空心阴极放电特性的分析-等离子体物理专业毕业论文

.@：东东华人学硕士毕业论文和电压数据，分别在热平衡状态和非热平衡状态模型下进行推断，得到了空心阴极放电等离子体中电子能量的分布函数以及电子温度和电子密度的数值并且探讨了它们随放电电压和气压的变化关系。结果发现两种假设所得结果虽然在数值上有所差异，但是它们的变化趋势却是相似的;且经分析发现电子密度的大小随电源电压和气压的增大而增大，而电子温度却并非随电源电压的增大而呈单调性变化。发射光谱诊断法作为一种原位实时在线对体系无扰动和时空分辨性能良好的诊断方法，不仅可以分析出特定气体空心阴极放电等离子体中的粒子种类，亦可定性的得到等离子体中电子温度的大小。通过比较不同放电电压和气压条件下特定谱线强度的变化规律，亦可以得到等离子体中相应粒子的反应状态。本文通过发射光谱诊断法对氮气空心阴极放电状态进行了研究，发现氮气空心阴极放电等离子体中存在能量大于eV的高能电子由于空心阴极端口处等离子体发光最强烈，故可以认为发射光谱诊断法所探测的主要区域在这端口处，即等离子体的中心区域，这样所得结果与数值模拟结果相对应。以上结果在空心阴极放电应用于硬质薄膜制备和显示器件的研究等方面具有现实的参考价值。关键词:空心阴极放电，流体模型，朗缪尔探针诊断，发射光谱诊断，等离子体摘要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才东东华人学硕士毕业论文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卫旦L渔丛-KEYW ORDS:hoow eathodedsehargefudmodeLangmurPobedagnossoptealemssonsPecroseoPyPasma‘目目录引言…l第 章空心阴极放电概述31空心阴极放电机理312空心阴极放电产生的条件及其主要特性4第二章低温等离子体放电过程的各种数值模拟方法621粒子模拟722流体模拟…8221流体方程8222边界条件…0223流体方程的数值处理…123混合模拟…5第三章空心阴极放电的流体模拟…631空心阴极放电模型的基本假设…632空心阴极放电的流体模型…733流体模型中参数的确定…834方程的离散化…935算法实现2036模拟结果及讨论2361 空心阴极放电的一般放电特性2362 改变放电条件对模拟结果的影响3第四章低温等离子体的诊断概述541Langmuir探针法2642发射光谱法犯421等离子体中的原子过程32422等离子体的简化模型4423等离子体中的光谱辐射543其它诊断方法36东东华人学硕士毕效论文第五章空心阴极放电的探针及光谱诊断751空心阴极放电装置3752基本放电特性测试8521伏安特性曲线8522气压对放电的影响953Langmir探针诊断1531探针诊断电路及装置的参数设置1532探针诊断程序设计3533探针诊断数据处理及结果分析4654NZ空心阴极放电的发射光谱诊断及分析055小结54第六章结论与展望5参考文献7攻读学位期间发表的学术论文1致谢2引 引 言纳米科技从0世纪0年代兴起进入1世纪越来越被大家耳熟它在促进科技进步，提高社会文明程度改善人类生存质量更新对物质世界的认知及观念上扮演了举足轻重的角色。纳米材料是纳米科技极其重要的物质基础，日益受到各国的重视。在最近0年内人们利用了多种沉积技术制备纳米薄膜，其中包括直流溅射法、激光烧蚀法、等离了体化学气相沉积法、磁控溅射法、等离子体注入法等。在制备的过程人们还对不同的沉积条件对薄膜性质的影响进行了研究，例如基片偏压、基片温度、射频或直流放电、反应器装置、以及反应气体分压等。空心阴极放电制备薄膜的方法由于具有设备简单，工艺方法稳定可靠沉积速度快、分散能力好、膜层组织均匀致密、附着力强等优点，也开始受到越来越多的关注。杨平z等人已成功的应用直流空心阴极放电等离子体溅射沉积的方法制备了氮化碳薄膜，并研究了改变基板偏压对所制备薄膜性能的影响。为了将空心阴极放电用于修改衬底的表面性能，CHEH[等人更提出了阵列式空心阴极放电结构。但是对空心阴极的放电特性尚缺少系统的研究。为了提高空心阴极放电利用效率，我们希望了解其具体的放电过程，特别是其中的一些等离子体参数与放电条件之间的关系，因而需要对空心阴极放电过程做进一步的深入研究。研究空心阴极放电特性，即研究其产生的等离子体状态，而研究等离子体有三种手段，它们是实验诊断、理论解析和数值模拟，实验诊断是以某种可控制的方式扰动该系统，借助于仪器观察它的性质;理论解析是用解析的数学方法通过己经建立的物理规律洽地确定该系统的性质;数值模拟是从已经知道或已知被假设的局部瞬间规律出发，利用计算机将局部规律组合成长时间规律的一种方法，它特别适用于等离子体这种已经部分了解了控制它的基本规律，但对它进行实验诊断又比较困难，且它的多自由度的关联相互作用使得对它作理论解析也不切实际的体系。这种方法在最近几十年来得到 蓬勃发展〕特别是在过去的二十年中，已有大量的一维和二维模拟方法 于直流]和射频]放电领域在空心阴极放电方面赖建军余建华等愉应用恰模型(Mneao模型和流体模型的混合体)通过将快电子和慢电子与离了进行分若东东华人学硕士毕业论文别处理，得到了氢气在槽型空心阴极放电的二维模型;OONKO[也使用了类似的方法姚细林等用MneCa模型对氨气在槽形微空心阴极中的高压放电作了二维模拟张连珠和HASHGUCHIS等采用MoneCao方法分别模拟了氮离子在空心阴极放电鞘层区内的输运过程和氦气空心阴极放电中的电子能量分布。本文则希望通过对空心阴极放电进行流体模拟，在理论上得到空心阴极放电中带电粒子的密度分布及电子的平均能量分布;通过对其进行探针及光谱诊断，在实验得到空心阴极放电等离子体的电子密度和电子温度等参数随放电条件的变化情况。通过对这两种研究结果的对比及分析，进一步研究空心阴极的放电特性，为其在沉积纳米薄膜等方面的应用提供理论参考。第一章 第一章 空心阴极放电概述空心阴极放电]Hooweahodeoehae简称HCD)又称史丘勒(Schuer)放电是一种特殊形式的辉光放电。最早它应用于光谱光源，后来发展成为一种很有用的激光放电。它还具有工作气压高，维持电压低，粒子数反转浓度人等特点。11空心阴极放电机理空心阴极是一种特殊形式的阴极，当辉光放电时，阴极区、负辉区都被包围在阴极空腔的内部，使得负辉区相互重叠，这种放电特征下的阴极称为空心阴极。在相同的条件，空心阴极辉光放电的电流密度比正常辉光放电时显著增大，这种现象成为空心阴极效应。空心阴极放电管结构如图1所示，空心阴极的放电机理为:1、高能电子可以在阴极空间来回振荡提高产生电离的机会增大电离几率，使得电子雪崩增长更快。重叠的负辉区。负辉区是辉光放电中电子、离子浓度最高，辐射光最强的区域;又是电场较弱、迁移运动速度很小的区域。在空心阴极中，阴极的负辉区相互重叠，这更增强了负辉区的特征，使区内带电粒子的浓度更高、辐射光更强、高能粒子更多。由于高能电子的振荡效应，使负辉区中高能电子的份额也增高，其它高能粒子也相应增强，这些因素都使空间电离系数提高。由于阴极间空隙的限制，负辉区中辐射出光子有较大的几率辐射到阴极表面，使阴极产生较强的光电子发射。其它各种高能离子、亚稳原子、高速原子等也都能更容易地打上阴极，使阴极表面产生二次电子发射，从而使阴极的总二次电子发射系数显著增大。3、阴极的溅射。山于较多的高能粒子轰击阴极表面，使阴极溅射增强。当阴极为金属材料时，阴极附近出现的金属蒸汽还很容易与气体原子发生潘宁电离碰撞，从而使阴极区内电离系数更加增大。由于以上多方面产生带电粒子的有利因素使空心阴极放电电流密度猛增。东华东华人学硕士毕业论文阴极阴极暗又负辉区图l空心阴极放电管结构简图12空心阴极放电产生的条件及其主要特性要产生空心阴极放电需满足一定的条件:1、在一定的气压下，空心圆筒阴极的半径必须大于阴极暗区的厚度双平行板阴极，两平板间的距离一般也必须大于阴极暗区的厚度。有人在氖气，钥阴极的空心阴极放电中总结出以下条件n:133Pam<Pd<133Pam (ll)其d为阴极直径或双平板阴极的间距。2、圆筒阴极的长度与直径的比值应大于或等于7。3、空心阴极放电中通常还考虑辐射对放电特性的影响从大量试验得到的一个结论是:要维持空心阴极放电，必须有相当强的光辐射，尤其是那种能量大的紫外光辐射。在以上的三个条件中前两个是必须满足的条件，只有在满足前两个条件时才能产生空心阴极放电。由于空心阴极放电的独特区域分布，更有利于气体导电，它与正常辉光放电相比有如下几个特征:1、管压降较低，电流密度大在相同条件下，电流密度可高1至3个数量级。2、空心阴极中等离子体区内的电子离子浓度高，约高出一03的数量级范围。3空心阴极的主要发光区是负辉区区中有快速电子群(能量约为20eV)，速电子群(能量约为5一eV)，慢速电子群(能量约为eV)，空心阴极负辉第第章空心阴极放电概述区内高能电子所占的份额大，电子的速度分布曲线偏离麦克斯韦分布曲线。由于空心阴极放电中存在相当丰富的电子能量分布以及高的带电粒子密度，易产生强烈的阴极溅射。利用这一特点可制成各种金属蒸汽的离子激光器与光谱灯等器件。且当采用空心阴极溅射沉积法制备薄膜时，具有设备简单，上艺方法稳定可靠、沉积速度快、分散能力好、膜层组织均匀致密、附着力强等优点，是一种很有发展前途的沉积技术。因此空心阴极放电是一种很有用的放电形式，前正被人们所重视。入第二第二章 低温等离子体放电过程的各种数值模拟方法认识复杂物理系统的性质可以通过两种经过检验的传统方法进行，即实验研究和理论研究。实验研究即以某种可控制的方式扰动该系统，借助于仪器观察它的性质;理论研究即川解析的数学方法通过已经建立的物理规律洽地确定该系统的性质。理论和实验的紧密结合使物理学取得了极人的进展。然而有很多的物理问题是不可能进行实验研究或者实验研究是很困难的，而多白山度的关联相互作用使得做理论解析也是不实际的，但往往我们相信自己了解控制该系统的基本定理而不能得出想认识它的任何结果或者可以提出一些见解，但由于理论的复杂性而不能进行检验对低温等离子体的研究即属于这类问题。最近几十年来，高速度大容量的计算机得到了飞速的发展，这对物理学的研究和应用领域产生了深刻的影响，扩大了研究和应用的范围，缩短了研究和应用的周期，促进了一些新兴科学的发展。在物理学中，在传统的研究手段解析理论和实验研究以外发展了一个新的研究手段:计算机数值模拟，它的目的是从已经知道或已经被假设的局部瞬时规律，利用计算机将局部规律组合成长时间的规律。等离子体是一个呈现集体运动特性的带电粒子的复杂系统。对这样一个系统的数值模拟研究一般采用流体力学模拟或动力学模拟方法它们的关系如图21所示e。流体模拟方法从宏观的角度研究等离子体大范围、长时间的性质，将微观得到的输运系数等作为已知的条件，数值求解流体方程。而动力学方程(Vsov方程或Fokenk方程)的求解，由于存在一个多维相空间的分布函数，数值求解时往往比较困难，或往往要进行离散化处理，这样也就容易产生非物理的多束流失真，掩盖真正的物理解。第第章低温等离子体放电过程的各种数位模拟方法离r体数值模拟研究方法力学描述 流体描述Vaovv 粒r模拟 混合模拟 流体模拟FokkerPanekk程数值解图2l等离子体数值模拟研究方法分类框图21粒子模拟等离子体粒子模拟就是在高速计算机通过跟踪大量的带电粒子在它们的洽场和外加电磁场的运动来模拟出等离子体的动力学特性。它的基本思路为:设大量的带电粒子具有初始位置和速度，对它们采用统计平均的方法求出等离子体空间的电荷和电流密度分布，在通过麦克斯韦方程组VE=4刃，v=_C次2l)v_丝+4冠C 食 CVB=0求出各处的电场和磁场，这样每个粒子所受的洛伦兹力就知道了:护 二、厂=qI七+一I 22)ar 、 L 夕而下一时刻侮个粒子的位置和速度可以通过运动方程求出。如此循环进行，跟踪计算大量带电粒子的运动，再根据所感兴趣的问题对这些大量带电粒子的某些物理量做统计平均，即可得到宏观等离子体的物质特性和运动过程。从原则上讲，这种方法考虑等离子体运动最齐全，最能反应实际等离子体的运动，在一定意义上，可以代替实验的功能。又因为它是模拟计算，每一个模拟的带电粒子全部运动都存在计算机里，因而可以提供任何详细的等离子体运动的信息。但是，因为要跟踪大量的粒子，计算量十分可观，实际等离子体东华人学东华人学硕士毕收论文带电粒子数远远超过了高速计算机所能模拟计算的总粒子数。因此要真正在计算机上实现等离子体的粒子模拟，还需作很多精细的考虑和处理技巧，如何减少计算量成为这种方法的主要问题。22流体模拟由于粒子模拟计算费时，所以，在气体放电的一些简单问题中，流体模型仍为首选分析方法。流体模型将低温放电等离子体粒子作为流体来处理。它山分别描述电子、离子的两个连续性方程，两个传输方程以及描述电场分布的泊松方程祸合而成既解决了场洽的问题也考虑到了带电粒子的非平衡问题，能够反应出等离子体的主要宏观性质，是一种简单快捷的分析方法。221流体方程流体方程包括连续方程动量方程和能量方程这些方程也叫输运方程，可以和泊松方程进行祸合得到电场。假设给出的气体粒子的电离度、密度和温度都是常数且不受放电的影响。则流体方程组可表示为:伽_-乙+V几=S， 23)几nPn， 24)Z 25)竺+v砚=S‘ 26)5几二 27)·又乏r 28)其中是浓度，r是流量，S是源项，符号p可以表示:电子(p=e)、离子或性粒子;云是电场，q是粒子所带电量，是漂移率，D;是扩散率:气表示电子能量密度;符号r表示某种反应，气表示在一次r反应中产生的粒子p的个数，它可以是正的也可以是负的，常数k是:反应的反应率系数，n、nZ第第章低ir等离子休放电过程的各种数位模拟方法为反应粒子的浓度:n表示碰撞靶粒子的密度，耳表示碰撞能量的闽值。这一组方程可以从Bmnn方程出发，通过引入适当的假设推导出来，也可以采用比较直观的方法推导。式2)为粒子的连续方程，描述了任意一种等离子体粒子p的密度随时间的变化流量方程2)中第一项给出的是由电场引起的流量(即漂移)，而第二项表示的是山浓度梯度引起的流量(即扩散)，忽略了粒子的惯性粒子的源项2)由气体放电发生的反应决定它由产生p粒子的反应对应的正项和引起p粒子损失的反应对应的负项组成式2)为电子能量的连续方程其中乓=云，为电子平均能量。电子平均能量的源项2)式中的两项分别代表从电场中获得的能量和由于碰撞损失的能量。求解流体方程232)时需要知道反应率系数k和输运系数产和D一般来说，这些参数的取值都取决于相应粒子的能量分布。对于离子我们可以采用局域场近似(Lca!dppomin)，也就是说粒子从电场中获得的能量与由于碰撞损失的能量达到平衡，此时可以假设粒子能量分布和电场有直接的关系。这样输运和电离系数都可以表示为电场的函数:=ED=Dk=k))这种关系可以从文献中的经典理论和实验结果中找到。而且，离子扩散系数可以由漂移系数通过爱因斯坦关系得到D=塑 )其中k为玻尔兹曼常数，e为电子电量，T为粒子温度，对应于粒子随机运动的能量。然而对于电子而言，局域场近似方法通常得不到令人满意的结果，因为由电子和中性粒子碰撞引起的能量转移很少(因为他们的质量差距太大)。因此，这里不能用式29)，而是假设电子碰撞反应的输运系数和反应率系数是电子能量的函数几=Dk=k) )最后，由空间电荷分布决定的电场分布，可根据泊松方程得到.v佃p )其中是介电常数，沪是静电势，p为空间电荷密度。东华东华人学硕士毕业论文， 23)可以通过联立连续性方程、动量方程、能量方程和泊松方程，来获得恰的电场分布。但由于在流体模型中，假设了电子从电场中获得的能量和电子经过非弹性碰撞损失的能量相平衡对等离子体中的快电子而言是不确切的，所以此方法只能是一种近似的模拟，不适用于对高温等离子体的研究。222边界条件流体方程组的边界条件是描述一个问题的本质部分。对于粒子输运方程232)在不同的文献中可以找到各种各样的边界条件最直接的边界条件，例如n=0或V.=0其中是法向单位矢量在某些情况下是满足的但在物理学中一般是不满足的特别是当表面有二次电子发射的物理现象发生时，这些边界条件就没有描述，而这种物理现象是很多放电类型的基本过程。根据动力学原理，在漂移和扩散的作用下流向极板的粒子流为〕r_。1诱*+jDv* 24)，J· 4 ‘ 2︸式中an冲0后两项代表由粒子的随机运动引起n冲幼 _于的扩散流量，将流体方程中粒子的流量表达式2)代入则在边界上有:一)名D件二 26)对于阴极表面，电子的边界条件中必须考虑二次电子发射引起的流量。在这种情况下，我们将极板表面的电子区分为从另一边过来的。电子和极板表面发射的电子分别得到它们各自的边界条件具体推导过程见文献2最后可得到电子在边界上的总边界条件为:‘e一2“。.~.r’，。，2“乙曰二_..”其r电子的浓度第第章低温等离子体放电过程的各种数值模拟方法8恤;+m知、e 告 ‘，n 对于电子能量输运方程26和2)，我们使用和电子输运方程相一致的边界条件:+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离子质量，m:为中性粒子的质量。泊松方程的边界条件即为电极的电势值。223流体方程的数值处理对于以上给出的流体方程系统，可以在时问进程和二维空问中，利用计算机程序对其进行数值求解。使用有限差分方法求解这些方程，即用分散在时间和空间上的一组点上的数值来表示一个变量值，通过这些点上的值，这些方程的微商都近似地用有限差分方法表示首先将二维空间用均匀网格划分出来，它们由x和y方向的线条组成，间距分别为x和妙，如图2一2所示。流体方程组2)只能在气体区域内使用用两个下标来表示某网格点在xy平面的位有+欲和川=+y量X为量y示邻中间和芍2;如图.5所示对于标量在格点正中间值可表示为:x+x2。东东华人学硕士毕业论文图22二维空间网格图将粒子和电子平均能量连续性方程2)和2)在时间上离散化为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，.…户 乙乙l，夕 ’pvp一尸p一pl一pv.2l2，公表示时问步长且=k+夕假设己知所有变量在产时刻的数值而需要求的是这些变量在I时刻的数值右上角的!和m分别表示r和S的时刻标志。输运项和源项既可以用产m=)时刻的数值代入，也可以用广m=kl)时刻的数值代入。如果代入的是时刻的数值，则相应的数值计算方法为显式方法，因为当计算时刻的变量值时，所有变量在时刻的数值都是己知的。这种方法很容易计算，但是会导致结果的涨落，甚至计算不稳定，除非对时间步长t进行限制即必须满足CurdhLeyCF)时间步长约束条件:t< 222)X;，约束条件2)一般是很难满足的例如对应于气压为0带电粒子浓度为0cm3的氢等离子体，根据此约束条件，时间步长的数值应<0ns。经研究表明为了避免限制条件2)并不一定要使用严格的隐式方法计算，一种所谓的半隐式方法也能确保稳定。具体分析见文献2]。即可以取==m=m*=k:mkl使用半隐式算对此方程进行数值求解，这样时间步长的取值可以比约束条件22)大好几个数量级极大的缩短了计算所需时间。对于连续方程中的输运项可离散化为r_…，一f_.，位-:y2一 十 223)Ay第第章低温等离子体放电过程的各种数位模拟方法式流量所对应的表达式的离散化可采用schGumme指数方案，即假设粒子流、迁移系数和扩散系数在两相邻的网格点之间是常量，通过在此区间积分得到网格中心点的粒子流的指数表达式，其优点是可以同时有效地描述以迁移为主或以扩散为卞的区域。简单的推导过程如下山:流量方程2)在二维空间的表达式为加_L::一D_- 兰 224)“欲n，y:一D.-J立 225)尸即将上式变形为伽p.__一二226)汰其中a=:二b_三式解为D， D，b二] 227)则有x=马一叽0] 228)同理可得r_=bD_=一D画] 229)将上式在二维空间网格中离散化则有:瓦=-一) 230)其中Z一 zexP够)一I):= 231)(z护0，==l)东东华人学硕士毕业论文ZE公 232)几，对y方向的离散方法同上。将流量的指数方法离散表达式20带入22)，再带入21)，则连续方程的离散化方程可表示为五点格式:+++a心=丸 233)其中配 移 l几厂234)=_少=一 235)公2-)夕妙几t) 236)_2夕， 妙几) 237)=站哈弓屹， )A=+， )五点格式的各项系数23)23)应用于网格上气体区域内部的每一个网格点上。在气体区域的边界部分，五点格式的各项系数需要与边界条件26220相结合。具体操作见文献7].tvv空间的介电常数为真空介电常数e)有:O尹.0p P竺气二十-，产 240)ax‘ 即‘ 右0因为周围网格点的泰勒展开表达式为:尹_一a尹A2 1俨3.r4、矶井欲+舟故故J+O欲) 24)叙 Zax‘ 6axJ叨件=甲.一_二a丁2.1犷A3.o;) 242)次 艺dr一 O)尤-第章第章低ir等离子体放电过程的各种数位模拟方法l3件l= 243)@)l= 244)黔@)若设网格间距血=办=h，将以上六式相加则有:，)从而可得泊松方程的离散化方程_l__J__p) 246)23混合模拟混合模型即将上两种模型结合起来，用粒子模拟中的统计方法来得到电子的能量分布，用流体模型来求解粒子的浓度和电场，这样就综合了述两种模拟方法的优点，精读上高于流体模拟，计算时间上快于粒子模拟，是近年来国内外数值模拟研究中经常提及和使用的一种模拟方法。第三章 第三章 空心阴极放电的流体模拟流体模拟、粒子模拟和混合模拟技术是低温等离子体放电模拟最常用的模拟技术。虽然对等离了体的描述和建模是一件比较困难且非常具有挑战性的工作，但是有时合理的模拟可以得到实验无法获得的物理信息。在过去的二卜年中，人量的一维和二维模拟方法应用于直流和射频放电领域。在空心阴极放电方面赖建军余建华等]应用恰模型(MneCr模型和流体模型的混合体)通过对快电子和慢电子与离子进行分别处理，得到了氢气在槽型空心阴极放电中的二维模型，但是他没有给出电子平均能量的空间分布。姚细林和周俐娜5等分别用MneC模型和流体模型模拟了亚毫米量级的微空心阴极放电，属于高气压下的空心阴极放电。本文则采用流体模型对氢气管型空心阴极中的低气压放电作二维模拟。31空心阴极放电模型的基本假设根据实验室现有条件，为了节省计算时间，本文考虑一个由管型阴极和两阳极构成的简单空心阴极放电系统，图31所示为管型空心阴极的轴向中心截而，设为xy平面，截面大小为osemxosem，阴极孔径为osem。在本模型中，气体温度设为30K，中心轴放电电压的范围为0一30V，气压为25一o在这种情况下考虑放电区粒子之间的相互作用时可以只考虑电子和气体基态原子之间的碰撞激发和碰撞图3空心阴极放电结构截面 等过程同时忽略各种复合过程并且电离忽略电子电子碰撞和电子离子碰撞假设从阴极发射的二次电子主要是由正离子的撞击引起的，取二次电子发射系数=3。阳极接地，则阴极上的电位为放电电压的负值，外电路的影响不考虑。第二章第二章空心阴极放电的流体悦拟32空心阴极放电的流体模型流体模型的基本变量为电子密度n，离子密度n及电势V。与上章的流体方程组对应有:匹+v亡& 3)己n_S 32)称 P枷_ _ 二~一二十V1_ 33)次一) 34)ee其中:e=从n几V气 35)几nDvP 36)· 37)n‘=n￡ 38)S=S，=knN 39)又=一砚E瓦keN瓦 30)式中n，n，N，n分别为电子密度、正离子密度、中性粒子密度、电子平均能量密度。，r，:分别为电子流密度、离子流密度、能量流密度。S，S，S分别为电子、离子和电子平均能量的源项，即单位时间单位体积产生的电子数、离子数和能量值。v，云为电势、场强，几为介电常数。为电子平均能量，D;分别为离子迁移率离子扩散系数它们是与E有关的函数;，几分别为电子迁移率、电子扩散系数它们是与有关的函数;k，气分别为电离反应速率系数、能量损失系数。耳为发生电离反应的能量闭值，此处即为氛原子的第一电离能。瓦为碰撞时损失的能量，本文可设为e[。东华东华人学硕士毕业论文33流体模型中参数的确定为了求解流体方程组必须先确定方程组中所包含的迁移系数扩散系数、反应系数和二次电子发射系数等参数的数值。对于离子和性粒子等重粒子而言，可以认为它们与器壁处于热平衡状态，服从Mxwen分布，根据分子运动论及Langov漂移理论，可以确定它们的各项系数。或者可以通过查找相应文献获得H。离子的漂移系数为一)从漂等’LVIP 戈 够/P)’j/p表示压强，单位为。可以根据爱因斯坦关系获得其相应的扩散系数D_=#kp 32)对于电子，由于空心阴极放电等离子体是远离平衡态的，电子的分布函数一般不服从Mxwln分布。最严格的方法是在空间和时间维上求解随时间变化的Bmnn方程从而得到所需系数，但是对于二维和三维而言是很困难的，必须引入一定的假设进行简化。具体求解方法见文献伽。电子的各项传输系数和反应系数可以通过此算法对应的软件BOSG+计算而得。图32为通过此软件所算得的r放电中电子迁移系数u和扩散系数D随电子平均能量变化的曲线;图33为电离反应系数和激发反应系数c随电子平均能量变化的曲线。——钊OONN:meanec扣nene酬e叨图32电了迁移系数u和扩散系数D随电子平均能量变化的曲线第二章第二章空心阴极放电的流体模拟门万35〔250E刁15气2ooE15meaneectneergyeV)图33电离反应系数k和激发反应系数k随电子平均能量变化的曲线34方程的离散化所模拟的二维空心阴极管截面如图 31 所示，取网格问距h公细ocm，则二维空间的网格数为0巧0。为了减少计算时间，对流体方程均使用逐次超松弛迭代法sOR)进行数值计算。则在网格内部粒子密度在网格点上的迭代格式的表达式有.心公嚓，、 二 、 。「 气 却+} :FjL掀，式中q表示第q次迭代，k表示对应的变量为k时刻的数值，。为超松弛因子，它的表达式为卿:2口=万-于户一 34)l+VI一P，， 汀 ‘， 汀cos一+COS一刀Z n刀cbi 315)公2+妙2为Jacobi方法的谱半径，nl，n 故和妙分别x方向和y方向的网格节点数和空间步长值。对于左阴极边界，电子和离子的流量表达式分别为e ﹂ l月，东华人东华人学硕士毕业论文、 317)._2只l 并带入连续性方程，则可以得到左阴极边界处粒了密度的五点格式。对于电子可表示为t_ 了 、介一丽 线叭) 38)《=嵘心0 39)l w 夕 _ 一 夕气+石践护+面 、J 320)l 夕 2夕2i广万2位vlel件.+登jA少 * .夕。 32)对于离子可表示为) 322)a=az==o 323)l _甲 l‘ 夕.切 — VL__- 324)气=气z+ ;+2公 书，夕_APlj +—百_ 325)2同理可得其它边界上的离散化表达式式所表示的超松弛格式对它们同样适用。泊松方程的超松弛迭代格式为必二无0玩无4.十h0+— 尹35算法实现以L流体模拟数值算法通过Mlb数学计算软件编程实现初始的电子密度设为O，而离子密度设为0m，均匀分布于50x50的网格内节点上，时间步长取55。计算流程图如下:第第二章空心阴极放电的流体模拟输入所需参数值及变景初值=t+1:表示时间迭代次数ko=ko+l:表示训算某一时刻相应数值的迭代次数kl=kl+l获得计算场强时所需参数计算电势分布及网格点上的场强值选取相邻两次迭代所得网格上的各点电势之差的绝对值的最大值赋予dfnaxdfax>le4?否获得计算电子密度和离子密度所需参数算电子密度计算离子密度获得计算电子能量分布所需参数计算电子能量分布计算网格点上的电子密度、离子密度和电子能量两次迭代误差的最大值赋予dfndfi>le4?令I变量在t时刻的数值和t+l时刻的数值之差的绝对值的最大值>le4?否结束图34流体模型数值计算程序流程图东华人学东华人学硕士毕业论文各个流体方程间的祸合关系为:输入所求变量的初值求解与电子平均能量输入各项系数的值有关的系数值D=f()求解泊松方程得到网 求解网格点I带电粒子密格点上的电场值E 度值及电子平均能量值求解与电场值有关的系数值D=E)图35流体方程组祸合关系图36模拟结果及讨论本节给出了部分模拟结果。以Ar作为模型气体，模拟了放电电压范围在50一300V，气压为05一o，阴极孔径为030一075em，阴极筒长为0sem的放电条件下的空心阴极放电。得到电子密度、离子密度、电子平均能量和电势的空间分布，研究了放电电压、气压和阴极孔径的变化对放电特性的影响。361 空心阴极放电的一般放电特性图36的模拟条件为极间电压0OV，放电气压or，阴极孔径cm，阴极筒长0sem。第第二章空心阴极放电的流体模拟冬。之阴极mm 00 阳极mm 阴极mm 00 阳极mma势分布 (电子密度分布、 史阴极加m 阳极lm 阴极mm 00 阳极mm(离子密度分布 (电了平均能量分布图36空心阴极放电的一般特性由图36可以看出放电主要发生在阴极管的上下两端这是由于阴极管，间部位的电场值较低的缘故。图36(a)所示的为电势分布，在阴极管靠近端口的等离子体区电势接近于零。图36()和()分别为电子和离子密度分布，靠近阴极管上下端口具有相同电子和离子密度值的区域为准中性等离子体区。等离子体区的电子和离子密度明显远高于其它区域，阴极附近的阴极暗区内的正离子密度远大于电子密度此时阴极管端口附近处的负辉区已经重合，形成了空心阴极放电。从电子的平均能量分布可以看出在阴极位降区电子能量较高，而阴极管中心的能量较低，这是由于电子在管状阴极的作用下，在阴极管中心来回摆动，从而导致它与其它粒子的频繁碰撞造成的:边界的四个极值则是由于所在区域的高电场引起的。362 改变放电条件对模拟结果的影响图37给出了气压为r时，在不同放电电压下，阴极管端口平而向内03cm处截面的粒子密度分布变化。从图中可以看出，随着放电电压的增大，东东华人学硕士毕业论文电子密度和离子密度也随着增加且粒子密度分布峰值的形状基本不变图38为不同气压下，电子密度沿阴极管中心轴的分布变化图。可以看出随着气压的增大，使得轴上靠近阳极区域的电子密度值与中间区域的值对比越来越强烈，这是由于气压越小，粒子的平均自由程越长，气体放电产生的等离子体区的范围也就越大。16001印VV八圆14++2飞VV6‘ ++2仗VV翻E、—— 3lVV2 3 2 3阳极mm 阳极Ima电子密度分布 (离子密度分布图37不同电压的电子密度和离子密度在阴极端口以内03mm截面处的分布图厂一一一万弄霭葡下一下门八橇_/、」l}一\尸飞}巍 诫吮叹甲哭哭畔溉黑界琴挥~贷{ \/ . {0 1 2 3 4 5阴极Im图38不同气压下，在阴极管中心轴上的归一化电子密度分布图39为阴极孔径分别为cm7cm时的离子密度分布从图中可以看出阴极孔径减小时离子密度分布在轴向的两个峰值更加靠近阴极管的两端;而当阴极孔径增大时，离子密度降低，并且沿径向很明显的出现两个峰值，这是由于负辉区未重合所造成的。第第二章空心阴极放电的流体模拟卜 、0口阴极mm 阳极mm 阴极加m 阳极加ma阴极孔径为3ml b极孔径为75mm图39阴极孔径分别为3mm和75mm时的离子密度空间分布25第四章 第四章 低温等离子体的诊断概述鉴于等离子体的一些性质(如温度、电子浓度等)并不能直接测量，而必须通过其它表象(如谱线强度谱线宽度探针伏安特性曲线等)转换而得到，所以常把等离子体参数的获得称之为等离子体诊断。按功能分，实时、原位的等离子体诊断可分为三种:一是对等离子体中的基木参量(如电子和离子的温度及密度、等离子体和鞘层电位)的测定。这时等离子体被看作是种静电体系、光学介质，可以川静电探针和波谱(微波、激光)探针来诊断;二是对等离子体中粒子的物种诊断(如原子、自由基、离子及其激发态等)这时等离子体被看成是一种化学体系可用吸收光谱(红外及紫外光谱、拉曼光谱、激光诱导荧光、光腔衰荡光谱)和分子束质谱诊断，三是既能诊断等离子体的参量又能探测活性物种，这时等离子体被看作为一种辐射光源，可以用发射光谱诊断，发射光谱一般只能诊断激发态物种，同时对光谱的解析还能获得诸多等离子体参数的信息。41Langmur探针法自从94年Lngmr和ok系统地提出单探针理论后探针就成为测量等离子体参量的重要工具，它是最早也是现在人们常用的一种测量方法。它主要以利用探针附近的静电场与等离子体的相互作用而引起的电荷重新分布所形成的探针电流变化作为诊断依据，根据探针的伏安特性曲线，可以导出等离子体电子温度、带电粒子浓度、空间电位和电子平均能量分布等重要参量。它的优点是设备简单，测量方便，测量范围可达n为0cmT为0eV，Vp可为0V，工作气压可为少0a的广阔范围。静电单探的使用条件0:()不存在强磁场;()被测空间是电中性的等离子体空间，电子浓度n和离子浓度n相等，电子和正离子的速度满足麦克斯韦速度分布，它们的温度分别为双和不;()探针周围形成的空问电荷鞘层厚度比探针面积的线度小，这样可忽略边缘效应，近似认为鞘层和探针的面积相等;()电子和正离子的平均自由程比鞘层厚度大，这样就可忽略鞘层中离子碰撞引起的弹性散射、粒子激发和电离;()探针材料与气体不发生化学第第四章低温等离子体的诊断概述反应;(6)探针表面没有热电子和次级电子的发射。在这些条件下，对探针的特性可以得到一些简单的理论表达式。静电探针的结构很简单川，往往就是一根细的金属丝，除了端点的工作部分外，其它都复套着陶瓷、玻璃等绝缘套。如果探针是孤立绝缘的，则由于电子的平均热运动速度远大于离子的速度，因而开始时，在单位时间内打在探针表面上的电子数目远远超过离子数，使探针表面逐渐积累起负电荷，从而使探针的电位相对于其附近的未被扰动的等离子体电位(也称为空间电位)的差值为负值。这个负电位差将排斥电子，而吸收离子，从而在探针表面附近空间形成个正的空间电荷层(亦称离子鞘)这个空间电荷层将逐渐增厚直到最后在单位时间内进入探针表面的电子和离子数目达到平衡时为止。这时达到探针表面的总电流为零，且探针的负电位不再改变了，此时的负电位称为悬浮电位V。当外加电源使探针相对于空间电位的电位差V不等于V时，就会有电流b流过探针。单探针的测量装置如图4l所示:图4l单探针测量装置E;是探针电源砰是调节探针电压的电位器U和I分别是探针电压和电流。若以阴极为参考极心是探针所处空间的等离子体位即探针荷鞘层边缘等离子体的位，价表示鞘层边缘相对探针的位那么探针压U;=嵘+称 4)如图41所示是以阴极为参考电极是，探针的伏安特性。横坐标是探针电压U;，纵坐标是探针电流I，有几=去 42)东东华人学硕士毕业论文探针电流IP了图42单探针伏安特性曲线它是探针接收到的电子流和离子流之差。如果假定等离子体的电子和离子按余弦定律打到鞘层表面，那么打到鞘层表面的电子流和离子流分别是:河 43)百 砰4)其中和的单位是A:电子浓度和离子浓度相等，单位为m一;鞘层表面积等于探针表面积A;单位是cm;电子温度和离子温度单位为V;大和j分别为电子流和离子流密度;A是离子的原子量。探针鞘层电压为珠U心 )由于电子速度按麦克斯韦分布，带电粒子经过鞘层的电流为P]:‘ 46)P甲似:0 47)整个探针的伏安特性可分为三个区域:电子饱和区，过渡区，离子饱和区。() 电子饱和区:这个区域的鞘层电压降气=U叽o )电子通过鞘层加速但电子流不可能大于等离子体能提供得值所以这个区域叫做电子饱和区。而这时离子通过鞘层受拒斥，达不到探针。因此这时探针电流为:;7x河 )这个域的临情况是称U;心0如图中D点所示这探针压U等第第四章低温等离子体的诊断概述探针所在空位置处等离子体的空间位。() 离子饱和区:这个区域的鞘层电压降气U心《o 40)电子被完全拒斥，探针电流山纯离子流组成，即f e、一首。 41)k不流值，所以称此区为饱和离子流区。图4l所示曲线是理想的单探针伏安特性。当鞘层面积由于鞘层厚度增加而加大时，再按探针面积作接受带电粒子面积来计算，就有较大的误差。例如鞘层厚度I( kT.万。=}一 } 42)4形n少很大而探针压U又很正时单探针伏特性的子饱和区探针流几是随着U得增加而增加的当探针接受电子流过大还会引起探针的热电子发射和次级电子发射，这些电子发射改变了探针特性，严重时，探针不能正常工作。当联接电路中有接触电位差时，将影响探针对等离子体空间电位和探针悬浮电位的测定。因此在具体设计探针和实际测量时，必须考虑这些因素。(3) 过渡区:即电子拒斥区，这个区的鞘层电压降气=U心<0 )这意味着电子通过鞘层受拒斥。下面分别从等离子休处于热平衡态与非热平衡态两个角度讨论探针的伏安关系，并从中得出计算电子温度的方法。)等离子体处于平衡态时在很多场合，常把等离子体作为平衡态或局部平衡态体系来处理，此时电子速度满足麦克斯韦速度分布，其中有一部分的高能电子可以克服拒斥场而到达探针。所以探针能接受的电子流为』 )东东华人学硕士毕业论文而离子通过鞘层受加速，进入鞘层的离子全部能到达探针，但是其数值相对于电子引起的电流来说非常小，所以探针电流为:;^习 )这是一探针流即子流随价按指数变化的域它反映了子量分布情况，由此可得出电子能量的分布曲线。对4)式取对数得:气n;n。 )于是电子温度为:称nn) )nf帆率一nn) )即为电子温度。得到ke后，再从伏安特性曲线上读出饱和电子流的数值，利用饱和电子流的关系7x万 )即可得出等离子体的电子浓度和离子浓度x) )其中、单位是cm;单位是A ;A单位是cm;ke单位使V。当探针电压减小，直到探针接受的电子流和离子流相等，这时的探针电压U=U， 42)而.Zek不m) 422)相当于伏安特性线与横轴的交点如图41中C点所示这个探压称即为探针的悬浮电位，相当于探针与外界没有电源联系的情况。)等离子处于非平衡态时2:对于辉光放电等离子体来说由于体系和环境不断进行能量和物质的交换，第第四章低温等离子体的断概述而且体系内部粒子之间的能量交换是很不允分的，所以体系肯定要偏离麦克斯韦分布。因此我们不能假定体系是服从麦克斯韦分布的。其真实分布应由测量结果来决定。Dyeyn曾给出一个单探针收集电子流的公式，当探针电位u低于等离子体空间电位sp时，探针收集的电子流为eA、 ZeV423)1。=一下万一12蛛VjF月.了了产V件 下万) 又 mvj其中v为电子在等离子体内的速度，)为电子速度分布函数。在探针鞘层电压V<0的情况下，只要)是各向同性的函数，公式42)适用十平板形、球形和圆柱形探针。用电子能量分布函数)代替v则得到424)4 Em‘上式对V微分一次有兰五叮二协 425)d气 4 少’再微分一次便得到妙)=-一了 426)12召1 “r夕‘ne.一 }凡m夕上式为通过单探针测量获得电子速度分布的基本公式。这里的问题是和Vp不能直接测量。由于在V<0时，探针收集的正离子电流I;是一个缓慢变化的小电流，因此P而且珠=U心的s定于等离体激发统探针统匕丈，卜J场2人下I又LlU而七!乏口Jo凸I匕一刁乌可dI_d; dUdU声d嵘可通过实验测得的探针电压和电流数据计算出来。因此，利用单探针的伏安特性曲线我们可以得到电子速度分布函数。因_V=0，_U=Vp.，2乞达到最大值魂，即dUp东华人学东华人学硕士毕业论文;} __;、 427)丽} 了】pll=， 、 p/__，一_.._一…_…电__.___算d_的最大值对应的UP来确定dUps可算布F)均能量和电子温度kT了。玲-口- ，d七 428)429)f玲冲立业f卜 430)f玲冲2一k兀=一右 431)3通过以上描述我们知道针对处于平衡和非平衡态等离子体的静电探针测量方法是不一样的，但是针对非平衡态的等离子体的测量方法同时也适用于平衡态的等离子体，所以通过比较同时应用这两种方法检测同一等离子体所测得的参数值，可以判断所检测的等离子体是否处于平衡状态。.2发射光谱法等离子体中存在大量的离子、电子、中性基态和激发态原子和分子。各种粒子相互作用将产生各种波长的电磁辐射。通过对等离子体的辐射光谱的测量和分析是获得等离子体基本参量如电子密度、温度等的有效手段。21等离子体中的原子过程当等离子体达到完全热平衡时系统中原子离子)的各个能态之间的分布，以及基态原子(离子)与进一步电离的基态离子之间的分布服从玻尔兹曼分布与萨哈分布。然而实验室中的等离子体并不能真正达到热平衡，因此在光谱测第第四章低温等离子体的诊断概述量时不能简地利用平衡时的统计规律，而需要分析了等离子体与辐射有关的原子(离子)过程，从而了解粒子的状态分布和光谱特除。下面我们简单介绍一下等离子休中五种主要的原子过程及其逆过程我们用N和N表示过程和逆过程的反应速率。线光谱的发射和光致激发。M什M;+f;N*=NA，+uB);万卜=NufB;;其中NNq分别为q能级的原子(离子)密度Ap为自发辐射跃迁系数，BpB分别为受激辐射跃迁和光致激发系数u是频率为f的光子场的能量密度，f为辐射或吸收的光子能量。复合辐射和光致电离+eoM+f;N=cNa;N*N可，其中N、Nl、N产分别为电子密度、zl电离态和z电离态q能级的离为Zl)成Z态q可为Z电离态q能级的离子电离到zl)电离态离子的光致电离系数。电子碰撞激发和去激发Mp+e什M，+e:N一 NeX闪;N，=戈eXP;其中XXp分别为电子碰撞激发和去激发系数NNqN的意义同上。重粒子碰撞激发和去激发M尸+M什M。+M:+ =NNK耐N，=戈NKP;其中K，Kp分别为重粒子碰撞激发和去激发系数，N为重粒子密度。N、Nq的意义同上。电子碰撞电离三体复合东华东华人学硕士毕业论文Mz+e什Mz+l+Ze;N一 NZe犷;N，=NZNQ:其中z为Z电离态离子的电离碰撞系数Z为zl电离态离子的三体复合系数。N、Nz、N意义同前。上述各过程和逆过程的比例系数都是原子的特征参数，其中、X、S、Q与电子速度分布有关，即与Te有关，K则与T有关。22等离子体的简化模型由于等离子体是有离子、电子、中性原(分)子构成的多粒子复杂系统，且这一系统往往不是热力学平衡系统，因此等离子体中的光谱辐射不仅仅跟卜述的原子过程和辐射相关，并且跟辐射在等离子体传输特性相关，如辐射的吸收等。因此等离子体光谱辐射是一个复杂的过程，要完全真实正确地描述等离子体中光谱辐射，是一件十分困难的任务。因此研究等离子体中的辐射行为，往往需要根据产生的等离子体的方法和特性，进行一定的模型来简化对实验现象的有效分析。常用的等离子体模型有以下三种:局部热平衡(TE):对某些等离子体，虽然它的光性厚度很薄(光性厚度是表征辐射在等离子体传输过程中被吸收或衰减强弱的量，如果辐射在传输过程中等离子体对它的吸收很小则称光性厚度薄)辐射场密度很低辐射和吸收根本达不到平衡，以致于光致电离、光致激发等过程可以忽略;但是粒子的密度仍足够大，碰撞频繁，粒子间可以达到所谓的局部热平衡。此时粒子的状态分布仍然可以用麦克斯韦分布、玻尔兹曼分布和萨哈分布公式来描述。日冕模型(Coamodl):如果等离子体特别稀薄，以致于可以只考虑自发辐射跃迁和碰撞激发相平衡，复合辐射和碰撞电离相平衡，其它过程均可忽略。这就是口冕模型。因为它首先用于解释太阳冕区的光谱故得此名。碰撞辐射模型(CRMdl):有相当大部分高温等离子体不能满足上述两种近似模型条件，为此理论上又建立了碰撞辐射模型。在碰撞辐射模型中考虑了自发跃迁、复合辐射、碰撞激发和去激发、碰撞电离和三体复合等过程。第四第四章低温等离子体的诊断概述423等离子体中的光谱辐射等离子体各种原子过程的发生总伴随着各种波段的电磁辐射的出现，概括起来主要有以下几种:物致辐射:这是由于作热运动的电了和离了碰撞时电子在库仑场中被加速和减速而产生的辐射这种辐射是连续光潜因为电子在碰撞前后都是自由的，所以也称为自由自由过程。电子温度为e的等离子体，在每单位体积、频率为f的单位频率间隔内所发出的辐射功率为:U;637x0从ze’mHz)4犯)其中e从分别为电子和离子密度，厦为岗特因子，z为原子序数。复合辐射:电子与离子碰撞时除了述的白由白由过程外还可能发生电子被离子俘获，发生复合产生的辐射。复合辐射的光谱也是连续的。因为碰撞后电子为束缚态因此复合过程也可称为自由束缚过程复合到n能级的复合辐射能谱为24 _ h一}E.‘U:=173x0NN二夭=下exP二一)牙mz) 433)nk兀“一 、 ke这里的凡为n能级的能量，其它各量的意义同前。线光谱:原子和离子中的束缚电子如果处在激发态，它就有可能跃迁到较低能态而发生辐射这种束缚束缚过程中的辐射具有确定的能量因此光谱是线光谱。对于等离子体的线辐射，一般可只考虑自发跃迁。若等离子体是均匀的，则在局部热平衡近似下，由n态到m态跃迁的谱线亮度为;一鱼今)牙m2.srl 434)g一 KI。其中为线光谱的波长，凡为吸收振子强度，g为n能级的统权重，l为基态的统计权重，N为基态的原子密度，l为基态到n态的激发能，D为等离子体的厚度。其他各量的意义同前。在等离子体中由于存在各种碰撞及外加电磁场，因此线光谱的谱线宽度具有展宽。对谱线展宽测量是光谱诊断的有效手段之一。在等离子体中主要有多普勒展宽和斯塔克展宽，其中多普勒展宽东华东华人学硕士毕能论文主要取决于离子温度，而斯塔克展宽主要取决于电子密度。回旋辐射:当等离子体中具有磁场，带电粒子在洛仑兹力的作用下绕磁力线作圆周运动产生的辐射。回旋辐射只有在磁场存在时才存在。上述中的这些辐射跟等离子体的一些重要参数如温度、密度、元素成份及其电离态等紧密相关，因此利用光谱诊断可以获得等离子体的一些基本参数。43其它诊断方法针对低温等离子体的诊断，探针诊断方法作为一种最经典，最简单的等离子体诊断方法，使用最广，可以得到较多的等离子体各项参数，但是它涉及到复杂的数据处理过程，还要考虑电路抗干扰及探针去污等方面因素，往往另人望而却步。而发射光谱法使用简单，操作方面，但往往只能对等离子体温度等参数进行定性的分析，信息量比较少。除了上述两种等离子诊断方法之外还有一些诊断手段0也应用于等离子体。例如利用质谱技术可以探测放电等离子体中的粒子组成，以及这些组成在过程中的变化。而通过红外吸收光谱测量技术则可以分析出等离子体加工系统中的分子和自由基团成分激光诱导荧光光谱技术则可以对等离子体进行成分、以及过程中化学成分变化的分析。第五章 第五章 空心阴极放电的探针及光谱诊断木章给出实验操作中的空心阴极放电的探针和光谱诊断结果。并对这两种诊断方法所得结果进行比较分析，进而研究空心阴极的放电特性。51空心阴极放电装置空心阴极放电装置如 图5所示，装置中的核心部件为碳管空心阴极如图52所示为了满足空心阴极放电产生的条件L7D碳管内径D为smm，长度L为6mm碳管外套了一层陶瓷，口的是为了保证放电只发生在碳管内壁与阳极之间，空心阴极和陶瓷一起固定在最外面的金属外壳内，金属外壳通过真空器壁接地作为放电阳极。真空系统的真空度最高能够达到0a，真空度由Z52B金属规管(测量范围为151oloP)与J7电离规管(测量范围为lOxlloxloPa)测量，由ZDF12微机复合真空计显示读数气体通过真空室顶端管道接口流经空心阴极直接充入真空室内，在此之前通过DO77B/ZM型流量控制计可控制流量，由D084B/ZM型流量显示仪显示流量值，真空室底端接机械泵和分子泵;空心阴极通过一个4kQ的电阻与LW0OO5直流稳压稳流电源相连，所加电压在0一00V范围内可调，最大输出电流5A。图5I空心阴极放电装置图东东华人学硕士毕业论文图52碳符空心阴极52基本放电特性测试521伏安特性曲线如图53所示为不同气压(0一0a)条件下的直流空心阴极放电伏安特性曲线。由图可知，放电电流的范围为20~2OmA，随着放电电压的增加，放电电流也随之增加除了30Pa和6OPa时的伏安曲线稍有差异之外其它气压条件下的空心阴极放电伏安特性曲线基本保持不变。通过与图54直流放电通用-特性比较可知，当气压较低时，其伏安特性曲线类似于反常辉光放电;而气压较高时，其伏安特性曲线与正常和反常辉光放电特性曲线均有很大的差别。-一P30Paa-一P60Paa奋PIOOPaa，一P130Paa今P160Paa.o30 **P18OPaa20 30 40 50 60 70 80 的 100 110 120EecFnCUpntlA图53不同气压条件下的空心阴极放电伏安特性曲线第1第1章空心阴极放电的探针及光谱诊断暗放电 电弧汤森放电区超光.电佩转变区︶ /热电aI非热电派一她电离!100 s 0‘ 10呼 10〕 1 0000电流IA)图54直流放电通用伏安特性522气压对放电的影响图55和图56所示为电源电压分别为500V和sooV时气压和阴极放电电压的关系曲线。由图可知，当电源电压固定值较小时(如50OV)，随着气压的增加电极上的电压会先剧烈减小，再缓慢增大，最后再次逐渐减小，电流则恰好相反;而当电源电压固定值较大时(如80V)，随着气压的增加电极上的电压亦先剧烈减小，之后则慢慢趋于平稳，变化不大。UJ30 O GgSP阳SSU限Paa。\6; \ \.、80 1幻 120 140 160180GaSP阳SsurPa图55电源电压500V时，阴极电压随气压的变化曲线东东华人学硕士毕业论文20 u﹄ .70 80 100 120 140 160 180 200GaSP阳SSu阳Pag.0 20 40 60 80 1扣 120 140 160 180 200GSSP陀SSU佗Pa图56电源电压800V时，阴极电压随气压的变化曲线图57所示为电源电压为s0V时，气压与阴极电压的关系曲线图。由图可知，当电源电压一定时，改变放电气压时，阴极电压并非随气压呈线性变化，而是存在一定的压强稳定区，在70Pa一50Pa和200Pa一300Pa时，阴极电压不随气压的变化而变化，而是呈现一种稳定状态。这可能和辉光放电中负辉区的形成机理有关。30.、.6.\0 50 100 150 200 250 300 350 4以】GSP阳SSUePa图57电源电压sl0V时，阴极电压随气压的变化曲线第章第章空心阴极放电的探针及光谱诊断53Langmur探针诊断angmu探针是最早被用来测量等离子体特性的一种诊断工具，其理论相当复杂，但它结构十分简单，且操作方便，在等离子体诊断领域已经得到了‘泛的应用为了避免实验手段的缺陷影响诊断精读YE丫MARCUSR1]和吴常津等人都开始使用商品化的数据采集卡及记录仪器对探针电路的电压电流信号进行采集，如数据采集卡，示波器等;并应用计算机软件对所采集的数据进行分析处理。IMY，JUNGYD卿等人甚至采用探针方法测量了脉冲电容祸合等离子体各项参数的时空变化规律，他所使用的DAQ数据采集卡与Labew编程软件与本文所使用的类似。MEFOSEAYB等人在对热阴极源进行探针诊断的过程中发现，在探针的半对数探针伏安特性曲线的电子过渡区存在两个数值差异很大的斜率值，分析发现它们分别对应于等离子体中的高能电子温度值和低能电子温度值。本文同样采用Lngm探针诊断方法对低压空心阴极放电进行诊断为了减小实验误差采用NlDAQPd60巧数据卡采集探针电压和电流数据并应用Lbew和Mlb等计算机软件对所采集的数据进行数据处理和分析。531探针诊断电路及装置的参数设置agmr探针诊断装置图如图58所示，探针上所加交流电源可从市电通过变压器转化而来，实验时所采用的交流范围为oV一oV，频率为0Hz。采用直径为mm的圆柱形钨丝作为探针，利用73固化硅胶将探针密封绝缘，测量端外露长度为Zmm，用细砂纸打磨后，再用丙酮和酒精擦干净，并安装在以聚四氟