齐海成，张每英

(1. 鞍山师范学院 物理科学与技术学院, 辽宁 鞍山 114005； 2. 鞍山市广播电视学校 物理组, 辽宁 海城 114200)



气隙间距对纳秒脉冲介质阻挡放电的影响

齐海成*，1，张每英2

(1. 鞍山师范学院 物理科学与技术学院, 辽宁 鞍山 114005； 2. 鞍山市广播电视学校 物理组, 辽宁 海城 114200)

采用平行板电极结构，在静态空气中获得了稳定的大气压纳秒脉冲介质阻挡放电，研究了气隙间距对放电的电特性和放电形态的影响.研究结果表明，随着气隙间距的增大，放电的击穿电压增大，放电的强度减弱，原因是气隙间距的增大减弱了放电空间的电场；同时放电形态由均匀放电逐渐转变为丝状放电，这决定于电子雪崩的发展过程.

纳秒脉冲；气隙间距；介质阻挡放电

0 引言

作为大气压下产生非平衡等离子体的主要方式，介质阻挡放电(Dielectric Barrier Discharge,DBD)已经受到广泛研究〔1〕，研究表明，当激励电压加在两电极之间时，在放电空间形成外加电场，气隙中电子加速向阳极运动，同时电离中性粒子，产生电子雪崩，气体被击穿，放电过程中，阳极附近的介质表面积累电子，阴极附近的介质表面积累正离子，形成的内建电场与外加电场方向相反，当总电场场强低于某一阈值时，放电熄灭；介质板上的电荷将存活很长时间，到下半周期，外加电场方向改变，此时介质表面电荷形成的电场与外加电场同向，总电场被加强，气隙被击穿，一段时间后由于表面电荷的积累，放电又熄灭，如此重复. DBD已被应用在许多的工业领域，如材料表面改性〔2〕、臭氧合成〔3〕、气体流动控制以及发动机的点火和助燃等等.传统的DBD主要采用交流电源激励，但是近些年来，用脉冲电源尤其是纳秒脉冲等短脉冲电源激励的DBD得到越来越多的关注〔4〕.纳秒高压脉冲的特点是上升沿陡峭、脉宽小，放电时在气隙中形成较大的折合电场(E/n，其中E为空间电场，n为空间的粒子数密度)，瞬时产生大量的电子雪崩，所以易于产生均匀的放电〔5〕；而且由于纳秒脉冲脉宽窄，电场对气隙中带电粒子的作用时间较短，同时又由于放电所产生的离子的质量远大于电子的质量，放电过程中离子来不及响应外电场，导致离子基本不动，只有电子受到电场的加速〔6〕，所以纳秒脉冲放电的能量利用率高〔7〕；纳秒脉冲放电的击穿过程属于过电压击穿，将产生大量的高能电子，进一步增加活性粒子的产生效率.因此，相对于传统的交流DBD纳秒来说，大气压纳秒脉冲DBD具有放电更加均匀、能量利用效率更高、电子密度更高以及产生的等离子体具有更高的化学活性等诸多优势.

虽然大气压纳秒脉冲放电已经受到广泛关注，也得到了国内外学者的大量研究，但是由于纳秒脉冲放电本身十分复杂，放电参数(如脉冲上升沿、脉冲宽度、脉冲频率、工作气体种类和气隙间距等)对放电特性影响较大，所以纳秒脉冲放电的物理机制仍在讨论之中，本文在静止的空气中研究了气隙间距对纳秒脉冲放电的电特性和放电形态的影响，并进一步讨论纳秒脉冲的放电机制.

1 实验装置及诊断方法

本实验的放电原理图如图1所示，主要由DBD反应器、纳秒脉冲电源和诊断系统构成.电极为平行板结构，由不锈钢材料制成，电极的尺寸为100 mm×40 mm×5 mm，厚度为1 mm的云母片作为介质板，气隙间距可以在1 mm～10 mm范围内调节.三级磁压缩纳秒脉冲电源(ИСТОЧНИК ПИТАНИЯ500Вт)是俄罗斯托木斯克理工大学高压所制造的，由低压脉冲发生器和变压器组成，电源的平均功率约为500 W，能够产生半高宽为200 ns、上升沿为约40 ns、峰值电流约为35 kV的纳秒高压脉冲.脉冲重复频率(pulse repetition frequency, PRF)可以调节为100、300、600、1000和1200 Hz.

实验中采用高压探头Tektronix P6015A(1000× 100 MΩ)探测电压信号，用电流探头Tektronix TCP0150(150 A 20 MHz)探测电流信号，同时采用P30A-05型光电倍增管(photomultiplier，PMT)测量放电的光辐射信号，对比电压、电流和光电流波形来判断二次和三次放电的发生.采用Tektronix DPO4104(带宽1.0 GHz，采样率 5 GS/s)数字示波器记录并存储放电的电压、电流和光电流信号.采用数码照相机(尼康D3200)记录放电图像，用以观察和分析放电形态随气隙间距的变化.

2 实验结果和讨论

当气隙间距为2 mm，PRF为1200 Hz时，放电的电压、电流和光电流波形如图2所示，通过对比电流和光电流信号判断二次以及三次放电的产生.从图中可知，一个电压脉冲过程中共发生三次放电：主放电，二次放电和三次放电.主放电发生在电压脉冲的上升沿；二次放电发生在大约300 ns处，对应电压脉冲的下降沿；三次放电发生在大约500 ns处，对应电压脉冲振荡后的下降沿.主放电电流脉冲的峰值大约为75 A,

图2 纳秒脉冲DBD的电压、电流和光电流波形 图3 气隙间距对击穿电压的影响

宽度大约为60 ns.主放电发生后，随着放电的进行，在介质表面会积累越来越多的表面电荷，其在放电空间形成自建电场，自建电场与外加电场方向相反，当放电空间总电场被削弱到某一临界值时，主放电停止.而二次放电和三次放电与主放电极性相反，是在主放电产生的空间电荷和表面电荷的基础上加之电压的反冲的共同作用下被激励的.

主放电的击穿电压如图2所示，即电压在上升沿有一个突然的减小〔8〕.放电的击穿电压随气隙间距的变化规律如图3所示.由图可知，在放电气隙间距为2 mm，PRF为1200 Hz时，击穿电压约为19 kV；而PRF为100 Hz时，击穿电压约为21 kV.随着气隙间距的增大，击穿电压基本上呈现出线性增大的趋势.当气隙间距为7 mm，PRF为1200 Hz时，击穿电压增加到约26 kV，而PRF为100 Hz时，击穿电压约为33 kV.这个规律符合气体放电的帕邢定律，pd值增大(p为放电空间的气压，d为气隙间距)，击穿电压增大.击穿电压的增大主要是因为在放电气隙中电子雪崩的发展受折合电场的影响，当d增大时，外加电压需要相应的增大使折合电场达到一定值，电子雪崩才能得到发展并形成流注，导致气隙击穿.

在PRF分别为1200 Hz和100 Hz时，放电气隙间距对主放电峰值电流强度的影响如图4所示，随着气隙间距从2 mm逐渐增大到7 mm，峰值电流从约75 A逐渐下降到了约45 A，这说明了随着放电间隙的增大，放电强度明显减弱.主要是因为气隙间距增大导致了放电空间电场减弱，削弱了电子的电漂移运动，降低了电离效率，从而使放电强度减弱.

图4 气隙间距对放电强度的影响 图 5 不同气隙间距下纳秒脉冲DBD的放电图像

PRF为1200 Hz时，不同气隙间距下的单周期放电图像如图5所示.可知，当气隙间距较小时，放电十分均匀，几乎没有明显的丝放电通道产生，放电处于类辉光模式.当气隙间距为5 mm时，可以明显观察到在放电空间中存在很多的微放电通道，但同时也存在着弥散放电的背景.当气隙间距继续增大时，弥散放电的成分逐渐减少，放电逐渐过渡到了丝状放电模式.产生这一现象主要与纳秒脉冲的放电机制有关.小间距下，放电空间同时产生大量电子雪崩，雪崩之间产生交叠，所以放电比较均匀.由于脉冲电源输出的电压脉冲幅值不变，大间距时，电场较小，瞬间产生的电子雪崩较少，雪崩之间的距离较大，击穿过程中电子雪崩已经不存在交叠.另外，从电子雪崩的发展过程来分析，大间距下，随着电子雪崩的发展，发生电离碰撞的次数大幅度增加，导致电子雪崩头部半径的不断增大，放电通道中电子密度也随之增大，单个的放电通道的放电强度增大，所以随着放电间距的增大，放电通道的亮度明显增强了.

3 结论

本实验在静止空气中获得了稳定的大气压纳秒脉冲介质阻挡放电，研究了放电的气隙间距对放电的电特性和放电形态的影响.实验结果表明，随着气隙间距的增大，主放电的击穿电压呈线性增大，主放电的峰值电流减弱，同时放电形态由小间距下的均匀放电逐渐转变为大间距下的丝状放电.分析认为，气隙间距增大时，气隙中的电场减弱，导致击穿电压升高和放电强度的降低；放电转变为丝状放电时由于大气隙时放电空间同时产生的电子雪崩较少，相互间不存在交叠，另外，大间距时，随着电子雪崩的发展，雪崩头部半径增大，导致明亮的丝放电通道的产生.

〔1〕KOGELSCHATZ U. Dielectric-barrier discharges: their history, discharge physics, and industrial applications〔J〕. Plasma Chemistry and Plasma Processing, 2003, 23 (1): 1-46.

〔2〕WALSH J L，KONGM G. 10ns pulsed atmospheric air plasma for uniform treatment of polymeric surfaces〔J〕. Appl. Phys. Lett., 2007, 91 (25): 251504.

〔3〕ONO R，ODA T. Ozone production process in pulsed positive dielectric barrier discharge〔J〕. J. Phys. D: Appl. Phys., 2007, 40 (1): 176-182.

〔4〕TENDERO C, TIXIER C, TRISTANT P, et al. Atmospheric pressure plasmas: A review〔J〕Spectrochimica Acta Part B: Atomic Spectroscopy, 2006, 61 (1): 2-30.

〔5〕JIANG H, SHAO T, ZHANG C, et al. Comparison of AC and nanosecond-pulsed DBDs in atmospheric air〔J〕. IEEE Trans. Plas. Sci.,2011, 39 (11): 2076-2077.

〔6〕MIZUNO A, CLEMENTSJ S，DAVIS R H. A method for the removal of sulfur dioxide from exhaust gas utilizing pulsed streamer corona for electron energization〔J〕IEEE Transactions on industry applications, 1986, 1A-22 (3): 516-522.

〔7〕MILDREN R P， CARMAN R J. Enhanced performance of a dielectric barrier discharge lamp using short-pulsed excitation〔J〕. J. Phys. D: Appl. Phys., 2001, 34 (1): L1-L6.

〔8〕PANOUSIS E,MERBAHI N, CLEMENT F, et al. Atmospheric pressure dielectric barrier discharges under unipolar and bipolar HV excitation in view of chemical reactivity in afterglow conditions〔J〕. IEEE Trans. Plasma Sci., 2009, 37 (6): 1004-1015.

Effects of air gap length on nanosecond pulsed dielectric barrier discharge

QI Hai-cheng1，ZHANG Mei-ying2

(1. School of Physics Science and Technology, Anshan Normal University, Anshan 114005,China； 2. Physics group, Anshan Radio and Television School, Haicheng 114200, China)

Stable atmospheric pressure nanosecond pulsed dielectric barrier discharge is obtained in still air by using parallel-plate electrodes, and effects of air gap length on the electrical characteristic and morphology of the discharge are investigated. The results show that, with the increased air gap length, the breakdown voltage is increased and the discharge intensity is decreased, the reason is that the electrical field is weakened when the air gap length is increased; meanwhile, the discharge morphology is transform from uniform discharge to filamentary discharge, which depends on the developing process of the electron avalanche.

nanosecond pulse；air gap length； dielectric barrier discharge

2016-06-08.

国家自然科学基金项目(No:11275007);鞍山师范学院项目(No:11zkxym17).

齐海成(1980-)，男，博士,讲师，主要从事等离子体方面的研究.

qhc501@163.com.

O531

A

1673-0569(2016)04-0318-05