（等离子体物理专业论文）介质阻挡放电中超四边形斑图研究.pdf

捅要 摘要 本工作采用双水电极介质阻挡放电装置，首次获得了由大小点组成的新型超四边形 斑图，并对其形成条件、演化机制、微观动力学行为以及随放电参数变化的特性规律进 行了研究。 实验发现：随外加电压的升高，放电斑图经历四边形准超点阵斑图超四边 形斑图六边形的演化顺序。通过对其时空相关性测量，发现它由两套不同的四边形 子结构相互嵌套、交替振荡而成，一套由大点构成( l ) ，另一套由小点( s ) 构成，在每 个电压周期内遵从着s 一卜卜s l _ _ l 的谐振振荡序列。 通过对超四边形斑图空间傅立叶谱的分析，研究了其形成过程中不稳定模之间的相 互作用过程以及时空对称性破缺规律。发现超四边形斑图是由三波共振选择而来。在其 演化过程中，空间对称性满足从低到高到低再到高的变化规律，而时间对称性与之相反， 遵守从高到低到高再到低的变化规律。 首次提出了存在于放电中的两种斑图形式放电丝斑图和壁电荷斑图，并讨论了 两者之间的相互作用对斑图形成的影响。发现壁电荷斑图作为放电丝斑图的空间周期性 初始条件，对超点阵斑图的形成具有重要作用。 研究了放电边界对四边形斑图以及超四边形斑图形成、演化、微观动力学行为以及 斑图特性的影响。发现边界形状的选择对斑图的演化顺序、微观动力学行为影响甚微， 但对超四边形斑图的稳定条件、形成数目却有着重要影响。 本工作结果，对促进非线性超点阵斑图的研究具有重要意义。同时，对推动斑图动 力学、等离子体物理学以及实现放电斑图在众多领域的工业应用均具有重要作用。 关键词介质阻挡放电超四边形斑图时空动力学对称性破缺壁电荷斑图 a b s t r a c t a b s t r a c t an o v e ls q u a r es u p e r l a t t i c ep a t t e mc o m p o s e do fa l t e r n a t i n gl a r g ea n ds m a l l s p o t si s o b s e r v e df o rt h ef i r s tt i m eb yu s i n gad i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g ed e v i c ew i mt w ow a t e r e l e c t r o d e s t h ep a r e mf o r m a t i o nm e c h a n i s m ，t h es p a t i a l - t e m p o r a ld y n a m i c sf o rs q u a r e s u p e r l a t t i c ep a r e ma n di t sp r o p e r t i e sw i t ht h ec h a n g e so fe x p e r i m e n t a lp a r a m e t e r sa r es t u d i e d i nt h i sp a p e r t h ep a t t e r n su n d e r g ot h es e q u e n c eo fs q u a r ep a r e m - q u a s i s u p e r l a t t i c ep a r e m s q u a r e s u p e r l a t t i c ep a r e r n - h e x a g o np a u e mw h e ni n c r e a s i n gt h ea p p l i e dv o l t a g e b yc o r r e l a t i o n m e a s u r e m e n t s ，i ti sf o u n dt h a tt h es q u a r es u p e r l a t t i c ep a r e r ni sas p a t i o t e m p o r a lp a t t e r n r e s u l t i n gf r o ma l li n t e r l e a v i n go ft w ot r a n s i e n ts q u a r e s u b l a t t i c e s - - - t h es m a l l - s p o ts q u a r e s u b l a t t i c e ( d e n o t e db ys ) a n dt h el a r g e s p o ts q u a r es u b l a t t i c e ( d e n o t e db yl ) t h ee m e r g i n g s e q u e n c eo ft h et w os u b l a t t i c e si ss - l - l - s l - li no n ec y c l eo ft h ea p p l i e dv o l t a g e ，w h i c hi s h a r m o n i c 、i mt h ef o r c i n gf r e q u e n c y t h ei n t e r a c t i n gp r o c e s so ft h em u l t i p l eu n s t a b l em o d e sa n dt h es p a t i a l t e m p o r a ls y m m e t r y b r o k e na r es t u d i e db ya n a l y z i n gt h ef o u r i e rs p e c t r u mo ft h es q u a r es u p e r l a t t i c ep a t t e r n r e s u l t ss h o wt h a ti ti ss e l e c t e db yt h et h r e ew a v er e s o n a n c e i nt h eb i f u r c a t i o ns c e n a r i oo ft h e s q u a r es u p e r l a t t i c ep a t t e r n ，t h es p a t i a ls y m m e t r yc h a n g e sf r o ml o w t oh i g ht ol o wa n da g a i nt o h i g h ，w h i l et h et e m p o r a ls y m m e t r yc h a n g e sf r o mh i g ht ol o w t oh i g ha n da g a i nt ol o w t w ok i n d so fp a a e m se x i s t i n gi nt h ed i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e ，c h a r g ep a r e ma n d d i s c h a r g ef i l a m e n tp a a e m ，a r es u g g e s t e df o rt h ef i r s tt i m e ，a n dt h e i rm u t u a li n f l u e n c ei sa l s o d i s c u s s e d i ti sf o u n dt h a tt h ec h a r g ep a t t e r n ，a sas p a t i a l l yv a r y i n gf o r c i n g ，d e t e r m i n e st h e p o s i t i o n sa n dt h em o m e n t so ft h ed i s c h a r g e ，w h i l ei n v e r s e l yt h ec h a r g ep a r e mi sr e a r r a n g e d b yt h ea c c u m u l a t i n gc h a r g e sd u r i n gd i s c h a r g e as t e a d yr e g u l a rp a t t e mi ss e l f - o r g a n i z e du n t i l as e l f - c o n s i s t e n ts t a t eb e t w e e nt h e mi sr e a c h e d t h ei n f l u e n c eo ft h ed i s c h a r g eb o u n d a r yo nt h ep a r e mf o r m a t i o nm e c h a n i s ma n dt h e s p a t i a l - t e m p o r a ld y n a m i c sf o rs q u a r ep a t t e ma n dt h es q u a r es u p e r l a t t i c ep a t t e ma r es t u d i e d r e s u l t ss h o wt h a tt h eb o u n d a r yc o n d i t i o n sa f f e c tl i t t l eo nt h ee v o l v e m e n to fp a a e r n sa n dt h e i r m i c r os p a t i a l - t e m p o r a lb e h a v i o r s ，w h i l ei n f l u e n c eg r e a t l yo nt h es t a b l ec o n d i t i o n sa n dt h e n u m b e ro ft h ep a r e r n st h a tc a nb eg e n e r a t e d t h e s er e s u l t sa r eo fg r e a ti m p o r t a n c ef o rt h e s t u d i e so ft h es u p e r l a t t i c e s ，w h i c hh a v e a t t r a c t e dm u c ha a e n t i o ni nr e c e n ty e a r s w eh o p et h i sp a p e rc a ng i v ead e e pi n s i g h ti n t ot h e u ab s t r a c t p a t t e r nf o r m a t i o nm e c h a n i s mi nn o n l i n e a rs y s t e m sa n dt h es t u d i e so fp l a s m ap h y s i c s ，i n a d d i t i o nt ob o o s tv a r i o u si n d u s t r i a la p p l i c a t i o n so fd b d k e yw o r d sd i e l e c t r i c b a r r i e rd i s c h a r g e ；s q u a r e s u p e d a t t i c ep a _ t t e m ；s p a i a l t e m p o r a l d y n a m i c s ；s y m m e t r yb r e a k i n g ；c h a r g ep a t t e m i i i 河北大学 学位论文独创性声明 本人郑重声明：所呈交的学位论文，是本人在导师指导下进行的研究工作及取得 的研究成果。尽我所知，除了文中特别加以标注和致谢的地方外，论文中不包含其他 人已经发表或撰写的研究成果，也不包含为获得河北大学或其他教订机构的学位或证书 所使用过的材料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均已在论文中作了明确 的说明并表示了致谢。 作者签名： 日期：毕月上日 学位论文使用授权声明 本人完全了解河北大学有关保留、使用学位论文的规定，即：学校有权保留并向国 家有关部门或机构送交论文的复印件和电子版，允许论文被查阅和借阅。学校可以公布 论文的全部或部分内容，可以采用影印、缩印或其他复制手段保存论文。 本学位论文属于 1 、保密，在圭翌仝年月 垦 日解密后适用本授权声明。 f 2 、不保密口。 ( 请在以上相应方格内打“ ) 作者签名：莲! 垒亟 导师签名： 日期：出上月j - - 日 日期：皿年上月上日 第1 章引言 第1 章引言 斑图( 阻n e m ) 是指在时间或空间上具有某种规律性的非均匀宏观结构，是由系统中 的微观参量之间的相互作用而导致的宏观量有序分布的状态i 旧1 。它广泛存在于自然科 学甚至是社会科学的许多领域，例如自然界中的动物体表花纹睁”、流体中的对流斑圈 t 6 a 、法拉第系统中的表面波斑图【洲、化学反应系统中的斑图【1 0 - 1 2 、非线性光学系统中 的斑图f 1 3 - 15 】以及气体放电中的斑图1 1 州l 等，如图1 1 所示， 以前，人们对斑图的研究主要集中在两个方面t 2 5 1 ，一是对单模系统的研究。在该系 统内只有一种不稳定性模的存在，得到的斑图类型也很有限，只是局限在条纹、六边形、 四边形等简单的斑图类型。另一方面是对无穷多个模共同作用的系统进行研究，主要研 究对象是混沌态，其时间和空间行为都是杂乱无章的。而处于中间状态的有限个模间相 互作用的领域一直是个空白。直到最近几年，人们才发现几个模的相互作用能够得到许 多复杂的斑图类型，如超点阵斑图和准晶斑图。而使得对该领域的研究成为斑图动力学 的另一个新兴热点。 图i 一1 不周系统中的各娄斑图模式 ( 曲斑马条纹：( b ) 瑞利一贝纳德( r a y l e i 曲一b 6 n a r d ) 对流斑翻拍l ；( c ) 半导体电极直流放电系 统中的a 边形点阵斑图；( d ) 非线性光学系统中的六边形斑图【1 q ；( e ) b e l o u s o b - z l m b o t i n s k y 化学反应系统中的螺旋波；( o 法拉第系统中的蜂高斑图；( g ) 半导体电撮直流放电系统中的 条纹斑蛐；m ) 法拉第系统中的螺旋波队 型! j 茎塞兰= 墨：i 兰篁鳘圣 图1 2 不同系统中的再类超点阵斑幽 ( a ) 法拉第表面波系统中的六边形格子态斑图【q ；( b ) 反应扩散系统中的超四边斑崩l ： ( c ) 非线性光学中的超，、边斑囤吣i ；( d ) 瑞利贝纳德对流系统中的超四边斑图( 7 l ；( e ) 磁 流体系统中的超点阵斑嘲【2 ：i ；( f ) 利片j 反席扩敖模型模拟山的超四边斑图m 】。 超点阵斑图是指其傅立叶空日j 内包含两个或两个以上波矢的复杂斑图结构。它足 在1 9 9 8 年jpg o l l u b 等人口”在双频率驱动的法拉第表面波( s u r f a c ew a v e s ) 中观察到 具有两个全异波长尺度的复合晶态斑图被首次提出的。之后的几年内，人们已经在许多 非线性系统中观察到了超点阵斑图1 2 z - 2 3 , 2 5 - 3 9 l ，如法拉第系统、对流系统、化学反应扩散系 统、非线性光学系统、磁流体系统等，如图i 2 所示。但值得指出的是，在这些系统 中，为获得超点阵斑图人们在实验方法上采取了相对复杂的手段以引入多个波长尺度。 在法拉第表面波系统中，a k u d r o l l i l 2 6 i 和ha r b e l l 、j f i n e b e r g 9 , 2 8 1 等人分别采取 两个甚至多个驱动频率，使其中的一个( 两个) 驱动频率作为微扰，打破原有的对称性， 通过改变不同频率的振幅比以及相位差得到不同类型的超点阵斑图( 所谓的t y o e i 、 t y p e - i i 以及s s s 、2 m s 、2 k r 和d h s 态) ，同时利用三波共振相互作用对不同斑图选择 机制进行了解释。cw a g n e r 等人利用单频驱动振荡非常粘稠的液体时，在次谐振荡和 谐振荡的临界点处获得了超六边形斑图，同样它们也满足三波共振理论口5 捌】，但是对这 种液体性质的分析比较复杂。mfs c h a t z j ”等人在瑞利一贝纳蒋对流系统中通过外加 第1 章引言 一个垂直振荡观察到了超四边( s q s ) 斑图，井证明这类斑图的选择机制是四波相互作 用。在化学反应扩散系统中ib e r e n s t e i ni z g 等人认为通过外加一个瞬时挡板作为空间 周期性的初始条件能更有效地产生多种超点阵斑圈。在非线性光学系统毗及铁磁流体系 统中人们也分别采取了散射光学反馈嗍和j 下弦磁场驱动口5 捌等手段以达到实现超点阵 斑圈的目的。 图1 3 自然界中存在的太点小点构成的超点阵斑幽，蜥蜴头部的体表花纹 最近，由大点和小点不同空间尺度构成的超点阵斑图受到了人们的广泛关注。它普 遍存在于自然界，如蜥蜴头部的体表花纹p l ，如图1 3 所示。这种斑图的发现丰富和补 充了人们对超点阵斑图定义的范畴：以前超点阵斑图是指其包含两个或两个以上不同的 空自j 波矢【t o , 2 9 ，而现在亦可指斑图构成单元具有不同的尺度。在实验和理论上，人们对 这类新型斑图进行了大量研究。实验上，h kp a k 在职频驱动的振荡沙盘系统中得到了 大小点超六边形斑图：m u l l e r 在法拉第系统中也得到了类似的三角形斑图脚l ，如图1 - 4 。mw a | h o u t 等人在一维气体放电中获得了大小点嵌套的斑圈结构，并按照放电的 行为不同，将该斑图的演化过程分为a 、b 、c 态，超点阵属于c 态放电h 2 m l 。理论上 k a r e nmp a g e 等人对这种超点阵斑图进行了计算机模拟。他们利用g i e r e r - m e l r t h a r d t 反 应扩散模型，使某一个参数随空间周期性变化，在一维和二维空间内分别得到了大小点 斑图q 如图1 5 。 本工作利用非常简单的实验方法，在单频驱动的交流气体放电中首次获得了由大 点和小点相互嵌套的超四边形斑图。采用光学方法对超四边形斑图进行了时空分辨测 量，分别在宏观和微观两种时空尺度对超四边形斑图的动力学行为进行了研究。此外t 生j j 銮耋型竺竺l 圭耋堡篁圣 改变放电条件对超四边形斑图的演化过程、相圈、时空对称性变化以及特性睫参数的 变化进行了研究。 到1 - - 4hkp a k 在烈频驱动的振荡沙赢系统中得到了人小点超六边形斑幽( a ) 咀 及m u l l e r 在职频驱动法拉第系统中得剑的三角形斑幽( b ) b 1 卫 口 创1 5k a r e nmp a g e 等人利片jo j rm c i n h a r d t 反应扩散横型，使活化子与檗阻子的扩散 速率之比d 随空间周期性变化时分别在一维( a ) 和二维空间( b ) 内分别得到了大小点斑图。 第2 章基本原理 2 1 介质阻挡放电原理 第2 章基本原理 介质阻挡放电( d b d ：d i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e ) 又叫无声放电，是一种典型的非平 衡态交流气体放电，其运行过程为准连续的瞬态过程。由于其独特的性质，早在1 0 0 多 年以前，d b d 就被应用于臭氧合成，现正在被日益广泛地应用于众多的工业领域，如 聚合物表面改性、等离子体化学气相沉积【4 4 1 、c 0 2 激光器【4 5 1 、污染物控制4 6 1 、大功率准 分子紫外及真空紫外光源【4 7 1 以及平面等离子体显示技术等【4 8 1 。近年来，人们在介质阻挡 放电中获得了丰富的非线性等离子体发光斑图，使得该系统成为研究斑图动力学的新兴 系统备受关注 2 0 - 2 4 , 4 9 - 5 4 1 。 图2 - 1 典型的几种介质阻挡放电装置 d b d 装置主要包括两个平行放置的电极，其中至少有一个电极上覆盖着电介质。 d b d 的放电模式依赖于放电条件：当气压p 与气隙间距d 的乘积即p d 值较小时，放电 工作在汤森模式，一般表现为均匀的弥散放电；在高值时，放电一般为流光模式， 即放电区充满大量的狭窄的微放电通道( 又称放电丝) 。微放电通道的直径和持续时间与 放电参数有关，直径为o 1 m m 量级，持续时间的变化范围为几n s 几十n s 。对于惰性气 体，在p d 值较高的情况中，当所加电压很高时，可产生类似辉光放电的弥散放电。在 一定的条件下j 高、低彬值d b d 中，均可出现微放电通道有序排列的状态，称为斑图 模式( p a t t e r nm o d e ) 。因此，介质阻挡放电在空间上具有三种分布形式：均匀弥散模式、 流光模式及斑图模式，如图2 2 所示。在时间特性上，d b d 放电电流表现为准连续的脉 冲序列。 5 河北大学理学硕士学位论文 由于电介质层的存在，d b d 只能工作在交流条件下，驱动电源的频率为几十h z 一 几百k h z ，气压可达一个大气压或更高。当两极之间的电压达到击穿闽值电压时，气体 击穿形成放电，放电产生的电荷向两极运动。由于极板上覆盖有电介质，电荷将累积在 电介质表面，形成壁电荷，产生内建电场。显然内建电场的方向在形成时与外加电场方 向相反，因而作用在气体上的净电场为外加电场与内建电场之差。随着放电的进行，不 断累积的壁电荷使内建电场强度很快增大，当净电场强度小于放电所需要的维持电场强 度时，放电就熄灭了。但当下半周外加电压反向时，上述内建电场与外加电场同向，因 而对放电起促进作用。因此，壁电荷对放电具有双重作用，该作用对d b d 的动力学行 为具有重要影响。在空间特性方面由于壁电荷在本半周和下半周的不同作用使得放 电一旦在某处发生，便会在该处形成稳定的放电通道，这就是人们已经广泛研究井熟知 的壁电荷的记忆效应。壁电荷的记忆效应是影响气体放电中斑图形成的一个重要因素。 t t r r 1 t t r t r r t t r n t r r 7 t 下 ；二；i i ；二；j 图2 2 介质阻挡放电的三种梗式： ( 劬弥散模式：巾) 丝状模式；( c ) 斑图模式 介质阻挡放电的击穿和其它放电的相似之处是在外电场作用下电子从电场中获取 能量，通过电子与周围原子分子碰撞，电子把自身的能量转移给它们，使它们激发电离， 产生电子雪崩。可是，在介质阻挡放电中，由于电极间介质的存在，限制了放电电流的 自由增长因此，也阻止了电极间火花或弧光的形成。击穿在放电区域的不同位置上形 成很多微放电丝。由于介质的绝缘性质，这种微放电能够彼此独立的发生在很多位置上。 6 第2 苹基本原理 当微放电两端的电压稍小于气体的击穿电压时，电流就会截止。 介质阻挡流光放电的击穿机理与一般汤森、辉光放电的有所不同。这种击穿是由于 电子雪崩形成流注而造成的。在第一个电子雪崩通过放电间隙的过程中出现了相当数量 的空间电荷。它们积聚在雪崩头部产生的本征电场叠加在外电场上同时对电子产生影 响，这样在向阳极方向即微放电传播的方向引起了新的击穿机理：由于很高的局部本征 电场的作用，雪崩中的高能部分的电子将进一步得到加速，它们的逃逸引起击穿通道向 阳极方向传播。一旦这部分空间电荷到达阳极，在那里建立的电场会向阴极方向返回， 这样就会有一个更强的电场波向阴极方向传播过来。在传播过程中，原子和分子得到进 一步的电离，并激励起向阴极传播的电子方向波。这样一个导电通道能非常快的通过放 电间隙而造成气体的击穿。在电子通过通道的过程中，一些激发态原子和分子会自发的 发射紫外辐射，这些紫外光子可进一步电离雪崩头和介质间的原子和分子，形成新的雪 崩。因此雪崩头的速度超过电子的运动速度而快速向阳极运动。当气体被击穿、导电通 道建立后，空间电荷在放电间隙中输运，并积累在介质上，形成壁电荷，这时介质表面 电荷将建立起电场，其方向与外电场的相反，从而削弱作用电场直至低于维持电场，以 至于中断了放电电流。 2 2 介质阻挡放电中的斑图动力学研究进展 早在1 9 8 2 年b o y e r sdg 和t i l l e rw a 在大气压h e 和n e 混合气体中观察到了六边 形与条纹斑图( 图2 3 ，a ，b ) ，这种斑图是非辉光背景上的辉光结构( 等离子体泡) ， 也就是由局部辉光放电组成的规则斑图【5 5 j 。但他们并没有意识到所得到的结构是典型自 组织放电斑图，只是把等离子体泡与磁泡的某些特性作了类比。随后德国的p u r w i n sh g 小组在高频( 几百k h z ) h e 、a r 中观察到了运动的和静止的六边形与条纹斑图【1 7 】。他 们实验中的p d 值( 气压与气隙宽度的乘积) 不高于1 0t o r rc m ，是一种t o w n s e n d 放电 模式。最近，他们在氮气交流放电中还观察到了静止的同心圆环斑副1 8 】，但这种斑图并 非是点斑图的积分效果。通过高速相机可以看到这种同心圆环斑图具有时空嵌套结构， 是由两套同心圆环结构在空间上相互嵌套而成，并在时间上具有时间反演的特性。 1 9 9 5 年美国的b r e a z e a lw 小组在h e 与少量水蒸气介质阻挡放电中同样得到了静止 的六边形与条纹斑图【2 0 】，实验中用正弦和方波电压都可得到类似的结果。2 0 0 0 年美国 7 河北大学理学硕士学位论文 w a l h o u tm 小组利用长玻璃管在大气压a r h e 介质阻挡放电中得到了一维周期性的放 电丝排列【4 2 4 3 1 ，并根据斑图放电模式的不同把斑图类型分为三类为a 、b 、c 态，我们 将对这种情况在第四章第四节做重点的介绍。 飞 图2 3i t o 电极( 上) 与水电极( 下) 介质阻挡放电中得到的斑图结构。a ) - b ) 分别为b o y e s 等人得到的六边形斑圈和条纹斑图，c ) 为p u 州i i l s 得到的同心圆环 斑图，d ) 为m o i l e r 等 得到的条纹斑图与六边形斑图麸存的斑图态- e 卜h ) 为本课 题组得到的六边形斑圈、条纹斑图、四边形斑图以及螺旋渡斑图。 2 0 0 3 年日本s h i r a f u j i t 等人利用i t o 电极在2 1 0 t o r r 的a r 气中观察了放电丝随电 压增加的自组织过程【5 0 】，得到两个放电丝形成壁电荷之间的库仑力约为24 2 1 0 4 n ( 由 放电丝电流和放电时间得到) ，两个放电丝之间的洛仑兹力约为15 1 1 0 “on 。同年， 加拿大m 3 d l j 【5 旧1 等人在一个大气压下对流动的空气、氮气及惰性气体交流放电进行了 较为详细的研究。他们发现，大气压下空气放电是一种丝状放电，而纯氮气放电可以是 均匀的辉光放电。利用光电倍增管和高速相机对惰性气体放电进行了时空分辨测量，发 现在一个放电事件( 即半个电压周期内的一个宽电流脉冲) 中放电经历了斑图模式与辉 光模式。实验还得到其它条件相同时不同气体放电丝直径的变化规律是h e n e a r k ；， 扩展了k o g e l s c i m t zu 的研究结果：h e x e n 2 a i r c 0 2 0 2 口。2 0 0 4 年美国d r e x e l 大学 的f r i d m a na 小组利用存储荧光成像法( s t o r a g ep h o s p h o ri m a g i n gm e t h o d ) 研究了大气 压空气阻挡放电的放电丝分布，并利用基于m o m cc a r l o 方法的元胞自动机对放电丝之 间的相互作用进行了模拟【矧，这是最早对放电丝相互作用的二维数值研究。 第2 章基本原理 从国外介质阻挡放电斑图动力学研究的进程来看，人们采用的放电装置都是i t o 固 体电极，放电气体多数是惰性气体。因较强的放电热效应，放电一般只能工作在低口d 值下( 约1 t o r rc m ) 。对斑图时空动力学的研究主要是利用高速相机成像法，另外还可 通过测量放电电流及光电流信号来研究其时间特性，利用存储荧光成像法研究其空间特 性。他们得到的斑图类型有限，包括六边形、条纹、靶波及同心圆环斑图。 本课题组从2 0 0 0 年开始介质阻挡放电及其斑图动力学的研究。首次采用双液体电 极介质阻挡放电装置，并利用光学方法( 光电测量与光谱测量) 研究了氩气及与空气的 混合气体介质阻挡放电斑图动力学。实现了迄今最多种类的气体放电斑图，包括六边形、 条纹、正方形、超六边形、螺旋波、靶波、超四边形、四边形格子态斑图、点线斑图、 点线螺旋波及局域态斑图等。其中，超四边形、四边形格子态斑图、点线斑图以及点线 螺旋波在以往其他斑图系统中也尚未观察到过，属新类型的斑图。此外，通过时空分辨 测量，对各个斑图的微观动力学行为进行了研究，首次发现了很多由多个子结构构成的 时空复式结构【2 1 埘，5 2 彤】，对斑图动力学的发展具有重要意义。 9 第3 章介质阻挡放电实验装置 如图3 1 ，两个柱形玻璃管内盛满了导电液体( 这里为水) ，两端用厚度为15 m m 的平行相对的平板玻璃封住，玻璃兼作电介质层。两个金属圆环分别插入水中并与电 源相连充当电极。驱动电源为高压高频正弦交流电源，峰值电压范围为o - 3 0 k v ，频率范 围为l o k 一1 0 0 k h z 。高压探头( t e k t r o n i xp 6 0 1 5 a1 0 0 0 x ) 测量两极电压。两放电电极之间 的距离可以调节，本实验中气隙的调节范围在i m 到35 m m 之间。两电极间加有一个封 闭的玻璃边界，以阻挡放电过程中气体向外扩散形成稳定的斑图。边界的形状、纵横比、 厚度都可以改变，对斑图的形成具有一定影响。外加电压后，气体放电旋生在边界围成 的气隙区域内。气罐内充满了不同纯度的氩气气压为一个大气压。单个放电丝的光经 成像系统后用光电倍增管( r c a 7 2 6 5 ) 接收，并用数字示波器( t e k t r o n i xt d s 3 0 5 4 b ， 5 0 0 e i z ) 记录。数码照相机( d i r g ez 2 ) 用来拍摄气体放电形成的发光斑图。 ”! 1 警。h v m 图3 - i 实验装置示意圈 本实验装置摒弃了传统的导电玻璃( 有i t o 涂层的玻璃) 和半导体电极，而是以水 作为电极，玻璃作为介质。采用水电极对放电斑图的观察及时空特性测量有很多优点。 首先水的热容量很大，在一个实验周期内其温度变化不是很大，这样容易得到稳定的 斑图。其次，水是一种透明性液体在很大的光谱范围内对光的吸收很小，因此可对放 电发光的时空特性进行无干扰测量。 本实验的另一个主要特点就是能够进行可选择性光学测量。通过光学成像及光阑选 择可对斑图中某个( 及某些) 放电丝定点测量由此可得到放电的时间特性，这对放电 第3 章介质阻捎放电实验装置 斑图空间特性的确定也有帮助。 此外，由于放电丝的发光强度正比于微放电电流密度，因此实验中照相机记录的照 片可表示放电的分布情况，照片中的亮点对应着d b d 中微放电丝。利用p h o t o s h o p 取照 片中放电区域部分，经锐化、调节对比度等方法处理，使其更清晰。然后对其作二维快 速傅立叶变换，得到比较平滑的频谱，分析出频谱组成，并用相关运算可定出斑图中某 些特定结构的位置。这罩只选取频谱中信息量较大的区域( 中央亮度高的部分) 来分析。 在图像处理中主要用到了m a t l a b 软件中的傅立叶变换函数。 第4 章大气压交流气体放电中超四边形斑图 利用双水电极介质阻挡放电装置，我们首次获得了由多模相互作用形成的大小点新 型超四边形斑图。本章将对超四边形斑图的产生条件、形成与演化机制、时空对称性破 缺以及微观动力学行为做重点的讨论。本工作的部分内容已经发表在p h y sr e v e7 3 0 6 6 2 0 6 ( 2 0 0 6 ) 上。 41 超四边形斑图的时空动力学研究 o io *-i p o - 。 *-f o - 乎静，l _ - 辛簟t _ 幸4 幸 x 图4 1 氩气介质阻挡放电中获得的超四边形斑图。( a ) 超四边形斑酗( b ) 超四边形斑图中的光亮度分布示意圈。外加电压幅度值u = 4 2k v ，频率 - 5 2k h z 照相机哗光时间4 0 m s 。气隙间距d = i5 r a m ，止方形边界条件 3 25 3 25 m m 。气体为纯氩气，气压为一个大气压。 图4 一i ( a ) 为我们在氢气介质阻挡放电中获得的超四边形斑图。图中的每一个亮 点表示一个放电丝及一个等离子体通道，大小点表示等离子体通道的粗细不同，其半径 分别为约0 1 4 e m 和o0 3 e r a ；黑色区域为放电背景区域，等离子体密度稀薄。图中可见， 超四边形是分别由大点和小点构成的两套四边形子结构相互嵌套而成。所有的大点构成 一套列边形子结构，所有的小点构成另外套四边形子结构，并且小点都处在太点四边 形的中心位置。图41 ( b ) 给出了超四边形中的光亮度分布示意圈。圈中可清楚的观察 到，超四边形中大点和小点光亮度的空间周期性分稚，显见，虽然大点具有较大的半径 但其亮度却较低。此图与k r r e nmp a g e 等人利用g i e r e r - m e i n h a r d t 反应扩散模型当使 某一个参数随空间周期性变化时得到的一维结果相类似( 如图1 - - 5 ( a ) 所示) 。 l一 堑! 童奎兰星筌鎏耋堡堡皇呈堡塑堡! ! 壅型 吲定放电频率，随电n x 幅度的升高，超 r q 边形斑图经历从四边形一准超点阵斑图一 超四边彤一六边形的分象序列，如图4 2 所示。其中，准超点阵斑图和超四边形斑图 均为我们首次发现。此外，经过多次实验。我们还做出了随驱动电压和频率变化时备斑 图出现的相图，见图4 3 。显见，超四边形斑图出现在频率为4 5k h z 到8 0k h z ，电 脏为3 6k v 到4 4k v 的范围之间。 削42 随电压的升高，斑目的演化顺序：( a ) 击穿时的四边形斑幽u = 3k v ，( b ) 四 边形斑斟u - 32 k v ，( c ) 礁超点阵斑图u = 35 k v ，( d ) 混沌态u = 38 k v ( e ) 超四i 丑 形斑图形成前u - - 4l k v ( f ) 超四边形斑酗2 ，( g ) 超四边形失稳u = 42 5 k v ， ( h ) 混沌态u - 43 k v ( j ) a 边形斑图u = 50 k v ，( j ) 六边形斑图u - 8 k v 。 f ( k h z ) 幽4 - - 3 斑圈随外加电压和频率变化时得到的相凹。s 表示四边形斑图，q 表示准超点阵 斑幽，s s 表示超四边形型，h 表示超六边形斑凹。幽中的虚线区域分别表示超四边彤形 成前以及火稳后的过渡状态。气体为纯氢气，d = 15 r a m 一 苎 河北人学理学硕+ 学位论文 我们不仅在宏观时间尺度上对超四边形斑图的演化过程进行了研究，还利用光学方 法实现了在纳秒量级的微观尺度上对其放电行为的测量。图4 4 给出了在图4 2 中各 斑图的电压信号和总光信号。图中显见：四边形斑图在每半个电压周期内放电两次，放 电时刻均发生在外加电压的上升沿，这与我们以前对四边形斑图的研究结果一致。准超 点阵斑图在每半个电压周期内也放电两次，它继承了原来四边形斑图的时间行为。而超 四边形斑图却打破了这种时间对称性，它在每半个周期内放电三次，两次发生在驱动电 压的上升沿，而另一次发生在电压的下降沿。对于六边形斑图，它在每半个周期内放电 多次，放电序列无明显的时间对称性。 t ( 阑 图4 4 不同类型斑图的总光信号。u 为电压曲线，( a ) 四边形斑图，( b ) 准超点阵斑 图，( c ) 混沌态，( d ) 超四边形斑图，( e ) 混沌态，( f ) 六边形斑图。 为了进一步搞清超四边形斑图的微观动力学行为，我们对其进行了时空分辨测量， 如图4 5 所示。实验发现：超四边形中所有的大点都同时放电，在每半个驱动周期内 放电两次，一次发生在驱动电压的上升沿，而另一次发生在驱动电压的下降沿，如图4 - - 5 ( a ) 所示。所有的小点也都同时放电，在每半个驱动周期内只放电一次，发生在驱 动电压的上升沿，如图4 5 ( b ) 所示。然而，大点和小点的放电时刻却是不同的，小 点放电时刻恰好处在大点两次放电的序列之间，如图4 5 ( c ) 所示。以上测量结果表 明，在超四边形斑图中，所有的大点构成一套四边形子结构( l ) ，所有的小点构成另外 一套四边形子结构( s ) 。超四边形是这两套子结构相互嵌套交替振荡的时空动态斑图， 如图4 6 示意图所示，而不仅仅局限于我们宏观上观察到的静态表象。在每个电压周 期内超四边形的两套子结构遵从着s l l s l l 的放电时间序列( 其中s 表示小 1 4 第4 章人气压交流气体放电中超四边形斑i 刳 o s 。1 0 3 - 2 0 3 0 o 9 - 1 0 3 2 0 3 0 0 岁1 0 3 2 0 3 0 u i l l l 一一。if i l f l i 。 - u 。8 一i ，r r f s 一i f i ( b ) - u 、一 r l 。1 。1r 1 iji ( c ) i 01 02 03 0 t ( p s ) 童 。芒 i e 墨 宙 i e 曼 望 c 习 e 8 图4 5 超四边形斑图中任意两个放电丝之间的时间相关性测量。u 为电压曲线，l 表示 超四边形中的任意一个大点的光信号，s 表示任意一小点的光信号。( a ) 超四边形中两 人点的时间相关性，( b ) 两小点的时间相关性，( c ) 大点和小点的时间相关性。 ooo ”oo ooo 号o ；o ooooo ooooo ooooo 图4 6 超四边形斑图两套子结构嵌套示意图 点四边形子结构，l 表示大点四边形子结构，如4 7 ( a ) 所示。由于测得的放电脉冲 与电压的正负极性无关，我们定义每半个电压周期作为真正的驱动周期。因此，超四边 形具有与驱动周期谐振的时间对称性。而对于四边形斑图，以前的研究证明，它是由两 套等价的四边形子结构相互嵌套而成，并在每个电压周期内遵从着s 1 1 s 具有时间反演 1 5 河北人理硕十学位论文 行为的次谐振的时i 日j 对称性。故而，随外加电压的升高，斑图从四边形到超四边形的演 化过程当中，其空间对称性降低了，而时间对称性却增强了，发生了时空对称性破缺。 经分析，这一对称性的转化过程归因于介质阻挡放电中的壁电荷起主导作用放电。 众所周知，介质阻挡放电中的壁电荷对该系统中的斑图形成具有重要作用。当两极 间所加电压足够高时，气体被击穿形成放电。放电产生的电荷在外加场的作用下，分别 向两极运动，最终积累在电介质表面形成壁电荷。壁电荷将建立内建电场e ( q ) ，其方 向与外加电场方向相反，而最终熄灭这次放电。因此，产生放电时的电压越高，就需要 越多的壁电荷来熄灭这次放电，即放电后形成的壁电荷密度就越高。但是e ( q ) 却帮助 下一次放电的产生。我们按e ( q ) 的大小将放电分为两种情况：如果e ( q ) 小于气体的击 穿电压，那么下一次放电将发生在下半个周期电压反向以后的上升沿。这次放电结束以 后，壁电荷的极性变反，由q 变为一q 。介质阻挡放电中的所有上升沿放电都属于这种 情况；如果e ( q ) 本身已经足够大，已经大于气体的击穿电压，那么下一次放电将发生 在电压本半个周期的下降沿，壁电荷将克服外加电场起主导作用形成放电，即为我们通 常所称的“下降沿放电 或“过零放电 。这次放电结束以后，壁电荷被消耗，但尚未 耗尽，因此壁电荷将保持原来的电荷极性不变。所有下降沿放电都属于这种情况。显然， 对于超四边形斑图而言，其大点子结构的上升沿放电以及小点子结构的放电均属于第一 种情况，而大点子结构的下降沿放电属于第二种情况。 由于壁电荷在介质表面的迁移率很小，而被认为是固定在某些平衡位置不变，因此 在介质板上将会形成壁电荷斑图。在介质阻挡放电中，人们通常把注意力都集中在放电 丝斑图，而忽视了壁电荷斑图。实际上，除放电丝斑图之外，壁电荷斑图是存在于介质 阻挡放电中的另一类重要的斑图形式，它与放电丝斑图之间相互作用最终决定着介质阻 挡放电中的斑图形成。由于壁电荷斑图的存在，它将建立横向不均匀电场e ( q ) 。e ( q ) 与外加均匀电场之和为气隙间气体的总电场，故而总电场也是不均匀的。放电将发生在 总电场超过气体击穿阈值的位置，其他位置不放电。因此，壁电荷斑图作为一种空间变 化的场影响下一次放电丝斑图的位置和时间，反过来，放电丝斑图形成以后会使壁电荷 发生重新分布，进而决定下一个壁电荷斑图的结构。按这样的方式，壁电荷斑图和放电 1 6 第4 章大气压交流气体放电中超四边形斑图 丝斑图相互作用，相互依赖，直到在某一电压值下，两者之间达到平衡，形成稳定的斑 图。超四边形斑图的形成，与其壁电荷的空间周期性分布有重要的关系，这与k a r e nm p a g e 等人利用g i e r e r - m e i n h a r d t 反应扩散模型，当使某一个参量空间周期性变化时模拟 的结果相一致【5 】。 图4 7 ( b ) 给出了超四边形斑图中壁电荷斑图与放电丝斑图之间的相互作用过程示 意图。在区域i 中，由于小点子结构的负电荷密度高于大点，并且壁电荷产生的内建电 场方向与外加电压的极性相同，使其在电压的上升沿首先发生放电，产生放电丝斑图 l ( s ) 。放