大气压放电氦气等离子体射流特性_侯世英(2)

[20]

[19]

，因此各处放电存在

先后顺序，再加上外部电压仍在升高，暂未熄灭的

，便可以形成多个电流脉

冲。而对于针?环电极，其高压针电极附近没有被任何介质覆盖，此外，与放电空间内的电子相比，正离子质量较大，在空间内几乎是处于静止状态；当外部电压为正时，可大大促进正向电场，利于正向放电的发展，因此电压正半周的电流脉冲个数多于负半周。对于这2种结构，电压的进一步升高并没有促使更多电流脉冲的出现，这主要是因为当电压过高时，电子在管内的运动更为频繁，从电场中获取到更多的能量，且其与气体的碰撞也会变得更为剧烈；但此时很容易导致气体发生局部过热，使得这种过热状态超出热传导本身所具有的稳定作用，进而造成气体温度上升，放电时发出更多的Joule热，导致放电稳定性变差，最终过渡至丝状放电模式

[21]

，而电压的升高导致电场强度增大，使得这2

种粒子从电场中获取更多的能量，有效飞行距离增大，即射流长度变长。

然而，当外加电压过高时，放电进入丝状模式。这一方面加速了荷能粒子(氦原子粒子He，分子粒

＊

子He2，亚稳态粒子He以及载能电子等)对射流管

内表面的刻蚀，产生一定量的杂质刻蚀物，这些杂质刻蚀物与亚稳态粒子发生反应，使得粒子寿命缩短

[23-24]

，导致其有效的飞行距离减小。此外，由于

管口附近及管外气体仍以弥散的空气为主，而空气

＊

中氮气的存在对于亚稳态粒子He具有很大淬灭作

用

[25]

，因此其传播距离自然会受到影响。而另一方

面，随着电压的升高，管内电场强度增大，由于电子质量较轻，因此其在空间内的漂移速度远大于正粒子，此时放电空间中的粒子主要为正电荷，电子大多都沉积于介质表面，这也会对载能电子在空间

，在电流波形上便会出现持续时间为ns

量级的放电细丝。

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高电压技术 2014,

图4 外加电压与射流长度的关系曲线

Fig.4 Relationship curves between applied voltages and jet length

中的飞行距离造成影响，而空间内的电子数在此时则呈下降趋势，形成丝状放电

[26]

位置对针-环电极、单电极结构的射流长度影响较大。此外，可从气体流动的角度将氦气的流动状态分为层流、过渡流和湍流

[13, 15, 27]

。上述两方面的作

用加快了亚稳态粒子和载能电子的淬灭，直接影响到其有效飞行距离，使得射流长度变短。

此外，此时的放电状态已经不够稳定，因此射流体的尖端会出现局部摆动。总体上来看，针?环结构的射流长度相对较短，这主要是因为该结构的射流激发源于针电极尖端，且强电场主要集中于针电极附近，其放电源于电晕

[13]

，射流长度在层流

阶段不断增大，在到达过渡流时达到最大，并经过该过渡阶段最终趋于平稳，即射流长度不再随外部气流的变化而变化，如图5(d)所示，此时的射流体尾部呈羽状，且射流体已经出现了一定的径向分量。

图6为不同电极宽度时气体体积流量与射流长度的关系曲线。由图6(a)、(c)可知，随着电极宽度的增大，射流长度不断增大，这主要是因为强电场区域的范围大小取决于电极宽度，当电极宽度增大时，强电场区域增大，射流头部高能活性粒子的数目变多，相应地传播路径变长，即射流等离子体长度增大

[15]

。

图5为不同电极位置条件下，气体体积流量与射流长度的关系曲线，实验过程中保持外加电压为恒定值。由图5(a)可知，对于外表面双电极结构APPJ，D1越大，其最大射流长度所对应的气体体积流量越小。此外，射流长度曲线在D1=15.01、20.64 mm时分别出现了一凹区。这主要是因为2个电极间的等离子区中存在一定数量的亚稳态原子，它们被流动的气体带至喷口附近，对喷向大气环境的射流等离子的稳定性造成影响变化。

对于针?环电极结构，当D2增大时，放电区域变小，电离崩头数量相应减少，且电离崩头在管内运动时，能量下降的速度变得更快，因此在喷向管外时形成的射流体长度变短。从另一个角度来看，当D2增大时，放电明显变得更加强烈，此时虽然会产生更多的亚稳态粒子和载能电子度也会变短。

对于单电极结构，其喷口附近的带电粒子的能量的维持在很大程度上取决于电场强度，而D3的增大迫使强电场区域远离喷口，粒子的能量维持强度自然会下降，导致射流长度变短。由此可知，电极

[22]

[27]

。但当W1=31.5 mm且qV>300 L/h时，这

一规律并不适用。这一方面可能是因为电极宽度对亚稳态粒子和载能电子的产生和淬灭造成了影响，进而影响到射流的长度

[22]

。另一方面，实验在开放

，使得射流长度发生的大气环境中进行，存在外部气流扰动，且此时的气体体积流量较大，其自身流动产生的非线性阻力增大，并存在一定的能量消耗，也对射流长度造成影响。图5(b)中，当保持电极与喷口间距不变时，电极宽度的增大反而导致射流长度减小，这主要是W2的增大缩短了因为当高压针电极的位置固定时，

针电极尖端与接地电极内侧的距离，管内的放电强度有了明显的增强，但有效放电区域的面积减小，因此相应活性粒子的数量减小；此外，短间隙较容易导致活性粒子过早淬灭，减小其有效飞行距离，这与D2对射流长度的影响规律相符。

由于单电极结构相对简单，没有接地电极等影响因素，因此本文选取单电极来观测管径对射流长度的影响。图7为不同管径时的射流长度曲线图。

，但它们会更

快淬灭，进而缩短了自身的有效飞行距离，射流长

侯世英，罗书豪，孙韬，等：大气压放电氦气等离子体射流特性 1211

图6 不同电极宽度时气流与射流长度的关系曲线

Fig.6 Relationship curves between volume flow rate of gas

and jet length for different electrode widths

量较小时，气体在较大管径内的分层流动容易受外

图5 不同电极位置时气体体积流量与射流长度的关系曲线 Fig.5 Relationship curves between volume flow rate of gas

and jet length for different electrode positions

部大气扰动的影响，且管壁厚度的差异也会对射流长度的变化规律造成影响。 2.3 伏安及功率特性本文采集了外表面双电极、针?环电极APPJ在

不同电压下的放电电流值，以外施电压峰峰值作为横坐标，以放电电流有效值作为纵坐标，得到其伏由图7可知，当气体体积流量较大时，适当增大射流管内径有利于射流长度的增大。但当气体体积流

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高电压技术 2014,

图7 不同管径时的单电极的射流长度 Fig.7 Jet lengths of single electrodes with different

quartz tube sizes

安特性曲线，如图8(a)所示。当气体体积流量为60 L/h时，采用较为有效的Lissajous图法来测量放电功率

[28-29]

，得到放电功率与外施电压的关系曲线如

图8(b)所示。

由图8可知，在相同电压条件下，针?环电极结构的放电电流有效值和放电功率均比外表面双电极结构大，且前者的伏安及功率特性曲线均要比后者“陡”。这主要是因为针?环结构的放电源于电晕，其放电的起始、维持电压均比较低，特别是在针电极尖端附近区域，放电过程最为剧烈，因此相同条件下其特性曲线要比外表面双电极结构的特性曲线“陡”。事实上，虽然针?环结构APPJ的功率较大，但当粒子到达管口附近时，其能量无法得到进一步维持；而对于放电功率相对较小的外表面双电极结构APPJ，由于其高压电极置于管口附近，且能够单独形成电场，因此其管口附近的活性粒子能量得以保持；利用喷口以外的等离子体进行物体表面处理时，外表面双电极结构的应用效果可能会更好。为此，不能单以放电功率为标准来评估这2种结构APPJ的应用效果。

负向单脉冲放电。

2）当气体处于层流状态时，射流长度随电压的升高而增大；当针?环结构APPJ的接地电极远离喷口，或是单电极结构APPJ的高压电极远离喷口时，射流长度均会减小；增大外表面双电极和单电极APPJ高压电极的宽度会使得射流长度增大；而对于针?环结构来说，电极宽度的增大反而会使得射流长度减小。

3）针?环结构APPJ的伏安、功率特性曲线均比外表面双电极结构的特性曲线“陡”，针?环结构的放电功率相对较高。这主要是因为针?环结构的放电源于电晕，其放电的起始、维持电压均比较低。

图8 伏安特性及功率特性曲线

Fig.8 Volt-ampere characteristic and power characteristic

curves

3 结论

本文在10 kHz交流正弦波电压源条件下，以外表面双电极、针?环电极、单电极结构的氦气APPJ为研究对象，通过改变电极与喷口间距、电极宽度和外部气流等条件，对比研究了3种结构的射流特性。结果表明：

1）在外表面双电极结构下实现了稳定的3脉冲放电，在针?环电极结构下实现了正向两脉冲、

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