（等离子体物理专业论文）微波诱导等离子体启动过程研究.pdf

复旦大学硕士学位论文 微波诱导等离子体启动过柙研究 摘要 微波诱导无极放电是利用微波能量激发放电气体并维持稳定放电丽发 光的种放电形式，长期以来一直受到人们的关注。为了对应用于照明领 域的微波诱导无极放电的启动过程进行更好的研究，本文以微波硫灯为研 究对象，对应用于微波硫灯的微波诱导等离子体的启动过程进行了研究。 研究工作主要集中在以下两个方面：微波诱导等离子体击穿过程中电场强 度与气压的关系，微波诱导等离子体自气体被击穿到等离子体稳定放电过 程中放电光谱的演化。研究工作最终为改善照明领域的微波诱导等离子体 的启动过程提出了一种解决方案。 5 在本文第二章中，通过对启动过程中的基本物理现象进行分析，得到与微波诱导等 离子体启动过程密切相关的物理过程：对微波系统谐振腔中的驻波模式进行分析，提出 选择最有利于等离子体击穿的t m o i o 模式作为谐振腔中的主要电场模式，确定了最佳 谐振腔尺寸。 在第三章中，计算了微波诱导等离子体启动过程的能量耦合，并通过鲞堡皇堑作用 下的b o l t z m a n n 方程得到击穿电场和气压的关系，并且对启动过程中a r 的低电离几率 做了假设。 在本文第四章中，测量了微波诱导等离子体击穿过程中壹盆电场和充 气压的关系，证明了在实验条件下击穿电场和充气压成正比的关系，并测 量了谐振腔中的驻波点位置。通过测量微波硫灯启动过程中光谱随时间的 演化过程，说明了在应用玻尔兹曼方程求解击穿电场时所做假设是可以得 到实验验证的。 第五章中对本文的研究工作进行了总结和讨论，提出了一种有利于微 波硫灯启动的惰性气体组成。厂 关键词：微波诱导窖螽子体玻尔兹盍焉纂启动能毒磊合 中图法分类号：t m 9 2 30 1 ；哆垡壹通硒 i j 堑里查兰堕主堂堡堡茎 壁堕堕曼篁童王堕星垫壁堡堕茎 a b s t r a c t e i e c t r o d e l e s sm i c r o w a v ed i s c h a r g e su s e s h i g hf r e q u e n c ye l e c t r i c f i e l de n e r g yt o b r e a k d o w ng a s e sa n dm a i n t a i nt h ed i s c h a r g ep e o p l eh a v ep a i da t t e n t i o ni n t h i s f i e l d f o ra l o n g t i m ei no r d e rt og a i nm o r ei n s i g h tt os t a r t u pi nm i c r o w a v ed i s c h a r g eu s e di n i l l u m i n a t i o n w eh a v es t u d i e do nt h es t a r t u pp r o c e s so fm i c r o w a v es u l f l l rl a m p 0 u rs t u d y w o r kf o c u s e do nt h en e x tt w op o i n t s ：t h er e l a t i o n s h i pb e t w e e nt h ee l e c t r i cf i e l da n dg a s p r e s s u r e ，t h e e f f e c to ft h e f i l l i n gi n e r tg a s e sd u r i n gt h ep r o c e s s f r o mb r e a k d o w nt o s t a b i l i z a t i o no fm i c r o w a v ed i s c h a r g e ，f i n a l l v o u rs t u d yw o r kg e t sam e t h o dt oi r e p r o v et h e s t a r t u pp r o p e r t yo f t h em i c r o w a v es u l f u rl a m p i nc h a p t e ri i ，w ea n a l y s i st h ep h y s i c a lp h e n o m e n ao ft h es t a r t u pa n dg e tt h eb a s i c p r o c e s sr e l a t e dt ot h em i c r o w a v ed i s c h a r g eb r e a k d o w n a n dw ea l s oa n a l y s i st h es t a t i o n a r y w a v ei nt h em i c r o w a v es y s t e mr e s o n a n c ec a v ea n df i n dt h a tt h ee l e c t r i cf i e l dm o d e ，t m o l ，i s s u i t a b l ef o rt h em i c r o w a v ed i s c h a r g eb r e a k d o w n i nc h a p t e ri i i ，w ec a l c u l a t et h ec o u p l e de n e r g yd u r i n gt h ep r o c e s so ft h e m i c r o w a v ed i s c h a r g eb r e a k d o w n w eg e tt h er e l a t i o n s h i pb e t w e e nt h ee l e c t r i c f i e l da n dt h eg a sp r e s s u r eb ys o l v i n gt h eb o l t z m a n ne q u a t i o nu n d e rt h ee l e c t r i c f i e l da f f e c t i nt h es o l v i n g ，w ea s s u m et h a tt h ef u n c t i o no ft h et r a n s p o r t a t i o n e n e r g yb ym e t a s t a b l el e v e lo f a r i n c h a p t e ri v ，w el i s t t h er e r e s u l t so ft h ee l e c t r i cf i e l dv sg a sp r e s s u r ei no u r e x p e r i m e n t s w eo b t a i nt h er e l a t i o n s h i pb e t w e e nt h ee l e c t r i cf i e l ds t r e n g t ha n dt h eg a s p r e s s u r ea n dm e a s u r et h es t a t i o n a r yp o i n ti nt h er e s o n a n c ec a v e w em a k eo u tt h a tt h e a s s u m p t i o ni nt h es o l v i n go fb o l t z m a r me q u a t i o ni sc o r r e c t i nc h a p t e rv ，w es u m m a r i z eo u rc o n c l u s i o n sa n dd i s c a s s ，w ep r e s e n ta m i x t u r er a t i o nf o ri n e r tg a s e si nf a v o ro f t h em i c r o w a v es u l f u rl a m p ss t a r t u p k e yw o r d s ：m i c r o w a v ed i s c h a r g eb o l t z m a n ne q u a t i o n s t a r t u p c o u p l i n go fe n e r g y i i i 复旦大学硕士学位论文 堂些堕量筻塑王竺宣里堕堡j ! ! 生 指导小组成员名单 p 4 6 7 2 1 3 导师：陈火华教授 成员：徐学基数授 刘木清副教授 里里茎堂堕土堂壁堡茎丝堕堡曼量塑王堡! 呈型矍! ! 翌 第一章引言 第一节微波诱导等离子体启动过程的研究背景 应用微波电磁场传输能量激发和维持等离子体放电，很长时间来一直被人们所关 注，它的研究领域覆盖面相当广泛。其中在光源领域，自二十世纪六十年代的微波紫外光 源的研究 1 1 到二十世纪九十年代无极微波硫灯的推向市场2 】f 3 】 4 j 【”。微波诱导等离子体的研 究和应用也取得了很大的进展。由于无极微波照明光源光色接近目光、光效高、无汞害 污染等诸多优点，它受到了人们的欢迎，成为光源市场上的新一代节能光源。现在微波照 明光源正在转向改善光色和小功率化方向 6 1 ，以适应多种应用场合的方向发展。 但是在无极微波硫灯的研制和实际应用过程中，人们发现微波硫灯的启动过程的机理 尚未得到充分了解，其具体表现为：自电源接通到泡壳内的a r n e 潘宁气体起辉的时间 间隔不一致；自a r n e 潘宁气体起辉到转变为以硫双原子分子的连续谱发光的过渡时间 的不一致：同等冷却条件下，微波硫灯再启动时间也不致等。各国科技人员通过实验研 究发现微波诱导等离子体的启动特性与微波发生和传输系统；等离子体能量耦合系统等很 多方面有关”。由于微波诱导等离子体的启动过程直接影响到它的实际应用，因此成为这 个领域当前研究的一个热点。 众所周知，关于微波诱导等离子体的理论研究工作自二十世纪五十年代以来不断在进 行，但绝大多数研究都是关于稳态等离子体特性，如电子浓度分布、温度轮廓等【8 【9 l ，其 中关于启动特性的研究工作尚欠深入，其主要困难在于微波诱导等离子体的启动过程是一 个瞬态过程，而且影响因素较多。b r o w n 在二十世纪五、六十年代对平板电极间的微波放 电启动进行了仔细的研究，指出在微波波段的高压气体放电等离子体是气体扩散控制型的 高频e 型放电，放电的建立直接与电场和气体压力有关，在一定的电场条件下存在最易击 穿的充气气e , t o l 。他对后人的工作具有指导性的意义。m a c d o n a l d 和t e t e n b a u m 二人在二 十世纪六、七十年代进行了大量的工作，在b r o w n 研究工作的基础上进一步完善了通过电 磁场作用下的b o l t z m a n n 方程来部分解释微波诱导等离子体启动特性的方法，在理想条件 下得到了b o l t z m a n n 方程的数值解，并且在理论计算和实验测量结果上取得了比较接近的 塞! 茎兰堕堂堕堕皇丝堕堕! 幽兰竺里型堕壁! ! ! 旦 结果1 ，在上世纪九十年代和本世纪初的国际光源科技研讨会上电有多篇文章报告了这方 面的研究工作l ” 1 13 i 。 我们研究小组自1 9 9 6 年开始跟踪这方面工作，经过几年连续不断地努力，已经完成 r 微波硫灯的开发和产品化，并投放市场。本论文就是通过理论分析和实验工作，试图对 微波诱导等离子体的启动加以剖析和取得更多了解，从而达到改进微波硫灯产品启动特性 的目的。 第二节本论文所作的工作 本论文以b r o w n ，m a c d o n a l d 和t e t e n b a u m 所提出的微波诱导等离子体启动理论成果 为基础，在我们微波硫灯研究小组近几年的研究工作基础上，进一步了以下工作： 1 ) 从理论上剖析屏蔽腔中电磁场分布与微波硫灯启动过程的直接关系 2 ) 在a d m a c d o n a l d 提出的理论基础上，结合实际测量的微波硫灯启动动态光谱记 录，运用电磁场作用下的b o l t z m a n n 方程来解释微波硫灯的a r n e 辉光到s 2 双 原子发光的过渡过程。 3 ) 对微波硫灯启动过程中的一n e 辉光起辉过程的影响因素进行实验，寻找微波 硫灯启动的规律，从而达到改善和稳定微波硫灯启动性能的目的。 墨呈奎堂堡主兰丝堡奎 一一塑塑型量堑坚坐翌 第二章微波诱导等离子体启动过程中的基本物理过程分析 微波涛导等离子体的放电过程是微波( 2 4 5 0 m h z ) 放电，它与直流或低频交流放电 在启动和维持特性上都有着显著的不同。为了描述高频影响放电的方式，在此先说明在电 场作用下的基本过程场、电子、原子、分子、离子之问的相互作用，以及各项物理参 数的影响。 第一节基本物理现象分析 当高频电场( 2 4 5 0 m h z ) 穿过电离气体时，其中的带电粒子被电场加速。由于带电 粒子的荷质比不同，电子被加速到较高的速度，获得了较多的能量，而正离子和其他重粒 子的速度较慢，能量低。这种电子和离子间的能量差距导致在今后的分析中可忽略重粒子 的影响，即电子是等离子体中能量传输的主要媒介，这种把能量从交变电磁场传输给等离 子体的主要过程足：高频电场在等离子体中传播，等离子体中的电子被加速，并且在运动 过程中遇其他粒子发生碰撞，电子的能量通过碰撞或其他类型的相互作用传递给等离子体 中的其他粒子；然后电子再次在电场中被加速，从电场中获得能量。如果电子的平均自由 程足够长，速度增加到一定程度，电子具有足够的能量，将在碰撞中激发原子或其他重粒 子。原子被激发后发生跃迁，能量转为辐射输出。 在这个能量传输过程中，除了弹性碰撞中的能量损失外，还存在着非弹性碰撞的能 量损失。如：其中的- - d , 部分电子不但具备足够的能量激发原子，还具备足够的动能，在 与原予的碰撞中不是激发原子，而是使原子发生电离，发生“电子倍增”现象；同时也存 在着电子与等离子体器壁发生碰撞而产生的损失，与其他中性粒子的复合等现象。与这些 电子产生和损失相关的比例决定了电子浓度的变化，也决定了整个等离子体系统的电特 性。因为这一比例是气体种类、密度、电场尺度、电场频率、容器尺度和形状等多种因素 的函数，这就需要研究和定量地来确定这些因素是如何影响微波诱导等离子体的放电特性 的。 通过对微波诱导等离子体启动击穿过程的分析表明，以下的基本粒子碰撞过程是非 常重要，不可忽略的。“ 1 电子一原子碰撞 墨里：奎兰堕主兰丝丝奎羔堕型墨呈竺堡塑兰苎量垫型至 a ) 弹性碰撞 在电子与原子的弹性碰撞中，电子被原子弹回，而原子内部并没有发生任何改变， 仪仅可能存在原子和电子间的动能交换。在这样的弹性碰撞情况下，我们感兴趣的首先足 电子在两次碰撞间的平均自由程，而电子和原子的碰撞截面q 电子束的角配分函数一 一则在考虑到碰撞中的能量损失的情况下更有实际意义。i 【川 在低能态( 电子能量小于1 0 e v ) 下，用碰撞几率p 。来描述电子一原子的相互作用， 而p ，是由下式定义的： pp c 忍= 1 ( 2 1 1 ) 其中p 是等离子体气体的压强( p a ) ，石为电子平均自由程( m ) 。 进一步引入另一参数，弹性碰撞频率，它可用f 式表示 。厉5 印只_ 5 9 4 x 10 7 p p c = 2 8 x 1 0 2 6 u n 加 ( 2 12 ) 其中v 为电子速度( c m f l s ) ，u 为电子能量( e v ) ，q 为碰撞截面( c m 2 ) ，p 。与碰撞截 面q 间转换系数为2 8 2 1 0 1 7 c m 3 t o r r 1 。 图2 1 1 和图2 12 摘自于m a c d o n a l d 和t e t e n b a u m 的研究成果“，分别表示了氦 和氢，氖、氩、氪、氙在低能区( u ( 3 0 e v ) 的碰撞频率。 _ 臣 2 日 o t o 王 t 一 窨 出 竺 二 ，i - 图21 1 电子与h 、h e 的碰撞几率 图2 12电子与惰性气体的碰撞几率 复日定学硕1 。学位沦文微波诱导等离子体启动过程研冗 对我们的微波诱导等离子体系统的启动来说，图2 12 所表示的，当电子能量超过 某一数值时，电子与隋性气体的碰撞频率趋向饱和是我们对击穿电场求解的条件之一。 bj 非弹性碰撞 当电子在电场中被加速后具有的能量超过气体原子的激发电离电位时，电子与原子 发生碰撞后，电子的一部分能量可能会使得原子被激发到较高能级或者电离出新的电子， 而激发态的原子一般经过很短的时间就会发生跃迁，回到基态或较低的能态。图21 3 和 图2 14 同样来自于，m a c d o n a l d 和t e t e n b a u m 的研究成果，分别表示了电子与氢、氲、 氖、氦发生非弹性碰撞的几率。1 。 。0 5 囊 $ n 。2 o o ， 图2 13h ，心，n e ，艮的激发碰撞几率 图2 1 4h ，缸，n e ，k x 的电离碰撞几率 对我们的微波诱导等离子体系统的启动来说，同样也对如何提高电子和惰性气体原 子或发光物质原子的非弹性碰撞( 激发、电离) 几率更感兴趣，这对改善启动特性有更明 显的效果。 c ) 扩散 如果在等离子体中存在着粒子流，通常情况下是由粒子浓度的梯度造成的。粒子的 通量j 与粒子浓度n ，扩散常数d 有关： j = 一9 ( d n l 电子的连续性方程为 ( 2 1 3 ) 里旦，! 兰婴兰壁堕壅墅窒堡童芏兰塑! 型堕翌塑垫! ! ! ! 立 d h 8 t ) + v ，一p = 0 ( 214 ) 其中，p 为净产生或损失率，通常我们用n v 、来表示，- 其e fv 、为电子的电离碰撞频 率，我们得到如下形式的连续性方程 ( 翻a ) = v2 ( d ) + w ， ( 2 1 5 ) 这个方程根据初始条件和边界条件有多种解，最常用的一种解为 ，z ：，z 。e x p ；一d n 2 j ( 2 16 ) 这里的a 是特征扩散长度，由放电空间的边界条件决定。r i o 为t - - o 时刻的粒子浓度。 d ) 吸附( 附着) 在微波诱导等离子体放电过程中，电子可能和其他重粒子结合在一起，从而使得等 离子体中的电子浓度降低。在微波诱导等离子体启动过程中，吸附在全部粒子相互作用中 所占比例非常少，可以忽略。 e ) 复合 当电子和正离子发生碰撞时，可能会重新结合成一个激发态原子，并把多余的能量 通过辐射的形式释放出来。但通常情况下，复合的发生几率是相当小的。 等离子体启动过程中的物理过程非常复杂，其中各个过程间的先后顺序和连续可以 用下图21 5 表示。 复旦大学硕士学位论文 微波诱导等离子体启动过程研究 图2 1 5 等离子体启动过程中的基本物理过程 根据m a c d o n a l d 和t e t e n b a u m 的研究工作】，在微波诱导等离子体的击穿和启动过 程中，弹性碰撞、非弹性碰撞、扩散是主要的物理过程，由于在由击穿到稳定过程中，电 子浓度从低到高，特别是在最初的击穿过程过程中，电子浓度非常低，因此吸附和复合过 程数量极少，可以忽略。本文的研究工作主要集中于如何在微波诱导等离子体的启动阶段 提高弹性碰撞和非弹性碰撞的数目，以达到通过电子这个中间媒介，把微波电磁场的能量 尽可能多，尽可能快地传递给等离子体放电物质的目的。所采用的办法有：通过实验确定 谐振腔中的电场驻波点位置，即确定谐振腔中电场最大值处；通过实验，确定合适的惰性 气体充气压。 离子离子复合 复黾大学硕士学位沦文 微波诱导等离子体启动过程研究 第二节微波场的传输模式及谐振腔 1 高频微波场的传输模式 用微波来诱导激发等离子体放电必须解决微波能量传输问题，在本论文工作中使用的 微波诱导等离子体系统中选用了损耗较小、结构简单牢固、功率容量大，并且较容易实现 传输模式控制的矩形波导作为传输线。 在波导的传输特性中，截止频率f 。是一个重要的特征参量。当f ) f 。时，波才能在波导 中传输，所以波导系统具有高通滤波器的特性。当f ( f 。时，波不能在波导中传输，称为截 止状态，处于截止状态的电磁波称为消失波或瞬衰波。与截止频率相对应的是截止波长， 它与波导的几何尺寸a 、b ( a 为波导横截面的长边，b 为短边) 及波指数m 、n 的关系满 足下式： 以= 2 蕊蔼 ( 2 2 1 ) 注：其中1 1 1 、1 1 是按照波导截面上的驻波分布情况来进行“模式”( 或波 形) 分类的参数，称为波指数。m 表示在宽边a 上分布的驻波的半周( 或最 大值) 的个数( m = o ，1 ，2 ，) ，i l l 表示窄边b 上分布的驻波的半周 ( 或最大值) 的个数( n = o ，l ，2 ，) 。 由此可见，截止波长九。与波导尺寸a 、b 及波指数m 、n 均有关系。所以，对于同一 波导系统( 即a 、b 不变) 和同一工作频率的电磁波，有的模式可以传播，有的模式却被 截止：而同一模式( 即m 、n 不变) 同一工作频率的电磁波，只能在一定尺寸的波导中传 输，在其它尺寸的波导中却处于截止状态，不能传输。 以b j - - 3 2 的波导( a = 7 2 1 4 , a m ，b = 3 4 0 4 m m ) 为例，用式( 2 2 1 ) 计算出几种模式的 截止波跃k 的数值，如表( 2 2 1 ) 所示。由表中数据可以看出，沿波导不能传输九 1 4 4 c m 的电磁波的任何模式，即所有的模式都处于截止状态。而如果工作波长选在： 7 2 0 c a ( l ( 1 4 4 c m 的范围内，则b j - 3 2 波导中只能传输t e 。模式一种模式的波，其它高次 模式都处于截止状态，这样就实现了单模传输。 复日大学硕士学位论丈 微波诱导等离子体启动过f 挈研究 模式t i e 。t i e 。r e l ot t e ) 2 t e l jt e 2 【t e it e 。 t m ，lt m 2 lt m 3 it m ：2 i 截止波艮九。 1 447 248 068 03 4 061 64 9 53 9 32 8 0 ( c m ) 表2 2 1b j 一3 2 波导中几种模式的截止波长 对于同一模式的波，如果t e 。波，波导的尺寸a 、b 不同，其截止波一f x 。也不同。当 作频率一定时，t ez 。波在有的波导中处于传输状态，而在有的波导中则处于截止状态。表 ( 2 2 2 ) 给出了几种不同型号的波导中t e ，。波的截止波长。由此不难看出，对于频率为 2 4 5 0 m h z 、波氏为1 22 4 c m 的电磁波，只有在b 5 - - 3 2 型波导中可以传输t e 。波。可见，当 给定工作波长x ，并对所传输的模式有一定的要求之后( 如要求是最低模式) ，必须选择 型号合适的波导。 【波导型号b j 一3 2b j 一4 0 8 j 一5 6b j 一7 0b j 1 0 0 a 、b ( m r t l ) 7 2 1 4 ， 5 8 2 0 4 0 4 0 3 4 8 5 ， 2 2 8 6 3 0 0 4 2 9 1 02 02 01 5 8 01 0 1 6 k ( c m )1 441 1 68 o6 9 7 4 5 0 表2 ，2 2 几种不同型号波导中t e 。模式的截止波长 根据以上的原则，我们在实用的微波诱导等离子体系统( 2 4 5 0 m h z 的微波硫灯) 中就 可以确定选用的微波能量传输波导的尺寸。为保证波导能够传输其最低模式t e ，必须 有： 彳 x 2 ，即波导的宽边必须大于半波长 的高次波t e ：。的条件是： 彳 ( 彳。) 弛：。= 2 感蔼 = 2 a ( 22 2 ) 同时为保证单模传输，要求抑制最低 ( 2 2 ：j ) 一星里茎兰塑主兰壁堡茎一 堕堕! 堡兰曼! 堕曼里型羔! ! ! 塑 即a k 。由此综合可得： z 2 a ( 允。) 旭。= 2 b ( 2 24 ) f 22 5 ) 换言之，b 应小于半波长，即b 2 1 a ( 2 2 1 1 ) 能够满足式( 2 2 1 0 ) 和式( 2 2 1 1 ) 的值仍然有很多。最终a 和的值是通过实验的方法确 定的。在实验中发现金属丝网和纯粹的金属良导体谐振腔还存在这一下区别： 1 ) 谐振腔并非良导体密闭的腔体，而是由丝网围成，其边界条件必然有所不同。 2 ) 在谐振腔内并非只是空腔，其中放置的硫灯泡壳内存在一个能够强烈吸收微波能量 的等离子体区域，这个区域的存在使得谐振腔体积比计算值略小“。 因此，最终自和z 的值并不完全与由式( 22 8 ) 计算所得值一致，而是略偏小。但 是仍满足如图( 2 2 3 ) 所示的电场集在谐振腔的中轴线上这个条件。如：满足2 4 5 0 m h z 的t m 0 。模式的谐振腔直径计算应为9 3 7 m m 。但是当介电物质( 如石英泡壳) 放入谐振腔 轴线的时候会使得谐振腔的谐振频率降低。因此谐振腔的直径必须按照稍高于工作频率的 频率加以计算，也即谐振腔的直径应稍小于无等离子体时所计算的数值。经过多次实验， 在实用的微波硫灯系统中使用直径7 6 m m 的谐振腔网罩最易于微波硫灯的启动和稳定。 由于在微波硫灯的谐振腔中同时存在t 。、t e 。和t e 。三种振荡模式，实际的驻波 场是这三种模式的混合场。而且实验表明，放电的建立对驻波场会产生一定的影响，使得 在放电建立前后，驻波场的模式有所改变。因为一旦微波传输波导和谐振腔确定，系统中 复日大学硕十学位论文 微波诱导等离子体启动过程研究 的微波场模式就基本固定，谐振腔中的驻波模式只因为放入的放电泡壳的成分和位置而略 有改变。因此我们的研究工作之一就是找到一个对微波诱导等离子体的启动和稳定同时兼 顾的启动充气压和泡壳安装位置。在实验中，我t i 采用了充入不同组分惰性气体，同一组 分中充气压不同，并且分别把泡壳放置在谐振腔轴线上的不同高度位置处测量启动所需的 最小功率的方法来测量谐振腔中微波场对微波诱导等离子体启动特性的影响。 星皇查堂塑主兰丝丝苎堂i 堕堕! 兰堕! 型堕坚坐兰! ! ! ! 至 第三章微波诱导等离子体启动过程中的能量耦合模型及计算 第一节高频放电的一般分析 在微波诱导等离子体的高频交变电场中，气体的电离与在直流稳定电场中的情况不 问，这些不同主要表现在以下几个方面： 首先，在带电极的放电中，电极起发射电子的关键作用，在放电空间中只要有较低 的电场就可以维持放电。但是同时电极也是带电粒子的较快损失通道。而无极放电中的电 子产生主要靠电子与中性气体原子发生电离碰撞来产生新的电子，而电子损失途径主要足 电子与负离子的复合、与放电管器壁的碰撞。 其次，高频交变电场中的等离子体内，电子、离子漂移到达器壁会建立起静电场， 这个电场将主要控制空间中电离密度的平衡。 根据高频放电的条件分析，决定高频放电击穿电场、电流和带电粒子密度等的因素 有： 1 工作气体性质和压强p 、电子平均自由程万、电子与气体分子碰撞的频率r = ；。 4 2 外加电场e 的频率f 和波长1 外加电场强度为 e ：e oc o s = e oc o s 2 x f t = e oc o s 罂f ( 3 1 1 ) 九 3 放电容器的尺寸。最简单的例子为在圆柱放电室，电场沿圆柱轴向方向，放电容器 尺寸为放电管长度d 和放电管半径1 - 。m o i s a n 和z a k r z e w s k i 对于这种圆柱形放电室的 情况进行了综合的论述，提出了微波在柱状等离子体中传播时和等离子体相互作用的 理论模型。 根据不同的物理过程，还可以把各种高频放电条件分程若干种类型( 假设放电管尺 寸大约几厘米) ：甚低气压放电( 石 d ，石 r ) ，低频中等气压或高气压放电( 石 f ) ，高频中等气压或高气压放电( 石 d ，石 r ， f ) ，甚高频放电( 以d ， 万r ) 。 本论文研究的微波诱导等离子体放电属于甚高频放电，在这种情况f 1 ，电子不是直 接在电场下运动，而是受电磁场驻波的影响，驻波场的电磁振荡分量在空间的分布决定于 电场频率、容器的几何形状和激发模式。放电空间是微波波导和共振腔系统的一部分，爿 且和微波系统之间存在相互影响。在前面的论述中，我们已经指出，在本研究工作中使用 的微波波导中的微波传输模式是t e 。而谐振腔中的驻波模式是t m n 。t 民。、t e 。等多模 式组成的混合场。 高频微波放电参量的选择： 处于高频电场中的封闭容器中的气体，在某一电场值时，气体将被击穿。因为等离 子体的击穿电场是一系列变量的函数，为了比较简便地描述这一电场，需要使用这些参量 的复合函数来描述击穿电场为： ，一 、 毛= e 恤，五，人，z j ( 3 1 2 ) 其中，u i 为电离几率，丑为等离子体中的气体电子的平均自由程，a 为容器的特征 扩散长度，即等离子体器壁的空间尺寸， 是电场的自由空间波长，即外加电场的波长。 u 。反映了气体电离电位v 。平均自由程丑是气体浓度的度量，它直接和气压成正比。特征 扩散睦度是容器尺寸和形状的量度。据b u c k i n g h a m 的n 定理( 1 1 个量纲量之间的关系相 当于n k 个无量纲量之间的关系，其中k 是所涉及的独立量纲的数目) ，这些因素具备 一定的关联，使用这些量作为所涉及的变量的量度使我们只需要两个量纲( 电压和长度) 就可以写出击穿电场和这些变量的关系。 在式( 3 1 2 ) 中，有五个有量纲的变数，两个独立量纲。由兀定理，三个独立无量 纲变量将形成一个等价于该式的函数关系。可以用多种途径选择无量纲量的组合，例如， e v ， 元和a 五是可以采用的一组，也可以选另外一组，如e v 。，e 五v 和 a 。 这样用一个无量纲量借助于其他量纲无量纲量的变化描述了问题的完整解。在正常情况 墨呈盔兰堕兰堡堡塞苎堕堑童呈篓童! 皇堡堕坐竖 卜，平均自由程万和气压p 成反比。对于给定的气体，电离电位v 不便，因此组成一组 变量如ea ，p 和p a 或e ，e p 和x a 是很方便的，他们相应于上面的两个组合? l1 电子密度和电场分布的一般分析 a a m a t v e y e v 曾经计算模拟微波( 3 75 g h z ) 激发一个大气压的n 2 形成的等离子体的 电子密度和电场分布随时间的演化。结果如下： 旨 旦 图3 1 1 启动时间t = 2 0 9 s o 1 0 ， 量1 0 1 ， f 1 0 1 0 电子浓度 放电管中电子浓度于场强分布图 湫醚 场强 电子浓度 图31 2 启动时间t = 5 0 岬，放电管中电子浓度分布与场强分布图 璺t辜j一 住 8 8 r 2 o f 。 旷 仲 - 。 仲 墼呈查堂堕兰堡堕塞 堂堕堕量竺堕兰苎旦墨坠堑翌 由该图我们可以看到，在微波激发等离子体的启动开始2 0 s 内，放电气体尚未被 击穿，空间电荷的数量较小。此时放电气体对于微波来说是透明的，放电气体中只有总量 很少的电子可以吸收微波电磁场能量，即只有极少数的微波能量被放电气体吸收，大部分 微波能量反射回了微波发生源。此时系统表现为无辐射输出。随着时间的推进，放电气体 中的电子在电场中不断被加速，获得能量，并与气体原子发生碰撞，产生弹性碰撞和非弹 性碰撞，激发原子直至电离原子，在放电气体中产生更多的电子。这一过程不断重复，直 至产生的电子足够多，放电气体被击穿。 当放电气体被击穿后，由于大量电子的存在，对高频电磁波产生屏蔽作用，使其无 法穿过放电区域，仅能在此区域的表层和放电气体发生作用并维持放电2 ”。对于微波硫灯 来说，放电气体被击穿的初期，硫以固体形式存在，放电管内仅存在作为肩动气体和缓冲 气体的时。此时可以将微波场简化为以下形式： e = e o s i n ( t 十中) ( 3 】3 ) 其中e 为高频电磁场的电场强度，e o 为电场振幅，u 为电场角频率，巾为电场的初 始相位。 在放电气体气压较高的情况下，电子与a r 的碰撞可以等效用一粘滞系数q 来描述 它与电子迁移率k 。及电子与重粒子的碰撞频率v 。之间存在着如下关系： 玎：三(3re l4 ) 节2 i 2 e 1 e 。14 式中e 为电子所带的电荷，札是电子的质量。粘滞力f 与电子的运动速度v 成正 比，比例系数为n 。由于硫灯泡壳的尺寸与微波波长( ：t 2 2 4 c m ) 相比很小，可以认为在 硫泡中的电场是无旋场。在以上假设下，单电子在电场中的运动方程为： m 。- d v = e e os i n ( c a + 痧) 一f = e e os i n ( a t + 柳一r v ( 3 1 5 ) 由式( 31 5 ) 可以解出电子的最大速度和最大位移。 最大速度v 。，： ( 3 16 ) 燕 复日赶学硕士学艘论文 微波诱导等离子体寤动过捍趼咒 最大位移x 。 k ? e j ( ：3i7 j 由以上两式我们可以看到，随着电场频率的增加，电子的最大位移和最大速度部随之 减小，v 。的减小不利于启动，而x ，。；的减小则使得电子的损耗变慢，与中性粒子的碰撞增 加，这样有利于微波诱导等离子体的启动。同时，由于微波场能在一个较小的尺度范围内 形成强场区，使击穿能在较小的范围内实现。由式( 3 16 ) 和式( 3 1 7 ) 的分析可以看到， 为了提高微波诱导等离子体的启动特性，应该提高v 舵；而减小x 而在外加微波场圆频率 u 确定的情况f ，这两个要求是矛盾的。因此必然存在选择一定种类的气体，充入某一充 气压强值时，能使最大速度v 。和最大位移x 。，得到最协调值，是所需的启动电场值达到 最小。而式( 3 1 ，6 ) 和式( 3 ，1 7 ) 中的i ( e 与口和放电气体的种类和压强有关。在本文的研究 工作中，我们测量了对于不同气体组分的微波诱导等离子体在不同充气压下的启动特性， 即选择具有合适的电子迁移率和电子碰撞频率的气体来作为启动气体。通过实验，我们发 现在实用的微波硫灯系统中，采用a r n e 潘宁气体代替纯a r 作为启动及缓冲气体，使得 冷启动更容易。 从图( 31 2 ) 可以看到，随着时间的推移，放电气体中的电子浓度升高，在放电管 中心区域内的电场降为零，即微波在放电泡壳内定位置处被电子屏蔽，此处即为截止共 振点，在此点电场能量完全转化为等离子体振荡而被吸收或耗散。 1 2 低气压下的电晕模型 在放电气压比较低的情况下，【l e 比较低( n e 1 0 “c m 。) ，而且微波谐振腔中的驻波模 式可以在较小的空间内形成较强的电场，满足电晕放电所要求在较小空间内形成较强电场 的要求。因此可以用电晕模型来描写微波诱导等离子体的过程。 在电晕模型中，由电子碰撞引起原子a 的电离： a + e a + + 2 e ( 3 1 8 ) 将被辐射复合反应所平衡： 9 墓里查堂塑主堂生堡奎苎堕墅重量竺堕! 型鲨坚坐塑呈堕笪 ( 31 9 ) 一：体复合，即反应( 3 18 ) 的逆过程可以忽略，因为电子浓度低。另一方面，激发态 的分布函数是由基态的碰撞激发数目和自发辐射衰减数目间的平衡所决定的”，即 在以上两式中，下角标l ，p 和q 分别表示基态和激发态，且q p l ，h 。q p 是从状 态q 到状态p 的跃迁辐射衰减中产生的一个光子。 在本论文的研究过程中，我们对a r ，e r ，n e 满足电晕模型条件( n 。 1 0 0 0 0 k ) 的情况进行了光谱测量。 复目大学硕士学位论文 微波涝导等离子体启动过程研究 第二节电场作用下的波尔兹曼输运方程 根据b r o w n 的微波等离子体击穿理论，当电场的频率足够高时，电子在电场的作用r 局限在一定大小的空间内振荡。它们不会碰上器壁或电极，只会通过扩散而损失，因此成 为扩散控制型击穿，而在微波等离子体放电中，主要通过谐振腔中的电场驻波来形成等离 子体，因此足e 型放电i ”i 。如果假设电子能量是一个统一的平均能量，能使微波击穿放电 的描述得到很大程度的简化23 1 ，运用高频电场扩散控制的e 型放电的击穿理论，可以得到 以下结论： 高气压r ，击穿电场与其他实验条件的关系为： 耻v 。( 嘉r ( 3 2 1 ) 其中m 为电子的质量，m 是气体原子的质量，e 为电子电荷，v 为电子的平均运动速 度，v 。为电子与气体原子的碰撞频率，e 。为气体的击穿电场。在给定的条件下，只有v 。是 变量，正比于气压，即击穿电场e b 与气压p 成正比。 低气压下，击穿电场与其他实验条件的关系为： 毛= 孟引“2 f 3 22 、 其中m 为电子的质量，e 为电子电荷，v 为电子的平均运动速度，v m 为电子与气体原 子的碰撞频率，为电场圆频率，e n 为气体的击穿电场，特征扩散长度a 等于( 见心) “! 。 式中也只有v 。是变量，正比于气压，即在给定的条件下击穿电场e b 与气压p 成反比。 但是实际的情况远非如此，而是复杂的多。电子和原子的运动方向随机变化，它们的 速度在很大范围内变动。而且，因为系统中的物理条件限制，速度分布还会随着放电管内 位置不同和时间推进而改变。任何关于电离气体的物理量的测量都是某种程度上的平均 值，如果我们已知了电子随空间和时间的分布函数的话，那么可以用气体粒子的输运方程 墨里! 兰堕堂壁堡茎 丝堕堕量竺堕! 堡墅至塑坚里堕 来计算我们需要的任何物理量。f 面我们考虑在微波电场击穿条件下简化条件的 b o l t z m a n n 输运方程 b o l t z m a 肌方程是一个相空间中的电子连续性：疗程，它描述了电子分布函数f