周围空气中的等离子体射流发射光谱

为了更好地了解氦等离子体射流在空气中的推进过程，下面测量了射流不同位置处发射光谱（opticalemissionspectroscopy，OES）的时间演化过程。图2.10.3（a）～（d）给出了沿着等离子射流推进方向，在不同位置处的四条谱线的归一化发射强度的时间演变。如图2.10.3（a）所示，在距喷嘴3mm处，四条谱线的发射强度的时间演化过程类似于射流装置内部的电压上升沿放电时的情形。

图2.10.3　N2337.1nm、391.4nm、He706.5nm、O777.3nm四条谱线的归一化辐射光强在射流不同位置处的时间演化过程[61]

（a）3mm；（b）8mm；（c）13mm；（d）18mm

He706.5nm谱线强度的衰减比其他三条谱线快得多。但是，四条线达到其峰值强度的时间差小于射流装置内部的时间差。当射流在空气中进一步推进时，这种趋势变得更加明显。如图2.10.3（b）所示，在距喷嘴8mm处，四条谱线几乎同时达到其峰值。此外，远离喷嘴处的N2337.1nm、和O777.3nm的衰减速度快于靠近喷嘴处的。在图2.10.3（c）和（d）中，当等离子体射流进一步远离喷嘴时，这三条谱线的衰减速度更快。在距喷嘴18mm处，四条谱线的衰减基本达到同步。

图2.10.4给出了四条谱线的归一化辐射光强及等离子体推进速度随空间的变化过程。可以看出，一旦等离子射流进入空气中传播，He706.5nm谱线强度就会随着推进距离单调衰减。但是，当射流从喷嘴中出来时，391.4nm和O777.3nm谱线的强度首先会急剧升高。两条谱线的强度在距喷嘴约8mm处达到最大值。子弹速度几乎在相同的位置达到其最大值2.1×105m/s。N2337.1nm谱线强度首先缓慢增加，并在距喷嘴约20mm处达到最大值，然后缓慢下降。图2.10.5给出了在空气中推进的等离子体子弹的动态过程。图2.10.5中标记的时间延迟与图2.10.2中所示的时间对应。对比图2.10.4和图2.10.5可以发现，子弹的速度达到最大值时子弹的尺寸也最大，此时391.4nm谱线的强度也达到最大值。

图2.10.4　N2337.1nm、 391.4nm、He706.5nm、O777.3nm谱线归一化强度的空间分布及等离子体子弹的推进速度[61]

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图2.10.5　空气中的氦气等离子体射流动态过程[61]，曝光时间为5ns

从前面的实验结果可以看出，He706.5nm谱线的发射光强随着等离子射流在空气中的推进而降低。这主要是因为周围环境中的空气扩散进入到氦气流中造成的。等离子体中电子的能量可能会因与N2和O2的频繁碰撞而损失。由于阈值能量低，分子气体可以很容易从电子获取能量，从而被激发到其转动和振动激发态。此外，诸如O2、NO和NO2之类的气体分子由于解离能低，也可能在电子能量的损失过程中起作用。而且由于电负性O2分子的电子亲和能较低，约为0.45eV，电子很容易通过形成离子损失掉。这些过程都不利于电子能量的增加。

由于等离子体射流中外加电场强度本身就相对较低，同时又存在空气扩散的作用，所以射流中的高能电子的数量将进一步减少。这就是为什么等离子体射流中He发射光强远低于射流装置内部的原因。随着射流在空气中进一步推进，射流中的空气含量不断增加，这导致高能电子数量进一步减少，氦原子发射光强减弱。但是，实验结果也发现除了He706.5nm谱线以外，其他三条谱线的发射光强都在射流出喷嘴后迅速增强。对于391.4nm和O777.3nm，在很靠近喷嘴的位置，空气含量很低。随着射流的推进，氦气流中空气含量增加，这会导致潘宁效应增强，因此它们的发射光强首先增强。在光强达到最大值后，亚稳态Hem数量的减少成为决定391.4nm和O777.3nm谱线强度的主导因素。因此，随着射流的进一步推进，和O的发射光强都开始下降。

实验中发现N2337.1nm谱线的发射光强在距离喷嘴约20mm处才达到其峰值，这一距离要远大于其他三条谱线。这主要是因为N2（C3Πu，vc=0）的阈值能量远低于和O（3P5P）的阈值能量。因此，即使后两者数量开始下降，仍然可以通过各种过程（例如分步激发）不断生成。同时，激发态N2（A）的聚集反应也可能在的生成中起作用[69～70]。

如先前所报道，等离子体子弹的推进速度近似等于电子漂移速度。因此子弹推进速度vb可以用电子漂移速度ve来表征。另一方面，等离子体射流的推进也要归因于子弹中电荷在子弹头部引起的高局部电场。电子漂移速度ve受局部电场Eloc支配。因此，高子弹速度vb也与局部电场Eloc直接相关。此外，局部电场Eloc与子弹携带的电荷量Q成正比。当的发射强度增加时，表明有更多的氮分子被电离，子弹中会产生大量电荷。因此，子弹前方会形成更强的局部电场。电子朝子弹头部的移动速度要快得多，从而导致子弹速度很高。这与实验观察结果一致。