环境空气中膨胀的微波氩等离子体射流的高光谱成像1

摘要

大气压下的非平衡等离子体通常通过发射光谱来表征。尽管记录等离子体中的光发射光谱很简单，但以有效的方式确定空间分辨等离子体特性（例如电子温度）非常具有挑战性。在这项研究中，使用高光谱成像系统，在广泛的波长范围内记录了扩展到周围空气中的微波氩等离子体射流的空间分辨光学图像。该系统的工作原理很详细，以及必要的后处理步骤。还提出了对空间光谱数据的进一步分析，包括用于确定二维径向解析空间映射的阿贝尔变换。总体而言，所提出的方法提供了前所未有的关键等离子体参数制图，例如氩气和氧气线发射强度、氩气亚稳态数密度和氩气激发温度。考虑到所有这些等离子体参数都是通过在合理时间内进行的测量获得的，基于高光谱成像构成了一种有利的等离子体诊断技术，可用于对多种应用中使用的微波等离子体射流进行详细分析。

简介

在过去的几十年中，大气压下的等离子体已成为许多应用领域的重要组成部分，例如环境修复、生物质转化、纳米材料合成、气体和液体转化、等离子体医学。最近，等离子农业。尽管文献中记录了许多等离子体应用的例子，但由于离子、电子、反应性中性粒子、激发态物质、光子和电场与材料同时相互作用的机制极其复杂，大多数基于等离子体的工艺尚未完全理解和生命系统，特别是在大气压下的非平衡等离子体的情况下。在此类系统中，高能电子和长寿命亚稳态物质在驱动活性物质产生的动力学中发挥着重要作用。在多相介质中，等离子体过程中涉及的反应和相互作用甚至更加复杂。

为了解决这些挑战，通常使用光学发射光谱来表征等离子体，因为光子被认为是具有多种等离子体特性的信息载体。通常，使用单点光纤分析等离子体发射。然而，考虑到等离子体是非均质 3D 物体，需要其他方法来提供全面的光学数据。例如，可以通过系统地改变光纤在探测区域上的位置（逐点或逐线）并记录每个位置处的光谱来获取等离子体发射的2D光学映射。利用这种方法研究微波等离子体射流，他们获得了不同波长（即不同物种）的相对发射强度的彩色图。基于OH带旋转结构的空间变化，还获得了OH旋转温度图。根据该图，OH 旋转温度从管内 1600 K 增加到管外最高 2800 K。二维等离子体表征的另一种方法涉及使用与滤光器耦合的相机进行光学成像。相机捕获在或多或少较窄的波长带宽上在整个探测区域上发射的光学信号（即，空间分辨数据），并且通过改变滤波器，可以探测不同的中心波长（即，不同的激发物质）。 Schopp等人采用了这种方法。 他们研究了激发频率和功率对微波氩等离子体射流发射特性的影响。作者使用具有对应于 310、370、696 和 777 nm 波长的光学带通滤波器的电荷耦合器件 (CCD)，分别获得 OH、N 2、Ar I 和 HI 发射线的 2D 映射。他们的结果表明，研究的参数不会显着影响监测物种的空间分布。

高光谱成像 (HSI) 是一种光谱技术，它将光学发射光谱与二维光学成像相结合，同时生成光学发射的光谱和空间映射。使用这种技术，可以在较宽的波长范围内以较窄的带宽获取图像，并在合理的时间内生成光谱变化的 2D 空间映射。图像的每个像素最终都包含光谱信息，并且这些像素共同形成一个包含空间信息和光谱信息的高光谱立方体。鉴于HSI提供了大量信息，它已被应用于各个研究和应用领域，包括医疗诊断、农业和食品工业、法医学、室外场景反射率测量、和矿物学、等等。

高光谱成像和数据处理

高光谱成像系统描述

本工作中使用的HSI系统由高光谱相机组成，配备了基于体积布拉格光栅的空间光谱扫描装置。该设备配备了两个可互换的体布拉格光栅 (VBG) 成像滤光片，一个在 400–600 nm 的光谱范围内工作，另一个在 600–1000 nm 的光谱范围内工作。两个 VBG 滤光片均安装在旋转台上，可调节感光材料的角度，从而使特定波长的光发生衍射。物镜用于将物体（此处为等离子体源）发出的多色光聚焦到 VBG 滤光片上。然后，由 VBG 滤光片衍射的部分光通过另一个镜头聚焦到sCMOS相机上。相机的视场由1200 × 1200像素组成，考虑到镜头的放大倍率，在16.68 × 16.68 mm 2区域内产生13.9 μm的空间分辨率。同时，根据氩线仪器展宽计算，两个集成布拉格光栅成像滤光片的光谱分辨率在整个波长范围内介于 1.2 至 2.2 nm 之间。

VBG 衍射光栅的设计方式是使其折射率在感光材料的整个体积上进行周期性调制。根据光栅的方向以及其调制平面之间的表观距离，可以对波长符合布拉格条件的辐射进行微调。相长干涉光将发生衍射，而其余光则不会（图 1）。为了改变相机检测到的衍射光的波长并获得高光谱立方体，需要迭代地调整滤光片的角度，使得所需光谱范围内的不同波长能够满足布拉格条件。最后，HSI 系统在不同波长下记录的二维图像被组合成一个高光谱立方体，该立方体包含两个空间维度（表示为 x 和 z）和一个光谱维度（λ）。应该注意的是，除非应用适当的后处理校正，否则无法准确地定量解释此立方体提供的数据。

图1

数据处理

对于任何光学发射光谱测量，相机检测到的信号包括感兴趣的信号（等离子体）和暗噪声（相机噪声、环境光/反射）。因此，为了隔离等离子体发射，必须在没有等离子体的情况下在用于所有感兴趣的测量的相同条件和设置下进行高光谱测量，并且必须从每个图像中减去采集的信号。此外，传输的图像实际上是经过滤波的图像，其中包含整个视场的波长分布（梯度）。这是由于等离子体源物体[图2(a) ]的不同点源发出的多色光以不同角度到达VBG，因此在不同波长下满足布拉格条件。结果，原始立方体中的图像由一系列平行于VBG色散轴的垂直线组成，每条垂直线都有自己的特定波长，如图2(b)所示。因此，为了获得单色图像，必须校正整个视场的波长梯度。波长校正在图 2(c)中示意性地描述。其工作原理如下：首先将以不同光栅角度传输的图像（即高光谱立方体中的图像）划分为垂直波段，每个波段对应于特定波长，然后通过对以不同光栅角度记录的图像中的给定像素执行数值三次插值来进行校正。相邻波长，最后重新组合形成单色图像。最后，获得校正的高光谱立方体，其中每个图像代表单个波长处强度的二维空间映射。

(a) 多色蝴蝶图像。 (b) 具有波长梯度的图像示例（待校正）。 (c) 用于获得不同波长的单色图像的波长校正过程的方案。 (d) 在校正过程结束时获得的单色图像（580、595、610 和 625 nm）的示例。

为了解释所有光学元件（透镜、布拉格光栅、sCMOS 相机）在不同波长下的响应变化，还必须通过设备功能来校正光学发射光谱，这可以通过将高光谱相机暴露在光下来获得由在感兴趣的波长范围内具有已知发射率的校准灯发出。值得注意的是，装置功能校正是在上面详述的其他校正之后应用的。知道校准灯的单像素光谱最有可能有噪声[图 3(a)，无合并]，对校准数据进行额外的操作以最小化噪声并避免将其转移到实际的光发射中来自等离子体的光谱。尽管对多个立方体测量进行平均可以有效减少不需要的光谱噪声，但获取此类数据非常耗时。事实上，即使每帧的曝光时间很短，记录单个高光谱立方体也需要几分钟的时间。或者，可以对每个2D图像中的相邻像素进行合并，并且可以对来自合并像素的光谱数据进行平均。这里，校准立方体中的每个图像被分为10（水平）×30（垂直）像素合并的子区域[图3(b) ]。这些数字代表最小可能的分箱值（在垂直和水平方向），产生具有良好空间分辨率的无噪声光谱[图3(b)，分箱]。总体而言，获得了对应于120×40超像素（即合并像素的子区域）的120×40光谱，每个光谱代表10×30归一化（除以其自身的最大值）单像素光谱的平均值。考虑到每个超像素光谱仅代表中心像素，进行二维插值24以从120×40个超像素中获得对应于1200×1200像素的光谱。在插值过程中，中心像素（位于每个子区域的中心）的光谱保持不变，而所有其他像素的光谱相对于其邻居逐渐变化。最终，相机的所有 1200 × 1200 像素都获得了无噪声且缓慢变化的光谱。对于每个像素，在每个波长λ（我测量的，以每秒计数为单位）记录的强度首先乘以相应的光子能量（hc / λ，其中 h 是普朗克常数，c 是光速），然后除以由校准灯对应的光谱辐照度[E real，单位W/(m 2  nm)]得到仪器函数（F，单位相对单位），

图 3(c)显示了 811.5 nm 处响应函数（1200 × 1200 像素）的二维空间映射。如图3.

(a) 未进行 10 × 30 分箱和经过 10 × 30 分箱后在 685 和 930 nm 之间的 (595; 575) 处的响应函数。 (b) 10 × 30 超像素的表示。 (c) 811.5 nm 处插值响应函数的二维空间映射。

微波等离子喷射器的描述

微波等离子体射流成像的实验装置方案如图4所示。使用连接到以连续模式运行的 Sairem 固态微波发生器（2.45 GHz，200 W）的 surfatron 生成微波表面波等离子体。输出功率保持恒定在 60 W，反射功率最小化至 <4 W。等离子体是在与环境相通的熔融石英放电管（内径 2 毫米和外径 6 毫米）内的标称纯氩气中产生的空气（不受控制的大气）。放电管末端位于表面电子管外约 5.6 毫米处，等离子体射流从放电管射出到周围空气中。使用 MKS (1000 SCCM) 质量流量控制器将熔融石英管中的氩气质量流量保持在 0.75 l/min。这些实验参数允许产生暂时静态且稳定的微波等离子体射流，这对于高光谱成像来说是理想的。高光谱成像仪被放置在等离子体柱和表面喷射管下方的喷射流侧面进行观察。

图4

使用图 4所示的设置记录了两组不同的测量值，均是在等离子点火后 30 分钟，让一切预热并稳定下来。在每组中，捕获了五个高光谱立方体以及相应的暗立方体和仪器功能立方体。对这些立方体进行平均，然后完成后处理步骤，如第 2 节中所述。 第一组立方体是在 400–650 nm 的波长范围内获取的（步长为 0.5 nm，曝光时间为 0.01 秒），而第二组立方体的范围为 685–930 nm（步长为 0.5 nm，曝光时间为 0.01 秒）。曝光时间为 0.008 秒）。每个立方体的采集时间为～30分钟和毫秒的暴露时间范围导致了关于微波频率的时间平均测量。为了避免饱和，使用放置在 HSI 系统前面的中性密度滤光片 (OD = 0.9) 捕获第二个立方体。

微波等离子射流的光学特性

空间和光谱分辨率

获得的立方体提供了将等离子体视为总波长的求和（积分）图像的可能性[图5（a），或者作为与视场中不同位置相对应的光谱的集合[图5（ b) ，作为对应于不同波长的图像集合[图5(c) 。图5（a）中的求和（积分）图像清楚地显示了管内和管外的射流结构，并且表明在管内检测到更高的发射强度。图 5(b)显示了沿等离子体 (x = -0.0695 mm) 的三个位置（像素）对应的全光谱（685–930 nm 波长范围）：一个位于管内（z = 3 mm），两个位于管外（z = 8 和 12 毫米）。这些光谱揭示了与 Ar(2p) 到 Ar(1s) 跃迁（相对应的 Ar 发射线。可以看出，所有线的强度在下游减小（即，随着z值的增加）。同时，图5（c）显示了不同波长下Ar发射强度的二维空间映射。显然，Ar 发射的强度根据波长而变化，并且空间分布随波长而变化。

如图 5

(a) 等离子体发射的光谱积分二维空间映射。 (b) 对应于x = -0.0695 mm 和 z = 3、8 和 12 mm处的像素的光谱（通过设备的光学响应校正后）。 (c) Ar I 696.54、706.72、727.29、738.39 和 826.45 nm 线强度的二维空间映射。

利用系统的光谱分辨率，可以在685至930 nm之间识别出12条孤立的Ar发射线和5对未分辨的发射线，如图5(b)的光谱所示。五个未解析的线中的四个可分解为两个不同的高斯线，以隔离额外的 Ar 发射线。图 6(a)中的 HSI 系统以绿色显示了此类分解的示例。 ~772.4 nm 处未解析的 2p 2 -1s 3和 2p 7 -1s 5跃迁彼此太接近，无法提取任何有意义的光谱分解。为了证明 HSI 有限的光谱分辨率并不是系统的重大缺陷，与具有更好光谱仪的光谱仪相比，还使用光纤耦合 AVANTES 光谱仪 (AVASpec-3648-2) 收集了等离子体的光学发射光谱测量结果。 -USB）在 714–900 nm 波长范围内具有~0.16 nm（半峰全宽）的光谱分辨率。配备准直器（长度 = 5.3 mm，孔径 = 1 mm）的光纤（芯直径 = 400 µm，NA = 0.39）放置在距管 3.29 mm 处，从而捕获来自约 1.9 mm 圆形截面的光穿过微波等离子体柱的直径。测量结果针对背景噪声和设备光谱响应进行了校正[方程1]。  (1) ]，与覆盖相同圆形区域的 HSI 分箱光谱进行比较。798 和 816 nm 之间的结果如图 6(a)所示，整个波长范围（720–860 nm）的结果如图 6(b)所示。对这些合并的光谱进行光谱分解，以获得未解析的 Ar 发射线对的强度，图 6(a)中提供了使用 Ar I 800.62, 801.48 nm 和 Ar I 810.37, 811.53 nm 的示例。 HSI 光谱的光谱分解的准确性通过将每条线的强度与其对应的 AVANTES 线的强度进行比较来证明。为了解释两种工具的不同仪器线加宽，在所有情况下强度均被视为高斯拟合下的面积，并且通过传播高斯拟合参数（振幅）的不确定性（95％置信区间）来获得误差条和西格玛）。如图6(c)所示，当考虑这些误差线时，两个装置之间除了2p 4 -1s 3 (794.82 nm)之外的所有Ar谱线的强度都存在重叠。因此，可以得出结论，与典型的高分辨率光谱仪相比，使用 HSI 时不会丢失光谱信息。

如图6

(a) 未解析的 Ar I 800.62, 801.48 nm 和 Ar I 810.37, 811.53 nm 线的分解示例。 (b) AVANTES 和合并的 HSI 光谱之间的比较。 (c) AVANTES 和分档 HSI（720 和 860 nm 之间）记录的 Ar 线强度及其误差之间的比较。在所有图中，这些值都经过标准化，以便可以直接比较 AVANTES 和分箱 HSI。

掌握了所有技术信息后，与其他报道的光谱制图技术相比，可以清楚地看出 HSI 系统在等离子体表征方面的优势，无论是在获取的空间和光谱信息方面，还是在获取信息所需的时间方面。 。为了公平比较，根据参考文章中报告的实验细节，每种技术都进行了缩放，以获得最接近 16.68 × 16.68 mm 2的制图以及 685 至 930 nm 之间所有可能的 Ar I 线。如果没有明确提及，则假定典型采集时间，并相应地估计总采集时间。结果如表 I所示，HSI 显然是一个不错的替代方案：它比逐点超高分辨率、28道威棱镜、29和断层光学发射光谱、25以及二极管激光吸收光谱快得多。27尽管低光谱分辨率光学发射光谱（逐点）14和平面激光诱导荧光 (PLIF) 26都可以在比 HSI 更短的时间内完成，如表 I所示，但第一个具有较低的空间分辨率，与 HSI 系统相比，第二个系统的光谱分辨率较低。

环境空气中膨胀的微波氩等离子体射流的高光谱成像2

表一

用于获得二维氩气发射强度制图的不同技术的比较。

线发射强度的径向分辨二维映射

当使用圆柱形对称光源（例如微波等离子体射流）时，通常使用阿贝尔变换来数值重建线发射强度的径向分布。在 HSI 的情况下，只要 (i) 设备的景深大于光源直径并且 (ii) 辐射捕获的作用可以忽略不计，这种图像分析就是可能的。考虑具有柱对称性的等离子体，观察者沿与对称轴相距x的距离平行于y 轴的线观察时检测到的等离子体发射强度为I ( x ) 。该函数可以解释为圆对称函数I ( r )沿一组平行视线在距离x处的投影，如图7所示。

如图7

阿贝尔变换的几何解释：径向分布 I(r) 无法直接测量

在对 HSI 获取的数据应用阿贝尔变换之前，使用高斯函数拟合每个垂直位置z 的横向强度I ( x )以确定对称中心。z = 3、8 和 12 mm 时，对应于 Ar 2p 2 -1s 4跃迁的 727.5 nm 发射的高斯拟合如图 8(a)所示。图中的彩色实线和黑色虚线分别表示测量的强度和最佳高斯拟合，黑色菱形表示对称中心。选择2p 2 -1s 4跃迁是因为其低辐射捕获33 ，这确保了整个发射轮廓上的圆柱对称性。高度自吸收的发射不一定提供相同的对称性，因此不能简单地应用于阿贝尔变换。确定对称中心后，我们对 z = 3、8 和 12 mm 处的发射轮廓两侧的强度值进行平均，以获得更平滑的轮廓，如图8(b)（实线）所示。基于 Shi等人进行的一项研究。 , 34具有平滑且可重复的径向强度分布所需的阿贝尔变换中的最佳余弦展开数(n)为n = 20。反演结果如图8(c)所示。为了验证反演过程，利用阿贝尔变换反演计算出的径向强度分布I ( r )来计算横向强度分布I ( x )，基于式(1)：  (2) .考虑到I ( x )的计算值与实验对应值相同，本文执行的阿贝尔反演显得有效 [图 8(b)中的黑色虚线]。

如图8

(a) 在 Ar I 727.29 nm 线处测量的 2p 2 -1s 4发射的横向强度（实线）、拟合的高斯分布（黑色虚线）和对称中心（黑色菱形）。 (b) 用于阿贝尔反演（实线）和阿贝尔反演径向强度的横向阿贝尔变换（黑色虚线）的平均横向强度。 (c) 使用阿贝尔反演计算的径向强度。

使用上述验证的程序，将阿贝尔变换应用于所选图像中与 696.54、706.72、727.29、738.39 和 826.45 nm 处自吸收 Ar I 发射最少的所有垂直位置。图9显示了阿贝尔反演之前[图9(a) ]和之后[图9(b) ] 727.29 nm Ar I发射线强度的归一化制图示例。有趣的是，管内的等离子体似乎收缩了，这与之前有关微波氩等离子体在大气压下行为的报道一致。35,36此外，阿贝尔倒像显示管内的径向轮廓在中间并未达到最大值。相反，沿管的中心轴观察到中空形状。 Snirer等人之前曾报道过类似的中空结构。 37他们对大气压下氩气中操作的微波炬的单丝和多丝状态进行了研究。事实上，在单丝状态下使用阿贝尔变换，他们观察到了在丝的中心具有局部最小值的径向轮廓。同样，卡布齐等人。获得了大气压微波氪和氖等离子体柱的径向空心发射强度分布。就 Jonkers等人而言。报道了微波氩等离子炬喷嘴附近径向电子数密度分布的环形、中空形状。形状在下游逐渐变细，在远离喷嘴的地方变成蜡烛状。在管外，空心形状逐渐消失，成为微波氩等离子体射流中熟悉的飞镖和羽流形状，这在文献40-42中已有报道，如图9(b)所示。射流的飞镖部分呈现在管出口之后形成的圆锥形核心（或丝状柱状等离子体），而羽流部分呈现围绕飞镖并跟随飞镖的混合层。换句话说，管外名义上的纯氩流是扩散到周围空气中的等离子射流。因此，等离子体中的受激物质可以与空气中的分子（例如氮气和氧气）相互作用（激发/电离），只要它们具有足够的能量即可。这与二维空间映射一致，显示从飞镖区域移动到羽流区域时，Ar I 发射的径向强度降低，而氧气的径向强度增加[图 12]。 9(b)和9(c) ]。

如图9

(a) Ar I 727.29 线横向强度的二维空间映射。 (b) Ar I 727.29 nm 线的归一化径向强度的二维空间映射。 (c) O 777 nm 线的归一化径向强度的二维空间映射。 (d) OI 777 nm 和 Ar I 727.29 nm 线的强度比的二维空间映射，由它们各自的 A ij加权。

实验上，在每个波长λ处获得的线发射强度（经过整个仪器系统的光学响应校正后）与式（1）提供的每单位时间从体积（点源）发射的光子数量成正比。  (5) .因此，由方程获得的理论线比： 式(6)可以直接与实验得到的结果进行比较。图 9(d)描绘了 777 nm 处氧三重态（即 OI 777.19、OI 777.42 和 OI 777.54 nm）与 Ar I 727.29 nm 线的强度比的二维径向分辨空间映射。两种强度均按其各自的 A ij值加权，即氧气和氩气分别为3 × 3.69 × 10 7和 1.83 × 10 6 s -1 。 44假设所选的氧气和氩气排放量具有最低限度的自吸收 ( θ ij ∼ 1)，则相应的强度比与物种的相对数密度分布直接相关，即式 (1)。  (6) .在管内，气体名义上是纯氩，由于n氧= 0 ，该比率为零。然而，在管外，环境空气中存在的氧原子逐渐穿透等离子体射流并成功进入羽流。由于受到气流的保护，只有最少量的氧气到达飞镖。因此，I 777 × A 727.29 / I 727.29 × A 777比率在落镖中几乎为零，在射流末端达到最大值（即最大 O 密度）。

结论

这项工作提出了一种基于高光谱成像的新型等离子体诊断方法。详细介绍了体积布拉格光栅高光谱成像仪（HSI）的工作原理，以及必要的后处理步骤（例如背景扣除、波长校正和响应函数校正），并且该系统用于分析大气压力氩微波等离子体射流。通过结合成像和光谱功能，该系统以高空间分辨率在广泛的波长范围内提供前所未有的二维空间强度映射。在应用必要的校正后，通过对非自吸收的氩和氧谱线应用阿贝尔变换反演，使用所采集的高光谱立方体中的原始数据来获得径向强度的二维空间映射。然后，确定Ar I 763.51 nm (2p 6 -1s 5 )和Ar I 922.44 nm (2p 6 -1s 2 )谱线的激发温度和逃逸因子比的二维空间映射。最后，使用 Durocher-Jean等人计算了理论逃逸因子比率。的模型，49以及每个像素的计算值和实验值之间的差异用于确定氩亚稳态密度的制图。已经确定了分析大气压微波氩等离子体的可行性，本文提出的基于 HSI 的等离子体诊断方法可用于研究更复杂的等离子体系统，例如与固体或液体表面接触的等离子体。

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