（等离子体物理专业论文）光谱线型法研究介质阻挡放电等离子体参量.pdf

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育机构的学位或证书 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。 0 作者签名：二韭l 堑l 一 日期：j 堕年上月土日 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 l 、保密d ，在 兰皇1 2 年鱼月 生 日解密后适用本授权声明。 2 、不保密口。 ( 请在以上相应方格内打“ ) 保护知识产权声明 本人为申请河北大学学位所提交的题目为( ) 的学位论文，是我个人在导师() 指导并与导师合作下取得的研究成果，研 究工作及取得的研究成果是在河北大学所提供的研究经费及导师的研究经费资 助下完成的。本人完全了解并严格遵守中华人民共和国为保护知识产权所制定的 各项法律、行政法规以及河北大学的相关规定。 本人声明如下：本论文的成果归河北大学所有，未经征得指导教师和河北大 学的书面同意和授权，本人保证不以任何形式公开和传播科研成果和科研土作内 容。如果违反本声明，本人愿意承担相应法律责任。 声明人： 壶主：童丑：日期：当巡年l 月上日 作者签名：盘：盟 导师签名；圭盈互盘 日期：2 翌呈年上月红日 日期：型星年重月1 日 摘要 摘要 采用发射光谱法，研究了氩气及氩气空气介质阻挡放电中的电子密度、气体温度、 电子温度及分子振动温度。 通过引入s t a r k 位移，进一步发展了测量电子密度的光谱线型法。研究了大气压氩 气空气介质阻挡放电四边形斑图及六边形斑图中微放电通道的电子密度。利用氮分子发 射光谱，研究了两种斑图微放电通道中的分子振动温度。实验发现，由s t a r k 频移与s t a r k 展宽两种方法计算所得的电子密度的值大致相同。当电压增加，四边形斑图演化到六边 形斑图时，电子密度及分子振动温度均增大。 在大气压及近大气压氩气介质阻挡放电中，通过考虑氩原子6 9 6 5 4a m 发射谱线的 各种展宽机制，分离出v a nd e r w a a l s 展宽，得到了放电的气体温度。结果表明，气体温 =度随气体压强的增大而增大。与通过氮分子第一负带( o ，o ) 转动谱线得到的气体温度 - 进行比较，发现同一气压条件下，两种方法计算得到的气体温度一致。 研究了介质阻挡放电中电子温度和氮分子振动温度，以及它们随气体压强、外加电 压等的变化关系。实验还发现，在氩气空气混合气体放电中，气体成分及比例极大地影 响放电的发光特性和能量传输特性。 本工作结果对等离子体斑图形成机制研究及介质阻挡放电的应用具有重要参考价 值。 关键词介质阻挡放电发射光谱电子密度气体温度振动温度 a b s t r a c t a b s t r a c t p l a s m ap a r a m e t e r ss u c ha se l e c t r o nd e n s i t y , g a st e m p e r a t u r e , e l e c t r o nt e m p e r a t u r ea n d m o l e c u l a rv i b r a t i o nt e m p e r a t u r ei nad i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e ( d b d ) i na r g o no ra r g o n a i r h a v eb e e ni n v e s t i g a t e db ym e a n so f o p t i c a le m i s s i o ns p e c t r o s c o p y ( o e s ) t h es t a r ks h i f ti si n t r o d u c e dh e r e ，w h i c hi m p r o v e dt h em e t h o do fm e a s u r i n ge l e c t r o n d e n s i t yb yo e s 1 1 1 ee l e c t r o nd e n s i t yo fa ni n d i v i d u a lm i c r o d i s c h a r g ec h a n n e li nd i f f e r e n t s t a b l ep a t t e r n si n c l u d i n gas q u a r ea n dah e x a g o np a t t e mi nad i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g ei n a r g o n a i r a ta t m o s p h e r i cp r e s s u r ei si n v e s t i g a t e d v i b r a t i o n a lt e m p e r a t u r eo fi n d i v i d u a l m i c r o d i s c h a r g ec h a n n e li ns q u a r ea n dh e x a g o np a t t e r n si si n v e s t i g a t e db yu s i n gam e t h o do f n 2m o l e c u l e ss p e c t r a ri sf o u n dt h a tt h ev a l u e so fe l e c t r o nd e n s i t yd e d u c e df r o mt h et w o m e t h o d s ，s t a r ks h i f ta n ds t a r kb r o a d e n i n g ，a r ea l m o s tt h es a m e b e s i d e s ，t h ed e c t r o nd e n s i t y a n dv i b r a t i o n a lt e m p e r a t u r ea lea l li n c r e a s e df r o ms q u a r ep a t t e r nt oh e x a g o np a t t e r nw i t ht h e i n c r e a s eo fa p p l i e dv o l t a g e t h eg a st e m p e r a t u r ei sm e a s u r e di nas u b a t m o s p h e r i cd i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g eb y u s i n gt h ev a nd e rw a a l sb r o a d e n i n gd e d u c e df r o ms e v e r a lb r o a d e n i n gf a c t o r so fa t i6 9 6 5 4 n n l s p e c t r a ll i n e i ti sf o u n dt h a tt h eg a st e m p e r a t u r ei nad i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g ei n c r e a s e s 谢t l lt h ei n c r e a s eo fg a sp r e s s u r e i na d d i t i o n ，t h eg a st e m p e r a t u r ec a l c u l a t e df r o mt h e ( o ，o ) b a n do ft h en 2 十n e g a t i v es y s t e mi ss a m ea st h a tf r o mt h ev a nd e rw a a l sm e t h o du n d e rt h e s a m eg a sp r e s s u r e t h ee l e c t r o nt e m p e r a t u r ea n dv i b r a t i o n a lt e m p e r a t u r ei nad i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g ea r e i n v e s t i g a t e da saf u n c t i o no fe x p e r i m e n t a lc o n d i t i o n ss u c ha sg a sp r e s s u r ea n da p p l i e dv o l t a g e i ti so b s e r v e dt h a tt h ec o m p o n e n ta n dr a t i oo fg a si ng a sm i x t u r ei n f l u e n c et h eo p t i c a l c h a r a c t e r i s t i ca n de n e r g yt r a n s f e rp e c u l i a r i t yi nm i x e dg a sd i s c h a r g e t h i sw o r ki so fg r e a ti m p o r t a n c et ot h es t u d yo fp a t t e r nf o r m a t i o nm e c h a n i s mi nd b d a n da p p l i c a t i o n si ni n d u s t r y k e y w o r d s ：d i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e ；o p t i c a le m i s s i o ns p e c t r u m ；e l e c t r o nd e n s i t y , g a s t e m p e r a t u r e ；v i b r a t i o n a lt e m p e r a t u r e 目录 目录 第1 章引 言1 第2 章实验装置与实验方法4 2 1 实验装置4 2 2 实验方法4 2 2 1 电子激发温度4 2 2 2 分子振动温度6 2 2 3 电子密度7 第3 章光谱线型法研究介质阻挡放电斑图等离子体密度1 2 3 1s t a r k 展宽计算四边形、六边形斑图电子密度。1 2 3 2s t a r k 频移计算四边形、六边形斑图电子密度一1 6 3 3 四边形、六边形斑图振动温度的光谱诊断1 8 第4 章v a i ld e rw a a l s 展宽法研究介质阻挡放电气体温度2 1 4 1 气体温度诊断的方法2 l 4 2 利用v 觚d e rw a a l s 展宽计算介质阻挡放电气体温度2 4 第5 章谱线强度比法研究介质阻挡放电等离子体温度2 9 5 1 气体压强对电子激发温度、分子振动温度的影响2 9 5 2 气体成分对混合气体放电能量传递的影响3 2 5 3 外加电压对氩气放电电子激发温度的影响3 6 第6 章结束语3 9 参考文献4 0 附录：攻读硕士学位期间发表论文目录4 5 至l 【谢4 6 第1 章引言 第1 章引言 等离子体是一种带电粒子密度达到一定程度的电离气体，是物质的第四种状态。 等离子体一般可分为热等离子体和冷等离子体。热等离子体中，电子、离子及中性粒子 温度近似相等，满足热力学平衡。冷等离子体是非平衡等离子体，其突出特点是：电子 温度高达数万度，而中性粒子及离子的平动和转动温度却可以很低。 介质阻挡放电( d i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e ，简称d b d ) 是一种产生冷等离子体的 交流气体放电，其装置的主要特点是至少在一个电极上覆盖有电介质【2 3 1 。当在电极上 施加足够高的交流电压时，电极间的气体就会被击穿形成放电，产生等离子体。由于 d b d 可以工作在近大气压或大气压条件下，并且具有电子温度可方便调节、能量转换 效率高等优点，因此被广泛应用于臭氧合成【4 卅、材料表面处型7 】、聚合物表面改性、等 离子体化学气相沉积【8 一、c 0 2 激光器【1 0 1 、污染物控制【1 1 , 1 2 】、大功率准分子紫外及真空紫 外光源【1 3 ，l 叼以及平面等离子体显示技术【1 5 ，1 6 】等应用领域。近些年，人们发现介质阻挡放 电是一个高度非线性系统，可以自组织产生多种类型的斑图，并且有望在信息处理、材 料的局域性生长及等离子体光子晶体等领域得到应用【1 7 l 。无论是工业应用还是介质阻挡 放电斑图，都需要搞清楚其物理机制，而对等离子体参量的测定是需要首先解决的一个 问题。 目前，等离子体诊断的方法主要有：探针法【1 引、微波法【1 9 】、激光诊断t h o m s o n 散 射法【2 0 1 和光谱分析方法。光谱分析是等离子体诊断中应用最广泛的一种方法，因其是一 种无干扰的原位测量。通过分析谱线成分、谱线的线型、线宽以及相对强度，可确定等 离子体的多种物理参量： 1 ) 电子温度。在满足热平衡或局部热平衡等离子体中处于各能级的粒子数分布遵 循玻尔兹曼分布规律，选取一对属于同一元素的原子或离子谱线，由其谱线强度即可确 定等离子体中的电子温度【2 1 2 2 】。这种方法简单易行，广泛应用于各种等离子体电子温度 诊断中。 2 ) 电子密度。由于等离子体中的中性原子和离子辐射的谱线，会受到它们所在处的 等离子体环境的影响，包括它们和等离子体中的电子及其他原子、离子的碰撞作用，以及 准静态微电场的作用。这些相互作用均可从谱线的增宽和极大值的位置移动表现出来。 河北大学理学硕士学位论文 因此可以分析等离子体发射谱线中的s t a r k 展宽和频移来估算电子密度。大部分早期关 于等离子体电子密度的诊断是通过氢原子的s t a r k 展宽来实现的，即采用氢原子的日。或 日口线进行电子密度的研究【2 3 洲。由于氢原子的s t 破展宽很宽，并且它的展宽是电子密 度的线性函数，所以其应用于等离子体诊断有很大的优点。如果被测诊断源中存在氢原 子，这时用氢原子的谱线诊断就比较方便了。如果诊断源中没有氢原子，就必须在实验 气体中加入氢气作为诊断源。但是，如果诊断源的电子密度很大，h 。和日疗的谱线展宽 变得很宽，很容易与邻近的谱线相叠加；另外，高温等离子体中，氢可能全部被离化， 不能再用于等离子体诊断。因而采用非氢原子诊断电子密度正成为广大研究者研究的热 点。特别是对利用孤立的非氢的中性原子以及正离子诊断等离子体非常感兴趣【2 删。 理论方面，人们构造了许多理论，或在某种理论下作了各种不同的近似，得到了许多有 用的计算结果，h r c l i e m 及其合作者在这方面做了大量的奠基工作，计算和修正了大 量非氢原子和离子的谱线加宽和频移1 3 l 皿】。实验方面，各种各样的等离子体，如壁稳弧 放电等离子体【3 3 1 、微波放电等离子体【3 4 1 、射频辉光放电等离子体【3 5 1 、微结构电极放电 等离子体【2 7 】，都有人先后通过分离谱线线型，得到原子或离子的s t a r k 展宽，从而计算得 到了不同等离子体中的电子密度。 3 ) 放电等离子体中的气体温度。气体温度在等离子体的应用如材料表面处理方面具 有举足轻重的作用，直接决定着处理的效果和性能，因此对气体温度的诊断是一项重要 的任务【3 6 , 3 7 。关于气体温度的诊断，传统的方法是分析分子谱线的转动谱带，通过线形 拟和的方法来测量【3 8 删，然而如果等离子体是由氩气或氦气这些单原子放电产成的，谱线 中没有分子光谱，那么这种分子转动谱带拟和的方法便不再适用。在大气压或接近于大 气压放电等离子体中，用原子谱线的v a i ld e rw a a l s 展宽测量放电的气体温度解决了这 一难题。c y u b e r o 等人成功地用氩原子的v a i ld e rw a a l s 展宽对大气压微波放电等离子 体气体温度进行了测量，并得到了与用o h 分子转动谱带拟和一致的结果【4 l 】。 介质阻挡放电等离子体参量光谱诊断的研究主要集中在近几十年，包括用不同发射 ( 吸收) 谱线强度比法测量的电子温度【4 2 4 3 】，用分子转动谱线和振动谱线强度测量的转 振温度【删以及由转动谱线拟合近似得到的气体温厨4 5 l 等。k k o z l o v 等人于19 9 5 年首次 用横向相关光谱( c c s ) 技术测量了单个微放电通道中光强的时空分辨光谱【矧，并进一 2 第1 章引言 步研究了微放电通道中电场和电子密度的时空分布【4 7 】。关于介质阻挡放电斑图的等离子 体参量测量较少，本小组曾就单个微放电通道中的电子密度就行了研究【4 8 】，发现电子密 度值大约为3 0 5 1 0 1 5 c n l 3 。 本工作通过光谱方法研究介质阻挡放电中的电子密度、气体温度、电子激发温度以 及分子振动温度，并测量它们随实验条件的变化规律。通过引入s t a r k 位移，进一步发 展了测量电子密度的光谱线型法。研究了大气压氩气空气介质阻挡放电四边形斑图及六 边形斑图中微放电通道的电子密度；在大气压及近大气压氩气介质阻挡放电中，通过考 虑氩原子6 9 6 5 4a m 发射谱线的各种展宽机制，分离出v a i ld e rw a a l s 展宽，得到了放 电的气体温度，并与通过氮分子第一负带( o ，o ) 转动谱线得到的气体温度进行了比较； 研究了介质阻挡放电中电子温度和氮分子振动温度，以及它们随气体压强、外加电压等 的变化关系。在氩气空气混合气体放电中，研究了气体成分对放电的发光特性和能量传 输特性的影响。 河北大学理学硕士学位论文 2 1 实验装置 第2 章实验装置与实验方法 实验装置由电极、真空室、驱动电源及信号的采集和分析四部分组成，如图2 - 1 所 示。放电电极是由两个装满水的内径为6 5 m 的圆柱形容器组成，两端用厚度为1 5 m m 的玻璃片作为电介质，与高压交流电源两极相连的金属环浸入水中。正弦交流电源的频 率调节范围为1 0 k h z - 4 0 k h z ，高压交流电源的输出波形由高压探头( t e k t r o n i xp 6 0 1 5 a , 1 0 0 0 x ) 测得，并输入数字示波器( t e k t r o n i xt d s3 0 5 4 5 0 0 v i a z ) 进行采集。 高压电源 光 潜 仪 图2 1 实验装置示意图。 选用5 0q 的探测电阻测量电流信号，用数码相机( d i m a g ez 2 ) 从端面拍摄放电 丝的空间分布。利用带有光纤探头的光谱仪( a c t o ns p 2 7 5 8 ，c c d ：1 3 4 0 x 4 0 0p i x e l s ， 光栅：3 0 0 g m m 、18 0 0 g m m 、2 4 0 0 g m m ，分辨率：0 0 1 r i m ) 从端面( 如图) 或侧面 来采集光谱。 在测量单个微放电通道的光谱时，为了保证光纤采集的光确为单一通道的光，成像 时确保单个放电通道的像的直径大于l m m ，因为光纤束的直径小于l m m 。 2 2 实验方法 以下介绍光谱测量等离子体参量的几种方法： 2 2 1 电子激发温度 第2 章实验装置与实验方法 假设等离子体满足热平衡或局部热平衡( l t e 假定，原子和离子在不同能级上的布 居全部由电子的碰撞所控制，因此可以由等离子体状态的均分原理所决定而不会快速地 0 变化) ，则同类原子处在不同激发能级k 、j 上的原子数密度遵从b 。i t z m a n n 定律： n一警1 协，j n - - l = 言e x p l k l j ) 或薏= 厕g ke x p ( 一台) 江心， 式中玎。= 莩一，z 。仃) = 手g ，d 一鲁 ，是该原子数总密度，z 。p ) 是原子的配 分函数，丁称为电子激发温度，记为乙，简称激发温度，也称为b o l t z m a n n 温度。 原子发射谱线强度： ，箸= j i l c y 。彳。m ( 2 l 一3 ) f l , m 分别为上下能级，j i i 为普朗克常数，c 为光速，h c v n r n 是在跃迁中发射出的每个波数 为的光量子的能量，厶为自发发射的跃迁几率，帆为上能级粒子数。 d b d 是一种非平衡态等离子体，但是通常认为其局部可以达到近似热平衡。一对同 一元素或离子谱线丑和如，其强度分别为i 。和，：由下式给出【2 1 2 2 1 ： 丢= 籍唧c 一学， 弘， 式中下标l ，2 是分别指第一与第二条谱线。其中“：为第一和第二条谱线的积分螽度，a 是波长g 为相应谱线的上能级的统计权重 e 是相应的上能级的激发能，彳为相应的 跃迁几率，乙为电子激发温度。 由此得到电子激发温度： 乙= 陋一最归潞叱纠 亿m ， 有时也用振子强度f 来代替跃迁几率a ： 河北大学理学硕十学位论文 a j ，= 6 6 7 1 0 1 5g j f j i g t l f g j l 嗽= 西 ( 2 - 1 - 6 ) ( 2 1 7 ) 其中g 。、g j 分别为上、下能级的统计权重；厶为发射振子强度，厶为吸收振子强度。 这时( 2 1 5 ) 式可写成： 乙= 喝归髻也刊 仁m ， 在我们要研究的含有氩气的介质阻挡放电中，选用强度较大的a ri 7 6 3 51 n m ( 2 p 6 - 1 $ 5 ) 、7 7 2 4 2 n m ( 2 p 2 - 1s 3 ) l 幂j 两条谱线进行电子激发温度的诊断。表 2 1 中列出了计算中所需的参数【4 9 】。 表2 - 1a ri 线的两条谱线的激发能量，上能级的权重因子和跃迁几率 在我们研究的介质阻挡放电中，电子激发是电子能量损失的主要途径，电子激发温 度略低于电子温度，因而可用电子激发温度估计电子温度。 在对d b d 等离子体的电子温度进行诊断时，需要满足热力学平衡的条件或者局部 热力学平衡条件。即使在d b d 微放电中不能满足完全的局部热力学平衡条件，由于非 常高的碰撞率，也可以假设部分局域热平衡能够满足。但当用l t e 局部热平衡或部分局 域热平衡诊断等离子体参数时，还有一个必要的条件：德拜球内的粒子数必须相当大时， 这种假设才有效。公式( 2 1 5 ) 才成立，一般来说有剐： n e 1 4 x1 0 4 t 2 ( 峨) 3 c m 3 ( 2 1 - 9 ) 式中t 是温度( 用e v 单位) ，蛆。是产生相应谱线的上下能级的能量差。只有当上式 满足时，估算出的电子激发温度才是有效的。 2 2 2 分子振动温度 6 第2 章实验装置o j 实验方法 一般来说，n 2 作为双原子分子，其n 2 ( c 3 兀u b 3 1 - i g ) 的各带序谱线强度之间遵守 f 础删0 n 原理。从善等芘啪到一个带系的各个强度的振动的总和定贝o 。 若把发射强度除以y 4 所得的商称为带强度( 线强度相似) ，则这个总和定则可以表述如 下：较高态或较低态相同的所有谱带的带强度之和，分别与较高态或较低态中的分子数 成正比。 理论上，双原子分子带系发射光谱中的谱带强度公式【5 1 】： b = j | l c y m ( 2 - 2 一1 ) ，一分别为上下态振动量子数，h 为普朗克常数，c 为光速，“为跃迁几率，为 上态分子数。 分子振动能级振动能量为： e ，= ( - d e ( “圭) 一吐t ( “1 2 + o ) e y e ( v + 妒 陪2 国 对氮分子而言，振动常数m 4 们吐= 2 0 3 5 1 c m ，o ) e x e = 1 7 0 8 c m ，第三项及后面的项可 忽略不计删。 在局部热平衡条件下，上态粒子数分布满足玻耳兹曼分布，即： 札，= n o e - e e 帆( 2 - 2 - 3 ) 由方程式( 2 2 1 ) 和( 2 2 3 ) 可以得到： l n 肛c o - 薏( 2 - 2 4 ) 其中b = i c e ( v 山，a 山) ，c o 为常数。从上式看出，将i nb 随b 线性变化，结合方程式 ( 2 - 2 - 2 ) ，易知其负斜率即为振动温度的倒数，由此就可得到氮分子的振动温度瓦。 为了减小拟合误差，本工作采用三组振动序带：v = 一1 ( 0 - 1 ，1 - 2 ，2 - 3 ) ，a v = 一2 ( 0 - 2 ， 卜3 ，2 4 ) 和a v ：一3 ( 0 - 3 ，卜4 ，2 - 5 ) 。计算所需参数如表3 - 2 所示【5 2 】。 2 2 3 电子密度 在等离子体中，当电子密度高于1 0 1 5 c m 。3 时，s t a r k 加宽对原子谱线的加宽起了很重 要的作用。因此，原子谱线的s t a r k 效应可以用于等离子体电子密度测量。 河北大学理学硕士学位论文 s t a r k 加宽是由等离子体中发光原子与带电粒子的库仑作用引起的，非氢原子主要 是二次s t a r k 效应，它导致谱线的展宽。s t a r k 展宽q 和谱线最大值处的s t a r k 频移t ，分 别由下面两式表示【2 9 ，3 1 ，5 3 1 ： 哆= 2 x 1 + 1 7 5 x 1 0 。州h a x ( 1 0 0 6 8 n ：7 6 互一他) 】1 0 舶吐m ( 2 3 一1 ) 吐= d 。：l ：2 x 1 0 - 4 彬h t ；t c o 。( 1 0 0 6 8 n 2 7 6 - 1 坨) 】l o 一1 6 m ( 2 3 2 ) 由于s t a r k 展宽线型本质的不对称性，谱线半高全宽处的频移比谱线最大值处的频 移更准确，因此( 2 - 3 - 2 ) 可改写为 t = 【d 。3 2 x 1 0 _ 4 m 7 4 口缈。( 1 0 0 6 8 n , 7 6 瓦- 1 心) x l o 一1 6 札 ( 2 3 3 ) 其中国。是电子碰撞加宽参数，以是电子碰撞频移参数，口是离子碰撞加宽参数。它们 都是电子温度的函数【3 1 1 。 放电等离子体中原子发射光谱的线型在不同的实验条件下是由几种不同的加宽机 制所导致，主要有自然展宽，d o p p l e r 展宽，仪器展宽和压力展宽，压力展宽又包括共 振展宽、v a nd e rw a a l s 和s t a r k 展宽，以下分别介绍这几种展宽机制： 自然展宽自然展宽来自能级寿命，也可以说来自能级的宽度。 一般的自然展宽很小，本实验中，自然展宽较其它展宽小至少一个量级，因此可以 忽略【4 引。 d o p p l e r 频移和展宽这种移动或展宽来自原子或离子的热运动。对于m a x w e l l 速 度分布，d o p p l e r 展宽的线型为g a u s s 线型： g ( 2 习1 示懒p i _ 百- 2 2 2 】( 2 - 3 - 7 ) 其半娥为 一 一 醒= 厶1 i 8 k 肌t 口c 2 i n 2 7 1 6 1 0 刁厶吾 ( 2 - 3 - 8 ) 其中m 。是原子的质量，m 是发射粒子的原子量、k 是玻尔兹曼常数、厶是跃迁的中心 波长。 仪器展宽本实验所用到的光谱仪( a c t o ns p 一2 7 5 8 ，2 4 0 0 g m m ，分辨率：0 o l n m ) 8 第2 章实验装置与实验方法 仪器展宽用h e n e 激光器( 6 3 2 8 n m ) 测量，其展宽函数经拟和，为g a u s s i a n 线型和 l o r e n t z i a n 线型的卷积，其中，g a u s s i a n 展宽为0 0 1 6 6 81 1 1 1 1 ，l o r e n t z i a n 展宽为0 0 0 2 3 8n t n 仪器展宽的反卷积结果如图： 图2 2h e - n e 激光6 3 2 8n i n 光谱线测量仪器展宽的反卷积结果。 c 卷积结果；g - g a u s s i a n 线型；l - l o r e n t z i a n 线型。 压力展宽是考虑到激发态原子与中性原子( v a nd e rw a a l s 展宽) 和由于带电粒子 的存在产生的微场相作用( s t a r k 展宽) 使得激发态离子或原子的寿命缩短所引起的。 发射原子和其邻近的中性原子相碰撞产生了相对于其中心波长的光谱线型的加宽和频 移。 如果发射线中的一个态相对于基态允许有偶极跃迁，那么同类原子之间的相互作用 产生共振展宽。由于本论文研究工作中所选定的谱线a r i6 9 6 5 4a m 与其它原子相作用 不存在相应于基态的偶极辐射跃迁，因此不存在共振展宽。 一 高气压放电条件下不能忽视中性原子碰撞引起的v a nd e rw a a l s 效应，它会使谱线产 一 生频移和加宽。碰撞加宽的半宽可由下式给出 = 若n ( 2 - 3 - 9 ) 其中2 y n o 是相对于每条谱线的碰撞加宽参数，可见碰撞加宽正比于中性粒子数密度。 表2 2 中列出了心i6 9 6 5 4 r i m 谱线的v a nd e rw a a l s 加宽系数【4 8 】。碰撞( v a nd e rw a a l s ) 河北大学理学硕士学位论文 加宽引起的谱线加宽是洛伦兹线型： ( 旯) = 厶+ i 2 a 丽碉w o ( 2 3 1 0 ) 表2 - 2a ri6 9 6 5 4 r i m 谱线的v a nd e rw a a l s 加宽参数( 单位：1 0 - 2 0 c m 。1 c m 。) 垒旦坐竺竖垦呈皇堡竺旦! ! !旦! 璺堡望坚堕塾墨! 璺! 型尘塑型 l ，o 2 9 o 82 8 o 32 0 o 3l 6 7 o 0 5l 9 从表2 2 中选则一适中的系数( 2 o 士0 3 ) ，前期已经计算出在大气压介质阻挡放电 中v a nd e rw a a l s 加宽大约为0 0 0 3 n m 鸽l 。 根据s t a r k 加宽理论，s t a r k 加宽是由等离子体中的电子碰撞和离子碰撞决定的，在 高密度等离子体中，孤立的原子谱线的s t a r k 加宽主要是由电子碰撞引起的，电子碰撞 加宽产生的谱线线型是对称的洛伦兹线型，此外由于谱线的加宽一部分来自于等离子体 中的离子碰撞，它在本质上是非对称的，但在一般的研究中都是将s t a r k 加宽近似为标 准的洛伦兹线型进行计算，或者把整个光谱线型近似为v o i g t ( x ) 函数，也就是标准洛伦 兹和标准高斯线型的卷积结果，因而对诊断带来一定的误差。为了避免了这方面的误差， 把等离子体中的离子碰撞也考虑进去，因此总的s t a r k 加宽应该是二者之和，所以实质 上非氢原子的s t a r k 效应是一种非对称光谱线型，( 五) ： m ，= 昙j c o 而等等笔开 ( 2 - 3 - 1 1 ， 这里，厶是中心波长，d 。是电子碰撞s t a r k 频移，q 是电子碰撞加宽参数，口是离 三竺竺一够漶等离子体的微场分布函划5 4 1 依赖于德拜言椭手离子相 关的无维参数r 。 一 在我们的实验中，光谱仪采到的发射光谱是g a u s s i a n 线型( 来自于d o p p l e r 加宽， 仪器加宽的g a u s s i a n 部分) 、对称的l o r e n t z i a n 线型( 来自于v a i ld e rw a a s l 加宽，仪 器加宽的l o r e n t z i a n 部分) 和不对称的l o r e n t z i a n 线型( 来自于s t a r k 加宽) 的卷积结 果，因此，总的光谱线型k ( 2 ) 可写成三重积分的形式： l o 第2 章实验装置与实验方法 致d 。g m 一力l s 抄一r ) j ( r ) d 访y _ 其中q 是对称的l o r e n t z i a n 半宽，反卷积程序可得到砧，。，口，和d 。的值。另外， 由实验测得的s t a r k 频移同样可以计算得到介质阻挡放电等离子体的电子密度。其无频 移的参考谱线是由气压大约为l o p a 的氩气放电产生的。考虑到谱线的移动主要是由 s t a r k 效应引起的【3 3 1 ，经过反卷积运算，对比无频移的心is t a r k 参考谱线和实验测得的 中心波长有移动的时is t a r k 谱线，得到s t a r k 频移，由公式可计算得到等离子体的电 子密度。 砂罄毳辫一小旦铲 一一 一一 一p 一盱壁南掣 生砌萨 e = 彪 力 一厉 一 ，一列 丽 刚 一砧 河北大学理学硕士学位论文 第3 章光谱线型法研究介质阻挡放电斑图等离子体密度 介质阻挡放电工作在流光模式时，放电是由大量的微放电通道组成的。在适当的条 件下，这些微放电通道可自组织形成斑图。近些年来，本实验室已经在该系统中观察到 了多种斑图，例如：四边形斑图、六边形斑图、螺旋波斑图及超点阵斑图等 s s s 6 。为了 进一步的研究和应用，人们期望搞清介质阻挡放电系统中斑图的形成机制。众所周知， 介质阻挡放电中几乎所有的激发、电离及能量传输过程都发生在微放电通道内。因此， 对微放电通道内的等离子体参量( 包括电子密度及等离子体温度等) 的测量，就显得非 常重要。但长期以来，测量方法和装置的限制，人们无法测量单个微放电通道的等离子 体参量。近几年，本实验室开创了光谱法测量单个微放电通道的电子密度方法。本章就 是在以前的工作基础上，通过引入s t a r k 位移对比，进一步发展了光谱线型法，并研究 了放电斑图( 包括四边形斑图和六边形斑图) 中单个微放电通道的电子密度和分子振动 温度【5 7 1 。部分结果已经发表在p l a s m as o 邯c 懿s c i t e c h n 0 1 1 7 ( 2 0 0 8 ) 0 1 5 0 1 5 及河北大学 学报2 0 0 7 年第2 7 卷2 0 4 - 2 0 7 页。 3 1s t a r k 展宽计算四边形、六边形斑图电子密度 本章研究的四边形斑图和六边形斑图，是在同一个实验条件下，只改变外加电压而 先后出现的两种稳定的斑图，对这种演化过程中出现的斑图的研究，有助于深入了解斑 图的演化和形成机制。 实验装置如图3 - 1 ，在放电区域处加一个厚度1 5 m m ，长宽为3 x 3 c m 的正方形框边 界，因此，放电气隙间距为1 5 m m ，驱动源为固定频率5 0 k h z 的正弦交流电源，放电气 体为9 9 9 2 的氩气，放电气压保持在一个大气压。用数码相机从反应室端面拍摄放电 丝的空间分布。在进行光谱诊断时，为了提高收集光强，光谱仪的狭缝调节至5 0i im 。 反应室端面气体放电发光斑图经焦距为1 0 c i i l 的透镜成像后，移动光谱仪光纤至成像面， 并对准待测的单个微放电通道中心位置，由计算机控制采集其发射光谱，进而测量单个 放电通道的电子密度。 在保持其它实验条件不变只增加外加电压的过程中，放电出现了如图4 - 1 的斑图演 化序列，其稳定的斑图分别为四边形斑图( a ) 、超四边斑图( d ) 和六边形斑图( f ) ，本章 主要对四边形斑图和六边形斑图的微放电通道中等离子体参量进行研究。 1 2 第3 章光谱线型法研究介质阻挡放电斑图等离子体密度 图3 - l 随外加电压升高的斑图演化序列。( a ) 四边形斑图= 3 3l ； ( b ) 蜂窝斑图( u - 3 5 k v ) ；( c ) 超四边斑图出现前的混乱状态( u = 3 8 k v ) ； ( d ) 超四边斑图( u = 4 2 k v ) ；( e ) 超四边斑图出现后的混乱状态( u = 4 8 k v ) ； ( f ) 六边形斑图( u 童5 2 k v ) 。 分别测量四边形斑图和六边形斑图中单一放电通道的发光信号，结果如图3 - 2 所示； 图3 3 是用测试电阻测得的电压、电流波形图，其中电流是位移电流和放电丝电流的叠 加。从光信号和电流信号都可以看出四边形斑图放电电流每半周期有两次放电，而六边 形斑图每半周有多个放电脉冲，形成一个小的包络，且第一个放电脉宽最大。 图3 2 四边形斑图和六边形斑图的光信号波形图。其中( u ) 为外加电压：( a ) 四 边形斑图( u = 3 。3k v ) ；t o ) 六边形斑图( u = 5 2 k v ) 。 河北大学理学硕士学位论文 图3 - 3 四边形斑图和六边形斑图的放电电压、放电电流信号。 ( a ) 四边形斑图 ( u = 3 3k v ) ；( b ) 六边形斑图( u = 5 2 k 。 诊断电子密度之前首先要对光谱仪进行定标和测量仪器展宽。实验中选用h e - n e 激 光器( 6 3 2 8 r i m ) 给光谱仪定标，并且用激光器测量谱仪的仪器展宽( 激光器的展宽很小， 可忽略) 。将测量的谱线拟和，发现仪器展宽为g a u s s i a n 线型和l o r e n t z i a n 线型的卷积， 其中，g a u s s i a n 展宽为0 0 1 6 6 8a m ，l o r e n t z i a n 展宽为0 0 0 2 3 8a m 。另外，由于本实验条 件是大气压放电，故v a nd e rw a a l s 展宽不能忽略，由前期的工作得知h 引，大气压下v a l l d e rw a a l s 展宽大约为0 0 0 3n m 。 对放电通道电子密度的测量，是通过分析发射光谱的s t a r k 展宽实现的。将光纤对 准一个放电通道，由光谱仪采集a ri6 9 6 5 4 n m 发射光谱，将光谱仪的中心波长定在 6 9 6 n m 附近，选用光谱仪的2 4 0 0 g m m 光栅，其分辨率为0 0 1 r i m 。实验中以砧，吐，t 和口为拟合参数，与实验所测得的光谱线型进行拟合。由图3 4 中的卷积线型c 可以 1 4 第3 章光谱线础法研究介质阻挡放电斑图等离子体密度 看出，卷积结果与实验结果符合得很好。用两次反卷积，首先是将高斯线型和洛伦兹线 型分离，然后将得到的洛伦兹线型分离出对称洛伦兹( v a nd e rw a a l s 展宽：0 0 0 31 1 1 1 1 与仪器展宽的洛伦兹部分：0 0 0 2 3 8r i m ) 和非对称的洛伦兹：s t a r k 效应导致的谱线增 宽。图3 - 4 给出的是四边形斑图和六边形斑图单个微放电通道中的反卷积结果也就是 争高斯线型和l 一非对称的洛伦兹线型。 图3 - 4 四边形斑图和六边形斑图单个微放电通道中氩原子6 9 6 5 4n i n 光谱线的反卷积结 果a 四边形斑图哪2 3 3k ；( b 六边形斑图2 5 2 k v ) ；c 卷积线型 g - 高斯线型l 非对称的洛伦兹线型) ；左上角是数码相机拍到的照片( 曝光时间= 1 1 5s ) 。 实验发现，四边形斑图和六边形斑图微放电通道中，s t a r k 展宽分别为0 0 1 6 6 2n m 和0 0 1 9 9 0 n m 。另外，我们反卷积程序也能够得出电子碰撞展宽参数q 和离子碰撞展宽 参数口，四边形斑图和六边形斑图中电子碰撞展宽分别为0 0 0 6 6 和0 0 0 7 5 。h r g r i e m 及其合作者在早期已经对各种谱线在不同电子温度下的s t a r k 展宽参数包括电子碰撞展 河北大学理学硕士学位论文 宽、离子碰撞展宽及s t a r k 频移进行了计算。表3 1 列出了a ri6 9 6 5 4 n m 的s t a r k 展宽 和频移参数。从表中可以看出，电子温度1 0 0 0 0 k 时，电子碰撞展宽为0 0 0 5 3 7 ；电子温 度2 0 0 0 0k 时，电子碰撞展宽为0 0 0 7 1 0 ，即随着电子温度的增大，电子碰撞展宽增大 我们实验得到的