（等离子体物理专业论文）高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟.pdf

大连理工大学硕士学位论文 摘要 高气压大体积非平衡等离子体由于其现实及潜在的应用前景，已成为等离子体物理 学所关注的研究热点。高压纳秒脉冲放电是产生大体积高气压非平衡等离子体的方式之 一，因此在工业上具有非常好的应用前景。研究高气压纳秒脉冲放电，对于高气压下非 平衡等离子体的产生、稳定及控制具有重要的实用价值及理论意义。本文首先介绍了大 体积低气压非平衡等离子体的产生，而后介绍了高气压及大气压下大体积非平衡等离子 体的产生与应用，阐述了高气压下气体辉光放电理论研究与数值模拟方法。 纳秒脉冲气体辉光放电是人们最为关注的高气压下特别是大气压下的放电模式之 一，利用这种放电模式可以得到大体积均匀非平衡等离子体。本文主要是从等离子粒子 模拟模型出发，利用l d 3 vp a r t i c l e i n c e l lm o n t ec a r l oc o l l i s i o n 口i c m c c ) 模型并耦合了 重整化与权重过程，对此进行了理论分析与数值模拟，讨论了高气压及大气压下超短脉 冲惰性气体放电的时空演化行为。数值模拟结果表明，在惰性气体中所得到的气体放电 特性的物理参量非常相似，由于剧烈的雪崩电离效应，等离子体密度急剧增长。观测到 了高气压纳秒脉冲放电过程中的电场反向效应以及带电粒子密度的双峰分布，并给出了 电子能量分布函数和离子能量分布函数随时间的演化。尤其观测了沿放电间隙的电子电 流密度、离子电流密度以及位移电流密度随时间的演化分布情况，可以看出，沿放电间 隙的总电流密度仅为时间的函数，而与空间位置无关。由模拟结果可以看出，利用高压 纳秒脉冲气体放电可以获得大体积非平衡等离子体。此外，还讨论了当# b j j n 参数改变时 对大气压纳秒脉冲放电的影响，其结果有助于对大气压放电进行控制，以便得到满足应 用要求的均匀非平衡等离子体。 关键词：p i c - m c c 模拟；高压纳秒脉冲；大气压非平衡等离子体 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 n u m e r i c a ls i m u l a t i o n so fs u p e r s h o r tn a n o s e c o n dp u l s eg a sd i s c h a r g ea t h i g hp r e s s u r e s a b s t r a c t i nr e c e n ty e a r s ，t h ep l a s m ap h y s i c ss c i e n t i f i cc o m m u n i t yh a sp a i dm u c ha t t e n t i o nt ot h e d e v e1o p m e n to fh i g hp r e s s u r e ，p a r t i c u l a r l ya t m o s p h e r i cp r e s s u r e ，n o n e q u i l i b r i u mp l a s m a s o u r c e s h i g h - v o l t a g en a n o s e c o n dp u l s ed i s c h a r g em o d ei so n eo ft h em o s tp r o m i s i n gw a y st o g e n e r a t el a r g e - v o l u m en o n - e q u i l i b r i u mp l a s m a s ，a n dt h u sh a sb e e nm o t i v a t e db yn u m e r o u s p o t e n t i a ld i s c h a r g ea p p l i c a t i o n s t h eb e t t e ru n d e r s t a n d i n g so ft h es p a t i a l t e m p o r a ld y n a m i c b e h a v i o r so fa t m o s p h e r i cp r e s s u r en a n o s e c o n dp u l s ed i s c h a r g ea r ev e r yu s e f u lt op r o d u c e ， s t a b il i z ea n dc o n t r o lt h e a t m o s p h e r i cn o n - e q u i l i b r i u mp l a s m a s t h eg e n e r a t i o n o f l a r g e - v o l u m el o wp r e s s u r en o n e q u i l i b r i u mp l a s m a si sf i r s ti n t r o d u c e di nt h i sd i s s e r t a t i o n ，a n d t h e nt h eg e n e r a t i o no fl a r g e - v o l u m ea t m o s p h e r i cp r e s s u r en o n e q u i l i b r i u mp l a s m a s ，a sw e l la s t h e i ra p p l i c a t i o n s ，i sp r e s e n t e d t i l et h e o r e t i c a ls t u d i e sa n dn u m e r i c a lt e c h n i q u e so fh i g l l p r e s s u r eg a sg l o wd i s c h a r g ea r ea l s og i v e n h i g h v o l t a g en a n o s e c o n dp u l s eg a sd i s c h a r g et o o b t a i nt h el a r g e v o l u m eu n i f o r m n o n - e q u i l i b r i u mp l a s m a si si n t r o d u c e da n ds i m u l a t e dw i t hld 3 vp i c m c ci nc o n j u n c t i o nt o t h er e n o r m a l i z a t i o na n dw e i g h t i n gp r o c e d u r ei nt h i sd i s s e r t a t i o n t h en u m e r i c a lr e s u l t ss h o w u st h eq u i t es i m i l a rs p a t i a l - t e m p o r a lb e h a v i o r so fa t m o s p h e r i cp r e s s u r en a n o s e c o n dp u l s eg a s d i s c h a r g ei nn o b l eg a s e s t h ep l a s m ad e n s i t yi n c r e a s e sd r a m a t i c a l l yd u r i n gt h ep u l s e d i s c h a r g ed u et ot h ea v a l a n c h ei o n i z a t i o n t h e r ee x i s tt h ee f f e c t so fl o c a lr e v e r s ef i e l da n d d o u b l e - p e a kd i s t r i b u t i o n so fc h a r g e dp a r t i c l e s d e n s i t yi nh i 曲p r e s s u r en a n o s e c o n dp u l s e d i s c h a r g e t h ee v o l u t i o n so fe l e c t r o n ，i o na n dd i s p l a c e m e n tc u r r e n td e n s i t i e sa l o n gt h e d i s c h a r g eg a pa r ea l li l l u s t r a t e da sw e l l ，a n dw ec a ns e et h a tt h ei n d e p e n d e n c eo ft o t a lc u r r e n t d e n s i t y i sf u n c t i o no ft i m e ，b u tn o to fp o s i t i o n t h ee l e c t r o na n di o ne n e r g yd i s t r i b u t i o n f u n c t i o n sa r ea l s oo b s e r v e d f r o mw h i c hi ti sc o n c l u d e dt h a tl a r g e v o l u m en o n e q u i l i b r i u m p l a s m ac a nb ea c h i e v e dw i t hh i g h - v o l t a g en a n o s e c o n dp u l s ed i s c h a r g e i na d d i t i o n ，t h ee f f e c t s o nt h ed i s c h a r g ee v o l u t i o nh a v eb e e np r e s e n t e da n dd i s c u s s e dw h e nt h ea p p l i e dp u l s ev o l t a g e a m p l i t u d eo rt h ed i s t a n c eb e t w e e nt h ee l e c t r o d e sv a r i e s k e yw o r d s ：p i c - m c ct e c h n i q u e ；h i g h v o l t a g en a n o s e c o n dp u l s e ：a t m o s p h e r i c n o n - e q u i l i b r i u mp l a s m a - 独创性说明 作者郑重声明：本硕士学位论文是我个人在导师指导下进行的研究工 作及取得研究成果。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，也不包含为获得大连理 工大学或者其他单位的学位或证书所使用过的材料。与我一同工作的同志 对本研究所做的贡献均已在论文中做了明确的说明并表示了谢意。 作者签名：石节日期：圣釜量：多 大连理工大学硕士研究生学位论文 大连理工大学学位论文版权使用授权书 本学位论文作者及指导教师完全了解“大连理工大学硕士、博士学位 论文版权使用规定”，同意大连理工大学保留并向国家有关部门或机构送 交学位论文的复印件和电子版，允许论文被查阅和借阅。本人授权大连理 工大学可以将本学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索，也 可采用影印、缩印或扫描等复制手段保存和汇编学位论文。 作者签名一予 导师签名： 塑堡年月三日 大连理工大学硕士学位论文 1绪论 物理学中的等离子体“p l a s m a 一词最初是f h l a n g m u i r 研究并指代电子数和离子数 相等的气体放电区而引入的，这个名词术语已随着时间的推移而被推广和发展【1 1 。现在， 它已指代具有长程库仑相互作用的集体行为的粒子体系。一般地，人们通常在“等离子 体”名词前加上其他限定性的形容词定语修饰，比如，仅仅存在带电粒子的“完全电离” 等离子体，以及电子中性粒子碰撞频率不小于等离子体频率的“碰撞等离子体。如 今，人们在固体、液体以及气相之中也发现了等离子体行为【2 】。 传统的等离子体工艺处理技术，如低气压辉光放电等离子体，已经得到较好研究并 已广泛应用于材料加工( 沉积、刻蚀和表面改性) 等领域【3 。5 】，这与其具有明显的优点 是分不开的，比如这种放电有比较低的击穿电压，容易实现稳定放电，还可以在较大尺 度内实现均匀以及相对高的活性粒子浓度等。但对于大规模工业生产而言，利用低气压 辉光放电进行处理有两个很难克服的缺点：一是放电处于低气压环境，且需要维护运行 的真空系统，生产成本昂贵；二是工业化处理过程中需要不断打开真空室放进样品，取出 成品，然后再重新抽真空，充入工作气体并放电，因此整个处理过程繁琐复杂，难以连续 生产，效率低。相比于低气压下的辉光放电，高气压尤其是大气压下辉光放电勿需产生 低气压和真空密封系统，简化了工艺流程，适合于大规模生产睁9 1 。因此，研究高气压特 别是大气压下的气体辉光放电，对等离子体的大规模工业生产以及生活应用具有非常重 要的意义。 常见的高气压( 由几十t o r r s 、上百t o r r s 至一个大气压) 等离子体的产生有以下几种放 电形式：电晕放电、介质阻挡( 丝状) 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 ) 、电弧放电和 辉光放电 1 0 - 1 9 】。电晕、介质阻挡和弧光放电等离子体在某些工业应用的场合不太适合， 比如电晕通常发生在极不均匀电场中强电场区域的小范围空间内，且放电较弱，产生等 离子体及活性粒子的效率太低；介质阻挡放电的微放电或丝状放电不均匀，由一些放电 细丝组成，难以对材料表面进行均匀处理，并且放电细丝直径很小但电流密度很大，可 能使介质或试品表面烧蚀或穿孔：而电弧放电则因为能量密度太高很容易损伤薄的或比 较脆弱的工件。相比于上述几种形式的放电等离子体，辉光放电有着较好的均匀性，产 生时所需的能量面密度较小，因此近几年来高气压下的辉光放电研究受到了人们越来越 多的重视 2 0 - 2 5 。本文主要对高气压下尤其是大气压下气相等离子体的纳秒脉冲辉光放电 特性进行了研究与讨论。 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 1 1 高气压气体放电的理论基础 气体等离子体主要是由组元粒子系综或电离中性气体粒子所产生，大多数产生等离 子体的方法是基于后者。这包括： ( 1 ) 由外加辐射源所引起的电离，例如x 射线、电子束、光电离辐照等； ( 2 ) 利用气体放电。总体而言，气体放电是目前最广泛最实用的产生大面积非平衡 等离子体的方式。 当加在气体区的电场足够强通过电子碰撞中性粒子引发电离产生电子离子对时， 便产生气体放电，这需要周围环境或者恰当地诱导而生成的初始自由电子。通常，电子 离子密度的增长伴随着激发态、负离子和光子密度的增长。在稳态情况下，放电区充 满了这些粒子，每种类型都是为各种可能态的分布所描述。因此，对等离子体中各种态 分布函数的计算都是不可能的。通常，人们根据诸如密度和温度等宏观变量或分布函数 与宏观变量的复合形式来使用不同的表象( 表述方式) 。 稳态下，电子密度满足连续性方程，若忽略漂移和扩散引起的变化，可以写出 l ，+ r = 7 7 心 ( 1 1 ) 其中y 和刁分别是电子的有效产生和损失率，r 代表由外加源所产生的电子。方程( 1 1 ) 表示稳态下产生的电子与损失的电子保持平衡。方程( 1 1 ) 中的有效产生率是放电时粒子 密度的函数，包括电子玩、正离子m 、负离子一、基态中性粒子、激发态中性粒子 、光子p 以及环境电场强度e ，即y = y ( ，f ，n 一，驯n l 。实际上，由于电 子比其他等离子体粒子具有更小尺度的动力学时标，因此包括电子在内的源项可由电子 分布函数和其他等离子体粒子密度求得。 如果l ，过程( 如电子碰撞电离、潘宁电离、多步电离、解吸附、光电离过程) 产生的 电子足以弥补矿过程( 如化合、扩散、吸附过程) 损失的电子，那么在没有外加电子源项 的情况下，电离气体仍然可以被维持，此时，放电称为自持放电。与此相反，若需要方 程( 1 1 ) 中的r 项所代表的外加源而不是电场来平衡电子的损失项，则放电被称为非自持 放电。在自持放电中，既可以用直流电源也可以用交流电源来建立电极间的电场，通常 将电场强度的大小提高至击穿电场强度厶来产生等离子体，即在没有空间电荷电场的情 况下，需要外加电场来维持放电气体中的电子离子对。等离子体放电边界区域的电流 通常由两个分量所组成：传导电流l 与位移电流厶。对于直流放电情况，厶为零，而传 导电流等于电子电流和离子电流之和。电子电流是由于电极处二次电子发射效应所导致 的电子雪崩电离过程。对交流放电情况，位移电流随交流电频率的增加而增加，而二次 大连理工大学硕士学位论文 电子发射效应则随之减小。当位移电流足以提供等离子体电流时，二次电子发射过程对 维持等离子体放电不再必要，电极可以从电流回路中“移除”，微波频率等离子体气体 放电便属于这种情况。 1 2 低气压非平衡等离子体 当外加电场、电极横截面，压强等气体放电的工作条件使得靠近阴极边界区域的电 流密度不依赖于回路电流时，放电被称为辉光放电。也即是 以常数 其中以为边界区的电流密度。这也就是说，放电横截面积正比于电流。因此，在电流回 路中通过足够大的电流可用于产生大体积( 大横截面积) 等离子体( 只要保证放电区的 横截面积小于后面所讨论的电极横截面积) 。对于电流为常数的情形，( 正常) 辉光放 电的电流密度可以用压强p 的平方来标度，即 以p 2 因此，在电流一定的情况下，等离子体放电区的横截面积随压强的增大而减小。 在低气压情况下，由辉光放电所产生的等离子体是非平衡等离子体，因为电子的平 均能量远大于离子和中性粒子的平均能量。离子和中性粒子的温度几乎都等于密闭气体 的温度，通常为室温。这种非平衡等离子体的特性就是，各种激发态的粒子数以及光子 都是由明显偏离麦克斯韦分布的电子分布函数的形状所确定。在某种程度上而言，通过 调节外加电场或使用混合气体来调节激发态粒子数是可以改变电子分布函数形状的。非 平衡等离子体的这种特性有着广泛的应用，例如在工业上利用等离子体对材料表面改性 以及等离子体刻蚀工艺等等。 在压强为定值时，只要等离子体放电区的横截面积小于电极表面的横截面积，那么 放电区的横截面积随着放电电流的增加而增大。当二者相等时，等离子体放电区的电流 密度随放电电流的增加而增加，直至产生放电不稳定性，这会导致向弧光放电模式过渡 的辉光放电集聚效应。这种不稳定性也对应于方程( 1 1 ) 定义的由于有效生成率和损失率 的变化所导致的击穿态。这些有效生成率和损失率的变化有许多可能的原因，如前所述， 有效率取决于带电粒子分布以及电场强度。通常，在名词“不稳定性”前加上引起发生 率变化的主要机制的指示形容词。例如，热不稳定性是由中性粒子数的动力学温标的变 化所引起，而电子不稳定性则是由电子激发态粒子数的变化所引起。但是无论何种放电 不稳定性，辉光放电集聚都是由于放电时其有限的放电体积所造成的空间相关性所引 起。更加细致的对辉光放电不稳定性的讨论将在下- - d , 节中介绍。弧光放电的特性是等 离子体中电子、离子与中性粒子的温度相等，并且远大于室温。也就是说，由辉光放电 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 到弧光放电过渡的最终态是热或平衡等离子体。因此，对这种等离子体而言，各种等离 子体成分相关的粒子数并不能像非平衡等离子体那样，仅仅通过改变电子分布函数而控 制其相对成分的改变。 在电流为常数的情况下，随着压强的增加，电流密度也随之增长，直至出现由辉光 放电到弧光放电过渡时的放电不稳定性。这种情形类似于前面所提及的由于阴极区有限 造成电流密度随电流的增加而增加的情况。辉光弧光演化的阈电流取决于放电、气体 类型以及电极材料的工作特性。 如果电流密度保持在引起不稳定性的阈值以下，那么就可以在高气压下，甚至在大 气压下，产生稳定的直流辉光放电。大气压下承载着几毫安电流的辉光放电横截面积具 有平方毫米的数量级。因为大气压辉光放电电极处的功率密度非常高，因此必须进行电 机冷却( 取决于阴极材料) 来避免热逃逸。随着放电电流的增加，电子温度与离子温度 之差逐渐减小，直至二者温度相等，此时即是由辉光弧光过渡的平衡等离子体形成点。 总的来说，只要电流密度保持在辉光弧光放电过渡的阈值以下，正常辉光放电便 可用于产生低气压( 几十m t o r r 压强) 以及高气压( 大气压) 非平衡等离子体。但是， 在气压一定的情况下提高放电电流或在电流一定的情况下提高放电气体压强，都可以使 电流密度保持在辉光弧光放电过渡的阈值。在低气压情况下，等离子体横截面积可以 达到电极横截面积的数量级( 几平方厘米) ；在高气压( 大气压) 情况下，等离子体横 截面积却只有几平方毫米的数量级。 1 3 气体放电的稳定性 总体而言，低气压辉光放电可以工作无穷长时间，例如荧光灯。也就是说，引起辉 光弧光放电转变的放电不稳定性的时间常数为无穷大。对于一个给定的电流密度，这 些时间常数随着气压的升高而减小，以至于在大气压下，最小的时间常数只有几纳秒。 人们对可以引起辉光弧光转变的各种不稳定性的起因和时间常数开展了大量的研究工 作。早期的研究工作集中于能够引起辉光弧光转变的电极条件( 如阴极材料、均匀性、 纯度等) 。后来人们又逐步认识到，等离子体本身的各种过程也会影响辉光弧光转变。 从方程( 1 1 ) 所定义的状态到电弧放电期间，扰动放电的任何一个或多个过程都可以被认 为是放电不稳定性源。这也是产生大体积大气压等离子体的一个障碍，因此也是人们研 究的热点问题。 在碰撞层面中分析放电不稳定性则更加复杂，这需要已知放电过程中电子产生和损 失的机制。同样，任何一个对此的讨论都必须被限定在某一特定放电条件下。然而，根 据形成各种放电不稳定性的过程，可以把放电不稳定性分为两种类型：电子不稳定性和 大连理工大学硕士学位论文 热不稳定性。由于电子能量分布函数在放电不稳定性动力学中起着至关重要的作用，因 此这些类型可以为影响电子分布函数的某些参数所描述，也即是由电场强度与密度之比 驯及激发态粒子数所描述。 在电子不稳定性中，导致放电集聚的逃逸电离是由于电子能量分布与间正反馈 耦合造成的，而则保持为常数。也就是说，当电子分布函数的改变与激发态粒子数 耦合相关时，电子能量分布函数的改变会导致电离率的增大以及对电子分布函数的正反 馈。这种放电不稳定性的实例就是在含有电负性气体的混合气体中所产生的吸附诱导不 稳定性。当放电工作条件由电离和吸附间的平衡态所决定时，这种放电不稳定会随之增 加，并且电离和吸附都是纠的增函数。考虑到这个条件，当负离子浓度具有电子浓度 的数量级时便会产生放电不稳定性。这种不稳定性或者是由电场波动引起，或者是由电 子密度差引起，并且很可能在首先产生于边界区，并且通常以产生于电极区的电离波形 式产生。另一个电子类型的不稳定性的实例就是多步电离不稳定性，其产生于由电离与 电子- 离子复合平衡所决定的放电工作条件的原子和分子气体之中。当电场的扰动使激 发态的电离变得重要时，便会产生这种不稳定性。例如，对分子气体的情况，由于电离 事件的增加而产生的超弹性碰撞，使得电子能量分布函数尾增强产生此种不稳定性。在 垂直于放电电场的方向，这种不稳定性的增长率最高，因此在此方向上最可能引起等离 子体放电集聚。 热不稳定性总是伴随着由于中性成分的加热所造成的中性粒子密度的改变。人们 对此也展开了广泛的研究，证实了在电子与中性成分之间的能量流动，正是这种能量流 导致了中性粒子温度的增长。这种加热的结果使得减少，因此酬增加，这又使得 电子能量分布函数向高能区偏移，因此电离率和电流密度也会随之增大。这种效应具有 可形成逃逸条件的气体加热的正反馈。在分子气体中，大量的能量流动都是通过分子振 动态而产生的。因为在振动和平动方式之间能量传递时间小于直接电子过程的能量传递 时间，因此热不稳定性比流不稳定性具有更大的时间常数( 持续时间更长) 。与可导致局 域锋面传播所形成丝状的流不稳定性不同，热不稳定性也可导致等离子体区的整体径向 集聚。这是由气体温度与有限放电半径间的内在径向相关性所决定的，因此，也造成电 导率与之有关。随着电导率和电流密度的增加以及放电区域的减小，温度增长在轴向达 到最大。 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 1 4 高气压大体积非平衡等离子体 产生高气压大体积非平衡等离子体通过气体燃烧和激光等手段所广泛研究。在气体 燃烧方面，目的是通过使用电场来控制其火焰特性，而在激光方面，则是希望获得更高 功率输出。在这两种研究领域中，辉光弧光转变都是其影响因素。 在气体激光器中，非平衡碰撞等离子体是激光媒介。也就是说，在此媒介中实现粒 子数反转。对低功率激光器而言，这种等离子体通常是以( 正常) 辉光放电产生。总的来 说，激光器输出功率随着放电电流的增加而增加( 因为激发态粒子数正比于电流) 。只要 电流密度保持在辉光弧光转变的阈值以下，这是完全可以实现的。从上- - d 节的论述 中可以知道，对于一个给定的气压，存在一个激发态粒子数的上限，或者在弧光辉光 转变发生之前通过提高电流而得到的等效功率。 得到高功率激光器的方法不得不通过提高气体放电的工作压强来实现。这样做的目 的便是提高可获得的激发态粒子数的上限。然而，由于提高放电电流的有其自身的缺点， 因此只能得到很小的放电横截面积( 在电流一定的情况下) 以及更接近于放电不稳定性阈 值的工作条件。这个难题在放电体积和激发态粒子数密度方面显得尤为突出。 为了解决这个难题，人们也提出了包括使用自持和外部供给放电等在内的诸多方 法。所有方法的精髓就是使用电流密度在辉光弧光转变阈值之上的脉冲放电。脉冲持 续时间要短于引起辉光弧光放电转变不稳定性的时间常数，通常小于几微秒。也就是 说，放电中由外加电场所引起的雪崩电离所产生的电子，不足以平衡电子损失的部分， 以至于放电电流密度远小于需要满足自持放电条件的电流密度，因此可不考虑放电不稳 定性。电子束或光子束可用作外部驱动源，但这种方法的困难在于，在高气压下，甚至 在大气压下，需要给出驱动源可以维持在放电区中均匀的电子分布。这些方法通常可以 得到低密度等离子体( 电子密度具有1 0 1 0 1 0 1 1 c m 。3 数量级) 。对等离子体区施加高振幅脉冲 电场，能够获得电子密度可达l o l 2 c m 。3 的均匀等离子体。 最简单的方式就是使用自持放电。因为在阴极边界区自持放电的电场的最强，因此 辉光弧光转变很可能由在这个区域的电场的波动所引起。已经提出一些方法来减弱这 些波动效应。最早使用的方法是把阴极分为几个区域，每个区域都是用一个具有很大阻 抗的电阻来镇流，如图1 1 所示。由放电不稳定性所引起的任何一个区域电流的波动， 都由在该区域内级联电阻上所加的电压的改变导致的大小相等方向相反的电场猝熄。这 种方法之所以称之为“横向放电”，正是因为放电轴横切于光轴。这种概念的提出，是 把每一个独立部分都“浸入”到一个“连续体，并且使用电阻材料或半导体材料，包 括液体水。 大连理工大学硕士学位论文 静欲龟较 图1 1 带有稳定电阻的阵列式针状阴极放电 f i g 1 1 s c h e m a t i cd i a g r a mo ft r a n s v e r s ed i s c h a r g ew i t hr e s i s t i v es t a b i l i z a t i o n 与此相反，在电极边界区域产生的放电不稳定性可以通过消除导致形成此区域的条 件得到抑制。这可通过具有供给电流回路的“阴极”来实现。满足这种条件的位型之一 便是使用由次级回路产生的等离子体，而阴极则作为主放电。通常主放电和次级放电都 使用脉冲持续时间少于一个微秒的脉冲放电。这种放电的位型如图1 2 所示，圆柱和平 板结构也是经常被采用的电极位型。并且，也有很多种产生等离子体阴极的方法。等离 子体阴极可以消除阴极位降并且将其与主放电紧密连接，因为次级效应并不能破坏它 们。然而，这是以消耗次级供给回路以及在两部分等离子体之间形成的双鞘层处可能产 生的其他放电不稳定性为代价而实现的。这里假定了一个内在的前提，产生并维持均匀 高密度等离子体触点比产生并维持均匀等离子体区容易得多。 生 效 龟 龟 游 锋搿予体鞠援电海 龛属电援 象数 孰 棼禽予镩戮缀 图1 2 等离子体阴极放电 f i g 】2 s c h e m a t i co fp l a s m ac a t h o d ed i s c h a r g e 上述方法并不是要猝熄产生于体等离子体区或引发期间的电子类型的放电不稳定 性。这些不稳定性可以通过放电区中气体预电离的化合作用( 使用电子束或光子束) 以及 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 使用陡升的大幅值脉冲电压波形而消除。并且，预电离气体中的电子密度远小于非自持 放电中的电子密度。 通过使用前述的各种方法，是可以在高气压下产生大体积等离子体并持续数百纳 秒。为了得到更长持续时间的等离子体，必须猝熄热不稳定性。目前这只能通过在放电 区中通入足够强的气流来移除气体中被电流通过所耗散的能量而实现。 1 5高气压大体积等离子体的研究进展 由于其广泛的应用前景，对如何产生高气压、尤其是在大气压非平衡等离子体成为 研究的热点问题。如前所述，低气压等离子体需要额外的真空系统，这也就限制了其应 用。 高气压及大气压下稳定直流空气辉光放电通常都是采用平行平板电极位型。此外， 如前所述，稳定辉光放电可通过使用横向气流复合以及多尖针阴极放电而实现，并且每 个尖针都是由电阻镇流，类似于图1 1 所示。每个尖针之间的间距均为毫米数量级，这 样，各个独立的尖针放电会融合为一个体辉光放电。按照这种放电电极位型，从原则上 来说，放电横截面积可以扩展至任意大小。但实际上电极间距却被限制在厘米的数量级， 因为放电工作在接近于直流击穿电场( 约为3 0 k v c m ) 的条件下，并且放电电流密度要小 于1 0 m a c m 2 来防止形成辉光弧光放电不稳定性。放电时电子密度可达1 0 1 0 e m 。3 数量级， 放电区沉积功率可达3 1 0 5 w e m 3 。 另一种产生稳态高气压扩散等离子体是使用交流电场并采用介质板电极位型，如图 1 3 所示。由于介质板的存在，外加电场通常只能是交变电场。介质电极放电历史上曾 经以“微放电”模式实现，其放电由一些有限时长的平行丝状通道所组成。另一种放电 模式，即扩散放电，也正是基于此。在扩散放电模式下，由于等离子体是均匀的，因此 放电现象明显不同于微放电模式。这种扩散放电模式的稳定性不依赖于气流，但却取决 于外加电压频率、气体类型以及激发功率。与其他气体相比，如氩气、氮气和空气，氦 气及含有氦气的混合气体的放电是最稳定的，电极间距通常可以达到厘米的数量级。由 这种放电模式所产生的等离子体电子密度具有1 0 1 0 e m 。的数量级，采用变化的介质板位 型可获得高于具有1 0 1 2 e m 4 电子密度的等离子体，其电极位型如图1 4 所示。并且，一 种可工作在直流电压下的介质板放电电极位型如图1 5 所示，这是通过使用微空- t h , 阴极 放电阵列作为放电“阴极”而实现。这种直流介质放电，实质上是一种可以使放电电流 密度保持在放电不稳定性阈值以下的三极放电。微空心阴极放电的正电压电流特性能够 使放电并行产生，因此，可用于标度等离子体电极。此外，还可以有多种方法产生大气 压大面积直流辉光等离子体，诸如使用防水高阻抗阴极等。 大连理工大学硕士学位论文 m 妇l 置k d 劬 翻幽瞎盹， 殛盯翩、 a c p o w e r 翱- 诧t a c p o w e r s o f _ 匕i 的 图1 3 介质阻挡放电电极位型 f i g 1 3 s c h e m a t i co f b a r r i e r - e l e c t r o d ed i s c h a r g ec o n f i g u r a t i o n 大气压非平衡等离子体也可由其他电极位型而实现，例如使用频率扩展至微波区的 驱动源。这方面的研究大多直接应用在光谱学方面，其等离子体区刻度长度具有厘米甚 至更小数量级的标度。当前的课题之一即是如何将刻度长度提高一个数量级。在微波频 率放电条件下，可通过使用表面波放电模式或狭缝环形腔天线来提高其刻度长度。对射 频放电情形，可采用允许在电极间通过轴向气流的柱形电极位型，因此从电极区喷射出 的等离子体具有等离子体喷注的形式。 毛细等离子体电极放电( c p e d ) 如图1 4 所示，它实际上是透孔介质板阻挡电极放 电。然而，这中电极位型也给出了第三种放电模式，即“毛细喷注”。扩散放电模式与 毛细放电模式的差别非常明显。当驱动源频率增加到几千赫兹以上时，首先观测到的是 扩散放电。随着驱动源频率的进一步增加，毛细放电被“打开”，原来明亮的等离子体 喷注转变为毛细状。当放电电极含有小孔阵列时，毛细喷注可相互重叠，以至于放电表 现为均匀放电。毛细放电的阈值频率几乎完全取决于纠d 的值，其中d 为毛细孔直径， 为毛细孔的长度。目前人们还不完全了解这种放电行为，对此，人们也开展了一些可 以描述其放电特性的若干实验。因为在实验中仅有一个电极具有毛细孔，所以电流脉冲 是非对称的。随着输入功率的增加，放电脉冲的振幅及其持续时间也随之增加。与介质 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 阻挡放电不同，毛细放电由于电极存在毛细孔，这会大大提高电离率并将其直接与金属 电极联系起来，因此这是完全可能的。 一 图1 4 毛细等离子体放电电极位型 f i g 1 4 s c h e m a t i co fc a p i l l a r y - p l a s m a - e l e c t r o d ec o n f i g u r a t i o n 、 夕 蛐c r 口- k o l l e w c a t h o d e1 ) j 篮h a r l p s m a i n 脚妯哪t i s u p s , 图1 5 微空心阴极放电电极位型 f i g 1 5 s c h e m a t i co f m i c r o h o l l o wc a t h o d ed i s c h a r g ec o n f i g u r a t i o n 由前面的论述可以看出，大体积高气压非平衡等离子体具有极大的现实及潜在的应 用价值。传统的低气压等离子体应用的诸如照明和材料处理传统领域明显也适用于高气 大连理工大学硕士学位论文 压非平衡等离子体，但高气压非平衡等离子体可以给出更高的输出功率，并且在其处理 过程中不需要额外的真空装置。此外，在大气压下能够获得稳定放电的能力说明改变气 体燃烧特性是完全可能的。因此，本文利用等离子体粒子数值模拟模型了高压超短脉冲 气体放电模式下所产生的大体积高气压非平衡等离子体，给出并分析了在此放电模式下 的等离子体随时间演化行为及其放电特性。 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 2高气压纳秒脉冲非平衡等离子体的数值计算方法 本章主要介绍可产生高气压大体积非平衡等离子体的高压纳秒脉冲气体放电模式 的各种数值计算方法，尤其是p i c m c c 模型对高气压下纳秒脉冲非平衡等离子体的数 值模拟过程。 2 1等离子体数值模拟方法综述 认识复杂物理体系的性质可由两种经过实践证明的传统方法进行，即实验研究和理 论研究。前者是以某种可控制的方式扰动该物理体系，借助于实验仪器观察它的性质； 后者是用解析的数学方法通过已经建立的物理规律自洽地确定该系统的性质。理论研究 和实验研究的紧密结合使物理学取得了极大进展。但是有很多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。多自由度关联相互作用使得做理论解析工作也是不 切实际的。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。在我们周围出 现的丰富多彩的自然现象，大部分都属于此类问题。 近几十年来，高速度大容量电子计算机的飞速发展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，缩短了起研究和应用的周期，促进了一些新 兴学科的发展。在物理学中，在传统研究手段( 解析理论和实验研究) 以外，发展了一个 新的研究手段一计算机数值模拟。大部分计算机数值模拟是为了得到有实际意义的结 果，如聚变装置的特性、产生辐射的电气装置的元件、加速器的特性、人类活动对世界 气候的影响、天气预报、化学反应和核反应的预估等。还有一些模拟是为了研究和认识 某些特性，如电磁场的能量输运和等离子输运的集体特性、流体输运的集体机制、流体 力学湍流特性、太阳风同磁场的相互作用、高能等离子体产生的辐射、星云塌缩形成星 体、银河系的演变等。特别是对那些我们相信自己了解控制该系统的基本定律，但实验 研究很困难，且多自由度的关联相互作用使得理论分析也不可行的物理系统，计算机数 值模拟方法显得尤为重要。它的目的是从已知或从已知假定的局部瞬时规律，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。对这样一个物理体系的 数值模拟研究，一般采用流体力学模拟或动力学模拟方法 2 6 - 2 8 1 。流体力学模拟方法从宏 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，数值求解磁流体方程【2 ”3 1 。而动力学方程的求解，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 大连理工大学硕士学位论文 的多束流失真，掩盖真正的物理解【3 4 3 5 1 。另外，无论是流体方程还是动力学方程，在建 立的时候都对作为统计系统的等离子体作了光滑近似，抹去了其固有的统计起伏效应， 而这些起伏效应在一定的条件下可发展为诸如湍流的重要物理现象。 与此不同，b u n e m a n ，d a w s o n 和e l d r i d g e 等人在上个世纪6 0 年代左右创立了另一种 可在计算机上实现的等离子体数值模拟方法，即等离子体粒子模拟方法【3 6 3 7 1 。等离子体 粒子模拟方法是用计算机模拟跟踪计算大量单个微观粒子的运动，再对组成等离子体的 大量微观粒子进行统计平均，由此得到宏观物体的运动特性和运动规律。从原则上来说， 这种方法考虑等离子体运动最齐全，最能反映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的全部运动都储存在 计算机里，因而可以提供任何详细的等离子体运动的信息，在这一点上，等离子体粒子 模拟方法又高于实验。当今，等离子体粒子模拟方法已成为研究等离子体非线性效应强 有力的工具。近些年来，等离子体粒子模拟方法在受控核聚变、空间物理、自由电子激 光和一般等离子体问题的研究中都有广泛的应用【3 8 训】。 我们可以利用图2 1 所示的框图将几种等离子体数值研究方法的关系表示出来。从 图中我们可以看到，等离子体粒子模拟方法和流体力学模拟组成了完整的等离子体数值 模拟方法。另外，我们也可以看到，将等离子体粒子模拟方法与磁流体力学模拟方法相 结合，可以构成一种混合模拟程序。 图2 1等离子体数值研究方法分类框图 f i g 2 1 s c h e m a t i cd i a g r a mo fp l a s m an u m e r i c a lt e c h n i q u e s 应该说明的是，由于粒子模拟方法本身所具有的特点，目前已成为独立于理论研究 和实验研究的第三个物理研究手段，促进了理论和实验研究的进展，缩短了理论和实验 研究的周期。在理论研究中，对于物理规律还不十分清楚的问题，用粒子模拟的方法先 高气压超短纳秒脉冲气体放电数值模拟 模拟该问题，可以帮助建立明确的物理图像，明确各物理量数量级的大小，促进新的理 论模型的萌芽。对于新产生的理论，可以用粒子模拟的方法对它作初步的验证，对理论 模型作出修正和改进提供可靠的信息，这比一开始就用实验的方法验证理论要省时省 力、经济且方便得多，提供的信息也丰富完备得多。在实验研究中，对于新发现的一些 实验现象，理论上如果不能给出合理的解释，可以先用粒子模拟的方法模拟它，从它所 提供的信息，寻找合理的理论解释，或发现新的物理理论。对于理论上还不不清楚，或 理论上虽然清楚但因几何形状、结构复杂而无法作设计的实验和工程装置，亦可以先用 计算机模拟，帮助设计实验，预言实验应得的结果；或针对不同的物理参数、结构和几 何尺寸作大量的模拟计算，得到经验规律，指导装置的设计。 另外，由于高气压及大气压下气体放电过程是一个典型的非线性过程，不同非线性 机制的相互作用对于放电具有非常重要的影响，因此理论研究与数值模拟能有助于我们 很好理解放电的机理，从而可以控制和优化放电过程。通过比较数值模拟结果与实验观 测，可以对放电过程有更为清晰的了解，从而可以优化已有的实验，使得实验结果更能 符合实际应用的要求，设计出更为合理的实验装置。特别是近几年来，随着计算机技术 和数值算法的发展，许多过去无法进行的计算工作现在可以比较容易的开展起来，由于 采用了更快更精确的数值算法，对气体放电的数值模拟研究正在这个领域起着越来越重 要的作用。新的模型和新的数值算法也不断涌现 4 2 埘j 。 目前在高气压下气体放电领域所用到的数学模型主要包括流体模型、非平衡 b o l t z m a n n 方程、以及粒子模拟( p a r t i c l e i n = c e l lm o n t ec a r l oc o l l i s i o n ，p i c m c c ) 。除此 之外，还有可以在特定的条件下