD的研究, 最先由Kanazawa^[6]与合作者在氦气中利用介质阻挡放电(DBD)装置产生。 目前利用DBD装置, 分别在氦气、 氩气、 氮气等不同气体对APUD进行了数值模拟和实验研究^{[7, 8, 9]}。 一般情况下, DBD装置中的APUD是在正弦电压或者脉冲电压的激励下产生。 Yang等^[10]利用针-板电极放电装置, 采用双极纳秒脉冲激励在空气中产生了弥散的DBD, 其放电为脉冲形式。 显然, 脉冲形式放电的时间占空比很低。 文献[11]数值模拟了双极锯齿波激励下的APUD, 其放电可以为台阶形式, 因此占空比较高, 但该APUD需要一系列苛刻的条件。 事实上, 即使采用直流电源激励, 放电也可能为时间占空比较小的的脉冲放电, 例如, Lu等^[12]提出了一种直流电源驱动的等离子体喷枪, 其放电为持续时间约100 ns的脉冲。

与脉冲APUD相比, 直流APUD具有更高的时间占空比, 较高的稳定性、 放电均匀性以及高电子密度等原因, 应用前景更加广泛。 目前对于直流APUD已经有了一些研究。 Machala等^[13]利用针-针电极放电装置, 将预热到约2 000 K的空气垂直于电场方向吹入放电空间, 在5 mm气隙间距实现了直流APUD。 Bruggeman等^[14]在3 mm的放电气隙下对直流大气压辉光放电进行了实验研究。 通过分析放电照片和电压-电流特性, 发现了大气压辉光放电的特征区域, 如阴极位降区, 负辉区, 法拉第暗区, 正柱区和阳极辉区。

以往对直流APUD的研究大多是在小气隙间距下(毫米量级)进行的, 不利于大规模的工业应用, 显然, 如何产生大气隙直流APUD具有重要价值。 为此, 本工作利用DBD点燃大气隙直流针-板电极间的大气压均匀放电, 并对其放电特性和等离子体参数进行了研究。

图1为实验装置示意图。 放电装置主要由两部分组成: 其一, 同轴DBD部分(辅助放电), 目的是为了点燃直流放电。 同轴DBD是由接地的钨针电极和作为驱动电极的水电极组成。 钨针电极长12 cm, 直径为1.5 mm, 其中放电尖端直径约为200 μ m。 钨针电极处于同轴放置的两个玻璃管(玻璃管管壁厚度为1 mm)轴线上, 两个玻璃管之间充满水作为水电极。 在内玻璃管与钨针电极之间(玻璃管内壁与针的距离为3 mm)通过纯度为99.99%氩气。 交流电源频率为40 kHz, 用于驱动同轴DBD。 其二, 大气压大气隙均匀放电部分(主放电)。 由辅助放电的钨针电极和接负高压的铜板电极组成, 钨电极针尖距铜板电极间距(直流放电气隙间距)在0~11 cm可调, 实验中气隙间距固定为5 cm。 负高压直流电源的最大输出15 kV, 在铜电极与负高压直流电源之间串联500 kΩ 的限流电阻。 一个50 Ω 的小电阻与钨电极相连用来测量放电电流。 用高压探头(Tektronix P6015A)测量钨电极与铜板电极之间的电压。 光信号通过光电倍增管(PMT)(ET 9085SB)来测量。 利用示波器(Tektronix DPO4104)来记录放电电流、 放电电压以及光信号的波形。 放电照片通过佳能数码相机(Canon EOS 7D)和ICCD(Andor DH334)拍摄, 曝光时间分别为1 ms和100 ns。 用光谱仪(ACTON SP2758, 1 340× 400 pixels)测量放电的发射光谱。

图1

Fig.1

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	图1 实验装置示意图Fig.1 Schematic diagram of the experimental setup

在大气压空气环境中产生大气隙直流放电需要比较高的电场强度, 研究发现如果没有同轴DBD, 那么直流电源调到最大值(15 kV)时针-板电极之间也不会产生放电。 当增加交流电压产生同轴DBD后, 针-板电极之间直流电压逐渐增大, 针-板电极间的大气隙放电被点燃。 在APUD被点燃后, 关闭同轴DBD, 直流APUD仍能稳定。 显然, 同轴DBD显著降低了针-板电极间的击穿电压。 分析其原因应该是因为同轴DBD为针-板电极空间提供了大量的粒子(包括随气流从DBD移动来的电子、 离子、 亚稳态粒子等, 也包括同轴DBD发射的紫外光在此空间电离产生的种子电子)。 这些粒子能够降低针-板电极之间大气隙的击穿电场, 从而使得大气压直流放电可以在较低电压下产生。 图2(a)给出了电流10 mA数码相机曝光时间1 ms拍摄的放电照片。 由图可以看到APUD从阳极(针电极)到阴极(平板电极)的特征区包括: 等离子体柱、 等离子体羽以及板电极附近亮的阴极亮区(负辉区), 在负辉区与等离子体羽之间存在阴极暗区。 除了等离子体羽, 这些特征区与低气压辉光放电特征区相似^[15]。 图2 (b)为电流10 mA ICCD曝光时间100ns拍摄的照片。 与图2(a)比较, 离子体柱和阴极亮区与图2(a)类似, 说明这两个区域的每个位置任意时刻都在放电, 即等离子体柱和阴极亮区都是连续放电。 而等离子体羽在图2(b)中只出现了一个发光点, 因此说明等离子体羽不同位置的放电是不同时的, 由此推测该区域的放电行为与喷枪等离子体羽的等离子体子弹^[16]相似。 图2(a)中较均匀的等离子体羽是不同时刻的等离子体子弹叠加而成的。 为了研究等离子体子弹的运动方向, 对等离子体羽的发光信号进行了空间分辨测量, 结果如图3所示。 其中沿板电极到针电极建立坐标系, 板电极为坐标原点。 通过图3可以看出, 放电是以发光光层的形式(即等离子体子弹)是从阴极(板电极)向着等离子体柱移动的。

图2

Fig.2

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	图2 放电电流10 mA, 不同曝光时间下的放电照片 (a): 1 ms; (b): 100 nsFig.2 Discharge images with a discharge current of 10 mA The exposure time in (a) is 1 ms and in (b) is 100 ns

图3

Fig.3

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	图3 发光信号的空间分布测量Fig.3 The spatially resolved measurement of the light emission

对于等离子体子弹的形成可以采用流光理论进行解释。 电子在阴极暗区经过加速到足够的能量, 通过电离碰撞产生二次电子。 因此, 初级电子雪崩从阴极向阳极发展, 由于电子和正离子迁移率的差别, 雪崩的前端会有大量的电子。 这些空间电荷会产生附加电场(E'), 按照米克判据, 当附加电场(E')与外加场(E₀)相差不多时, 放电机制就转化为流光机制(电子雪崩转换成流光)。 此时, 考虑到电子雪崩前端的电场方向, 由于附加场与外加场同向, 因此电场在电子雪崩前面得到加强(电场为E'+E₀)。 初级电子雪崩发射的紫外光会在其前方使原子发生光电离, 从而在初级电子雪崩前方产生种子电子, 这些种子电子在加强电场的作用下快速向着阳极移动, 引发新的电子雪崩(二次电子雪崩)。 初级电子雪崩前端的电子迅速移动进入二次电子雪崩留下的正空间电荷层, 并与其复合。 从而, 二次电子雪崩前端的这些电子组成新的流光前端。 此过程不断重复, 产生了从阴极向阳极发展的流光。 因此, 实验观察到的向阳极方向传播的等离子体子弹(对应流光传播)与电离波的传播相似, 流光头即为电离波的波前。 流光后面的区域是低电场(E₀-E')区, 因此在流光的后面没有新的电子雪崩产生。 这样, 当流光向阳极移动时, 在其后面将会留下一个导电率极低(低到可以忽略)的电离通道。 这个流光通道由于电导率太低而不能观测到发光, 仅仅流光前端的发光能够被测量到。 因此, 观察到的放电是以发光光层的形式从阴极附近向着等离子体柱传播。 大气压大气隙均匀放电产生的等离子体柱与低压辉光放电产生的正柱区相似均为连续放电。 在等离子体柱内有大量的电子和正离子, 因此明亮的等离子体柱是一个高电导率的准中性电离通道。 由于电导率很高, 等离子体柱会在外加电场中极化, 等离子体柱电荷发生相对偏移, 等离子体柱靠近阳极(钨电极)一侧感应出净电荷(电子), 而在等离子体柱的另一端感应出相应数量的正离子。 因此, 等离子体柱在外场作用下通过感应形成电偶极子。 在等离子体柱中, 该电偶极子产生的电场与外场相反, 在一定程度上消弱了等离子体柱中的电场。 但电偶极子的电场在等离子体羽区域会帮助外加电场, 因此总体上, 等离子体柱的电场低于外加电场而等离子体羽的电场高于外加电场。

图4给出了直流APUD的维持电压(U)与放电电流(I)的特征曲线(放电的伏安特性曲线), 维持电压是指两电极间的电压。 由图4可以看出, 随着电流的增大维持电压减小, 即U-I特征曲线具有负斜率。 伏安特性曲线的负斜率与低气压正常辉光放电类似。

图4

Fig.4

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	图4 大气压均匀放电电压与电流的关系Fig.4 The voltage and current characteristic for APUD

利用光谱仪采集了放电电流10 mA时300~800 nm的发射光谱, 如图5所示。 由图可以看出, 放电等离子体的发射光谱主要包含氩原子谱线(Ar Ⅰ )、 氮分子(N₂)谱线带系以及较强的777.4nm (O Ⅰ , 3p⁵P→ 3s⁵S)谱线。

图5

Fig.5

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	图5 放电电流10 mA时, 300~800 nm大气压均匀放电的发射光谱Fig.5 The optical emission spectrum from the APUD in the range from 300 to 800 nm. The discharge current is 10 mA

在局部热平衡近似下, 同一元素的谱线强度比 I1I2满足如式(1)

I1I2=A1g1λ2A2g2λ1exp-E1-E2Te(1)

其中E为能级的能量, g为能级权重, A是自发辐射系数, λ 是谱线波长, T_e是电子激发温度, 下标1和2表示相应的跃迁。 由式(1)可推导得式(2)

-1Te=lnλ1I1/g1A1-lnλ2I2/g2A2E1-E2(2)

即以E_k为横坐标, 以lnλ _kI_k/g_kA_k为纵坐标, 则曲线的斜率即为电子激发温度的负倒数。 为了计算放电等离子体的电子激发温度, 从光谱中选择了6条Ar Ⅰ 谱线, 分别是687.1, 703.0, 706.7, 738.4, 750.4和763.5 nm。 Ar Ⅰ 谱线的光谱学参数如表1所示。

表1

Table 1

表1(Table 1)

表1 Boltzmann分布中用于估算电子温度的Ar谱线 Table 1 Spectral lines of Ar used in Boltzmann plots to estimate the electron temperature Species λ /nm Ek Akl/(l· s-1) gk AⅠ 687.13 14.710 89 2.78× 106 3 AⅠ 703.03 14.828 81 2.67× 106 5 AⅠ 706.72 13.302 23 3.80× 106 5 AⅠ 738.40 13.302 23 8.47× 106 5 AⅠ 750.387 13.479 89 4.45× 107 1 AⅠ 763.51 13.171 78 2.45× 107 5

表1 Boltzmann分布中用于估算电子温度的Ar谱线 Table 1 Spectral lines of Ar used in Boltzmann plots to estimate the electron temperature

利用表1的数据得到的玻尔兹曼拟合曲线如图6所示, 此时放电等离子体的电子激发温度约为(10 000± 200) K。 利用这种方法采集不同位置的发射光谱, 从而对电子激发温度实现了空间分辨测量, 测量结果如图7所示。

图6

Fig.6

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	图6 放电电流10 mA, 气体流速1 L· min-1时, 利用Boltzmann分布计算等离子体柱的电子激发温度Fig.6 Boltzmann plot to calculate the excited electron temperature in the plasma column with a discharge current of 10mA and a gas flow rate of 1 L· min-1

图7

Fig.7

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	图7 放电电流10 mA, 气体流速1 L· min-1时, 电子激发温度的空间分布测量Fig.7 The spatially resolved measurement of the excited electron temperature with a discharge current of 10 mA and a gas flow rate of 1 L· min-1

图7给出了10 mA时以针电极为起点到板电极的电子激发温度的空间分布。 可以看出, 等离子体柱与负辉区电子激发温度较低(约为8 500 K), 等离子体羽电子激发温度较高(约为10 000 K)。 由于电子激发温度反映电子温度, 所以图7说明等离子体柱和负辉区的电子温度低于等离子体羽的电子温度。 根据前边分析的放电机制, 由于等离子体柱电偶极子的作用, 等离子体柱的电场低于等离子体羽的电场。 考虑到等离子体羽是流光机制, 其流光头部的电场为外加电场和附加电场的和, 即流光放电的电场比外加电场高。 因此, 放电时等离子体羽的电场将大于等离子体柱的电场。 众所周知, 电子温度T由式(3)决定

T=eλ̅E(3)

其中e为电子电量, λ̅为电子平均自由程, E为电场。 显然, 当气压一定时, 电子温度由电场决定, 即电场越强则电子温度越高。 由于大气压均匀放电等离子体羽电场大于等离子体柱的电场, 所以等离子体羽的电子温度高于等离子体柱的电子温度, 这和图7所示结果一致。

在大气压空气中采用氩气作为工作气体, 利用同轴DBD点燃了直流激励下的大气隙针-板电极间的均匀放电。 研究发现, 大气隙均匀放电由等离子体柱、 等离子体羽、 阴极暗区和阴极辉区组成。 除等离子体羽外, 这些特征区与低气压辉光放电类似。 通过分析放电的电压-电流特征曲线, 发现其与低气压正常辉光放电类似, 都具有负斜率。 利用快照的方法, 发现等离子体羽是不同时刻等离子体子弹的叠加。 利用光学方法研究发现, 等离子体子弹从平板电极向着等离子体柱移动。 利用流光机制, 分析了等离子体子弹的形成原因。 通过Boltzmann plot方法分析发射光谱计算了不同位置放电的电子激发温度, 发现等离子体柱与阴极辉区电子激发温度较低(约为8 500 K), 等离子体羽电子激发温度较高(约为10 000 K), 对以上实验现象进行了定性解释。