侯興民 章程? 邱錦濤 顧建偉王瑞雪邵濤?

1)(中國(guó)科學(xué)院電工研究所,北京 100190)

2)(中國(guó)科學(xué)院大學(xué),北京 100039)

3)(中國(guó)電力科學(xué)研究院,北京 100192)

大氣壓管板結(jié)構(gòu)納秒脈沖放電中時(shí)域X射線研究?

侯興民1)2)章程1)2)?邱錦濤1)2)顧建偉3)王瑞雪1)邵濤1)2)?

1)(中國(guó)科學(xué)院電工研究所,北京 100190)

2)(中國(guó)科學(xué)院大學(xué),北京 100039)

3)(中國(guó)電力科學(xué)研究院,北京 100192)

(2017年1月9日收到;2017年3月12日收到修改稿)

納秒脈沖放電能在大氣壓下產(chǎn)生高電子能量、高功率密度的低溫等離子體,由于經(jīng)典放電理論無(wú)法很好地解釋納秒脈沖放電中的現(xiàn)象,近年來(lái)以高能逃逸電子為基礎(chǔ)的納秒脈沖氣體放電理論受到廣泛關(guān)注.納秒脈沖放電會(huì)產(chǎn)生高能逃逸電子,伴隨產(chǎn)生X射線,研究X射線的特性可以間接反映高能逃逸電子的特性.本文利用納秒脈沖電源在大氣壓下激勵(lì)空氣放電,通過(guò)金剛石光導(dǎo)探測(cè)器測(cè)量放電產(chǎn)生的X射線,研究不同電極間隙、陽(yáng)極厚度下和空間不同位置測(cè)量的X射線特性.實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明,在大氣壓下納秒脈沖放電能產(chǎn)生上升沿約1 ns,脈寬約2 ns的X射線脈沖,其產(chǎn)生時(shí)間與納秒脈沖電壓峰值對(duì)應(yīng),經(jīng)計(jì)算探測(cè)到的X射線能量約為2.3×10?3J.當(dāng)增大電極間隙時(shí),探測(cè)到的X射線能量減弱,因?yàn)樵龃箅姌O間隙會(huì)減小電場(chǎng)強(qiáng)度和逃逸電子數(shù),從而減少陽(yáng)極的軔致輻射.電極間距大于50 mm后加速減弱,同時(shí)放電模式從彌散過(guò)渡到電暈.隨著陽(yáng)極厚度增加,陽(yáng)極后方和放電腔側(cè)面觀察窗測(cè)得的X射線能量均有所減弱,在陽(yáng)極后面探測(cè)的X射線能量減弱趨勢(shì)更加明顯,這說(shuō)明X射線主要產(chǎn)生在陽(yáng)極內(nèi)表面,因此增加陽(yáng)極厚度會(huì)使穿透陽(yáng)極薄膜的X射線能量減少.

∶氣體放電,納秒脈沖,逃逸電子,X射線

PACS∶52.80.—s,51.50.+vDOI∶10.7498/aps.66.105204

1 引 言

納秒脈沖等離子體及其應(yīng)用是脈沖功率技術(shù)中很有前景的發(fā)展方向之一.納秒脈沖特有的窄脈寬使得納秒脈沖放電具有諸多優(yōu)點(diǎn)∶高功率密度、高折合電場(chǎng)強(qiáng)度,激發(fā)的等離子體粒子具有高反應(yīng)效率、高平均電子能量、可抑制火花通道形成的超快上升沿[???]等.這些優(yōu)點(diǎn)導(dǎo)致納秒脈沖放電等離子體技術(shù)已應(yīng)用于生物醫(yī)學(xué)、表面處理、化學(xué)沉積、航天器控制、等離子體助燃和逃逸電子束[???]等領(lǐng)域.然而,納秒脈沖放電機(jī)理十分復(fù)雜,傳統(tǒng)的湯生定理和流注理論均不再適用,因?yàn)闊o(wú)法解釋納秒脈沖放電過(guò)程中的二次電子崩形成和流注發(fā)展的現(xiàn)象[???],另外納秒脈沖放電不同于其他放電的一些特點(diǎn)也無(wú)法解釋,如納秒脈沖放電不能充分形成流注、擊穿電壓較高、不易形成電弧通道、產(chǎn)生高能逃逸電子、放電出現(xiàn)多通道等[???].20世紀(jì)以來(lái),在經(jīng)典的湯生定理和流注理論基礎(chǔ)之上,研究人員就納秒脈沖放電機(jī)理提出了多種假說(shuō),如Mesyats的電子崩鏈模型[?],Kunhardt的“兩組模型”[?],Babich的電子倍增管模型[?]和Vasilyak的快速電離波擊穿模型等[?].上述理論雖然各有不同,但共同點(diǎn)是認(rèn)為逃逸電子擊穿對(duì)納秒脈沖氣體放電過(guò)程中電子崩的產(chǎn)生發(fā)展、流注的形成和電離波傳播都起著重要的作用.

逃逸電子是解釋納秒脈沖放電機(jī)理的關(guān)鍵,研究人員普遍根據(jù)Bethe公式[?]判定電子是否逃逸.該公式指出電子受到的阻力隨電子能量的增加呈先增后減的趨勢(shì),當(dāng)電子能量大于阻力極值對(duì)應(yīng)的能量后受到的阻力減小,電子可以在電場(chǎng)中持續(xù)獲得能量并達(dá)到很高的速度,發(fā)生逃逸,稱(chēng)為逃逸電子.由于逃逸電子能量很高,在運(yùn)動(dòng)過(guò)程中發(fā)生的碰撞會(huì)很少,碰撞之間的距離變長(zhǎng),它的平均自由程比普通電子的長(zhǎng)[?].對(duì)產(chǎn)生逃逸電子的電場(chǎng)強(qiáng)度,一般有兩種定義：一種是局部定義,即空間中某一點(diǎn)處的外加電場(chǎng)超過(guò)一定值時(shí)電子進(jìn)入逃逸模式,這個(gè)值在大氣壓中約為450 kV/cm;第二種為Yakovlenko[?]提出的非局部定義,考慮到放電中所有電子的行為,在該電場(chǎng)強(qiáng)度下,基本大部分電子都過(guò)渡到逃逸模式,大氣壓氮?dú)猸h(huán)境下該值約為2 MV/cm.研究發(fā)現(xiàn),納秒脈沖放電過(guò)程總是伴隨X射線輻射的產(chǎn)生,由于X射線主要來(lái)源于高能逃逸電子撞擊陽(yáng)極產(chǎn)生的軔致輻射,以及碰撞激發(fā)氣隙中的中性粒子,因此,目前研究人員通過(guò)探測(cè)放電過(guò)程中產(chǎn)生的X射線來(lái)研究高能電子的逃逸行為[?,?,???].作為逃逸電子產(chǎn)生的直接判據(jù),X射線可以間接地反映高能電子的能量和運(yùn)動(dòng)參數(shù).探測(cè)X射線的常用方法是采用閃爍體探測(cè)器等配合光電倍增管，將光信號(hào)轉(zhuǎn)化為電信號(hào)，再進(jìn)行放大輸出測(cè)量.20世紀(jì)以來(lái),國(guó)內(nèi)外研究人員對(duì)X射線進(jìn)行了很多研究,例如∶Kochkin等[?]使用LaBr3(Ce)閃爍體研究了1 MV電壓下的長(zhǎng)間隙空氣放電中的X射線能量特性;俄羅斯Oreshkin等[?]利用閃爍體晶體測(cè)量大氣壓納秒脈沖下逃逸電子激發(fā)的X射線時(shí)域分布,得到脈寬10—20 ns,能量超過(guò)5 keV的X射線;Tarasenko等[?,?]在納秒脈沖大氣壓放電中探測(cè)逃逸電子,并使用半導(dǎo)體探測(cè)器,測(cè)量X射線的能譜分布,獲得的X射線能量可達(dá)幾百keV[?].除了上述的X射線探測(cè)方法,另一個(gè)有效手段是采用金剛石光導(dǎo)探測(cè)器(PCD)[?],如Spielman采用了5種PCD進(jìn)行Z箍縮實(shí)驗(yàn)[?],但是用于逃逸電子產(chǎn)生的X射線的研究較少.

由于實(shí)際脈沖電源的開(kāi)關(guān)種類(lèi)和拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)多樣,其輸出的脈沖參數(shù)及后級(jí)驅(qū)動(dòng)的氣體放電特性也不同,在比較了自制的微秒電源、納秒電源和俄羅斯電源后[?,?],發(fā)現(xiàn)俄羅斯電源具有的較高的電壓(約120 kV)和更窄的脈沖上升時(shí)間能夠產(chǎn)生伴隨明顯X射線的逃逸電子,便于X射線探測(cè)實(shí)驗(yàn)進(jìn)行觀察.為了深入研究納秒脈沖放電產(chǎn)生的X射線的特性,本文采用電壓幅值0—?200 kV、脈沖寬度3—5 ns、上升沿1.2—1.6 ns、最大重復(fù)頻率1 Hz的納秒脈沖電源激勵(lì)大氣壓彌散放電,研究了管板電極放電下不同電極距離、不同陽(yáng)極厚度和不同位置產(chǎn)生的X射線時(shí)域特性,并對(duì)X射線和納秒脈沖放電機(jī)理進(jìn)行探索.

2 實(shí)驗(yàn)裝置與測(cè)量系統(tǒng)

實(shí)驗(yàn)在敞開(kāi)的空氣環(huán)境下進(jìn)行,實(shí)驗(yàn)溫度20?C左右,氣壓約96 kPa,裝置如圖1所示.基于火花開(kāi)關(guān)的納秒脈沖電源VPG-30-200具體參數(shù)為∶電壓幅值0—?200 kV,脈沖寬度3—5 ns,上升沿1.2—1.6 ns,最大重復(fù)頻率1 Hz.放電腔結(jié)構(gòu)為管板電極,陰極不銹鋼管內(nèi)徑為6 mm、長(zhǎng)約10 mm、壁厚約0.1 mm,陽(yáng)極選用金屬鋁箔,每層鋁箔厚度約20μm,陰陽(yáng)極間距3 mm到55 mm之間連續(xù)可調(diào),放電腔外壁接地,陽(yáng)極也接地.兩個(gè)PCD探測(cè)器如圖1所示分別放置在放電腔的側(cè)方和陽(yáng)極后方.PCD探測(cè)器產(chǎn)生的電信號(hào)經(jīng)過(guò)一個(gè)電壓偏置模塊后與示波器相連,該偏置模塊由100 V的直流穩(wěn)壓電源供電.采用的示波器型號(hào)為L(zhǎng)eCroy Waverunner 204 Xi,采樣率10 GS/s,最高帶寬2 GHz,所有電信號(hào)均采用SMA接口和50 ?同軸射頻電纜進(jìn)行連接傳輸.

圖1 實(shí)驗(yàn)裝置圖Fig.1.Schematic view of the experiment setup.

X射線的測(cè)量裝置PCD放置位置如圖2(a)所示,一個(gè)放置在放電腔側(cè)面,PCD探頭深入放電腔的觀察窗但不與放電腔接觸,距中軸線4 cm,用來(lái)測(cè)量放電腔側(cè)面的X射線.一個(gè)放置在陽(yáng)極后方,保持在距陽(yáng)極4 mm的中軸線上,與陽(yáng)極不接觸,用來(lái)測(cè)量穿過(guò)陽(yáng)極薄膜的X射線能量.

圖2 測(cè)量裝置示意圖 (a)放電腔結(jié)構(gòu)圖;(b)PCD信號(hào)測(cè)量示意圖Fig.2.Schematic of the measurement:(a)Structure of discharge chamber;(b)schematic of PCD signal measurement.

本文X射線測(cè)量采用的PCD,是美國(guó)AASC公司的產(chǎn)品,其探測(cè)元件是一塊面積為3 mm×1 mm、厚度為1 mm的II-a型金剛石,當(dāng)偏置電壓為100 V時(shí),在0.1—5.0 keV的光子能量范圍內(nèi),靈敏度近似為常數(shù)(S=5×10?4A/W)[?].圖2(b)所示為一個(gè)PCD的信號(hào)測(cè)量示意圖,100 V直流電源通過(guò)電阻R,電容C和信號(hào)電阻R0組成的回路對(duì)電容C進(jìn)行充電,為PCD提供偏置電壓Ubias,當(dāng)X射線射入PCD接收面上時(shí),將在由PCD、同軸電纜、電容C以及信號(hào)電阻R0形成的回路中產(chǎn)生電流,從而在R0上產(chǎn)生信號(hào)電壓,通過(guò)示波器顯示記錄.由于信號(hào)電阻R0的阻值為50 ?,與同軸電纜的特征阻抗匹配,所以示波器上得到的信號(hào)電壓不存在反射波.

圖3 典型的放電圖像Fig.3.Typical discharge image.

圖4 典型時(shí)域X射線波形Fig.4.Typical waveform of temporal X-ray.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果

3.1 典型測(cè)量結(jié)果及計(jì)算

本實(shí)驗(yàn)典型放電圖像如圖3所示,圖像使用單反拍攝,曝光時(shí)間為0.04 s,圖中標(biāo)出了陰極管、觀察窗和陽(yáng)極板的位置.陰極附近可見(jiàn)“電爆炸”形成的亮斑[?],在兩電極之間區(qū)域已形成了明顯的、均勻的放電通道,但未形成火花或電弧,可見(jiàn)放電形式為彌散放電.放電區(qū)域之所以看起來(lái)是扇形的,是因?yàn)橥高^(guò)觀察窗拍攝,為觀察窗的圓形邊緣,若從側(cè)面拍攝,則看起來(lái)更均勻.圖像中間之所以看起來(lái)有黑的不發(fā)光區(qū)域,是因?yàn)楣茈姌O為軸對(duì)稱(chēng),從側(cè)面看,上下側(cè)疊加了更多的光,比只有前后兩個(gè)壁發(fā)光的中間部分更亮.放電腔側(cè)方的PCD測(cè)得的典型X射線時(shí)域波形與脈沖放電電壓波形如圖4所示,放電實(shí)驗(yàn)在大氣壓空氣中進(jìn)行,脈沖放電電壓幅值約?120 kV,管板電極間距為40 mm,本課題組前期的實(shí)驗(yàn)及仿真[?]表明本文條件下產(chǎn)生了逃逸電子.在多次脈沖激勵(lì)下PCD測(cè)得的X射線波形穩(wěn)定且幅值相差不大,由圖中可見(jiàn),典型實(shí)驗(yàn)條件下可以測(cè)得幅值約4 V,上升沿約1 ns,脈寬約2 ns的X射線電壓信號(hào).該結(jié)果與王新新[?]和鄒曉兵等[?]的測(cè)量結(jié)果一致,他們利用PCD測(cè)量X箍縮中的X射線,其脈沖上升沿約1 ns,幅值約6 V.他們研制的五通道的軟X射線譜儀測(cè)量的X射線波形上升沿在幾十納秒左右,幅值約10 V,但波形總體上和本文一致,這主要是由于電源參數(shù)不同造成的,PCD的輸出結(jié)果與電源參數(shù)密切相關(guān)[?].

通過(guò)上面測(cè)量的電壓波形,可以根據(jù)裝置參數(shù)計(jì)算得到探頭處的X射線能量數(shù)值.為了簡(jiǎn)化計(jì)算,可認(rèn)為X射線在放電區(qū)域均勻分布,將整個(gè)放電腔在二維空間中坐標(biāo)化,得到圖5所示的坐標(biāo)圖,其中橫軸沿放電腔中軸線,縱軸沿徑向分布,坐標(biāo)原點(diǎn)與陽(yáng)極中心重合.因此一個(gè)PCD小面積微元測(cè)量的X射線能量和單個(gè)脈沖作用下腔體側(cè)面內(nèi)部總體X射線能量的比值等于二者的面積比.由于PCD測(cè)量到的信號(hào)為電壓信號(hào),并不能直觀地得到X射線能量,因此需要利用測(cè)量到的波形進(jìn)行解譜.其主要計(jì)算過(guò)程包括PCD微元內(nèi)測(cè)量的X射線能量和放電腔體內(nèi)部X射線總能量.

圖5 簡(jiǎn)化的二維坐標(biāo)軸下放電腔體Fig.5. Simplified dischargechamberin twodimensional axis

1)PCD微元內(nèi)X射線能量

靈敏度S為PCD的重要參數(shù),表示單位功率或者單位能量的X射線入射到PCD的接收面時(shí),示波器所能測(cè)量到的信號(hào)幅值,當(dāng)外加偏置電壓為100 V時(shí),PCD的靈敏度具有(1)式所示的形式∶

式中I表示PCD測(cè)量回路中的電流,P為X射線功率.其中測(cè)量回路中的電流I可由(2)式計(jì)算∶

式中U為示波器測(cè)量的X射線電壓信號(hào).于是PCD測(cè)量的X射線的能量具有(3)式所示的表達(dá)形式∶

2)放電腔體內(nèi)部X射線總能量

如圖5所示,PCD放置在放電腔側(cè)方位置,金剛石的有效接收面積為3 mm×1 mm.如上文所述,由于認(rèn)為X射線在放電腔壁上均勻分布,PCD微元內(nèi)接收的X射線能量與放電腔側(cè)面接收的X射線總能量,是與兩者的接收面積成正比的,如(4)式所示∶

式中x為放電腔長(zhǎng)度,其值取40 mm;r為放電腔內(nèi)徑,其值為75 mm;EX-ray為放電腔體中X射線總能量.因此,單次脈沖作用下X射線能量可由(5)式計(jì)算∶

根據(jù)上述的計(jì)算過(guò)程,可以計(jì)算得到典型波形下產(chǎn)生的X射線能量約為2.3×10?3J.

3.2 電極距離和測(cè)量位置對(duì)X射線的影響

為了驗(yàn)證納秒脈沖放電對(duì)PCD測(cè)得的X射線的影響,通過(guò)改變電極距離來(lái)探究放電產(chǎn)生的X射線能量的變化.圖6所示為放電腔側(cè)方的PCD測(cè)得的X射線電壓幅值及計(jì)算得到的X射線能量與電極間距的關(guān)系.實(shí)驗(yàn)中保持脈沖電源峰值電壓?120 kV不變,陰極采用不銹鋼管電極,其內(nèi)徑為6 mm,陽(yáng)極使用20μm厚度的鋁箔,保持PCD和陽(yáng)極位置不動(dòng),調(diào)整陰極管的位置使陰極與陽(yáng)極的間距分別為45,47.5,50,52.5和55 mm,放電在大氣壓的空氣環(huán)境下進(jìn)行.由圖6可見(jiàn),放電腔側(cè)面的X射線電壓幅值及計(jì)算得到的X射線能量均隨電極間距的增加而減小,且在50 mm后減小加快,同時(shí)放電模式從彌散過(guò)度到電暈.此外,X射線電壓和X射線能量差異最大的地方體現(xiàn)在誤差上,圖中不同極間距離下X射線電壓誤差變化不大,而X射線能量誤差更小,分布更均勻.該現(xiàn)象主要是受到X射線能量計(jì)算原理的影響,實(shí)際上決定X射線能量的因素不僅有電壓幅值,還有脈寬等,低幅值長(zhǎng)脈寬也能得到較高的X射線能量.分析極間距離的影響認(rèn)為,在納秒脈沖放電下逃逸電子轟擊陽(yáng)極材料而驟然減速,產(chǎn)生軔致輻射即高能X射線.而同樣放電電壓下短間距導(dǎo)致放電強(qiáng)度增加,逃逸電子數(shù)目增加,逃逸電子與陽(yáng)極材料碰撞產(chǎn)生軔致輻射即X射線能量也相應(yīng)增加.

圖6 電極間距對(duì)X射線能量的影響Fig.6.Dependence of X-ray energy on inter-electrode gap.

圖7 陽(yáng)極厚度對(duì)側(cè)方和后方PCD上電壓的影響Fig.7.Dependence of PCD voltage on anode thickness at different placement.

本文還探究了不同陽(yáng)極厚度和不同探測(cè)位置對(duì)X射線能量的影響.實(shí)驗(yàn)中保持施加電壓約?120 kV,極間距離40 mm,分別放置兩個(gè)同樣的PCD在前文所述的放電腔側(cè)方和陽(yáng)極后方位置,采用疊加多片厚20μm的鋁箔的方法得到不同的陽(yáng)極厚度,實(shí)驗(yàn)結(jié)果如圖7所示,圖中黑色實(shí)線為放電腔側(cè)面測(cè)量的結(jié)果,藍(lán)色虛線為陽(yáng)極后方測(cè)量的結(jié)果.由圖可見(jiàn),隨陽(yáng)極厚度的增加,二者測(cè)量的X射線電壓幅值均表現(xiàn)出減小的趨勢(shì).對(duì)比兩個(gè)位置的電壓數(shù)值,發(fā)現(xiàn)側(cè)方明顯比陽(yáng)極后方的X射線能量更強(qiáng),陽(yáng)極后方強(qiáng)度弱主要是由于X射線穿透陽(yáng)極鋁箔時(shí)有反射和吸收,并且放電腔側(cè)方的X射線除了來(lái)源于陽(yáng)極的軔致輻射,還有一部分來(lái)源于放電過(guò)程中高能逃逸電子與氣體分子碰撞的結(jié)果,此外逃逸電子不可避免地會(huì)撞擊放電腔體內(nèi)壁,同樣會(huì)產(chǎn)生部分X射線,因此側(cè)方的X射線幅值要高很多.而陽(yáng)極后方X射線能量隨陽(yáng)極厚度衰減的線性關(guān)系非常顯著,表明納秒脈沖放電產(chǎn)生的X射線主要產(chǎn)生在陽(yáng)極內(nèi)表面,產(chǎn)生的X射線不能全部穿透陽(yáng)極薄膜,因此陽(yáng)極厚度的增加導(dǎo)致穿透陽(yáng)極后接收的X射線能量線性減少.表1所示為兩個(gè)位置測(cè)得的X射線能量,其變化規(guī)律也印證了上述規(guī)律的合理性.

表1 不同陽(yáng)極厚度下X射線能量Table 1.X-ray energy of different anode thickness.

4 討 論

4.1 納秒脈沖放電機(jī)理

目前納秒脈沖放電機(jī)理尚無(wú)統(tǒng)一理論,雖然現(xiàn)有的一些機(jī)理假說(shuō)彼此之間存在差異,但大部分研究認(rèn)為納秒脈沖形成放電的過(guò)程中,空間光電離不再是主導(dǎo)產(chǎn)生二次電子的主要因素,而是由高能電子逃逸擊穿主導(dǎo)[?,?,???].圖8給出了典型的納秒脈沖管板放電過(guò)程的示意圖,圖中管板電極結(jié)構(gòu)中,場(chǎng)強(qiáng)最高部分集中在陰極小曲率半徑處,比如管電極的管口端面,但幾乎任何材料不可避免地在其表面存在金屬晶須,晶須的出現(xiàn)改變了局部電場(chǎng)的分布.當(dāng)負(fù)極性的脈沖電壓施加在管電極上時(shí),管電極小曲率半徑處電場(chǎng)得到加強(qiáng),由于脈沖電壓上升沿在亞納秒量級(jí),該條件下局部電場(chǎng)能夠在極短的時(shí)間內(nèi)達(dá)到甚至超過(guò)陰極場(chǎng)致發(fā)射的標(biāo)稱(chēng)場(chǎng)強(qiáng),由陰極尖端處產(chǎn)生場(chǎng)致發(fā)射產(chǎn)生初始電子,初始電子的運(yùn)動(dòng)產(chǎn)生焦耳熱使得金屬晶須爆炸形成陰極亮斑.初始電子及電爆炸產(chǎn)生的電子發(fā)展形成電子崩,迅速向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng).而電子崩中產(chǎn)生的正離子由于質(zhì)量大加速緩慢,進(jìn)一步增強(qiáng)了陰極附近區(qū)域的場(chǎng)致發(fā)射.同時(shí)電子崩中的電子與氣體分子碰撞產(chǎn)生的光電效應(yīng)促進(jìn)了陰極附近電子的產(chǎn)生.當(dāng)納秒脈沖電壓急劇增加到幾十千伏時(shí),陰極區(qū)域的場(chǎng)強(qiáng)也急劇增加,使其中的大部分初始電子過(guò)渡到逃逸模式,如圖8(a)所示,其中標(biāo)出的電子代表逃逸電子.陰極附近正離子的存在進(jìn)一步增強(qiáng)了陰極附近區(qū)域的局部電場(chǎng),使得陰極電子發(fā)射得以維持,由于該區(qū)域約化場(chǎng)強(qiáng)E/N(E為電場(chǎng)強(qiáng)度,N為氣體密度)極高,這些逃逸電子在電場(chǎng)的作用下加速,能量可以累積到幾十keV.其中部分電子能夠達(dá)到陽(yáng)極,而其他的逃逸電子則與氣隙中分子發(fā)生碰撞產(chǎn)生二次電子和正離子,電子自身能量降低并釋放出X射線,二次電子的運(yùn)動(dòng)產(chǎn)生二次電子崩,同時(shí)由于逃逸電子速度比主電子崩速度快,所以新產(chǎn)生的二次電子崩造成主電子崩頭部變窄,如圖8(b)所示.波頭會(huì)在高能電子和氣隙中帶電粒子的共同作用下向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng),當(dāng)高能逃逸電子到達(dá)陽(yáng)極時(shí),電子撞擊陽(yáng)極金屬板上的原子,電子能量驟減,伴隨大量X射線產(chǎn)生,該過(guò)程即軔致輻射.這些逃逸電子不斷電離主電子崩頭部附近區(qū)域,引導(dǎo)二次電子崩,并與主電子崩匯合使其繼續(xù)向前發(fā)展直至形成流注,完成間隙擊穿,如圖8(c)所示.由于納秒脈沖初始電子數(shù)目足夠大,氣隙中會(huì)形成相當(dāng)數(shù)目的次級(jí)電子崩,并和主電子崩相互交疊,外觀表現(xiàn)為彌散的放電形式.

圖8 納秒脈沖管板放電過(guò)程示意圖Fig.8.Schematic diagram of discharge progress in nanosecond-pulse discharges with a tube-to-plane gap.

4.2 放電條件與X射線的關(guān)系

在納秒脈沖間隙擊穿的過(guò)程中,高能逃逸電子與陽(yáng)極金屬板或氣隙內(nèi)氣體分子碰撞后急劇減速,均會(huì)產(chǎn)生X射線.不同的是,由于逃逸電子在氣隙內(nèi)的能量較低,因此輻射出的X射線能量較低,為幾百eV到十幾keV的軟X射線.而經(jīng)過(guò)氣隙內(nèi)電場(chǎng)加速到達(dá)陽(yáng)極的逃逸電子能量較高,可達(dá)20 keV以上,產(chǎn)生的X射線能量也較高.可見(jiàn)X射線主要來(lái)源于兩個(gè)方面,一方面來(lái)自氣隙內(nèi)(包括陰極附近區(qū)域和等離子體內(nèi)部),另一方面來(lái)自逃逸電子到達(dá)陽(yáng)極后的軔致輻射,其中后者占主要部分.假設(shè)所探測(cè)到的X射線全部來(lái)自軔致輻射,則獲得的單一能量的X射線譜線與逃逸電子能量有如下關(guān)系∶

式中P為X射線強(qiáng)度,ε為入射的逃逸電子能量,hγ為輻射X射線的能量,A為常數(shù).各能級(jí)逃逸電子激發(fā)的X射線強(qiáng)度累加后可以獲得韌致輻射產(chǎn)生的X射線強(qiáng)度.

X射線的強(qiáng)度與放電形式的關(guān)系密切.同樣是大氣壓納秒脈沖放電,從放電現(xiàn)象上來(lái)看,不同的放電模式對(duì)X射線的計(jì)數(shù)有影響[?];從放電實(shí)驗(yàn)條件而言,納秒脈沖放電的脈沖電壓幅值、脈沖上升時(shí)間、電極設(shè)計(jì)、氣隙間距和重復(fù)頻率等都會(huì)對(duì)X射線的計(jì)數(shù)產(chǎn)生很大影響.

本文對(duì)不同放電間隙下X射線測(cè)量結(jié)果顯示,在45—55 mm的放電間隙下,隨著間隙距離的增大,X射線能量減小,是因?yàn)橥瑯拥碾娫醇?lì)之下,放電間隙的增大導(dǎo)致了電場(chǎng)強(qiáng)度的減弱,電場(chǎng)畸變也相對(duì)減弱,進(jìn)一步產(chǎn)生的逃逸電子數(shù)目減少,從而到達(dá)陽(yáng)極的逃逸電子束流減小,與陽(yáng)極材料碰撞產(chǎn)生軔致輻射即X射線相應(yīng)地減少,所以測(cè)得的X射線能量隨間隙距離呈負(fù)相關(guān).

進(jìn)一步分析圖6可以看出,不但X射線能量隨距離增大而減小,并且在較大的距離下(50 mm以上),X射線能量減小的趨勢(shì)加快,這與放電強(qiáng)度密切相關(guān).在更大的間隙下,放電的表現(xiàn)形式由均勻的彌散放電過(guò)渡為電暈放電,此時(shí)雖然電場(chǎng)畸變能使逃逸電子源源不斷地產(chǎn)生,但是由于只有少量的逃逸電子能夠到達(dá)陽(yáng)極產(chǎn)生軔致輻射,因此探測(cè)到的X射線計(jì)數(shù)要明顯少于先前彌散放電時(shí),從而造成間距為50 mm以上時(shí)X射線能量隨距離增加而迅速減小,因?yàn)榇藭r(shí)間距的增大不是單純地導(dǎo)致了放電減弱,而是引起了放電模式的轉(zhuǎn)變,導(dǎo)致X射線計(jì)數(shù)迅速減小.

4.3 觀測(cè)位置和X射線的關(guān)系

由于放電結(jié)構(gòu)的存在,使得空間中不同位置探測(cè)到的逃逸電子產(chǎn)生的X射線特性存在差異.比較放電腔側(cè)方和陽(yáng)極后方的X射線能量,明顯側(cè)方比后方X射線能量高一個(gè)量級(jí).這是因?yàn)閄射線主要產(chǎn)生于陽(yáng)極內(nèi)表面,后方探測(cè)的是X射線穿過(guò)陽(yáng)極后的能量,X射線在透過(guò)陽(yáng)極鋁箔時(shí)有一定的反射和吸收,會(huì)比側(cè)方不經(jīng)阻擋得到的能量弱,而且放電腔側(cè)方X射線除了來(lái)源于到達(dá)陽(yáng)極的逃逸電子產(chǎn)生的軔致輻射,還有一部分來(lái)源于放電過(guò)程中逃逸電子與氣體分子碰撞,此外高能電子不可避免地會(huì)撞擊放電腔內(nèi)壁,同樣會(huì)產(chǎn)生部分X射線,都可能被側(cè)方的探測(cè)器接收,因此,側(cè)方探測(cè)到的X射線能量比陽(yáng)極后方高很多.

從圖6中可以明顯看出陽(yáng)極后方X射線能量隨陽(yáng)極膜厚的增加而遞減,而且其衰減的線性關(guān)系很顯著,表明納秒脈沖放電中X射線主要產(chǎn)生于陽(yáng)極的內(nèi)表面,在穿過(guò)陽(yáng)極薄膜時(shí)會(huì)受到吸收和反射,造成其能量衰減,其衰減程度與陽(yáng)極厚度呈正比,因此陽(yáng)極后方X射線能量隨著陽(yáng)極薄膜的厚度增加呈線性衰減.

5 結(jié) 論

本文利用時(shí)域X射線探測(cè)器PCD對(duì)大氣壓下納秒脈沖管板放電中高能電子產(chǎn)生的X射線進(jìn)行了探測(cè),并在不同電極間距、不同陽(yáng)極厚度條件下,對(duì)兩個(gè)位置的X射線特性進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究.本文實(shí)驗(yàn)采用電壓幅值約?120 kV,上升沿1.2—1.6 ns,脈寬3—5 ns的納秒脈沖電源激勵(lì)管板放電,測(cè)得的X射線電壓信號(hào)的相位和電源電壓相對(duì)應(yīng),幅值約4 V,脈寬約2 ns,上升沿約1 ns.經(jīng)計(jì)算得出本實(shí)驗(yàn)條件下典型的X射線能量約為2.3×10?3J.氣隙距離的增加導(dǎo)致X射線強(qiáng)度減弱,認(rèn)為是電極間隙的增加導(dǎo)致電場(chǎng)強(qiáng)度和逃逸電子數(shù)減少,從而導(dǎo)致軔致輻射減弱.電極距離大于50 mm后加速減弱,并且放電模式從彌散過(guò)渡到電暈.陽(yáng)極厚度的增加也導(dǎo)致X射線能量減弱,放電腔側(cè)方測(cè)得的X射線強(qiáng)度比陽(yáng)極后方高一個(gè)數(shù)量級(jí),且陽(yáng)極后方的X射線強(qiáng)度隨陽(yáng)極厚度增加而線性減弱的趨勢(shì)非常明顯,表明納秒脈沖放電中X射線主要來(lái)源于高能逃逸電子撞擊陽(yáng)極內(nèi)表面產(chǎn)生的軔致輻射,因此能穿透陽(yáng)極被探測(cè)到的X射線強(qiáng)度隨陽(yáng)極厚度增大而減小的線性關(guān)系明顯.此外,對(duì)納秒脈沖放電機(jī)理、X射線與放電條件及探測(cè)位置的關(guān)系進(jìn)行了探討,但需要指出的是快脈沖條件下放電物理過(guò)程十分復(fù)雜,納秒脈沖氣體放電機(jī)理存在多種假說(shuō),探測(cè)X射線是從側(cè)面研究納秒脈沖氣體放電產(chǎn)生高能逃逸電子及放電機(jī)理的方式之一,相關(guān)理論還需要大量深入研究來(lái)驗(yàn)證和解釋.

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PACS∶52.80.—s,51.50.+vDOI∶10.7498/aps.66.105204

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.51477164,11611530681),and State Key Laboratory of Alternate Electrical Power System,China(Grant No.LAPS16013).

?Corresponding author.E-mail:zhangcheng@mail.iee.ac.cn

?Corresponding author.E-mail:st@mail.iee.ac.cn

Properties of temporal X-ray in nanosecond-pulse discharges with a tube-to-plane gap at atmospheric pressure?

Hou Xing-Min1)2)Zhang Cheng1)2)?Qiu Jin-Tao1)2)Gu Jian-Wei3)Wang Rui-Xue1)Shao Tao1)2)?
1)(Institute of Electrical Engineering,Chinese Academy of Sciences,Beijing 100190,China)
2)(University of Chinese Academy of Sciences,Beijing 100039,China)
3)(China Electric Power Research Institute,Beijing 100192,China)

9 January 2017;revised manuscript

12 March 2017)

Nanosecond-pulse discharge can produce low-temperature plasma with high electron energy and power density in atmospheric air,thus it has been widely used in the fields of biomedical science,surface treatment,chemical deposition, flow control,plasma combustion and gas diode.However,some phenomena in nanosecond-pulse discharge cannot be explained by traditional discharge theories(Townsend theory and streamer theory),thus the mechanism of pulsed gas discharge based on runaway breakdown of high-energy electrons has been proposed.Generally,the generation and propagation of runaway electrons are accompanied by the generation of X-ray.Therefore,the properties of X-ray can indirectly reveal the characteristics of high-energy runaway electrons in nanosecond-pulse discharges.In this paper,in order to explore the characteristics of runaway electrons and the mechanism of nanosecond-pulse discharge,the temporal properties of X-ray in nanosecond-pulse discharge are investigated.A nanosecond power supply VPG-30-200(with peak voltage 0–?200 kV,rising time 1.2–1.6 ns,and full width at half maximum 3–5 ns)is used to produce nanosecond-pulse discharge.The discharge is generated in a tube-to-plane electrode at atmospheric pressure.Effects of the inter-electrode gap,anode thickness and position on the characteristics of X-ray are investigated by measuring the temporal X-ray via a diamond photoconductive device.The experimental results show that X-ray in nanosecond-pulse discharge has a rising time of 1 ns,a pulse width of about 2 ns and a calculated energy of about 2.3× 10?3J.The detected X-ray energy decreases with the increase of inter-electrode gap,because the longer discharge gap reduces the electric field and the number of runaway electrons,weakening the bremsstrahlung at the anode.When the inter-electrode gap is 50 mm,the discharge mode is converted from a diffuse into a corona,resulting in a rapid decrease in X-ray energy.Furthermore,both X-ray energies measured behind the anode and on the side of discharge chamber decrease as anode thickness increases.The X-ray energy measured on the side of the discharge chamber is one order of magnitude higher than that measured behind the anode,which is because the anode foil absorbs some X-rays when they cross the foil.In addition,the X-ray energy behind the anode significantly decreases with the increase of the thickness of anode aluminum foil.It indicates that the X-ray in nanosecond-pulse discharge mainly comes from the bremsstrahlung caused by the collision between the high-energy runaway electrons and inner surface of the anode foil.Therefore,increasing the thickness of the anode foil will reduce the X-ray energy across the anodefilm.

∶gas discharge,nanosecond-pulse,runaway electron,X-ray

?國(guó)家自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號(hào):51477164,11611530681)和新能源電力系統(tǒng)國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室開(kāi)放課題(批準(zhǔn)號(hào):LAPS16013).

?通信作者.E-mail:zhangcheng@mail.iee.ac.cn

?通信作者.E-mail:st@mail.iee.ac.cn

?2017中國(guó)物理學(xué)會(huì)Chinese Physical Society