空心陰極放電特性的分析-等離子體物理專業(yè)畢業(yè)論文

.@：東東華人學碩士畢業(yè)論文和電壓數(shù)據(jù)，分別在熱平衡狀態(tài)和非熱平衡狀態(tài)模型下進行推斷，得到了空心陰極放電等離子體中電子能量的分布函數(shù)以及電子溫度和電子密度的數(shù)值并且探討了它們隨放電電壓和氣壓的變化關系。結果發(fā)現(xiàn)兩種假設所得結果雖然在數(shù)值上有所差異，但是它們的變化趨勢卻是相似的;且經分析發(fā)現(xiàn)電子密度的大小隨電源電壓和氣壓的增大而增大，而電子溫度卻并非隨電源電壓的增大而呈單調性變化。發(fā)射光譜診斷法作為一種原位實時在線對體系無擾動和時空分辨性能良好的診斷方法，不僅可以分析出特定氣體空心陰極放電等離子體中的粒子種類，亦可定性的得到等離子體中電子溫度的大小。通過比較不同放電電壓和氣壓條件下特定譜線強度的變化規(guī)律，亦可以得到等離子體中相應粒子的反應狀態(tài)。本文通過發(fā)射光譜診斷法對氮氣空心陰極放電狀態(tài)進行了研究，發(fā)現(xiàn)氮氣空心陰極放電等離子體中存在能量大于eV的高能電子由于空心陰極端口處等離子體發(fā)光最強烈，故可以認為發(fā)射光譜診斷法所探測的主要區(qū)域在這端口處，即等離子體的中心區(qū)域，這樣所得結果與數(shù)值模擬結果相對應。以上結果在空心陰極放電應用于硬質薄膜制備和顯示器件的研究等方面具有現(xiàn)實的參考價值。關鍵詞:空心陰極放電，流體模型，朗繆爾探針診斷，發(fā)射光譜診斷，等離子體摘要A摘要AN INVESTIGATION FOR THE CHARACTERISTICSOFHOLLOW CATHODEDISCHARGEABSTRACTHoowehodedsehage5aveyesPeealdsehageyPewheh5dferentfomnormalandabnormalgowdschargeandnamedaferssPeefceathodeconfguraton.TheapPcaonofhedschargenfmPodueton，umnatonanddsPayapParatus5exensvebeeauseofssPeealeharaeerstes.Inhshesssomeeharaeerstesofhooweathode dseharge are nvesgated by means of fud modeng，LangmurProbedagnossandee.Numerealsmuaton eehnque asan efeetve mehod forheresearehofPasma5moreandmorePoPuarrecenty.InhsPaperahooweathodedsehargewasnvestgatedbymeansofatwodmensonalfudmode.Thedsrbutonofheeeerefed，eeeondens，ondensyandeeeonenegyhasbeeneacuted.TheeharaeerstesofhooweathodedsehagewhensgasPressureat025一1orrdsehagevoageat150一300Vandhedameerofeahode503一075em，5nvesgaed.Theresutsshowhathere11才東東華人學碩士畢業(yè)論文exssahoowcahodedsehageefeetnhedsehargeProeessandhemordehage5akenPaeetheboomofeyndealeahode.Theeeeronenergy5srenghgraduayaongheadusofheeathode.Isvaue51oeVnnegtvegowandmoehanhynehodedaksPace.OnheoherhandhenfueneesofeathodePoenta，gasPressueanddmensonofheeahodeondschargeeharaeerstesweeasonvestgated.In addton，Probe dagnossand oPealemsson sPeeroscoPyOES)mehodaobeuedoeerchhehoowchodedehagenaboratory.LangmurProbedagnossmehod5heodestandeasestmehodfordagnosngPasma.ThehermalandnonhermalmodelhasbeenusedresPeetveywhenweProeessedheexPermentdataofProbeeurrentandProbevoage.Theeectron enegy dstbuton funetonEEDF)andeeconemPeueanddensyhasbeenobanedandhereatonshPbetweenhesevarabeandsoureevoageandgasPressureasobenvestgated.w亡ean seethatthemagnudesofresuisfomhesewomehodshavesomedferenbutheehangerendsoftare5ma.Asoheesusdemonsedhteeeondensy5bggerwhensoureevoageandgasPressurearebggerandheehangerendofeeeronemPerature5notkehs.OPcal emsson sPeeroscoPy 5 a nonnrusve dagnoseeehnque，wdey usedosudy dferentkndsofPasmas.W亡eanIV摘摘要obanPareesPeeesandeecronemPeratureusedhsmehodandhereaetonsaeofsPeealPareesaso eoud beanayzed.InhePesentwork，anoPealemssonsPecroseoPyeehnquewasusedohoow eahodedschargenNrogen.Itwasobservedhathereareome hghenegy >oeV)eeeons n he Pama.Becaue heradaneeofhebotom ofhehoow eahode5mostnense50wethnk hathe resusfom oPealemsson sPeeroscoPy dagnosseorresPondohePasmaeener.w七eanseeheoucome5smaroheresutofnumerealsmuaton.Theoueomeofhshess5ofsomeusefunessnheaPPeatonofhoow eathodedsehagenhardfm ProduetonandheresearchofdsPayaPParatusand50on·ZOUBn (PasmaPhyses)SuPevedby衛(wèi)旦L漁叢-KEYW ORDS:hoow eathodedsehargefudmodeLangmurPobedagnossoptealemssonsPecroseoPyPasma‘目目錄引言…l第 章空心陰極放電概述31空心陰極放電機理312空心陰極放電產生的條件及其主要特性4第二章低溫等離子體放電過程的各種數(shù)值模擬方法621粒子模擬722流體模擬…8221流體方程8222邊界條件…0223流體方程的數(shù)值處理…123混合模擬…5第三章空心陰極放電的流體模擬…631空心陰極放電模型的基本假設…632空心陰極放電的流體模型…733流體模型中參數(shù)的確定…834方程的離散化…935算法實現(xiàn)2036模擬結果及討論2361 空心陰極放電的一般放電特性2362 改變放電條件對模擬結果的影響3第四章低溫等離子體的診斷概述541Langmuir探針法2642發(fā)射光譜法犯421等離子體中的原子過程32422等離子體的簡化模型4423等離子體中的光譜輻射543其它診斷方法36東東華人學碩士畢效論文第五章空心陰極放電的探針及光譜診斷751空心陰極放電裝置3752基本放電特性測試8521伏安特性曲線8522氣壓對放電的影響953Langmir探針診斷1531探針診斷電路及裝置的參數(shù)設置1532探針診斷程序設計3533探針診斷數(shù)據(jù)處理及結果分析4654NZ空心陰極放電的發(fā)射光譜診斷及分析055小結54第六章結論與展望5參考文獻7攻讀學位期間發(fā)表的學術論文1致謝2引 引 言納米科技從0世紀0年代興起進入1世紀越來越被大家耳熟它在促進科技進步，提高社會文明程度改善人類生存質量更新對物質世界的認知及觀念上扮演了舉足輕重的角色。納米材料是納米科技極其重要的物質基礎，日益受到各國的重視。在最近0年內人們利用了多種沉積技術制備納米薄膜，其中包括直流濺射法、激光燒蝕法、等離了體化學氣相沉積法、磁控濺射法、等離子體注入法等。在制備的過程人們還對不同的沉積條件對薄膜性質的影響進行了研究，例如基片偏壓、基片溫度、射頻或直流放電、反應器裝置、以及反應氣體分壓等?？招年帢O放電制備薄膜的方法由于具有設備簡單，工藝方法穩(wěn)定可靠沉積速度快、分散能力好、膜層組織均勻致密、附著力強等優(yōu)點，也開始受到越來越多的關注。楊平z等人已成功的應用直流空心陰極放電等離子體濺射沉積的方法制備了氮化碳薄膜，并研究了改變基板偏壓對所制備薄膜性能的影響。為了將空心陰極放電用于修改襯底的表面性能，CHEH[等人更提出了陣列式空心陰極放電結構。但是對空心陰極的放電特性尚缺少系統(tǒng)的研究。為了提高空心陰極放電利用效率，我們希望了解其具體的放電過程，特別是其中的一些等離子體參數(shù)與放電條件之間的關系，因而需要對空心陰極放電過程做進一步的深入研究。研究空心陰極放電特性，即研究其產生的等離子體狀態(tài)，而研究等離子體有三種手段，它們是實驗診斷、理論解析和數(shù)值模擬，實驗診斷是以某種可控制的方式擾動該系統(tǒng)，借助于儀器觀察它的性質;理論解析是用解析的數(shù)學方法通過己經建立的物理規(guī)律洽地確定該系統(tǒng)的性質;數(shù)值模擬是從已經知道或已知被假設的局部瞬間規(guī)律出發(fā)，利用計算機將局部規(guī)律組合成長時間規(guī)律的一種方法，它特別適用于等離子體這種已經部分了解了控制它的基本規(guī)律，但對它進行實驗診斷又比較困難，且它的多自由度的關聯(lián)相互作用使得對它作理論解析也不切實際的體系。這種方法在最近幾十年來得到 蓬勃發(fā)展〕特別是在過去的二十年中，已有大量的一維和二維模擬方法 于直流]和射頻]放電領域在空心陰極放電方面賴建軍余建華等愉應用恰模型(Mneao模型和流體模型的混合體)通過將快電子和慢電子與離了進行分若東東華人學碩士畢業(yè)論文別處理，得到了氫氣在槽型空心陰極放電的二維模型;OONKO[也使用了類似的方法姚細林等用MneCa模型對氨氣在槽形微空心陰極中的高壓放電作了二維模擬張連珠和HASHGUCHIS等采用MoneCao方法分別模擬了氮離子在空心陰極放電鞘層區(qū)內的輸運過程和氦氣空心陰極放電中的電子能量分布。本文則希望通過對空心陰極放電進行流體模擬，在理論上得到空心陰極放電中帶電粒子的密度分布及電子的平均能量分布;通過對其進行探針及光譜診斷，在實驗得到空心陰極放電等離子體的電子密度和電子溫度等參數(shù)隨放電條件的變化情況。通過對這兩種研究結果的對比及分析，進一步研究空心陰極的放電特性，為其在沉積納米薄膜等方面的應用提供理論參考。第一章 第一章 空心陰極放電概述空心陰極放電]Hooweahodeoehae簡稱HCD)又稱史丘勒(Schuer)放電是一種特殊形式的輝光放電。最早它應用于光譜光源，后來發(fā)展成為一種很有用的激光放電。它還具有工作氣壓高，維持電壓低，粒子數(shù)反轉濃度人等特點。11空心陰極放電機理空心陰極是一種特殊形式的陰極，當輝光放電時，陰極區(qū)、負輝區(qū)都被包圍在陰極空腔的內部，使得負輝區(qū)相互重疊，這種放電特征下的陰極稱為空心陰極。在相同的條件，空心陰極輝光放電的電流密度比正常輝光放電時顯著增大，這種現(xiàn)象成為空心陰極效應?？招年帢O放電管結構如圖1所示，空心陰極的放電機理為:1、高能電子可以在陰極空間來回振蕩提高產生電離的機會增大電離幾率，使得電子雪崩增長更快。重疊的負輝區(qū)。負輝區(qū)是輝光放電中電子、離子濃度最高，輻射光最強的區(qū)域;又是電場較弱、遷移運動速度很小的區(qū)域。在空心陰極中，陰極的負輝區(qū)相互重疊，這更增強了負輝區(qū)的特征，使區(qū)內帶電粒子的濃度更高、輻射光更強、高能粒子更多。由于高能電子的振蕩效應，使負輝區(qū)中高能電子的份額也增高，其它高能粒子也相應增強，這些因素都使空間電離系數(shù)提高。由于陰極間空隙的限制，負輝區(qū)中輻射出光子有較大的幾率輻射到陰極表面，使陰極產生較強的光電子發(fā)射。其它各種高能離子、亞穩(wěn)原子、高速原子等也都能更容易地打上陰極，使陰極表面產生二次電子發(fā)射，從而使陰極的總二次電子發(fā)射系數(shù)顯著增大。3、陰極的濺射。山于較多的高能粒子轟擊陰極表面，使陰極濺射增強。當陰極為金屬材料時，陰極附近出現(xiàn)的金屬蒸汽還很容易與氣體原子發(fā)生潘寧電離碰撞，從而使陰極區(qū)內電離系數(shù)更加增大。由于以上多方面產生帶電粒子的有利因素使空心陰極放電電流密度猛增。東華東華人學碩士畢業(yè)論文陰極陰極暗又負輝區(qū)圖l空心陰極放電管結構簡圖12空心陰極放電產生的條件及其主要特性要產生空心陰極放電需滿足一定的條件:1、在一定的氣壓下，空心圓筒陰極的半徑必須大于陰極暗區(qū)的厚度雙平行板陰極，兩平板間的距離一般也必須大于陰極暗區(qū)的厚度。有人在氖氣，鑰陰極的空心陰極放電中總結出以下條件n:133Pam<Pd<133Pam (ll)其d為陰極直徑或雙平板陰極的間距。2、圓筒陰極的長度與直徑的比值應大于或等于7。3、空心陰極放電中通常還考慮輻射對放電特性的影響從大量試驗得到的一個結論是:要維持空心陰極放電，必須有相當強的光輻射，尤其是那種能量大的紫外光輻射。在以上的三個條件中前兩個是必須滿足的條件，只有在滿足前兩個條件時才能產生空心陰極放電。由于空心陰極放電的獨特區(qū)域分布，更有利于氣體導電，它與正常輝光放電相比有如下幾個特征:1、管壓降較低，電流密度大在相同條件下，電流密度可高1至3個數(shù)量級。2、空心陰極中等離子體區(qū)內的電子離子濃度高，約高出一03的數(shù)量級范圍。3空心陰極的主要發(fā)光區(qū)是負輝區(qū)區(qū)中有快速電子群(能量約為20eV)，速電子群(能量約為5一eV)，慢速電子群(能量約為eV)，空心陰極負輝第第章空心陰極放電概述區(qū)內高能電子所占的份額大，電子的速度分布曲線偏離麥克斯韋分布曲線。由于空心陰極放電中存在相當豐富的電子能量分布以及高的帶電粒子密度，易產生強烈的陰極濺射。利用這一特點可制成各種金屬蒸汽的離子激光器與光譜燈等器件。且當采用空心陰極濺射沉積法制備薄膜時，具有設備簡單，上藝方法穩(wěn)定可靠、沉積速度快、分散能力好、膜層組織均勻致密、附著力強等優(yōu)點，是一種很有發(fā)展前途的沉積技術。因此空心陰極放電是一種很有用的放電形式，前正被人們所重視。入第二第二章 低溫等離子體放電過程的各種數(shù)值模擬方法認識復雜物理系統(tǒng)的性質可以通過兩種經過檢驗的傳統(tǒng)方法進行，即實驗研究和理論研究。實驗研究即以某種可控制的方式擾動該系統(tǒng)，借助于儀器觀察它的性質;理論研究即川解析的數(shù)學方法通過已經建立的物理規(guī)律洽地確定該系統(tǒng)的性質。理論和實驗的緊密結合使物理學取得了極人的進展。然而有很多的物理問題是不可能進行實驗研究或者實驗研究是很困難的，而多白山度的關聯(lián)相互作用使得做理論解析也是不實際的，但往往我們相信自己了解控制該系統(tǒng)的基本定理而不能得出想認識它的任何結果或者可以提出一些見解，但由于理論的復雜性而不能進行檢驗對低溫等離子體的研究即屬于這類問題。最近幾十年來，高速度大容量的計算機得到了飛速的發(fā)展，這對物理學的研究和應用領域產生了深刻的影響，擴大了研究和應用的范圍，縮短了研究和應用的周期，促進了一些新興科學的發(fā)展。在物理學中，在傳統(tǒng)的研究手段解析理論和實驗研究以外發(fā)展了一個新的研究手段:計算機數(shù)值模擬，它的目的是從已經知道或已經被假設的局部瞬時規(guī)律，利用計算機將局部規(guī)律組合成長時間的規(guī)律。等離子體是一個呈現(xiàn)集體運動特性的帶電粒子的復雜系統(tǒng)。對這樣一個系統(tǒng)的數(shù)值模擬研究一般采用流體力學模擬或動力學模擬方法它們的關系如圖21所示e。流體模擬方法從宏觀的角度研究等離子體大范圍、長時間的性質，將微觀得到的輸運系數(shù)等作為已知的條件，數(shù)值求解流體方程。而動力學方程(Vsov方程或Fokenk方程)的求解，由于存在一個多維相空間的分布函數(shù)，數(shù)值求解時往往比較困難，或往往要進行離散化處理，這樣也就容易產生非物理的多束流失真，掩蓋真正的物理解。第第章低溫等離子體放電過程的各種數(shù)位模擬方法離r體數(shù)值模擬研究方法力學描述 流體描述Vaovv 粒r模擬 混合模擬 流體模擬FokkerPanekk程數(shù)值解圖2l等離子體數(shù)值模擬研究方法分類框圖21粒子模擬等離子體粒子模擬就是在高速計算機通過跟蹤大量的帶電粒子在它們的洽場和外加電磁場的運動來模擬出等離子體的動力學特性。它的基本思路為:設大量的帶電粒子具有初始位置和速度，對它們采用統(tǒng)計平均的方法求出等離子體空間的電荷和電流密度分布，在通過麥克斯韋方程組VE=4刃，v=_C次2l)v_絲+4冠C 食 CVB=0求出各處的電場和磁場，這樣每個粒子所受的洛倫茲力就知道了:護 二、廠=qI七+一I 22)ar 、 L 夕而下一時刻侮個粒子的位置和速度可以通過運動方程求出。如此循環(huán)進行，跟蹤計算大量帶電粒子的運動，再根據(jù)所感興趣的問題對這些大量帶電粒子的某些物理量做統(tǒng)計平均，即可得到宏觀等離子體的物質特性和運動過程。從原則上講，這種方法考慮等離子體運動最齊全，最能反應實際等離子體的運動，在一定意義上，可以代替實驗的功能。又因為它是模擬計算，每一個模擬的帶電粒子全部運動都存在計算機里，因而可以提供任何詳細的等離子體運動的信息。但是，因為要跟蹤大量的粒子，計算量十分可觀，實際等離子體東華人學東華人學碩士畢收論文帶電粒子數(shù)遠遠超過了高速計算機所能模擬計算的總粒子數(shù)。因此要真正在計算機上實現(xiàn)等離子體的粒子模擬，還需作很多精細的考慮和處理技巧，如何減少計算量成為這種方法的主要問題。22流體模擬由于粒子模擬計算費時，所以，在氣體放電的一些簡單問題中，流體模型仍為首選分析方法。流體模型將低溫放電等離子體粒子作為流體來處理。它山分別描述電子、離子的兩個連續(xù)性方程，兩個傳輸方程以及描述電場分布的泊松方程禍合而成既解決了場洽的問題也考慮到了帶電粒子的非平衡問題，能夠反應出等離子體的主要宏觀性質，是一種簡單快捷的分析方法。221流體方程流體方程包括連續(xù)方程動量方程和能量方程這些方程也叫輸運方程，可以和泊松方程進行禍合得到電場。假設給出的氣體粒子的電離度、密度和溫度都是常數(shù)且不受放電的影響。則流體方程組可表示為:伽_-乙+V幾=S， 23)幾nPn， 24)Z 25)竺+v硯=S‘ 26)5幾二 27)·又乏r 28)其中是濃度，r是流量，S是源項，符號p可以表示:電子(p=e)、離子或性粒子;云是電場，q是粒子所帶電量，是漂移率，D;是擴散率:氣表示電子能量密度;符號r表示某種反應，氣表示在一次r反應中產生的粒子p的個數(shù)，它可以是正的也可以是負的，常數(shù)k是:反應的反應率系數(shù)，n、nZ第第章低ir等離子休放電過程的各種數(shù)位模擬方法為反應粒子的濃度:n表示碰撞靶粒子的密度，耳表示碰撞能量的閩值。這一組方程可以從Bmnn方程出發(fā)，通過引入適當?shù)募僭O推導出來，也可以采用比較直觀的方法推導。式2)為粒子的連續(xù)方程，描述了任意一種等離子體粒子p的密度隨時間的變化流量方程2)中第一項給出的是由電場引起的流量(即漂移)，而第二項表示的是山濃度梯度引起的流量(即擴散)，忽略了粒子的慣性粒子的源項2)由氣體放電發(fā)生的反應決定它由產生p粒子的反應對應的正項和引起p粒子損失的反應對應的負項組成式2)為電子能量的連續(xù)方程其中乓=云，為電子平均能量。電子平均能量的源項2)式中的兩項分別代表從電場中獲得的能量和由于碰撞損失的能量。求解流體方程232)時需要知道反應率系數(shù)k和輸運系數(shù)產和D一般來說，這些參數(shù)的取值都取決于相應粒子的能量分布。對于離子我們可以采用局域場近似(Lca!dppomin)，也就是說粒子從電場中獲得的能量與由于碰撞損失的能量達到平衡，此時可以假設粒子能量分布和電場有直接的關系。這樣輸運和電離系數(shù)都可以表示為電場的函數(shù):=ED=Dk=k))這種關系可以從文獻中的經典理論和實驗結果中找到。而且，離子擴散系數(shù)可以由漂移系數(shù)通過愛因斯坦關系得到D=塑 )其中k為玻爾茲曼常數(shù)，e為電子電量，T為粒子溫度，對應于粒子隨機運動的能量。然而對于電子而言，局域場近似方法通常得不到令人滿意的結果，因為由電子和中性粒子碰撞引起的能量轉移很少(因為他們的質量差距太大)。因此，這里不能用式29)，而是假設電子碰撞反應的輸運系數(shù)和反應率系數(shù)是電子能量的函數(shù)幾=Dk=k) )最后，由空間電荷分布決定的電場分布，可根據(jù)泊松方程得到.v佃p )其中是介電常數(shù)，滬是靜電勢，p為空間電荷密度。東華東華人學碩士畢業(yè)論文， 23)可以通過聯(lián)立連續(xù)性方程、動量方程、能量方程和泊松方程，來獲得恰的電場分布。但由于在流體模型中，假設了電子從電場中獲得的能量和電子經過非彈性碰撞損失的能量相平衡對等離子體中的快電子而言是不確切的，所以此方法只能是一種近似的模擬，不適用于對高溫等離子體的研究。222邊界條件流體方程組的邊界條件是描述一個問題的本質部分。對于粒子輸運方程232)在不同的文獻中可以找到各種各樣的邊界條件最直接的邊界條件，例如n=0或V.=0其中是法向單位矢量在某些情況下是滿足的但在物理學中一般是不滿足的特別是當表面有二次電子發(fā)射的物理現(xiàn)象發(fā)生時，這些邊界條件就沒有描述，而這種物理現(xiàn)象是很多放電類型的基本過程。根據(jù)動力學原理，在漂移和擴散的作用下流向極板的粒子流為〕r_。1誘*+jDv* 24)，J· 4 ‘ 2︸式中an沖0后兩項代表由粒子的隨機運動引起n沖幼 _于的擴散流量，將流體方程中粒子的流量表達式2)代入則在邊界上有:一)名D件二 26)對于陰極表面，電子的邊界條件中必須考慮二次電子發(fā)射引起的流量。在這種情況下，我們將極板表面的電子區(qū)分為從另一邊過來的。電子和極板表面發(fā)射的電子分別得到它們各自的邊界條件具體推導過程見文獻2最后可得到電子在邊界上的總邊界條件為:‘e一2“。.~.r’，。，2“乙曰二_..”其r電子的濃度第第章低溫等離子體放電過程的各種數(shù)值模擬方法8恤;+m知、e 告 ‘，n 對于電子能量輸運方程26和2)，我們使用和電子輸運方程相一致的邊界條件:+一z”)其中合 」沙+m:加:n220)式中凡表示靶粒子p打出二次子平均初始能量m離子質量，m:為中性粒子的質量。泊松方程的邊界條件即為電極的電勢值。223流體方程的數(shù)值處理對于以上給出的流體方程系統(tǒng)，可以在時問進程和二維空問中，利用計算機程序對其進行數(shù)值求解。使用有限差分方法求解這些方程，即用分散在時間和空間上的一組點上的數(shù)值來表示一個變量值，通過這些點上的值，這些方程的微商都近似地用有限差分方法表示首先將二維空間用均勻網格劃分出來，它們由x和y方向的線條組成，間距分別為x和妙，如圖2一2所示。流體方程組2)只能在氣體區(qū)域內使用用兩個下標來表示某網格點在xy平面的位有+欲和川=+y量X為量y示鄰中間和芍2;如圖.5所示對于標量在格點正中間值可表示為:x+x2。東東華人學碩士畢業(yè)論文圖22二維空間網格圖將粒子和電子平均能量連續(xù)性方程2)和2)在時間上離散化為k+I kn_-一n_ 一1. 一 ， .、 l 、P P ，r l~‘r￡尹nlol_e 1.“.. 乙m古吞"枯 ， f，，I、— 一V1_In沙乙‘“二.2少了=O_n.”n，“…K，.K，.…戶 乙乙l，夕 ’pvp一尸p一pl一pv.2l2，公表示時問步長且=k+夕假設己知所有變量在產時刻的數(shù)值而需要求的是這些變量在I時刻的數(shù)值右上角的!和m分別表示r和S的時刻標志。輸運項和源項既可以用產m=)時刻的數(shù)值代入，也可以用廣m=kl)時刻的數(shù)值代入。如果代入的是時刻的數(shù)值，則相應的數(shù)值計算方法為顯式方法，因為當計算時刻的變量值時，所有變量在時刻的數(shù)值都是己知的。這種方法很容易計算，但是會導致結果的漲落，甚至計算不穩(wěn)定，除非對時間步長t進行限制即必須滿足CurdhLeyCF)時間步長約束條件:t< 222)X;，約束條件2)一般是很難滿足的例如對應于氣壓為0帶電粒子濃度為0cm3的氫等離子體，根據(jù)此約束條件，時間步長的數(shù)值應<0ns。經研究表明為了避免限制條件2)并不一定要使用嚴格的隱式方法計算，一種所謂的半隱式方法也能確保穩(wěn)定。具體分析見文獻2]。即可以取==m=m*=k:mkl使用半隱式算對此方程進行數(shù)值求解，這樣時間步長的取值可以比約束條件22)大好幾個數(shù)量級極大的縮短了計算所需時間。對于連續(xù)方程中的輸運項可離散化為r_…，一f_.，位-:y2一 十 223)Ay第第章低溫等離子體放電過程的各種數(shù)位模擬方法式流量所對應的表達式的離散化可采用schGumme指數(shù)方案，即假設粒子流、遷移系數(shù)和擴散系數(shù)在兩相鄰的網格點之間是常量，通過在此區(qū)間積分得到網格中心點的粒子流的指數(shù)表達式，其優(yōu)點是可以同時有效地描述以遷移為主或以擴散為卞的區(qū)域。簡單的推導過程如下山:流量方程2)在二維空間的表達式為加_L::一D_- 蘭 224)“欲n，y:一D.-J立 225)尸即將上式變形為伽p.__一二226)汰其中a=:二b_三式解為D， D，b二] 227)則有x=馬一嘰0] 228)同理可得r_=bD_=一D畫] 229)將上式在二維空間網格中離散化則有:瓦=-一) 230)其中Z一 zexP夠)一I):= 231)(z護0，==l)東東華人學碩士畢業(yè)論文ZE公 232)幾，對y方向的離散方法同上。將流量的指數(shù)方法離散表達式20帶入22)，再帶入21)，則連續(xù)方程的離散化方程可表示為五點格式:+++a心=丸 233)其中配 移 l幾廠234)=_少=一 235)公2-)夕妙幾t) 236)_2夕， 妙幾) 237)=站哈弓屹， )A=+， )五點格式的各項系數(shù)23)23)應用于網格上氣體區(qū)域內部的每一個網格點上。在氣體區(qū)域的邊界部分，五點格式的各項系數(shù)需要與邊界條件26220相結合。具體操作見文獻7].tvv空間的介電常數(shù)為真空介電常數(shù)e)有:O尹.0p P竺氣二十-，產 240)ax‘ 即‘ 右0因為周圍網格點的泰勒展開表達式為:尹_一a尹A2 1儼3.r4、磯井欲+舟故故J+O欲) 24)敘 Zax‘ 6axJ叨件=甲.一_二a丁2.1獷A3.o;) 242)次 藝dr一 O)尤-第章第章低ir等離子體放電過程的各種數(shù)位模擬方法l3件l= 243)@)l= 244)黔@)若設網格間距血=辦=h，將以上六式相加則有:，)從而可得泊松方程的離散化方程_l__J__p) 246)23混合模擬混合模型即將上兩種模型結合起來，用粒子模擬中的統(tǒng)計方法來得到電子的能量分布，用流體模型來求解粒子的濃度和電場，這樣就綜合了述兩種模擬方法的優(yōu)點，精讀上高于流體模擬，計算時間上快于粒子模擬，是近年來國內外數(shù)值模擬研究中經常提及和使用的一種模擬方法。第三章 第三章 空心陰極放電的流體模擬流體模擬、粒子模擬和混合模擬技術是低溫等離子體放電模擬最常用的模擬技術。雖然對等離了體的描述和建模是一件比較困難且非常具有挑戰(zhàn)性的工作，但是有時合理的模擬可以得到實驗無法獲得的物理信息。在過去的二卜年中，人量的一維和二維模擬方法應用于直流和射頻放電領域。在空心陰極放電方面賴建軍余建華等]應用恰模型(MneCr模型和流體模型的混合體)通過對快電子和慢電子與離子進行分別處理，得到了氫氣在槽型空心陰極放電中的二維模型，但是他沒有給出電子平均能量的空間分布。姚細林和周俐娜5等分別用MneC模型和流體模型模擬了亞毫米量級的微空心陰極放電，屬于高氣壓下的空心陰極放電。本文則采用流體模型對氫氣管型空心陰極中的低氣壓放電作二維模擬。31空心陰極放電模型的基本假設根據(jù)實驗室現(xiàn)有條件，為了節(jié)省計算時間，本文考慮一個由管型陰極和兩陽極構成的簡單空心陰極放電系統(tǒng)，圖31所示為管型空心陰極的軸向中心截而，設為xy平面，截面大小為osemxosem，陰極孔徑為osem。在本模型中，氣體溫度設為30K，中心軸放電電壓的范圍為0一30V，氣壓為25一o在這種情況下考慮放電區(qū)粒子之間的相互作用時可以只考慮電子和氣體基態(tài)原子之間的碰撞激發(fā)和碰撞圖3空心陰極放電結構截面 等過程同時忽略各種復合過程并且電離忽略電子電子碰撞和電子離子碰撞假設從陰極發(fā)射的二次電子主要是由正離子的撞擊引起的，取二次電子發(fā)射系數(shù)=3。陽極接地，則陰極上的電位為放電電壓的負值，外電路的影響不考慮。第二章第二章空心陰極放電的流體悅擬32空心陰極放電的流體模型流體模型的基本變量為電子密度n，離子密度n及電勢V。與上章的流體方程組對應有:匹+v亡& 3)己n_S 32)稱 P枷_ _ 二~一二十V1_ 33)次一) 34)ee其中:e=從n幾V氣 35)幾nDvP 36)· 37)n‘=n￡ 38)S=S，=knN 39)又=一硯E瓦keN瓦 30)式中n，n，N，n分別為電子密度、正離子密度、中性粒子密度、電子平均能量密度。，r，:分別為電子流密度、離子流密度、能量流密度。S，S，S分別為電子、離子和電子平均能量的源項，即單位時間單位體積產生的電子數(shù)、離子數(shù)和能量值。v，云為電勢、場強，幾為介電常數(shù)。為電子平均能量，D;分別為離子遷移率離子擴散系數(shù)它們是與E有關的函數(shù);，幾分別為電子遷移率、電子擴散系數(shù)它們是與有關的函數(shù);k，氣分別為電離反應速率系數(shù)、能量損失系數(shù)。耳為發(fā)生電離反應的能量閉值，此處即為氛原子的第一電離能。瓦為碰撞時損失的能量，本文可設為e[。東華東華人學碩士畢業(yè)論文33流體模型中參數(shù)的確定為了求解流體方程組必須先確定方程組中所包含的遷移系數(shù)擴散系數(shù)、反應系數(shù)和二次電子發(fā)射系數(shù)等參數(shù)的數(shù)值。對于離子和性粒子等重粒子而言，可以認為它們與器壁處于熱平衡狀態(tài)，服從Mxwen分布，根據(jù)分子運動論及Langov漂移理論，可以確定它們的各項系數(shù)。或者可以通過查找相應文獻獲得H。離子的漂移系數(shù)為一)從漂等’LVIP 戈 夠/P)’j/p表示壓強，單位為?？梢愿鶕?jù)愛因斯坦關系獲得其相應的擴散系數(shù)D_=#kp 32)對于電子，由于空心陰極放電等離子體是遠離平衡態(tài)的，電子的分布函數(shù)一般不服從Mxwln分布。最嚴格的方法是在空間和時間維上求解隨時間變化的Bmnn方程從而得到所需系數(shù)，但是對于二維和三維而言是很困難的，必須引入一定的假設進行簡化。具體求解方法見文獻伽。電子的各項傳輸系數(shù)和反應系數(shù)可以通過此算法對應的軟件BOSG+計算而得。圖32為通過此軟件所算得的r放電中電子遷移系數(shù)u和擴散系數(shù)D隨電子平均能量變化的曲線;圖33為電離反應系數(shù)和激發(fā)反應系數(shù)c隨電子平均能量變化的曲線?！揙ONN:meanec扣nene酬e叨圖32電了遷移系數(shù)u和擴散系數(shù)D隨電子平均能量變化的曲線第二章第二章空心陰極放電的流體模擬門萬35〔250E刁15氣2ooE15meaneectneergyeV)圖33電離反應系數(shù)k和激發(fā)反應系數(shù)k隨電子平均能量變化的曲線34方程的離散化所模擬的二維空心陰極管截面如圖 31 所示，取網格問距h公細ocm，則二維空間的網格數(shù)為0巧0。為了減少計算時間，對流體方程均使用逐次超松弛迭代法sOR)進行數(shù)值計算。則在網格內部粒子密度在網格點上的迭代格式的表達式有.心公嚓，、 二 、 ?！?氣 卻+} :FjL掀，式中q表示第q次迭代，k表示對應的變量為k時刻的數(shù)值，。為超松弛因子，它的表達式為卿:2口=萬-于戶一 34)l+VI一P，， 汀 ‘， 汀cos一+COS一刀Z n刀cbi 315)公2+妙2為Jacobi方法的譜半徑，nl，n 故和妙分別x方向和y方向的網格節(jié)點數(shù)和空間步長值。對于左陰極邊界，電子和離子的流量表達式分別為e ﹂ l月，東華人東華人學碩士畢業(yè)論文、 317)._2只l 并帶入連續(xù)性方程，則可以得到左陰極邊界處粒了密度的五點格式。對于電子可表示為t_ 了 、介一麗 線叭) 38)《=嶸心0 39)l w 夕 _ 一 夕氣+石踐護+面 、J 320)l 夕 2夕2i廣萬2位vlel件.+登jA少 * .夕。 32)對于離子可表示為) 322)a=az==o 323)l _甲 l‘ 夕.切 — VL__- 324)氣=氣z+ ;+2公 書，夕_APlj +—百_ 325)2同理可得其它邊界上的離散化表達式式所表示的超松弛格式對它們同樣適用。泊松方程的超松弛迭代格式為必二無0玩無4.十h0+— 尹35算法實現(xiàn)以L流體模擬數(shù)值算法通過Mlb數(shù)學計算軟件編程實現(xiàn)初始的電子密度設為O，而離子密度設為0m，均勻分布于50x50的網格內節(jié)點上，時間步長取55。計算流程圖如下:第第二章空心陰極放電的流體模擬輸入所需參數(shù)值及變景初值=t+1:表示時間迭代次數(shù)ko=ko+l:表示訓算某一時刻相應數(shù)值的迭代次數(shù)kl=kl+l獲得計算場強時所需參數(shù)計算電勢分布及網格點上的場強值選取相鄰兩次迭代所得網格上的各點電勢之差的絕對值的最大值賦予dfnaxdfax>le4?否獲得計算電子密度和離子密度所需參數(shù)算電子密度計算離子密度獲得計算電子能量分布所需參數(shù)計算電子能量分布計算網格點上的電子密度、離子密度和電子能量兩次迭代誤差的最大值賦予dfndfi>le4?令I變量在t時刻的數(shù)值和t+l時刻的數(shù)值之差的絕對值的最大值>le4?否結束圖34流體模型數(shù)值計算程序流程圖東華人學東華人學碩士畢業(yè)論文各個流體方程間的禍合關系為:輸入所求變量的初值求解與電子平均能量輸入各項系數(shù)的值有關的系數(shù)值D=f()求解泊松方程得到網 求解網格點I帶電粒子密格點上的電場值E 度值及電子平均能量值求解與電場值有關的系數(shù)值D=E)圖35流體方程組禍合關系圖36模擬結果及討論本節(jié)給出了部分模擬結果。以Ar作為模型氣體，模擬了放電電壓范圍在50一300V，氣壓為05一o，陰極孔徑為030一075em，陰極筒長為0sem的放電條件下的空心陰極放電。得到電子密度、離子密度、電子平均能量和電勢的空間分布，研究了放電電壓、氣壓和陰極孔徑的變化對放電特性的影響。361 空心陰極放電的一般放電特性圖36的模擬條件為極間電壓0OV，放電氣壓or，陰極孔徑cm，陰極筒長0sem。第第二章空心陰極放電的流體模擬冬。之陰極mm 00 陽極mm 陰極mm 00 陽極mma勢分布 (電子密度分布、 史陰極加m 陽極lm 陰極mm 00 陽極mm(離子密度分布 (電了平均能量分布圖36空心陰極放電的一般特性由圖36可以看出放電主要發(fā)生在陰極管的上下兩端這是由于陰極管，間部位的電場值較低的緣故。圖36(a)所示的為電勢分布，在陰極管靠近端口的等離子體區(qū)電勢接近于零。圖36()和()分別為電子和離子密度分布，靠近陰極管上下端口具有相同電子和離子密度值的區(qū)域為準中性等離子體區(qū)。等離子體區(qū)的電子和離子密度明顯遠高于其它區(qū)域，陰極附近的陰極暗區(qū)內的正離子密度遠大于電子密度此時陰極管端口附近處的負輝區(qū)已經重合，形成了空心陰極放電。從電子的平均能量分布可以看出在陰極位降區(qū)電子能量較高，而陰極管中心的能量較低，這是由于電子在管狀陰極的作用下，在陰極管中心來回擺動，從而導致它與其它粒子的頻繁碰撞造成的:邊界的四個極值則是由于所在區(qū)域的高電場引起的。362 改變放電條件對模擬結果的影響圖37給出了氣壓為r時，在不同放電電壓下，陰極管端口平而向內03cm處截面的粒子密度分布變化。從圖中可以看出，隨著放電電壓的增大，東東華人學碩士畢業(yè)論文電子密度和離子密度也隨著增加且粒子密度分布峰值的形狀基本不變圖38為不同氣壓下，電子密度沿陰極管中心軸的分布變化圖?？梢钥闯鲭S著氣壓的增大，使得軸上靠近陽極區(qū)域的電子密度值與中間區(qū)域的值對比越來越強烈，這是由于氣壓越小，粒子的平均自由程越長，氣體放電產生的等離子體區(qū)的范圍也就越大。16001印VV八圓14++2飛VV6‘ ++2仗VV翻E、—— 3lVV2 3 2 3陽極mm 陽極Ima電子密度分布 (離子密度分布圖37不同電壓的電子密度和離子密度在陰極端口以內03mm截面處的分布圖廠一一一萬弄靄葡下一下門八橇_/、」l}一\尸飛}巍 誡吮嘆甲哭哭畔溉黑界琴揮~貸{ \/ . {0 1 2 3 4 5陰極Im圖38不同氣壓下，在陰極管中心軸上的歸一化電子密度分布圖39為陰極孔徑分別為cm7cm時的離子密度分布從圖中可以看出陰極孔徑減小時離子密度分布在軸向的兩個峰值更加靠近陰極管的兩端;而當陰極孔徑增大時，離子密度降低，并且沿徑向很明顯的出現(xiàn)兩個峰值，這是由于負輝區(qū)未重合所造成的。第第二章空心陰極放電的流體模擬卜 、0口陰極mm 陽極mm 陰極加m 陽極加ma陰極孔徑為3ml b極孔徑為75mm圖39陰極孔徑分別為3mm和75mm時的離子密度空間分布25第四章 第四章 低溫等離子體的診斷概述鑒于等離子體的一些性質(如溫度、電子濃度等)并不能直接測量，而必須通過其它表象(如譜線強度譜線寬度探針伏安特性曲線等)轉換而得到，所以常把等離子體參數(shù)的獲得稱之為等離子體診斷。按功能分，實時、原位的等離子體診斷可分為三種:一是對等離子體中的基木參量(如電子和離子的溫度及密度、等離子體和鞘層電位)的測定。這時等離子體被看作是種靜電體系、光學介質，可以川靜電探針和波譜(微波、激光)探針來診斷;二是對等離子體中粒子的物種診斷(如原子、自由基、離子及其激發(fā)態(tài)等)這時等離子體被看成是一種化學體系可用吸收光譜(紅外及紫外光譜、拉曼光譜、激光誘導熒光、光腔衰蕩光譜)和分子束質譜診斷，三是既能診斷等離子體的參量又能探測活性物種，這時等離子體被看作為一種輻射光源，可以用發(fā)射光譜診斷，發(fā)射光譜一般只能診斷激發(fā)態(tài)物種，同時對光譜的解析還能獲得諸多等離子體參數(shù)的信息。41Langmur探針法自從94年Lngmr和ok系統(tǒng)地提出單探針理論后探針就成為測量等離子體參量的重要工具，它是最早也是現(xiàn)在人們常用的一種測量方法。它主要以利用探針附近的靜電場與等離子體的相互作用而引起的電荷重新分布所形成的探針電流變化作為診斷依據(jù)，根據(jù)探針的伏安特性曲線，可以導出等離子體電子溫度、帶電粒子濃度、空間電位和電子平均能量分布等重要參量。它的優(yōu)點是設備簡單，測量方便，測量范圍可達n為0cmT為0eV，Vp可為0V，工作氣壓可為少0a的廣闊范圍。靜電單探的使用條件0:()不存在強磁場;()被測空間是電中性的等離子體空間，電子濃度n和離子濃度n相等，電子和正離子的速度滿足麥克斯韋速度分布，它們的溫度分別為雙和不;()探針周圍形成的空問電荷鞘層厚度比探針面積的線度小，這樣可忽略邊緣效應，近似認為鞘層和探針的面積相等;()電子和正離子的平均自由程比鞘層厚度大，這樣就可忽略鞘層中離子碰撞引起的彈性散射、粒子激發(fā)和電離;()探針材料與氣體不發(fā)生化學第第四章低溫等離子體的診斷概述反應;(6)探針表面沒有熱電子和次級電子的發(fā)射。在這些條件下，對探針的特性可以得到一些簡單的理論表達式。靜電探針的結構很簡單川，往往就是一根細的金屬絲，除了端點的工作部分外，其它都復套著陶瓷、玻璃等絕緣套。如果探針是孤立絕緣的，則由于電子的平均熱運動速度遠大于離子的速度，因而開始時，在單位時間內打在探針表面上的電子數(shù)目遠遠超過離子數(shù)，使探針表面逐漸積累起負電荷，從而使探針的電位相對于其附近的未被擾動的等離子體電位(也稱為空間電位)的差值為負值。這個負電位差將排斥電子，而吸收離子，從而在探針表面附近空間形成個正的空間電荷層(亦稱離子鞘)這個空間電荷層將逐漸增厚直到最后在單位時間內進入探針表面的電子和離子數(shù)目達到平衡時為止。這時達到探針表面的總電流為零，且探針的負電位不再改變了，此時的負電位稱為懸浮電位V。當外加電源使探針相對于空間電位的電位差V不等于V時，就會有電流b流過探針。單探針的測量裝置如圖4l所示:圖4l單探針測量裝置E;是探針電源砰是調節(jié)探針電壓的電位器U和I分別是探針電壓和電流。若以陰極為參考極心是探針所處空間的等離子體位即探針荷鞘層邊緣等離子體的位，價表示鞘層邊緣相對探針的位那么探針壓U;=嶸+稱 4)如圖41所示是以陰極為參考電極是，探針的伏安特性。橫坐標是探針電壓U;，縱坐標是探針電流I，有幾=去 42)東東華人學碩士畢業(yè)論文探針電流IP了圖42單探針伏安特性曲線它是探針接收到的電子流和離子流之差。如果假定等離子體的電子和離子按余弦定律打到鞘層表面，那么打到鞘層表面的電子流和離子流分別是:河 43)百 砰4)其中和的單位是A:電子濃度和離子濃度相等，單位為m一;鞘層表面積等于探針表面積A;單位是cm;電子溫度和離子溫度單位為V;大和j分別為電子流和離子流密度;A是離子的原子量。探針鞘層電壓為珠U心 )由于電子速度按麥克斯韋分布，帶電粒子經過鞘層的電流為P]:‘ 46)P甲似:0 47)整個探針的伏安特性可分為三個區(qū)域:電子飽和區(qū)，過渡區(qū)，離子飽和區(qū)。() 電子飽和區(qū):這個區(qū)域的鞘層電壓降氣=U嘰o )電子通過鞘層加速但電子流不可能大于等離子體能提供得值所以這個區(qū)域叫做電子飽和區(qū)。而這時離子通過鞘層受拒斥，達不到探針。因此這時探針電流為:;7x河 )這個域的臨情況是稱U;心0如圖中D點所示這探針壓U等第第四章低溫等離子體的診斷概述探針所在空位置處等離子體的空間位。() 離子飽和區(qū):這個區(qū)域的鞘層電壓降氣U心《o 40)電子被完全拒斥，探針電流山純離子流組成，即f e、一首。 41)k不流值，所以稱此區(qū)為飽和離子流區(qū)。圖4l所示曲線是理想的單探針伏安特性。當鞘層面積由于鞘層厚度增加而加大時，再按探針面積作接受帶電粒子面積來計算，就有較大的誤差。例如鞘層厚度I( kT.萬。=}一 } 42)4形n少很大而探針壓U又很正時單探針伏特性的子飽和區(qū)探針流幾是隨著U得增加而增加的當探針接受電子流過大還會引起探針的熱電子發(fā)射和次級電子發(fā)射，這些電子發(fā)射改變了探針特性，嚴重時，探針不能正常工作。當聯(lián)接電路中有接觸電位差時，將影響探針對等離子體空間電位和探針懸浮電位的測定。因此在具體設計探針和實際測量時，必須考慮這些因素。(3) 過渡區(qū):即電子拒斥區(qū)，這個區(qū)的鞘層電壓降氣=U心<0 )這意味著電子通過鞘層受拒斥。下面分別從等離子休處于熱平衡態(tài)與非熱平衡態(tài)兩個角度討論探針的伏安關系，并從中得出計算電子溫度的方法。)等離子體處于平衡態(tài)時在很多場合，常把等離子體作為平衡態(tài)或局部平衡態(tài)體系來處理，此時電子速度滿足麥克斯韋速度分布，其中有一部分的高能電子可以克服拒斥場而到達探針。所以探針能接受的電子流為』 )東東華人學碩士畢業(yè)論文而離子通過鞘層受加速，進入鞘層的離子全部能到達探針，但是其數(shù)值相對于電子引起的電流來說非常小，所以探針電流為:;^習 )這是一探針流即子流隨價按指數(shù)變化的域它反映了子量分布情況，由此可得出電子能量的分布曲線。對4)式取對數(shù)得:氣n;n。 )于是電子溫度為:稱nn) )nf帆率一nn) )即為電子溫度。得到ke后，再從伏安特性曲線上讀出飽和電子流的數(shù)值，利用飽和電子流的關系7x萬 )即可得出等離子體的電子濃度和離子濃度x) )其中、單位是cm;單位是A ;A單位是cm;ke單位使V。當探針電壓減小，直到探針接受的電子流和離子流相等，這時的探針電壓U=U， 42)而.Zek不m) 422)相當于伏安特性線與橫軸的交點如圖41中C點所示這個探壓稱即為探針的懸浮電位，相當于探針與外界沒有電源聯(lián)系的情況。)等離子處于非平衡態(tài)時2:對于輝光放電等離子體來說由于體系和環(huán)境不斷進行能量和物質的交換，第第四章低溫等離子體的斷概述而且體系內部粒子之間的能量交換是很不允分的，所以體系肯定要偏離麥克斯韋分布。因此我們不能假定體系是服從麥克斯韋分布的。其真實分布應由測量結果來決定。Dyeyn曾給出一個單探針收集電子流的公式，當探針電位u低于等離子體空間電位sp時，探針收集的電子流為eA、 ZeV423)1。=一下萬一12蛛VjF月.了了產V件 下萬) 又 mvj其中v為電子在等離子體內的速度，)為電子速度分布函數(shù)。在探針鞘層電壓V<0的情況下，只要)是各向同性的函數(shù)，公式42)適用十平板形、球形和圓柱形探針。用電子能量分布函數(shù))代替v則得到424)4 Em‘上式對V微分一次有蘭五叮二協(xié) 425)d氣 4 少’再微分一次便得到妙)=-一了 426)12召1 “r夕‘ne.一 }凡m夕上式為通過單探針測量獲得電子速度分布的基本公式。這里的問題是和Vp不能直接測量。由于在V<0時，探針收集的正離子電流I;是一個緩慢變化的小電流，因此P而且珠=U心的s定于等離體激發(fā)統(tǒng)探針統(tǒng)匕丈，卜J場2人下I又LlU而七!乏口Jo凸I匕一刁烏可dI_d; dUdU聲d嶸可通過實驗測得的探針電壓和電流數(shù)據(jù)計算出來。因此，利用單探針的伏安特性曲線我們可以得到電子速度分布函數(shù)。因_V=0，_U=Vp.，2乞達到最大值魂，即dUp東華人學東華人學碩士畢業(yè)論文;} __;、 427)麗} 了】pll=， 、 p/__，一_.._一…_…電__.___算d_的最大值對應的UP來確定dUps可算布F)均能量和電子溫度kT了。玲-口- ，d七 428)429)f玲沖立業(yè)f卜 430)f玲沖2一k兀=一右 431)3通過以上描述我們知道針對處于平衡和非平衡態(tài)等離子體的靜電探針測量方法是不一樣的，但是針對非平衡態(tài)的等離子體的測量方法同時也適用于平衡態(tài)的等離子體，所以通過比較同時應用這兩種方法檢測同一等離子體所測得的參數(shù)值，可以判斷所檢測的等離子體是否處于平衡狀態(tài)。.2發(fā)射光譜法等離子體中存在大量的離子、電子、中性基態(tài)和激發(fā)態(tài)原子和分子。各種粒子相互作用將產生各種波長的電磁輻射。通過對等離子體的輻射光譜的測量和分析是獲得等離子體基本參量如電子密度、溫度等的有效手段。21等離子體中的原子過程當?shù)入x子體達到完全熱平衡時系統(tǒng)中原子離子)的各個能態(tài)之間的分布，以及基態(tài)原子(離子)與進一步電離的基態(tài)離子之間的分布服從玻爾茲曼分布與薩哈分布。然而實驗室中的等離子體并不能真正達到熱平衡，因此在光譜測第第四章低溫等離子體的診斷概述量時不能簡地利用平衡時的統(tǒng)計規(guī)律，而需要分析了等離子體與輻射有關的原子(離子)過程，從而了解粒子的狀態(tài)分布和光譜特除。下面我們簡單介紹一下等離子休中五種主要的原子過程及其逆過程我們用N和N表示過程和逆過程的反應速率。線光譜的發(fā)射和光致激發(fā)。M什M;+f;N*=NA，+uB);萬卜=NufB;;其中NNq分別為q能級的原子(離子)密度Ap為自發(fā)輻射躍遷系數(shù)，BpB分別為受激輻射躍遷和光致激發(fā)系數(shù)u是頻率為f的光子場的能量密度，f為輻射或吸收的光子能量。復合輻射和光致電離+eoM+f;N=cNa;N*N可，其中N、Nl、N產分別為電子密度、zl電離態(tài)和z電離態(tài)q能級的離為Zl)成Z態(tài)q可為Z電離態(tài)q能級的離子電離到zl)電離態(tài)離子的光致電離系數(shù)。電子碰撞激發(fā)和去激發(fā)Mp+e什M，+e:N一 NeX閃;N，=戈eXP;其中XXp分別為電子碰撞激發(fā)和去激發(fā)系數(shù)NNqN的意義同上。重粒子碰撞激發(fā)和去激發(fā)M尸+M什M。+M:+ =NNK耐N，=戈NKP;其中K，Kp分別為重粒子碰撞激發(fā)和去激發(fā)系數(shù)，N為重粒子密度。N、Nq的意義同上。電子碰撞電離三體復合東華東華人學碩士畢業(yè)論文Mz+e什Mz+l+Ze;N一 NZe獷;N，=NZNQ:其中z為Z電離態(tài)離子的電離碰撞系數(shù)Z為zl電離態(tài)離子的三體復合系數(shù)。N、Nz、N意義同前。上述各過程和逆過程的比例系數(shù)都是原子的特征參數(shù)，其中、X、S、Q與電子速度分布有關，即與Te有關，K則與T有關。22等離子體的簡化模型由于等離子體是有離子、電子、中性原(分)子構成的多粒子復雜系統(tǒng)，且這一系統(tǒng)往往不是熱力學平衡系統(tǒng)，因此等離子體中的光譜輻射不僅僅跟卜述的原子過程和輻射相關，并且跟輻射在等離子體傳輸特性相關，如輻射的吸收等。因此等離子體光譜輻射是一個復雜的過程，要完全真實正確地描述等離子體中光譜輻射，是一件十分困難的任務。因此研究等離子體中的輻射行為，往往需要根據(jù)產生的等離子體的方法和特性，進行一定的模型來簡化對實驗現(xiàn)象的有效分析。常用的等離子體模型有以下三種:局部熱平衡(TE):對某些等離子體，雖然它的光性厚度很薄(光性厚度是表征輻射在等離子體傳輸過程中被吸收或衰減強弱的量，如果輻射在傳輸過程中等離子體對它的吸收很小則稱光性厚度薄)輻射場密度很低輻射和吸收根本達不到平衡，以致于光致電離、光致激發(fā)等過程可以忽略;但是粒子的密度仍足夠大，碰撞頻繁，粒子間可以達到所謂的局部熱平衡。此時粒子的狀態(tài)分布仍然可以用麥克斯韋分布、玻爾茲曼分布和薩哈分布公式來描述。日冕模型(Coamodl):如果等離子體特別稀薄，以致于可以只考慮自發(fā)輻射躍遷和碰撞激發(fā)相平衡，復合輻射和碰撞電離相平衡，其它過程均可忽略。這就是口冕模型。因為它首先用于解釋太陽冕區(qū)的光譜故得此名。碰撞輻射模型(CRMdl):有相當大部分高溫等離子體不能滿足上述兩種近似模型條件，為此理論上又建立了碰撞輻射模型。在碰撞輻射模型中考慮了自發(fā)躍遷、復合輻射、碰撞激發(fā)和去激發(fā)、碰撞電離和三體復合等過程。第四第四章低溫等離子體的診斷概述423等離子體中的光譜輻射等離子體各種原子過程的發(fā)生總伴隨著各種波段的電磁輻射的出現(xiàn)，概括起來主要有以下幾種:物致輻射:這是由于作熱運動的電了和離了碰撞時電子在庫侖場中被加速和減速而產生的輻射這種輻射是連續(xù)光潛因為電子在碰撞前后都是自由的，所以也稱為自由自由過程。電子溫度為e的等離子體，在每單位體積、頻率為f的單位頻率間隔內所發(fā)出的輻射功率為:U;637x0從ze’mHz)4犯)其中e從分別為電子和離子密度，廈為崗特因子，z為原子序數(shù)。復合輻射:電子與離子碰撞時除了述的白由白由過程外還可能發(fā)生電子被離子俘獲，發(fā)生復合產生的輻射。復合輻射的光譜也是連續(xù)的。因為碰撞后電子為束縛態(tài)因此復合過程也可稱為自由束縛過程復合到n能級的復合輻射能譜為24 _ h一}E.‘U:=173x0NN二夭=下exP二一)牙m(xù)z) 433)nk?！耙?、 ke這里的凡為n能級的能量，其它各量的意義同前。線光譜:原子和離子中的束縛電子如果處在激發(fā)態(tài)，它就有可能躍遷到較低能態(tài)而發(fā)生輻射這種束縛束縛過程中的輻射具有確定的能量因此光譜是線光譜。對于等離子體的線輻射，一般可只考慮自發(fā)躍遷。若等離子體是均勻的，則在局部熱平衡近似下，由n態(tài)到m態(tài)躍遷的譜線亮度為;一魚今)牙m(xù)2.srl 434)g一 KI。其中為線光譜的波長，凡為吸收振子強度，g為n能級的統(tǒng)權重，l為基態(tài)的統(tǒng)計權重，N為基態(tài)的原子密度，l為基態(tài)到n態(tài)的激發(fā)能，D為等離子體的厚度。其他各量的意義同前。在等離子體中由于存在各種碰撞及外加電磁場，因此線光譜的譜線寬度具有展寬。對譜線展寬測量是光譜診斷的有效手段之一。在等離子體中主要有多普勒展寬和斯塔克展寬，其中多普勒展寬東華東華人學碩士畢能論文主要取決于離子溫度，而斯塔克展寬主要取決于電子密度。回旋輻射:當?shù)入x子體中具有磁場，帶電粒子在洛侖茲力的作用下繞磁力線作圓周運動產生的輻射?；匦椛渲挥性诖艌龃嬖跁r才存在。上述中的這些輻射跟等離子體的一些重要參數(shù)如溫度、密度、元素成份及其電離態(tài)等緊密相關，因此利用光譜診斷可以獲得等離子體的一些基本參數(shù)。43其它診斷方法針對低溫等離子體的診斷，探針診斷方法作為一種最經典，最簡單的等離子體診斷方法，使用最廣，可以得到較多的等離子體各項參數(shù)，但是它涉及到復雜的數(shù)據(jù)處理過程，還要考慮電路抗干擾及探針去污等方面因素，往往另人望而卻步。而發(fā)射光譜法使用簡單，操作方面，但往往只能對等離子體溫度等參數(shù)進行定性的分析，信息量比較少。除了上述兩種等離子診斷方法之外還有一些診斷手段0也應用于等離子體。例如利用質譜技術可以探測放電等離子體中的粒子組成，以及這些組成在過程中的變化。而通過紅外吸收光譜測量技術則可以分析出等離子體加工系統(tǒng)中的分子和自由基團成分激光誘導熒光光譜技術則可以對等離子體進行成分、以及過程中化學成分變化的分析。第五章 第五章 空心陰極放電的探針及光譜診斷木章給出實驗操作中的空心陰極放電的探針和光譜診斷結果。并對這兩種診斷方法所得結果進行比較分析，進而研究空心陰極的放電特性。51空心陰極放電裝置空心陰極放電裝置如 圖5所示，裝置中的核心部件為碳管空心陰極如圖52所示為了滿足空心陰極放電產生的條件L7D碳管內徑D為smm，長度L為6mm碳管外套了一層陶瓷，口的是為了保證放電只發(fā)生在碳管內壁與陽極之間，空心陰極和陶瓷一起固定在最外面的金屬外殼內，金屬外殼通過真空器壁接地作為放電陽極。真空系統(tǒng)的真空度最高能夠達到0a，真空度由Z52B金屬規(guī)管(測量范圍為151oloP)與J7電離規(guī)管(測量范圍為lOxlloxloPa)測量，由ZDF12微機復合真空計顯示讀數(shù)氣體通過真空室頂端管道接口流經空心陰極直接充入真空室內，在此之前通過DO77B/ZM型流量控制計可控制流量，由D084B/ZM型流量顯示儀顯示流量值，真空室底端接機械泵和分子泵;空心陰極通過一個4kQ的電阻與LW0OO5直流穩(wěn)壓穩(wěn)流電源相連，所加電壓在0一00V范圍內可調，最大輸出電流5A。圖5I空心陰極放電裝置圖東東華人學碩士畢業(yè)論文圖52碳符空心陰極52基本放電特性測試521伏安特性曲線如圖53所示為不同氣壓(0一0a)條件下的直流空心陰極放電伏安特性曲線。由圖可知，放電電流的范圍為20~2OmA，隨著放電電壓的增加，放電電流也隨之增加除了30Pa和6OPa時的伏安曲線稍有差異之外其它氣壓條件下的空心陰極放電伏安特性曲線基本保持不變。通過與圖54直流放電通用-特性比較可知，當氣壓較低時，其伏安特性曲線類似于反常輝光放電;而氣壓較高時，其伏安特性曲線與正常和反常輝光放電特性曲線均有很大的差別。-一P30Paa-一P60Paa奮PIOOPaa，一P130Paa今P160Paa.o30 **P18OPaa20 30 40 50 60 70 80 的 100 110 120EecFnCUpntlA圖53不同氣壓條件下的空心陰極放電伏安特性曲線第1第1章空心陰極放電的探針及光譜診斷暗放電 電弧湯森放電區(qū)超光.電佩轉變區(qū)︶ /熱電aI非熱電派一她電離!100 s 0‘ 10呼 10〕 1 0000電流IA)圖54直流放電通用伏安特性522氣壓對放電的影響圖55和圖56所示為電源電壓分別為500V和sooV時氣壓和陰極放電電壓的關系曲線。由圖可知，當電源電壓固定值較小時(如50OV)，隨著氣壓的增加電極上的電壓會先劇烈減小，再緩慢增大，最后再次逐漸減小，電流則恰好相反;而當電源電壓固定值較大時(如80V)，隨著氣壓的增加電極上的電壓亦先劇烈減小，之后則慢慢趨于平穩(wěn)，變化不大。UJ30 O GgSP陽SSU限Paa。\6; \ \.、80 1幻 120 140 160180GaSP陽SsurPa圖55電源電壓500V時，陰極電壓隨氣壓的變化曲線東東華人學碩士畢業(yè)論文20 u﹄ .70 80 100 120 140 160 180 200GaSP陽SSu陽Pag.0 20 40 60 80 1扣 120 140 160 180 200GSSP陀SSU佗Pa圖56電源電壓800V時，陰極電壓隨氣壓的變化曲線圖57所示為電源電壓為s0V時，氣壓與陰極電壓的關系曲線圖。由圖可知，當電源電壓一定時，改變放電氣壓時，陰極電壓并非隨氣壓呈線性變化，而是存在一定的壓強穩(wěn)定區(qū)，在70Pa一50Pa和200Pa一300Pa時，陰極電壓不隨氣壓的變化而變化，而是呈現(xiàn)一種穩(wěn)定狀態(tài)。這可能和輝光放電中負輝區(qū)的形成機理有關。30.、.6.\0 50 100 150 200 250 300 350 4以】GSP陽SSUePa圖57電源電壓sl0V時，陰極電壓隨氣壓的變化曲線第章第章空心陰極放電的探針及光譜診斷53Langmur探針診斷angmu探針是最早被用來測量等離子體特性的一種診斷工具，其理論相當復雜，但它結構十分簡單，且操作方便，在等離子體診斷領域已經得到了‘泛的應用為了避免實驗手段的缺陷影響診斷精讀YE丫MARCUSR1]和吳常津等人都開始使用商品化的數(shù)據(jù)采集卡及記錄儀器對探針電路的電壓電流信號進行采集，如數(shù)據(jù)采集卡，示波器等;并應用計算機軟件對所采集的數(shù)據(jù)進行分析處理。IMY，JUNGYD卿等人甚至采用探針方法測量了脈沖電容禍合等離子體各項參數(shù)的時空變化規(guī)律，他所使用的DAQ數(shù)據(jù)采集卡與Labew編程軟件與本文所使用的類似。MEFOSEAYB等人在對熱陰極源進行探針診斷的過程中發(fā)現(xiàn)，在探針的半對數(shù)探針伏安特性曲線的電子過渡區(qū)存在兩個數(shù)值差異很大的斜率值，分析發(fā)現(xiàn)它們分別對應于等離子體中的高能電子溫度值和低能電子溫度值。本文同樣采用Lngm探針診斷方法對低壓空心陰極放電進行診斷為了減小實驗誤差采用NlDAQPd60巧數(shù)據(jù)卡采集探針電壓和電流數(shù)據(jù)并應用Lbew和Mlb等計算機軟件對所采集的數(shù)據(jù)進行數(shù)據(jù)處理和分析。531探針診斷電路及裝置的參數(shù)設置agmr探針診斷裝置圖如圖58所示，探針上所加交流電源可從市電通過變壓器轉化而來，實驗時所采用的交流范圍為oV一oV，頻率為0Hz。采用直徑為mm的圓柱形鎢絲作為探針，利用73固化硅膠將探針密封絕緣，測量端外露長度為Zmm，用細砂紙打磨后，再用丙酮和酒精擦干凈，并安裝在以聚四氟