Thomson散射方法具有能測量局部溫度的優(yōu)點(diǎn)，而它的準確性不依賴(lài)于LTE的存在。目前，國外已經(jīng)成功的應用Thomson散射來(lái)測量微觀(guān)粒子物理參數，通過(guò)激光光束的傳播，輔以一定的光學(xué)儀器，采集反映微觀(guān)粒子典型物理參數的光譜或者其它信號，并通過(guò)建模擬合計算出所需物理參數。

3 Thomson散射的研究進(jìn)展

3.1 Thomson散射在溫度測量上的應用

在確定等離子體氣體和電子溫度以及電子密度的方法中，近來(lái)經(jīng)常應用的是激光Thomson散射方法。從激光散射光的光譜分布中獲得所求的溫度值，實(shí)現測量等離子體中重粒子的動(dòng)力學(xué)溫度、電子溫度以及電子密度診斷?，F在，這種技術(shù)已經(jīng)擴展到多種激光器，包括氣體激光器、固體激光器、半導體激光器等。當電子密度超過(guò)1022m-3時(shí)，散射光譜線(xiàn)就由中心部位窄的離子分布和周邊區域寬而對稱(chēng)的電子分布組成。分析這些譜線(xiàn)，就可得到重粒子溫度、電子溫度和電子密度。

文獻[4,13,14] 分別報導常壓下熱等離子體電子和離子的Thomson散射測量結果，指出常壓下通過(guò)激光Thomson散射的譜線(xiàn)分析方法測量Ar等離子體射流和轉移弧的電子溫度，電子溫度峰值高達20000K左右；重粒子溫度在等離子體射流和轉移弧中分別為12000K左右、14000K左右。對比分析用光譜法測得的相應溫度，由表1中可以看出，在低溫時(shí)光譜方法顯然過(guò)高估算了溫度值。這產(chǎn)生于LTE的偏離，而這種偏離是由等離子體外部區域的從中心區域線(xiàn)性輻射發(fā)射的原子激發(fā)導致的。而當溫度高于一定值時(shí)，光譜方法和激光散射方法測得的溫度值保持一致[6,7]。這些結果表明在一定條件下光譜法方法是不能提供可靠的電子溫度測量結果的。

表1 不同診斷方法測量溫度值的相關(guān)比較

注：① 代表的是常壓下100A自由燃燒Ar弧的陰極下2mm處測得的各溫度值；

② 代表的是常壓下900A的Ar等離子體射流焊炬前方2mm處測得的各溫度值。

Snyder、Lassahn和Reynolds[14]在100A自由燃燒Ar弧的陰極下2mm處測得電子溫度為20900±1700K、離子溫度為14200±700K。Bentley[4]重復了電子溫度測量，他用的是Thomson散射光譜解析測量方法，并從散射光的光譜中獲得20400±500K的電子溫度，證實(shí)了常壓下氬弧中會(huì )出現不能滿(mǎn)足LTE的現象；同時(shí)，電子溫度至少比離子溫度要高4000K。而用光譜法測量同一電弧，得出受激溫度為16600K。Tanaka和Ushio[15]在50A和100A的Ar弧中比較了Thomson散射測量的電子、離子溫度值和光譜法測量的受激溫度值。他們發(fā)現離子溫度和受激溫度相差不大，而電子溫度要高出約5000K。在常壓下等離子體射流中進(jìn)行測量，也同樣可以觀(guān)測到電子溫度遠比離子溫度和受激溫度高。表1同樣給出了對應900A的Ar等離子體射流焊炬前方2mm處測得的各溫度之間的比較。從這些結果中可以得出結論，電子溫度比離子溫度和受激溫度要高幾千開(kāi)爾文。

3.2 Thomson散射溫度測量的分析

3.2.1電弧等離子體中LTE的偏離

電子溫度和離子溫度之間的較大差異表明，這些實(shí)驗結果與熱等離子體的理論研究之間并不總是吻合的。在理論研究中，通常認為常壓下焊接電弧和等離子體射流的中心區域是處于LTE下的。LTE要求所有物質(zhì)的平移能量分布符合Maxwell-Boltzmann分布；要求在這些分布下的所有物質(zhì)的溫度都是一樣的。理論研究和實(shí)驗結果都表明，對于電子密度高于1023m-3來(lái)說(shuō)，偏離電極和邊緣的區域是處于或者接近于LTE的，這是由于電弧和等離子體射流中高速碰撞導致了物態(tài)的快速平衡。

然而，很多學(xué)者證明了在熱等離子體的一些區域偏離LTE。舉例而言，在自由燃燒電弧陰極前方1mm內激發(fā)態(tài)原子數量很少[16]；這主要是由收縮作用導致的冷空氣的快速對流決定的。在靠近陽(yáng)極處也會(huì )發(fā)生LTE的偏離[17]。在等離子體邊緣區域，由于輻射的共振吸收，激發(fā)態(tài)原子數目非常多；而且，較大的濃度梯度導致了擴散，這種擴散比一些復合反應快得多，進(jìn)而導致局部化學(xué)平衡成分的偏離。

LTE假設幾乎可以用于所有的熱等離子體計算模型，它可以簡(jiǎn)化工業(yè)電弧等離子體特征的計算。在電弧測量中，也同樣假設LTE來(lái)推導基本原子數據?；谶@些原因，通過(guò)Thomson散射測量電子溫度，來(lái)驗證LTE的有效性是非常有用的。如上所述，在很多實(shí)驗室都開(kāi)展了溫度測量實(shí)驗。

3.2.2 數值計算分析

相對核聚變而言，等離子體中Thomson散射是最可靠的電子溫度的測量方法。然而，熱等離子體中很高的電子密度和很低的電子溫度說(shuō)明在這些等離子體中存在著(zhù)激光輻射對電子的明顯加熱作用。在上述提到的所有研究中，通過(guò)測量作為激光脈沖能量函數的電子溫度、以及把結果曲線(xiàn)線(xiàn)性外推到零脈沖能量，都考慮了這種加熱作用。Murphy[18]指出在這些外推計算中存在很多問(wèn)題，并在論文中對這些結果的展開(kāi)進(jìn)行討論，認為在溫度變化的等離子體中測量溫度時(shí)這些問(wèn)題是固有的，而且還解釋說(shuō)明了用擴束激光束進(jìn)行測量時(shí)的難度。在這些測量中，由于激光束的低能量密度，電子的加熱作用就大大減弱了。

3.2.3 溫度測量影響因素的分析

其他一些學(xué)者給出了Thomson散射測量時(shí)電子溫度異常高的不同解釋。Gregori等人[19]做了一些測量，結果表明計算得出的電子溫度明顯的取決于散射角（入射激光束與測量軸之間的夾角）。在散射范圍內由于存在較大濃度梯度，散射角對電子溫度的決定程度就會(huì )增強，同時(shí)這種濃度梯度使得電子溫度異常高，在等離子體射流軸線(xiàn)上的電子溫度有10500K。然而，Snyder、Crawford和Fincke等人[20]把這種角度取向歸因于電子分布的碰撞展開(kāi)，后者對測量中獲得的電子溫度的影響非常小?？紤]到這種展開(kāi)，電子溫度約為18000K，仍然遠大于受激原子和離子的溫度。Terasaki等人[21]認為氦弧中電子分布不取決于散射角，對于氦弧來(lái)說(shuō)，碰撞展開(kāi)的影響是非常明顯的，這與Snyder、Crawford和Fincke等人[20]的結果一致。

這里給出國外利用Thomson散射測量電弧電子溫度和電子密度的例子，以供參考。

1994年，Snyder 等人[13]通過(guò)激光Thomson散射的電子特征的譜線(xiàn)分析，直接確定常壓Ar弧等離子體的電子溫度和電子密度分布。實(shí)驗中用Miller SG-100等離子焊炬來(lái)產(chǎn)生所研究的等離子體射流。氣流量為35.4L/min。所用的激光源是調Q倍頻脈沖Nd:YAG激光器，在波長(cháng)為532nm時(shí)進(jìn)行測量。用單色儀來(lái)確定激光散射的光譜，并用門(mén)控二維增強像素CCD（ICCD）二極管陣列檢測器來(lái)檢測譜線(xiàn)。檢測器的門(mén)控通過(guò)接通激光器的Q開(kāi)關(guān)來(lái)觸發(fā)，門(mén)寬為25ns。為減少干擾，用1.5m焦距的透鏡聚焦入射激光束。在激光能量由50～225mJ/脈沖范圍變化時(shí)獲取數據。用半波平面和布魯斯特角偏振儀來(lái)調整激光能量。為了獲得最強的信號，用另一個(gè)半波平面來(lái)旋轉入射激光的偏振方向，使之與單色儀入口狹縫平行。用兩個(gè)直徑40mm、焦距300mm的消色差透鏡來(lái)采集散射光并把它傳遞給單色儀。用Glan-Thompson偏振儀來(lái)抑制自由偏振等離子體背景輻射，同時(shí)傳送豎直方向偏振散射光。焊炬處于豎直位置，散射角為90o，它是等離子體軸線(xiàn)與入射激光束之間的夾角。圖2給出了散射試驗的裝置簡(jiǎn)圖。

分別在圖3 (a)和圖3（b）中給出了典型電子特征分布，它們是在焊炬前方徑向位置r=0mm、軸向位置z=2mm和z=20mm處測得的。兩種情況下，焊炬電流為900A。在50個(gè)激光脈沖內累加這些譜線(xiàn)，以提高信噪比（SNR，signal-to-noise ratio）。0 GHz處的強波峰是不可分辨的離子特征。把這些數據進(jìn)行非線(xiàn)性最小二乘擬合，并除去離子特征，這樣得到光滑譜線(xiàn)。譜線(xiàn)的對稱(chēng)性說(shuō)明電子速率分布函數是服從Maxwell分布的。譜線(xiàn)中裝置反應函數的卷積影響很小，只會(huì )引起電子溫度和密度擬合值小于2%的變化。

通過(guò)分析激光Thomson散射的電子特征，獲得了常壓Ar弧等離子體射流的電子溫度和電子密度分布。這些測量結果表明，整個(gè)等離子體中明顯偏離了LTE。在焊炬出口平面上，測得的中心線(xiàn)電子溫度超過(guò)了20000K，而同一位置的氣體溫度為12500K。而且，隨著(zhù)軸向距離的增大，電子溫度保持不變，而電子密度明顯下降。

為了探討電子溫度和密度與散射角的關(guān)系，2000年，Snyder等人[20]分別選用532nm和355nm的激光波長(cháng)，實(shí)驗裝置同上所述，在常壓Ar等離子體射流中，通過(guò)激光Thomson散射的電子分布的譜線(xiàn)分析，進(jìn)而獲得電子溫度和密度。實(shí)驗結果表明他們的努力是正確的。

所有數據均在等離子射流徑向r＝0mm、噴出面前方軸向5mm處獲得。氬氣流速為35.4L/min，焊炬電流為900A。圖4分別給出了對應波長(cháng)532nm、355nm的電子溫度和電子密度圖。從圖中可以看出，波長(cháng)為532nm時(shí)，隨著(zhù)散射角在0～80o

范圍內不斷減小，電子溫度明顯上升，電子密度數基本上與散射角無(wú)關(guān)；而對于波長(cháng)355nm而言，電子溫度或電子密度都沒(méi)有明顯隨散射角的變化而變化。由此可見(jiàn)，當激光波長(cháng)為532nm時(shí)，散射角度對電子溫度明顯起著(zhù)決定作用；在散射角小于80o時(shí)，隨角度的減少電子溫度上升。這是因為在小散射角時(shí)，電子等離子體波的彈性碰撞率比蘭道碰撞率大。這就使得電子分布的電子等離子體波發(fā)生共振結構的展開(kāi)。這一展開(kāi)進(jìn)而導致了電子溫度隨散射角的減小而上升。然而，波長(cháng)為355nm時(shí)，對于所有的散射角，蘭道碰撞率比彈性碰撞率要大。因此，可認為在這一波長(cháng)時(shí)電子分布的彈性碰撞是可忽略的；電子溫度值與散射角無(wú)關(guān)。Snyder等人在實(shí)驗中也證實(shí)了這一現象。同時(shí)，通過(guò)比較小散射角時(shí)分別對應波長(cháng)532nm和355nm的測量數據，可以得出電子分布的彈性碰撞效應的定量值。

5 前景與展望

Thomson散射由于其能測量局部溫度且準確性不依賴(lài)LTE存在的優(yōu)點(diǎn)，且具有光學(xué)探針的特征，已經(jīng)越來(lái)越廣泛的應用于測量自由燃燒電弧和熱等離子體的氣體溫度、電子溫度以及電子密度，在理論和工業(yè)應用中都獲得了較大的成功。

在國內，測量和診斷焊接電弧主要還是電弧電信號檢測方法、高速攝影/像法、電弧光強法、電弧光譜法、電弧聲信號法以及X射線(xiàn)法等手段。而在應用激光散射測量電弧微觀(guān)粒子熱物理參數等方面的研究目前還在起步階段。在研究中需要把傳統的電弧診斷方法和激光散射測量方法結合起來(lái)，利用Thomson激光散射診斷方法，建立具有高時(shí)、空分辨率的基于脈沖激光散射效應的光譜診斷系統，并采用先進(jìn)的電弧信號檢測儀器，接收激光與電弧相作用的散射信號，通過(guò)數－模轉換與數值計算，以獲得焊接電弧的電子溫度、電子密度等信息，實(shí)現對非熱平衡狀態(tài)下焊接電弧各物理參數的精確觀(guān)測和分析，指導焊接工藝。

隨著(zhù)光學(xué)儀器、檢測設備的日益精湛，隨著(zhù)激光散射檢測技術(shù)的理論研究和實(shí)踐應用的不斷深化，國內焊接電弧物理界也必將翻開(kāi)診斷和認識電弧的新的一頁(yè)。