（等离子体物理专业论文）介质阻挡放电的参量研究.pdf

介舞咀挡放电的参蕈磺究 摘要 本文从理论和实验两个方面探讨了介质阻挡放电的电压、气压、气隙宽度、 介质层情况等放电条件对其电参量和光参量的影响，并介绍t l , 1 - 基于介质阻挡 放电平面光源的一些基本构想和实践尝试。 f 我们对介质阻挡放电的电参量研究主要是通过测量放电的电压一电荷李萨 如图形进行的，从中不仅可以通过计算得到放电器件的介质电容、气隙电容和 放电功率，还能直观地了解介质阻挡放电的机理。由于在放电过程中介质表面 积累的电荷对微放电通道的演化有着重要的意义，y 本文利用磁流体动力学方程 从理沦上计算了表面电荷量，分析了介质表面电荷量和各放电条件的关系，并 通过实验进行验证，对实验结论和实验中碰到的问题进行了讨论。( 同时，我们 也对介质阻挡放电的电压、频率和气压对介质阻挡放电的准分子辐射相对强度 和辐射效率的影响进行了研究，并从原理上进行了解释。) 7 _ 、厂 近年来，基于介质阻挡放电的平面光源是电光源领域的一个新兴发展方向， 本文简要介绍了其最新动态，设计了两种可行的平面光源的结构，并对今后平 面光源的研究方向和应用前景提出了看法。1 ，移7 关键词：介质阻挡放电；李萨如图形；电荷；平面光源 中图分类号：0 5 3 9 介质咀挡放电的参茧研究 s t u d yo i 3 t h ep a r a m e t e r so fd i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g e s a b s t r a c t i nt h i sp a p e rw ed i s c u s st h e o r e t i c a l l ya n de x p e r i m e n t a l l yh o wt h ee l e c t r i c a la n d o p t i c a lp a r a m e t e r si nt h ed i e l e c t r i c b a r r i e rd i s c h a r g e ( d b d ) a r ei n f l u e n c e db yt h e d i s c h a r g ec o n d i t i o n s ，s u c ha st h ev o l t a g e ，g a sp r e s s t l r e ，g a pw i d t ha n dt h ed i e l e c t r i c l a y e r s o m ei d e a sa n de x p e r i m e n t so nt h ef i a tl i g h ts o u r c eb a s e do nd b da r ea l s o i n t r o d u c e d t h es t u d yo nt h ep a r a m e t e r so fd b di sc o n d u c t e db ym e a s u r i n gt h el i s s a j o u s f i g u r e ，i nw h i c hw ec a ng e tt h ec a p a c i t a n c eo f t h ed i e l e c t r i co rt h eg a sg a pa n dt h e p o w e r o f d i s c h a r g e b e c a u s et h ec h a r g e sa c c u m u l a t e do nt h es u r f a c eo f t h ed i e l e c t r i c p l a ya l li m p o r t a n tr o l ei nt h ee v o l v e m e n to fm i c r o d i s c h a r g e ，i t sa m o u n ti sc a l c u l a t e d t h e o r e t i c a l l yb ys o l v i n gs o m em a g n e t o h y d r o d y n a m i ce q u a t i o n sh e r ea n dv e r i f i e di n e x p e r i m e n t s s o m ep r o b l e m sw e r ed i s c u s s e dh e r e m e a n w h i l e ，t h ed e p e n d e n c eo ft h e r e l a t i v ei n t e n s i t ya n de f f i c i e n c yo fe x c i m e rr a d i a t i o no nt h ev o l t a g e ，f r e q u e n c y ，g a s p r e s s u r ei nd b d w a ss t u d i e da n de x p l a i n e d t h e o r e t i c a l l y r e c e n t l yt h e f l a t l i g h t s o u r c eb a s e do nd b db e c a m eap r o s p e c t i v ef i e l do f e l e c t r i c a l l i g h ts o u r c e w ei n t r o d u c es o m en e wd e v e l o p m e n t so fi t a n dd e s i g nt w o p o s s i b l ec o n f i g u r a t i o n sf o ri t s e v e r a li d e a so nt h es t u d ya n dp r o s p e c t i v ea p p l i c a t i o n s o fi ta r ep u tf o r w a r dh e r e 第一章介质疆挡救屯基本啜理及瘦龋 第一章介质阻挡放电基本原理及应用 一介质阻挡放电的基本原理 介质阻挡放电( o i e l e c t r i cb a r r i e rd is c h a r g e ，简称d b d ) 是一种高气压下的 非平衡气体放电。因为介质阻挡放电不会产生类似于火花放电时的激烈响声，也有 人称这种放电为无声放电( s il e n td i s c h a r g e ) 。这种放电现象在高压电气设备中早 已作为一种有害现象而为人所知，在绝缘层气隙中的局部放电( p a r tj a ld i s c h a r g e ) 会加速绝缘层的损坏，其放电机理正是介质阻挡放电。早在1 8 5 7 年，介质阻挡放电 就首次被德国科学家w e r n e rv o ns i e m e n s 用于臭氧发生器，近几十年以来它在表面 处理、催化反应、污染物的光处理等方面也获得了广泛的应用。 介质阻挡放电在结构上与其他气体放电形式的主要区别是它在放电空间中插入 了绝缘介质，介质可以覆盖在电极上，也可以直接悬挂在放电空间里。图卜l 上是 介质阻挡放电的四种典型结构，其中( a ) ( b ) ( c ) 三种情况称之为体积放电( v o l u m e d i s c h a r g e ) 。结构( a ) 具有结构简单和散热性良好的优点，在臭氧发生器中得到广泛 使用；结构( b ) 中金属电极和放电气体不直接接触，特别适用于使用高纯腐蚀性气体 作为工作气体的情况：结构( c ) 中在介质两侧分别形成了两个放电，介质的插入防止 了火花或电弧的形成。( d ) 中的结构称之为表面放电( s u r f a c ed i s c h a r g e ) ，两个电 极之间只隔一层介质，所以放电建立所需电压较低，工作气体的气压也可以更高， 这种放电因其放电通道在介质层表面爬行而得名。本文中所探讨的主要是( b ) ( d ) 两 种放电情况。 图卜i 介质阻挡放电的三种典型结构 第一章介质咀挡放电基本骧理及直融 与其它形式的气体放电相比，介质阻挡放电的工作气体气压较高，一般可以达 到1 个大气压( 1 0 5 p a ) 左右。它是- - i t 交变瞬间放电，交变电源频率范围为1 1 0 0 k h z 。由于介质的插入，介质阻挡放电呈现微通道的放电结构，由大量脉冲放电 细丝组成，这些脉冲放电细丝称为“微放电”( m i c r o d i s c h a r g e ) 。每个微放电的时 1 b j 过程都十分短促，寿命不到1 0 n s ，而电流密度却可高达0 1 l k a c m 2 。同时，介 质层也限制了每个微放电的电流值。微放电通道在介质表面扩散成表面放电，这些 表面放电呈明亮的斑点，其直径为毫米级。图1 2 所示的是微放电通道在介质表面 上形成的斑点照片。 图l 一2 介质阻挡放电的外观 介质阻挡放电的击穿机理与一般的汤生放电、辉光放电不同，这不仅因为它的 气压较高，粒子浓度与放电间隙的乘积n d 较大，更因为气体间隙中的空间电荷和介 质表面积累的电荷对放电的点燃和熄灭都有着重要的影响。设电极间的电压为v ， 电极间距为l ，未插入介质时，电极问的电场为： e 。：矿 1 - 7 ( 1 - 1 ) 。= ) 插入厚度为1 ，相对介电常数为，的介质层后，在同样的电压和电极间距的条件 下，放电空间的电场为： 矿 e5 石而 ( 1 2 ) 显然，由于介质的插入，放电空间的电场会比直接在金属电极间放电的情况有所增 大。而且插入介质的介电常数越大，在放电空间产生的电场就越强。最初使用介质的 目的就是想通过介质的作用，增大放电空间的电场，以获得更强的放电。 第一章介质疆挡放电基本露理及应 j 二介质阻挡放电的应用 介质阻挡放电中产生非平衡态的等离子体，其中的电子能量适中，大约为几个 e v ，使其比较容易激发产生准分子和一些自由基，所以其应用可分为两大方面：一 是产生自由基，二是产生准分子辐射。 所谓“自由基”，是指一种在通常条件下不能稳定存在的分子，象o h 、0 。、 h ，o 等，它们的化学性质非常活泼，很容易和其它分子或原子反应而形成稳定的原 子或分子。这在很多方面应用很广，如可以利用空气或氧气的介质阻挡放电，制成 用于清洁饮用水的臭氧发生器；利用介质阻挡放电产生的自由基，可以对材料进行 改性、表面处理，等等。近年来，利用介质阻挡放电，对大气中的污染物进行处理 的研究有了很大的进展，其原理同样是利用介质阻挡放电产生自由基，通过化学反 应，去除掉污染源中的n o ，、s o 。等。此外，利用介质阻挡放电产生自由基，解决温 室效应的研究也正在进行之中。 在氧气或空气介质阻挡放电中臭氧0 ：，形成的主要过程为： 0 2 + e 一2 0 + e 0 十0 2 + m 一0 + m 这罩第二个方程中的m 是参与反应的第三个重粒子，在氧气介质阻挡放电中可以是 0 、0 ，或o 。在空气中还可能是n ，。 介质阻挡放电的另一个重要作用是产生准分子辐射。所谓的“准分子” ( e x c i m e r ) 一般包括两体准分子和三体准分子，是指很脆弱结合着的两原子或三原子 分子。它们的基态通常不稳定，从激发态跃迁到基态时，就分解为原子了，同时产 生相应波长的准分子辐射。象惰性气体准分子h e ：+ 、：+ 、a r 。+ 、k r ：+ 、x e ：+ 和惰 性气体卤素分子a r f + 、k r f + 、x e f + 、x e c l + 以及h g 。+ 、h 9 3 + 等就是典型的准分子。 当准分子由其激发态跃迁回基态时会发出狭窄的特征光谱，这些准分子的特征 光谱覆盖了真空紫外、紫外和可见等光谱区域。当气压高到一定程度时，激发态原 子的共振辐射由于自吸收而被有效抑制，辐射能量中的绝大部分集中在单一的准分 子辐射峰值波长附近。所以我们有可能利用介质阻挡放电制成高效率、高强度的单 色光源。以纯x e 气介质阻挡放电为例，其中的准分子主要是通过激发态原子与基态 原子碰撞复合而形成的： x e + e x e + + e x e + e x e 丰牛+ e x e + 十2 x e x e 2 + + x e x e + + + 2 x e x 。2 ”+ x e 准分子x e 。+ 跃迁回基态时的辐射过程为： 第一章介质阻挡放电基本鼹理及直罱 x e ，+ 一2 x e + hy ( 1 7 3 n m ) x e ，”一2 x e + hr ( 1 5 0 n m ) 图卜3 介质阻挡放电中的x e 准分子能级图 我们可把介质阻挡放电在光源方面的应用分为以下几个方面： 1 紫外光源 图1 - 4 为几种惰性气体在介质阻挡放电过程中产生的准分子辐射光谱，表1 一l 列出了各种准分子的辐射波长。这些准分子辐射为狭带连续光谱，其辐射能量中的 绝大部分集中在峰值波长附近，其它气体的准分子辐射光谱也有类似特点。由此可 见，基于介质阻挡放电的准分子紫外光源是一种波长选择范围很广的紫外光源。理 论和实验研究表明，这种光源是一种辐射强、光效高的光源。此外，由于介质阻挡 放电器件的结构可以相当简单，而且可以多样化，这种光源可便于各种场合中的应 用。通过对放电器件结构的优化设计，选择不同的放电条件，还可以很方便地使原 有器件的放电效率得到进步提高。 在光源的大家庭中，紫外光源的应用越来越得到人们的重视，然而，几十年 来，紫外光源一直主要由低压汞灯、高压汞灯和紫外线金属卤化物灯组成。低压汞 灯的紫外辐射波长是2 5 4 n m ，尽管这种波长的紫外光对一般的杀菌消毒处理效果比 较理想，但它的单位面积辐射功率小，辐射波长也比较单一，而且对2 5 4 n m 共振辐 射的自吸收效应也大大影响了其效率。高压汞灯和金属卤化物灯的辐射功率得到了 大幅度的提高，并且可以通过选择不同的卤化物药丸，得到不同波段的紫外辐射， 第一章介质咀挡放电基本原理及应嗣 但这种紫外光源的辐射光相干性较差，单位波长的紫外输出效率低，利用率不高。 另外，这三种光源本身都含有汞，汞对人体有害。由于上述原因，人们迫切需要新 的紫外光源取代它们，新型的介质阻挡放电紫外光源可能就是它们的最理想的替代 品。介质阻挡放电紫外光源具有一般紫外光源无法比拟的优点，如辐射能量集中、 无汞、结构简单，其应用前景十分广阔。 硝k w a v e l e n g t hln m 图1 4 介质阻挡放电产生的准分子光谱 介质阻挡放电准分子紫外光源的应用和可能应用包括：表面改性、清洁、光 刻：油漆的固化、涂覆、粘胶；金属、半导体、介质的紫外沉积；光医学表皮条件 处理；空气和水中污染物的光处理等等。其中，这种光源在环境保护和污染控制方 面的应用尤其令人注目。紫外辐射在这方面的应用，主要是通过对污染物进行光物 理和光化学处理，使污染物品中的有害物质通过紫外光参与的反应过程，变成对人 和周围环境无害的物质。 从表1 1 可以看到，利用介质阻挡放电紫外光源，几乎可以得到任何波段的紫 外光，现在我们已经可以在不同气体的介质阻挡放电中获得2 0 种以上峰值波长在 1 0 0 6 0 0 n m 之间的准分子辐射带。同时，这种光源的形状可塑性很大，可以根据不 第一章介质阻挡放电基本骧理及瘦措 同的应用需要制成圆柱形或平面形，也消除了利用共振辐射的紫外光源的自吸收问 题，将会给科研和工业应用带来极大的便利。 准分子种类辐射中心波( r i m )波段分类 a r 2 + 1 2 6 k r 2 + 1 4 6 f 2 + 1 5 8 a r b r +1 6 5 v u v x e 2 + 1 7 2 a r c +1 7 5 k r i + 1 9 0 a r f +1 9 3 k r b r + 2 0 7 k r c l +2 2 2 k r f +2 4 9 u v c x e i +2 5 3 c 1 2 + 2 5 9 x e b r + 2 8 3 b r 2 + 2 8 9 u v b x e c l +3 0 8 1 2 + 3 4 2 x e f +3 5 4u v - a 表1 1 介质阻挡放电中可能产生的准分子辐射 图卜5 所示的放电器件就是一种可应用于表面处理或污染物处理等方面的圆柱 形同轴准分子紫外光源”1 。放电间隙中产生的紫外辐射可以通过外侧网状电极的间 隙中向外透出，内侧空腔则通入冷却气体或液体。在进行污染物处理时，还可以采 用另一种方式：使需要处理的气体或液体流过中心的空腔，而紫外辐射透过内侧网 状电极进入空腔，从而对污染物进行处理。 ， 第一章介质咀挡放电基本啜理及瘦鞠 图卜5 同轴圆柱准分子紫外光源 2 照明光源 如果我们在放电器件上涂覆对应于相应准分子辐射激发的荧光粉，即可将介质 阻挡放电紫外光源变成发射可见光辐射的照明光源。这一部分内容将在本文第四章 详细讨论。 3 等离子体显示器 等离子体平面显示器( p d p ) 在某种意义上说，也是一种介质阻挡放电光源，或者 说它是由大量的微型介质阻挡放电光源组成的器件。事实上，这种显示器的每一个 象素都是由三个介质阻挡放电单元组成，他们 分别由介质阻挡放电产生的紫外辐射激发荧光 粉产生红、绿、蓝三色光。通过调制每个象素 点所发出得三基色光的不同发光强度组合，就 可以获得所需得颜色和亮度。利用地址选择电 路，即可决定p d p 中每个放电单元的开和关， 从而完成电光信号的转换，就可以得到一副绚 丽多彩的图象。因此我们可以认为个微小放 电单元就是一个微型介质阻挡放电光源。图 卜6 是p d p 中一个微小放电单元的结构示意 图。 圉卜6p d p 中的微小放电单元 第二章介质咀挡放电的i 要参量及其跳量 第二章介质阻挡放电的主要参量及其测量 一介质阻挡放电的放电机理和主要参量 介质阻挡放电的电流主要通过在时间和空间上不规则分布的电流细丝流过，这 种电流细丝被称为“微放电”。作为一种高气压下的非平衡放电，其放电过程与其 它类型放电的相似之处是在外电场作用下电子从电场中获得能量，通过电子与周围 原子分子的碰撞，电子把自身能量转移给它们，使它们激发、电离，产生电子雪 崩。而不同之处则在于由于介质的插入，放电电流的自由增长得到了限制，也阻止 了极间火花或电弧的形成。在一个微放电通道形成后，由于向阳极运动的电子流积 累在阳极介质层表面，并形成反向电场，会在很短的时间内和外加电场抵消使得放 电熄灭。由此可见，介质层在这里起的是快速间歇开关的作用，它使放电无法达到 平衡态。 正是由于介质层的绝缘性质，介质阻挡放电中的这些微放电通道可以彼此独立 地发生在很多位置上。当表面电荷和空间电荷产生产生的电场使得总电场稍小于气 体击穿电压时，电流就会截止。在同一位置上只有当电压重新升高到原来的击穿电 压值是才会发生再击穿，在原地产生第二个微放电通道。这样就会在一个放电半周 内出现大量时间短促的电流脉冲群，在整个放电的时间和空间内大量微放电通道是 无规则分布着的，平均看来介质阻挡放电貌似均匀的辉光放电。 表2 一l 列出了微放电通道的主要参量范围( 放电条件为l o j p a 空气，放电间隙为 l 3 m ) 。可以看出介质阻挡放电中的微放电细丝处于弱电离等离子体状态，但却有 很高的击穿电场和电子能量，而放电中原子、分子和离子等重离子的动能很小，其 温度和周围环境温度相近，可见介质阻挡放电是种典型的非平衡态等离子体。由 高电场提供的能量主要用于分解、激发和电离原子、分子，这样有利于启动各种等 离子体化学反应 1 。放电通道的性质和工作气体性质和气压等因素有关，微放电通 道横截面的半径会随气压的降低而增大。当气压降低到一定程度时，甚至可以使介 质阻挡放电成为比较均匀的放电。 微放电是介质阻挡放电的核心，所以研究微放电的形成和演化对理解介质阻挡 放电是首要的任务。我们可以把每个微放电的放电周期分成三个部分来研究：( i ) 微 放电通道的形成一击穿；( i i ) 放电击穿后，气体间隙电流脉冲或电荷的输运过程；( i i i ) 在放电通道中原子、分子的激发和反应动力学的启动，即自由基、准分子形成的过 程。这三个阶段的时间尺度相差很大，通常放电的局部击穿在几个n s 内就已完成， 电流脉冲持续时间即微放电寿命一般为1 0 n s 数量级，而第三个阶段即原子、分子及 准分子过程所需时间可达1 0 0 n s 甚至m s 级1 1 1 。 第二章介硬阻挡放电的主要参量及其溅量 气体压强p 1 0 3 p a 电场强度e 0 1 l o o k v c m 折合电场强度e n1 0 0 2 0 0 t d 微放电寿命f1 1 0 n s 微放电电流通道半径r o 1 0 2 m m 每个微放电中输运的电荷量q1 0 0 1 0 0 0 x 1 0 1 2 c 电流密度j1 0 0 1 0 0 0 a c m 2 电子密度n ，1 0 1 4 1 0 “( c m ) 。 电子平均能量t ，1 l o e v 电离度x 1 0 4 周围气体温度t 。 3 0 0 k 表2 一l 微放电的主要参量 由于在不同的交变电压下，介质阻挡放电的特性有所不同，通常可分为低频介 质阻挡放电和高频介质阻挡放电两种。前者的频率范围为5 0 h z 1 0 k h z ，后者的 频率为1 0 0 k h z 以上。这两种介质阻挡放电分别可等效为以下电路1 8 1 ： ， f ( b ) 高频 图2 - 1介质阻挡放电的等效电路 图中c a 和c 。分别是介质和放电气隙的电容值，r 是放电( 高频下) 的等效电阻。v 。 是外加电压的峰值，v + 和v * o p 分别是低频和高频条件下回路中积分电流为零时的 第二章介瑗阻挡放电的主要参量及其溉量 电压值。当然，按频率来决定一个介质阻挡放电应等效为哪种电路也并不是绝对 的，还应视气隙宽度等其它放电条件而定。 介质阻挡放电的主要参量包括放电的电压、电流、电荷、放电功率及辐射强 度、辐射效率等光参量。通过测量和分析这些参量的特性和它们随放电条件的变 化，一方面我们可以对放电机理和其中的物理过程有更深入的了解：另一方面，我 们还可以可以对放电器件进行优化，对其实际应用起到指导作用。其中放电电压、 介质表面电荷量和放电功率是最基本的几个放电参量，本章中通过电荷一电压李萨 如图形来测量这些参量，并分析它们在不同气压、电压下的变化情况。由于介质表 面电荷( 微放电通道中的电荷输运量) 在放电过程中的特殊地位，介质表面电荷将重 点在第三章中讨论。而介质阻挡放电的光参量及其在平面光源中的应用将在第四章 中涉及。 二介质阻挡放电的电荷一电压李萨如图形测量 1 李萨如图形测量原理 考虑到介质阻挡放电的电容性特征和电路中的电中性条件，介质层表面的电荷 量可通过在放电器件一端串联一电容c 。来测量。由于放电的电流、电压间存在的 位相差及介质的损耗，有效放电功率的测量较为困难，我们可以通过表面电荷一放 电电压的李萨如( l i s s a j o u s ) 图形来分析介质阻挡放电的功率。测量电路如图2 2 中所示。 压变压器 介质阻挡放电 图2 - 2 介质阻挡放电的电压一电荷李萨如图形测量电路 n - - 章介质阻挡放电的i 要参量及其龇量 若把测量电容c 。上的电压v 。和加在放电器件上的电压v 分别输入示波器的x 轴和y 轴，可以得到一条封闭曲线。在c 。一定的情况下，v 。正比于测量电容c 。上 的电荷量，所以事实上这一封闭曲线反映的正是电压一电荷李萨如图形，事实上李 萨如图形所围面积正是一个放电周期内介质阻挡放电所消耗的能量。 本文中的介质阻挡放电条件属于低频情况。由介质阻挡放电的等效电路( 如图 2 1 所示) 可知低频( 1 0 0 k h z ) 情况下，放电通道未建立和建立时放电器件的等效电 容值分别为c 。i 和c d c 。( c 。+ c 。) ，所以放电的理想电压一电荷李萨如图形应为一个平 行四边形。而如果在放电频率较高或放电气隙宽度较大条件下，在两个放电半周之 间，介质表面电荷可能无法及时得到中和，李萨如图中的平行四边形就会畸变为一 个椭圆形。 丁_ 2 v 。 一 k ， ，j y 一，曼一7 l 一 ；一。lj 一一一 t 帅p ”m 1 “一 i 一_ + 一l 一一。一。!人鬯 q f，土一 d ? 1 上d ( 一y 图2 3 理想的介质阻挡放电电压一电荷李萨如图形 图2 - 3 为理想情况下的介质阻挡放电的表面电荷电压李萨如图形，其中平行 四边形的a b 和d c 边代表放电由建立到熄灭的过程，b d 和c a 边代表的则是正负半 周两次放电之间的过程。四个顶点分别对应为正负两个半周的击穿点和熄灭点，其 中a 、d 两点为击穿点，b 、c 两点为熄灭点。 若在计算中电压单位取伏特，电荷单位取库仑，可得以下关系式： t g y = 1 = _ o “ ( 2 1 ) t g o j = 警 协。， 。：善s i n 缸- y ) s l n 口 r 2 - 3 、 第二章介质咀挡放电的主要参量及其魄量 。：竖 8 1 砂 ( 2 4 ) 于是图中平行四边形的面积为： 肚2 ”驴钙毒j 驴圪m ( 2 _ 5 ) 公式( 2 1 ) 和( 2 2 ) 的物理意义是：测量电容c 。上的电荷量q 等于介质阻挡放 电等效电容两端的电荷量，由于放电的等效电容c = q v ，平行四边形四边的斜率 分别等于介质阻挡放电在放电过程中的等效电容值( 即c 。) 和两次放电之间的等效电 容值( 即c u 、c 。串联后的值) 的倒数。考虑到平行四边形的面积是一个周期中放电消 耗的能量，实际放电功率要乘以外加电压的频率f ，为： 尸- 份4 尼毒j 叱) - 蚂南n ( 6 ) 为了方便起见，上式中g i n t 因子0 = c 。c 。 2 李萨如图形的实验测量 以下是测量所用电源的示意图，其中的“高频驱动电路”产生高频方波，以控 制两个v m o s 管的通断，最终能在高频变压器次级产生频率3 3 k h z 、最大电压2 k g 的标准正弦波以驱动介质阻挡放电。 佩放电 图2 3 电源示意图 第二章介质阻挡放电的主要参量及其； l l 量 实验中所测量的介质阻挡放电的类型为表面放电，放电器件的结构图可见图 4 - 2f b ) 。该放电器件的制作工艺比已往有了很大的提高，其中的电极均为采用真空 镀膜工艺进行涂敷的银导电层，其外侧经过绝缘处理；基板和泡壳是通过低熔点玻 璃进行封接的，其真空性能较为理想，消除了以往实验中封接材料的放气对实验的 影响。这肇采用在放电器件中介质层为玻璃，厚度为2 m m ，介电常数约为3 。放电 器件的放电面积为( 1 5 0 5 0 ) m m 。工作气体为纯x e ，测试在不同的气压下进行。但 由于介质层的厚度较大，而电源所能提供的最大电压相当有限，在较高气压下所得 的李萨如图形不能完全展开( 表现为宽度很窄的平行四边形) ，很难通过读取李萨如 图形计算有效放电功率。因此这里所选的气压范围较窄，仅为2 0 2 0 0 t o r t ，每个 气压下的数据点也较少。尽管如此，我们还是能从中清楚地看出放电的各个参量在 不同放电条件下的变化趋势。 用图2 2 所示测量电路进行测量，我们分别得到得到介质阻挡放电的驱动电压 和介质表面电荷量波形( 实测的是测量电容c 。电压波形) 。而事实上，在c 。电容值 和电源频率恒定的情况下，通过一定变换后，测量电容c 。上的电压波形也能反映 回路中的电流波形。图2 - 4 为照相机拍摄的示波器所示电压、电荷波形，可以清楚 的看到介质阻挡放电的电容性特征，放电器件两端的电压、表面电荷的波形相位差 约为9 0 度。 图2 4 实际测量到的电压、电荷波形 ( a ) 电压波形：( b ) 电荷波形 镑二章赍质阻挡放电鲍主要参量及其灞譬 图2 - 5 实际测量到的介质阻挡放电李萨如图形 通过读取李萨如图形中平行四边形的四个顶点坐标，我们由式( 2 - 6 ) 算得不同放 电条件下的介质阻挡放电有效放电功率( 如图2 - 6 所示) 。其中随电压变化曲线的第 一个数据点为放电开始建立且能测到平行四边形有效面积的起始点。 由公式( 2 1 ) 和( 2 2 ) ，我们不难算得不同放电条件f 得介质层电容值g 和气隙 电容值q ( 如图2 - 7 ，2 - 8 所示) 。 i j ( v ) 图2 - 6x e 表面放电的放电功率p ( a ) 4 0 t o r t ；( b ) 8 0 t o r r ；( c ) 12 0 t o r r ； ( d ) 1 6 0 t o r r ；( e ) 2 0 0 t o r t 第二章介疆咀挡放电的主要参量及其溺鼙 u u ( v ) 图2 7x e 表面放电的介质电容c 。 ( b ) 4 0 t o r t ；( b ) 8 0 t o r t ；( c ) 1 2 0 t o r r ； ( d ) 1 6 0 t o r r ；( e ) 2 0 0 t o r t u ( v ) 图2 - 8x e 表面放电的气体电容c 。 ( c ) 4 0 t o r r ；( b ) 8 0 t o r t ；( c ) 1 2 0 t o r r ； ( d ) 16 0 t o r t ；( e ) 2 0 0 t o r r 8 第二章介质阻挡放电的i 要参量及其潮量 3 实验结论 通过以上测量结果( 图2 - 6 ，2 - 7 ，2 - 8 ) 可以清楚地看到有效放电功率p 随放电条件 的变化。在我们所讨论的气压范围( 4 0 2 0 0 t o r r ) 和外加驱动电压范围( 0 2 2 0 0 v ) 内， 放电功率p 基本上随外加电压的增加而线性增加，随工作气体的气压增加而下降。 考虑到实验误差等因素，可以认为介质层电容c 。和气隙电容c ，在工作气体的气压p 增加时略有下降，在驱动电压u 增加时变化不大。以上实验结果中的有效放电功率 p 仅包括了放电器件所消耗的功率，而并没有包含电源自身所消耗的功率。通过测 量，我们发现电源的效率并不很高，大约只有5 0 左右。 4 问题及讨论 本文中虽然并没有对不同频率下的放电功率进行测量，但可以推断假如每个放 电周期中消耗的能量不变，则放电的功率应和频率成正比。同时放电功率显然和放 电器件的尺寸也紧密相关。如果将以上数据图中的数据点重新绘制成p - c 。图，可以 发现放电功率p 和介质电容c 。成正比。而c 。取决于放电器件的面积，也就验证了放 电功率和器件面积的线性关系。 在外加电压u 不变的情况下，介质层电容c 。和气隙电容c ，反映的也正是器件积 累的表面电荷量q 的能力。由此可见，以上所得到的c 。和c 。随气压p 的增加而略 有下降的结论与本文第三章中所得到的q 随气压p 的增加略有下降的结论相符。 实验测量得到介质层电容值c 。和表面电荷量q 后，由式( 2 7 ) 可以结算得到介质 层等效电容两段电压值u 。，从而得到放电气隙等效电容c 。两段电压u 。( 如果放电结 构是两层介质的情况，式2 8 中的u 。应乘以因子2 ) 。 = 等= 剀m 弦v du d u g = u u d c j = 8 0 8 ，( 1 一a ) s d ( 2 7 ) ( 2 - 8 ) ( 2 9 、 c 。也可通过公式( 2 9 ) 算得，其中的s 为整个放电器件放电区域的面积。但考虑 到微放电细丝并不是覆盖在放电区域中的每个地方，公式中引入了因子n ，( 1 a ) s 表示有效的放电面积。可由以上实验结果反推出a 值大小，结果约为0 3 o 5 ，即 有效放电面积约为总放电面积的0 5 o 7 倍。 在实验开始阶段，我们并不没有在测量李萨如图形过程中得到理想的平行四边 形，而呈现高频或较大放电气隙下才出现的椭圆形。经过一段时间的摸索，我们发 现放电器件两端驱动电压在波峰处出现畸变，推断是测量电路中的电阻分压器总电 第二章介质咀挡放电魄主要参量及其钠鼙 现放电器件两端驱动电压在波峰处出现畸变，推断是测量电路中的电阻分压器总电 阻过小，分得了过大的电流，从而影响了电源对放电器件本身的供电能力，从而在 放电电流脉冲阶段使电压波形出现了畸变。后来的实验证实了我们的推断，在采用 了总电阻比最初大5 倍的分压器测量放电器件两端的电压后，终于得到了标准的平 行四边形。 我们的实验过程中还存在很多需要改进的地方，具体分析如下： 测量及读取数掘的手段。测量过程中我们采用的是双通道示波器，人工读取数 据。最终对放电有效功率p 的测量结果较为理想，而c 。、c 。( 尤其c 。) 是的计算依 赖于对李萨如图形中平行四边形四边的斜率测量，这对测量精度有着更高的要求， 所以最终的结果误差较大。如果能通过计算机接口直接把示波器数据输入计算机进 行读耿，并编制程序直接进行计算，不仅省时省力，测量精度也可以大幅提高。 电源条件。实验数据点的电压范围并不是很大，这是由现有实验电源的电压范 围决定的，而且电源的效率也偏低。随着气压的增大，介质阻挡放电的击穿电压也 相应增大，这就导致了在现有实验条件下无法在高工作气压下测得有效的李萨如图 形f 平行四边形太窄或根本无法击穿) 。 第三章奔质强挡放电中表面电穗的研究 第三章介质阻挡放电中表面电荷的研究 一研究介质表面电荷的意义 当放电空间的电场达到一定数值时，或者说当放电间隙的电压超过某一闽值 时，气体被击穿，放电发生。放电空间产生的电荷在电场的作用下，形成带电粒子 流，向两端的电极方向运动。因为电子的质量较小，运动较快，在介质阻挡放电较 短的电流脉冲阶段中我们主要考虑电子的运动，因此以下所指的带电粒子的影响主 要是指的电子流的影响。由于绝缘介质的 的存在，带电粒子流被阻挡，不能直接进i 阴极 入电极，而是在介质表面上形成积聚电甚墨墨墨i 霞汀 荷。积聚电荷产生与外加电场方向相反的 表面电荷 itz【_jt i z jf 电场，削弱了放电，最终导致放电截止。产生的电场l l 外加电场 由此可见介质表面电荷对微放电通道的形 f ：i ：= r 三墨 成和演化都有着重要的作用，这也正是我监誓叠罕互互叠l 们要对介质表面电荷进行详细研究的根本 i 原1 7 7 1 。也正是因为介质层在放电中所起的 图3 - ；1 轰面电荷对8 赦电的影响 阻碍作用，才使这种放电得名“介质阻挡 放电”。 在介质阻挡放电的情况下，空间和时间上的最大激发率要大于同样放电条件 下金属电极间的放电，而电流的幅值要相对小些。这些区别是由介质表面积聚的电 荷引起的。在微放电通道中，由于电子运动较快，介质表面积累的电荷呈负电性， 以平衡电子放电通道中的电子流和离子流。介质表面电荷在很大程度上影响了放电 过程。在高电压和高气压下介质表面积累电荷的过程更为迅速，表面电荷产生反向 电场的过程更为迅速，导致电流脉冲的持续时间也更短【6 】。同理，放电气隙宽度1 显然也影响到表面电荷的积累速度。在相同的j i , d i 电压下，随着放电气隙宽度的增 大，放电空间的电场强度变小和电极间距增大两方面的影响使表面电荷的积累过程 变慢，从而使电流脉冲持续时间更长。实验证明，在其它放电条件不变的情况下， 电流脉冲持续时间t 和气压p 的倒数成正比，也随放电气隙宽度的增大而增大( 如 图3 2 所示) 。同时，随电压和气压的增加，激发率和电压电流位相差也会增大。 介质在放电的在电路中的影响可以大致等效为一个串联在回路中的电容( 参见 介质阻挡放电的等效电路图2 1 ) ，因此在测量介质阻挡放电的电特性时必须考虑 电源和放电器件的阻抗匹配。但仅仅把放电考虑为纯电容这种简单模形对介质阻挡 第三章介囊阻挡放电中丧面电荷的研究 放电物理特性的理解是相当有限的，因此我们在本章中要分别从理论和实验上对微 放电中的电荷输运量进行详细探讨。 图3 2 放电电流脉冲持续时间和气压、气隙宽度的关系 ( a ) 1 1 2 i 5 m m ：( b ) l2 = 1 o m m ：( c ) 1 ：c o 5 m j n 二表面电荷的理论描述 在介质阻挡放电过程中，介质层阻挡了微放电通道中的带电粒子进入电极， 使其在介质表面积累。在足够高的频率下，与电荷在介质表面扩散有关的时间常数 要比与电荷在介质表面积累有关的时间常数大的多，可以认为介质表面的的电荷量 损失原因主要是来自微放电中的正负电荷的中和。 我们可将整个放电空间划分成一个个微放电单元，各个单元由放电气隙中的 一个微放电通道和与其相连的介质所形成的微小单元串联组成，整个放电由所有这 些单元并联而成。放电发生前，介质和气隙可看作电容串联。放电发生后，由于气 体已被击穿，形同导体，气体上的电压接近于零，气隙电容被短路。而介质未被击 穿，仍能象电容那样起到积累电荷的作用。 由于放电电流脉冲的大部分是通过微放电通道流过的，而大部分原子、分子 过程也是发生在微放电通道中，整个放电的特性可以通过研究微放电来理解。介质 阻挡放电是由大量微放电组成的，尽管这些微放电数量众多，但由于它们之间的相 第三章介质疆挡放电中表面电藕的研究 互影响较小，而且每个微放电的基本性质相似，通过研究一个微放电，就可以得到 整个放电的基本性质。因此，在计算介质表面电荷量时，可以只对一个微放电进行 模拟，然后再考虑所有微放电的总和效应。作为一种非平衡放电，介质阻挡放电可 以用磁流体动力学方程来描述。为了得到直接的计算结果，这里我采用了一个简化 的汤生模型来模拟一个微放电通道的形成和演化。通过一些含时间变量的方程，可 以得到微放电通道中的电子密度，有效电场强度和电流密度。 考虑到体积放电和表面放电的不同结构，分别讨论两种情况下的表面电荷。如 图3 3 所示，在两种放电中都取微放电通道的方向作为x 轴。 童 年u - ( a ) 体积放电c )( b ) 表面放电6 d ) 图3 3 体积放电和表面放电中的微放电通道 通常低温下的介质阻挡放电等离子体属于弱电离等离子体，其磁效应可以忽略 不计” 。当电压超过击穿电压后，微放电通道形成，其中的带电粒子在电场作用下 向两个电极方向移动。由于电子的运动速度较快，在这个模型中，可以认为在电流 脉冲的较短持续时间里，中性原子和离子在各种过程中的作用远小于电子。随着电 子在阳极介质层上的积累和扩散，很快产生一个和外加电场作用相反的空间电场。 最终放电细丝中总的空间电场将逐渐衰减直至放电无法维持。微放电通道中的带电 粒子运动可以用以下磁流体方程描写： 署+ v 如。v 。) = 口( t ，咖。- 6 2 ( t 川”；- 6 3 ( t ) ”。3 ( 3 - 1 ) 。鲁= 一即。帆小眠- 识川驴6 2 ( t ，咖； 一b 3 ( t ) n 。3 】m 。v 。) v e ，：j 一( n ，g ，一胛。p ) 。0 占0 v e j 2 j ! l = 0 嚏已 _ i x ，e ( t ) ， 这里的u ，表示电子迁移率。 如图3 - 2 所示，取沿微放电通道的方向为x 轴方向。若e ，为沿着微放电方向 的电场强度，那么e ，和e 。可以忽略。为了便于计算，可以把式中的e 。化为有效 电场强度e 、。有效电场强度可以分为两部分：外加电场和由空间电荷、表面电荷 产生随时间变化的电场。可以通过一个简单的模型来模拟空间电荷的分布和演化。 若c 、s 分别代表单个微放电的电容值和横截面积，v ( t ) 是单个微放电上的总电压， e 。( x ，t ) 是沿微放电通道方向的有效电场强度。e ，( x ，t ) 可以由以下方程求得： 半= 掣一等“刈儿r ，。， 由万栏( 3 - 5 ) ( 3 - 6 ) ，西 得： 胁，f ) - 鸭彻 f ) _ 一譬 等一：1a 。v ，( t ) 7 ) 因为外加电压v ( t ) 的变化速度比有效电场强度e ，( x ，t ) 慢得多，在个微放电从 击穿到熄灭的过程中，外加电压可看作近似恒定不变。由dv ( r j d f 。o ，可得下 列方程： 叫l 牡一等鲁l n ( “刈) ) 8 ) j ( x , t 卜孚面d “列)( 3 _ 9 ) 通常微放电的电流脉冲持续时间只有几y 1 s ，大部分自由电子是在这段时间里 产生的。由于电流脉冲过程很快，在这期间自由电子的损耗很小，我们可以忽略在 汤生放电理论中的扩散和复合过程。电离系数可表示为： v 。2 芈唧c 一志t 。， 以，( x ，) 以( 3 - 1 0 ) 把方程( 3 1 ) ，( 3 8 ) 和( 3 一l o ) 中的因子用a p = 1 。，a v ，= b ，e ，( x ，t ) = 。( x ，t ) p 带 入，其中v 。是电离电位，可得： 第三章介质咀挡放电中表面电荷的研究 等1 n ( 阶，f ) ) 诅e x p ( 一志) 鲁瞰，f ) ( 3 _ 其中a 、b 是和工作气体温度及性质有关的的常数。 我们分别讨论表面放电和体积放电两种情况中一个微放电通道从形成到熄灭过 程中的电荷输运量： 1 表面放电中的电荷量 表面放电中的情况比体积放电要相对复杂一些，电容c 可表示为： f ：爿、! 匹! 兰 。d ( 31 2 ) 这罩我们引入了一个和微放电数量有关的因子a ，事实上a 。s 代表的是有效放电 面积。因为表面放电情况下的微放电通道是沿介质表面爬行的，所以计算一个微放 电细丝时应沿放电通道方向进行积分。假设微放电通道的宽度为r ，放电细丝的延 伸长度为l ，那么一个微放电在一个放电周期中的总电荷输运量为： 9 = rf j ，( x , t ) r d x d t = - rf 譬扣咖捌， 伊 一r f 即一，等暑州刈d r 其中的d 是介质层的厚度。在气体击穿开始时，即微放电开始形成时，可认为放电 通道中的电流密度和电子密度都为零，而电场强度为e 。边界条件可表示为： 巨( z ，o ) 2 毛 ( 31 4 ) e 。( x ，。) 20 ( 3 1 5 ) 因为e o = e 。( x ，0 ) p ，代入前面的方程，可得： q3 i 1 删 占，芦。等 ( 3 _ 1 6 ) 由实验可证明表面放电中的微放电通道延伸长度l 和外加电压u 成正比( 8 1 ，