（等离子体物理专业论文）介质阻挡放电中超六边形斑图研究.pdf

摘要 摘要 本工作使用双水电极介质阻挡放电系统，研究了近大气压气体放电中六边形及超 六边形斑图的形成及演化。主要内容有： 1 在气压为2 0k p a ，3 0k p a 下的介质阻挡放电中观察到了六边形斑图，发现当气压 为2 0 k p a 时六边形斑图是由弥散放电演化而来的。对此过程中各放电模式进行了时空分 辨测量，发现随电压的升高，放电时刻不断提前；放电模式为弥散放电时，放电脉冲的 个数是单一的，出现丝状放电以后，脉冲个数随电压的升高而增加。 保持气体成分不变，当压强增大到3 0k p a 时，六边形斑图是由随机放电丝演化而成， 其波长随电压的增加而逐渐减小，六边形的波长与放电气隙和气压有关。当六边形斑图 稳定以后，在规则六边形格子顶点处新产生的放电丝沿轴向运动，而六边形最外层边长 上出现的新放电丝沿平行于距该点最近的c 2 对称轴方向运动。当六边形的波长不再变 化时，放电丝的形状变为条状，并沿切向排列，而后随电压的增加逐渐形成具有一定波 长的螺旋波或靶波。通过对放电丝进行受力分析，我们推断在放电区域可能存在约束势。 2 我们在近大气压介质阻挡放电系统中观察到了超六边形斑图，它是六边形斑图二 次分叉得到的。超六边斑图具有两套不同的空间波矢，它们之间符合三波共振关系。我 们研究了从六边形到超六边形再到混沌态的演化过程，给出了在不同气压下相图随电压 及驱动频率的变化。为了研究在相变过程中临界六边形与超六边形之间的时间相关性， 对超六边形及六边形的时空动力学进行了测量。结果表明超六边形斑图与六边形斑图都 是由三套交替放电的子结构构成，其中两套是次谐振的一套是谐振的。因此超六边形斑 图是由于空间破缺不稳定性从稳定六边形而形成的，虽然放电丝的分布发生了质的变 化，但是六边形斑图的时间对称性被继承下来。 关键词介质阻挡放电超六边形斑图约束势 a b s t r a c t a b s t r a c t t h ef o r m a t i o na n dt r a n s i t i o np r o c e s s e so fd i f f e r e n tp a t t e r n sa r es t u d i e di nd i e l e c t r i c b a r r i e rd i s c h a r g en e a rt h ea t m o s p h e r i cp r e s s u r eb yu s i n gw a t e re l e c t r o d e s t h em a i nc o n t e n t i n c l u d e st h o s ea sf o l l o w t h eh e x a g o np a t t e mh a sb e e no b s e r v e dn e a rt h ea t m o s p h e r i cp r e s s u r e i ti sf o u n dt h a t t h eh e x a g o np a t t e r ni st r a n s f o r m e df r o md i f f u s em o d e b yi n c r e a s i n gt h ea p p l i e d v o l t a g e a tt h e g a sp r e s s u r eo f2 0 k p a b ym e a s u r i n gt h et o t a ll i g h te m i s s i o n ，t h e r ei so n ed i s c h a r g ep u l s ei n d i f f u s ed i s c h a r g e t h ed i s c h a r g ee x h i b i t ss e v e r a lp u l s e si nf i l a m e n td i s c h a r g e t h en u m b e ro f d i s c h a r g ep u l s e si n c r e a s e sw i t ht h ei n c r e a s i n ga p p l i e dv o l t a g e a n dt h es p a t i a lw a v e l e n g t ho f t h eh e x a g o np a t t e r nh a sb e e ns t u d i e d t h eg e n e r a t i n gp r o c e s sa n dt h em o v e m e n to ft h e m i c r o d i s c h a r g ec h a n n e l sa r eo b s e r v e d i ti s f o u n dt h a tt h ew a v e l e n g t ho ft h eh e x a g o n d e c r e a s e sa st h ea p p l i e dv o l t a g ei n c r e a s e s i ti sa l s od e p e n d e n tu p o nt h eg a sg a pa n dt h eg a s p r e s s u r e w es t u d yt h ee m e r g i n gp r o c e s so ft h en e wf i l a m e n t sa tt h eg a sp r e s s u r eo f3 0 k p a t h e n e wf i l a m e n t sa p p e a rn e a rt h ed i s c h a r g eb o u n d a r yw h e nt h ea p p l i e dv o l t a g ei n c r e a s e ss l o w l y t h ef i l a m e n t sa tt h eo u t m o s tv e r t e x e so fh e x a g o nm o v ea l o n gt h er a d i a la x i s t h ef i l a m e n t s o nt h es i d eo fh e x a g o nm o v ea l o n ga x i st h a tp a r a l l e l st ot h ec 2a x i s ，w h i c hh a st h el e a s t d i s t a n c et ot h o s ef i l a m e n t s t h ed i s c h a r g es p o t sc h a n g ei n t ot h ed i s c h a r g es t r i p e sa n df i n a l l y i n t ot h es p i r a lo rt a r g e tp a t t e mw h e nt h ea p p l i e dv o l t a g ei si n c r e a s e df u r t h e r b a s e do nt h e e x p e r i m e n t a lr e s u l t sa n dt h ef o r c ea n a l y s i s ，t h ec o n f m e dp o t e n t i a l ，w h i c he x i s t s i nt w o d i m e n s i o n a lc o u l o m bc r y s t a l s ，i sp r o p o s e dt oe x i s ti nt h ed i s c h a r g ed o m a i n w eo b s e r v e dah e x a g o n a ls u p e r l a t t i c ep a t t e r nb i f u r c a t i n gf r o mah e x a g o np a t t e mb y i n c r e a s i n gt h ea p p l i e dv o l t a g ei nd i e l e c t r i cb a r r i e rd i s c h a r g ei na i r a r g o nn e a ra t m o s p h e r i c p r e s s u r e t h eh e x a g o n a ls u p e r l a t t i c eh a st w os e p a r a t ew a v ev e c t o r s ，t h eh a r m o n i c 霹a n d t h es u b h a r m o n i c 牙5 t h eb i gw a v ev e c t o ra n dt h es m a l lw a v ev e c t o rb e l o n gt ot h eh a r m o n i c m o d ea n dt h es u b h a r m o n i cm o d er e s p e c t i v e l ya n dt h e yo b e yt h et r i a dr e s o n a n t a b s t r a c t i n t e r a c t i o n ；+ 磕；= 更2 t h ee n e r g yt r a n s f o r mb e t w e e nh a r m o n i cm o d ea n ds u b h a r m o n i c m o d ei ss t u d i e d t h ep h a s ed i a g r a m so ft h ep a r e mt y p e sa saf u n c t i o no ft h ea p p l i e dv o l t a g e a n dt h ed r i v e nf r e q u e n c ya td i f f e r e n tg a sp r e s s u r ea r e 百v e n i no r d e rt os t u d yt h er e l a t i o n s h i p b e t w e e nt h ec r i t i c a lh e x a g o na n dt h eh e x a g o n a ls u p e f l a t t i c e ，t h es p a t i o t e m p o r a ld y n a m i c so f t h ec r i t i c a lh e x a g o na n dt h eh e x a g o n a ls u p e r l a t t i c ea r em e a s u r e d t h er e s u l t ss h o wt h a tt h e h e x a g o ni s a ni n t e r l e a v i n go ft w os u b h a r m o n i ch e x a g o n a ls u b l a t t i c e sa n dah a r m o n i co n e w h i c hi ss i m i l a rt ot h es p a t i o t e m p o r a ld y n a m i c so fh e x a g o n a js u p e r l a t t i c e t h u st h eh e x a g o n a l s u p e r l a t t i c e ，b i f u r c a t i n gf r o mam i x e do s c i l l a t i o nh e x a g o np a t t e r n , a r i s e sa sas p a t i a l s y m m e t r y - b r e a k i n gi n s t a b i l i t yw h i l et h et e m p o r a ls y m m e t r yi si n h e r i t e d 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 ；h e x a g o n a ls u p e r l a t t i c ep a r e m ；c o n f i n e dp o t e n t i a l i i i 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己在论文中作了明确 的说明并表示了致谢。 作者签名： 缉年上月- 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 1 、保密0 ，在 2 、不保密口。 年笸 月j 二日解密后适用本授权声明。 ( 请在以上相应方格内打“4 ”) 作者签名： 导师签名： 、 而彩俭 日期： 日期：l 上 舛御 第l 章引言 第1 章引言 囊i r e ( p a t t e r n ) 指的是在空间或时问上具有某种规律性的非均匀宏观结构，是由系统 中微观参量之间以一定方式相互作用而导致的宏观量有序分布的状态”i ，是由于体系 内部决定的、自发的对称性破缺引起体系本身重新自组织的结果。它广泛存在于自然科 学甚至是社会科学的很多领域，例如自然界中的动物体表花纹”、瑞利一贝纳得系统对 流斑罔峨法拉第系统中的表面渡斑图门、化学反应系统中的斑图i 州、非线性光学系统 中的斑图 i o * i i i 以及气体放电中的斑图1 1 2 - 1 q 等。虽然各系统中形成的斑图具有一定的相似 性但生成机制却存在差异。例如在反应扩散系统中的斑图是由于反应物和生成物的扩 散速度不同而自组织形成的；瑞利一贝纳得对流系统中是由于液体底部和顶部之间存在 一个温度梯度。在浮力。热扩散和粘滞力三种力的耦合作用下形成多种斑图。 凰卜i 不同系统中的各类斑图模式 ( a ) 斑马条纹；( b ) 瑞剩一贝纳镍( r a y l e i g h - - b 6 n a r d ) 对流斑尉”；( c ) 半导体电撮 直流放电系统中的六边形点阵斑图“”：“】介质阻挡放电系统中的六边形点阵斑图 1 ；( e ) b e l o u s o b - z h a b o t i n s k y 化学反应系统中的螺旋渡“1 ( f ) 法拉第系统中的 螺旋波”1 ；( d 半导体电极直流放电系统中的条纹斑田“”；( h ) 介质阻挡放电系统中 的条纹斑翻。 对斑图形成及动力学的系统实验与理论研究，始于2 0 世纪初对流体力学中热对流 现象的观察。1 9 0 0 年贝纳德( b n a r d ) 首次在实验中发现对流斑图，1 9 5 2 年图灵提出 河北人学理。硕十学位论文 化学反应扩散模型解释动物体表花纹【4 】，特别是1 9 9 1 年欧阳颀等在实验室实现化学反应 扩散图灵斑图以来f 8 】，斑图动力学在揭示自然晃奥妙中的地位、及其在各领域的广泛应 用前景同益凸现，形成了世界范围的研究热潮，成为各个领域关注的热门学科。 斑图动力学是非线性科学领域内的一个重要分支，是研究各种时空结构的自组织形 成、选择、演化的动力学共性，其中最重要的就是抓住系统在临界点附近动力学行为的 共性，即系统失稳时表现出的时空对称性破缺，和不同对称性破缺所规定的新的时空的 自组织形成、选择、稳定性。目的是搞清微观量是如何相互作用导致宏观量的有序状态， 从而达到有效地控制斑图的形成。 从目前情况看，斑图在初级分翁点附近的动力学行为已经被人们比较清楚地了解， 实验结果与理论有定性的吻合。当系统处于初级分岔点附近时，由于系统对图纹波长的 选择是单一的，或只是一条较窄的波带，图纹花样的自组织受图形选择规律，即空间共 振规律的约束，只局限于几种简单的晶态上，如四边形、六边形、条纹、特征角接近6 0 0 的菱形斑图等。初级分叉后系统形成的斑图会随控制参量的变化而失稳，从而产生新的 斑图念，这种失稳称为二级分叉。正是由于这类二级或更高级的动力学分叉现象，从而 产生不同波长组成的为数众多的复杂斑图，即超点阵斑图。 超点阵斑图是一种具有复杂周期性结构的斑图，由几套次格子按一定的空间对称性 要求相互嵌套形成，从而使斑图具有长程周期性。1 9 9 1 年t l e v i n s e n 等人【l5 】在参量 激发的表面波中观察到准晶态斑图之后，复杂斑图的研究开始得到人们的关注，1 9 9 8 年t p g o l l u b 等人【1 6 1 在表面波( s u r f a c ew a v e s ) 中观察到两种不同类型的具有两个 波长尺度的复合晶态斑图，并称之为超点阵斑图( s u p e r l a t t i c ep a t t e r n ) 。之后的近 几年来，对超点阵斑图的研究引起了人们的极大兴趣。到目前为止，人们已经在许多非 线性系统中得到了超点阵斑图【1 s - 3 9 ，超六边斑图是一种常见的超点阵斑图，在许多非线 性系统中已被发现和研究。如图卜2 所示。 对于超点阵斑图的形成机制一种最重要的机制就是系统激发的不同模之间的非线 性共振作用。不同模式的波长在波矢空间满足矢量共振关系，而频率满足简单的和差关 系。在法拉第表面波系统中，通过在流体表面的垂直方向施加含2 个频率的正弦驱动： g ( t ) = a c o s ( x ) c o s ( mt ) + s i n ( x ) s i n ( nt + 巾) ”2 7 1 ，从而在流体表面产生形成斑图的表 面波( 法拉第波) 。改变频率比m ：n ，并调整其他控制参量( a ，x ，由) ，可在该系 2 黼 图l - 2 不同系统中的各类超点阵斑图 ( a ) 单频驱动法拉第表面波系统中的超六边斑图；临) 礁流体系统中舫超六边斑图； ( c ) 振荡沙盘系统中的超六边斑图；( d ) ( e ) 取频驱动法拉第表面渡系统中的超六边 斑国：( f ) 反应扩散系统中的超六边斑图。 统中观察到丰富的超晶格斑图。a k u d r o l l i 1 ”等人在双频驱动的法拉第系统中用频率 比为6 ：7 和4 ：s 的双频外界驱动得到了两种超点阵结构s l i 和s l - h 分别对应图i 一2 中的( d ) ( e ) 。这些超点阵结构都是由初始的六边形点阵不稳定性引起的。s l i 由三个 成束的小晶胞构成具有三重旋转对称性长程有序的结构，要从六边形得到这种结构不仅 要求在傅立时空间两个六边形点阵的波矢被锁定在正确的角度上，而且在实际空间必须 莉合相位锁定条件，即两个斑图的位置具有一定的相关性。傅立叶空间的小波矢可能是 由于不同的傅立叶成分之问的三波共振形成的。然而在形e s l - i 的同时还会在斑图中 存在一些缺陷，一些初始的六边形的较小域也会出现，并形成粒状边界。s l - i i 是具有 六重旋转对称的超晶格结构且对应两个不同的波长，但是由于存在一个条状的调制，这 种状态是瞬时的。t z e 。r u c k l i d g e 和s i l b e r 等人指出由a k u d r o l l i 等人发现的s li i 态 斑图可以理解为是初始六边形对称性破缺的一个分叉。对于具有d 。+ 易对称性的初始驻 波六边形不同子群的研究揭示了一些可能的分叉解。s l 一就对应其中一个时间积分的 空间对称性。 河北人学理学硕十学位论文 h a r b e ll 、j f i n e b e r g1 2 7 1 等人利用包括一个薄流层然后在侧面用一个塑料侧壁 加以限制，将其安装在一个由电脑自动控制振荡装置上。侧壁被安装在同一圆周上的卤 灯照亮，c c d 相机安装在流体表面的上方位于圆柱的轴心处的。圆柱体的亮度受流体高 度的影响，流体表面的任意一点只从圆柱表面反射一个点进入c c d 孝h 机，因为这种照明 设备沿柱面不同的高度只有单一的亮度，在圆柱轴向上反射的流体表面每一点的亮度都 会一一呈现在c c d 上。他们采取两个驱动频率，改变不同频率的组合得到不同类型超点 阵斑图( s s s 、2 m s 和d h s 态) ，在此系统中得到两种s s s ( s u b h a r m o n i cs u p e r l a t t i c es t a t e ) 斑图s s s i 和s s s i i 如图卜3 ，它们都是从谐波六边形斑图的二级分叉而产生的新的斑 图态，它们具有不同的波矢方向，波矢大小和波数。s s s - i ( a ) 和s s s i i ( b ) 中分别为 实验得到的图形( 左) 傅立叶空间频谱( 中) 及模拟图形( 右) 。( a ) 中大小为q = k 2 ( 虿k ) 小波矢破坏了初始六边形斑图的对称性，这种六边形斑图由初始波数k ，( k ，：后，) 得 到的。( b ) 中波矢虿= 霞3 破坏了六边形斑图的对称性它与初始波矢之间的央角为3 0 。 这些斑图波矢之间满足共振关系 2 牙= 石。( s s s i ) 孑+ 虿，：霞( s s s - i i ) 。 霞是线 性不稳定波矢表征初始斑图的特征，亘是初始斑图分叉时出现的附带的较小波矢。图 中从傅立叶空间频谱能够很明显的观察出它们的不同点是由三个空间波矢组成。其中包 括一套附带的较小波矢虿，( i g 水k ) 只是在两种情况中的方向，大小有所不同。此实 验中s s s - i i 可描述为 3 一 h ( r ，) = c o s ( 1 2 历t o o ，) 彳fc o s ( k f 木f + 口， 一 ( 1 ) 3 + c o s ( 1 4 肌万o ，) 五b ，c o s ( 虿， 尹+ ，) 上述超点阵斑图，都是在加入时间周期性外界驱动力的条件下，系统自发演化出的 斑图。但对于反应扩散系统，是基于图灵失稳模式产生图灵斑图。所以，在上述条件下， 在化学反应扩散系统中不可能自发产生超点阵斑图2 8 1 。但在该系统下的c d i m a 反应中， 使均匀光源通过刻有六边形( 四边形) 斑图图形的模具照射在反应物表面上，利用反应 物的光敏特性，在反应面上形成六边形( 四边形) 斑图这样就相当于给系统施加了 一个空间周期性外力，而由这个外界驱动激发的六边形( 四边形) “光照斑图 4 ( i l l u m i n a t i o np a t t e r n ) 会自发演化成超晶格斑图【”l 。在非线性光学系统中，通过对激 光光场的相位进行调制，从而引起光场振幅在空问上的调整，进而产生斑图。在该系统 糕一瑟燃麟 缀? 蟛藤 闰卜3 法拉第系统中的s s s i 、s s s i i 斑图( 左) 和对应傅立叶 变换( 中) 以及模拟结果( 右) 。h ) 中大小为g = k 2 ( i i 芷) 小 波欠破坏了初始六边形斑圈的对称性，这种i l 边形斑图由初始波数 k ，( k = 女。) 得到的。( b ) 中波矢口= 盂，打破坏了六边形斑图 的对称性它与初始波矢之阊的夹角为3 旷。这些斑圈渡矢之间满足共 振戈系2 i = tc ( s s s - 1 ) 4 + i + = 霞( s s s - i i ) 中观察到超品格斑圉是六边形斑图二级分岔的结果1 3 6 l 。 本工作小组近几年来在交流气体放电系统中开展了介质阻挡放电斑图动力学研究， 通过采用水电极放电装置，观察到了丰富的自组织结构，包括六边形、四边形、条纹、 点线结构、螺旋波和靶波等斑图。同时运用单一电源驱动频率的常规实验方法首次在气 体放电系统中观察到了超六边点阵、超四边点阵、超四边和超六格子态等斑图。 本论文对超六边点阵斑图进行了重点实验观察和研究，发现超六边点阵斑图是由三 鞋子斑图构成。这些结果为大气压介质阻挡放电中斑圈动力学的深入研究提供了重要的 实验数据和理论参考。 河北太学理学颈士学位论文 第2 章气体放电理论 c 体放电可分为直流气体放电和交流气体放电两类。对于斑图研究领域米晚，直流 气体放电主要有德国的 l gp u r w i n s 小组半导体电极直流放电实验装置l 州”。他们在演 氮气( t = 9 0 k ) 中剃察到了六边形、条纹、螺旋波及靶波斑图”】。通过分叉理论解 释了六边形、条纹斑囤的演化过程。交流气体放电则主要是指介质阻挡放电( d b d ) 。 它由于具有可视化，形成斑图时间尺度适中等优点并且可应用于低温等离子的产生、臭 氧合成、聚合物表面改性、等离子体化学气相沉积、c 0 2 激光器，污染物控制、大功率 准分子紫外及真空紫讣光源以及平面等离子体显示技术1 4 a - s o l 等领域而备受关注。 d b d 装置主要包括两个平行放_ 彗! 的电极，其中至少有一个电极上覆盖着电介质。 d b d 的放f 乜模式依赖于放电条件：当气压p 与气隙间距d 的乘积即口d 值较小时，放电 工作在汤森模式，一般表现为均匀的弥散放电；在高口d 值时，放电一般为流光模式， 即放电区充满大量的狭窄的微放电通道( 又称放电丝) 。 ( a ) _ ( b ) 图2 - 1 介质阻挡放电的三种模式： a 弥被穰式b 丝状模式c 斑幽模式 第2 章气体放电理论 当所加电压很高时，可产生类似辉光放电的弥散放电。在一定的条件下，高、低砸 值d b d 中，均可出现微放电通道有序排列的状态，称为介质阻挡放电的斑图模式( p a t t e r n m o d e ) 。因此，介质阻挡放电在空间上具有三种分布形式：均匀弥散模式、流光模式及 斑图模式，三种模式如图2 1 所示。在时间特性上，d b d 放电由于电介质层的存在， d b d 只能工作在交流条件下，驱动电源的频率为几十h z 几百k h z ，气压可达一个大 气压或更高。 在电极两端施加交流电压，当气隙中的场强达到气体的击穿场强时，气体被电离， 放电产生的电荷向两极运动。由于极板上覆盖有电介质，电荷将累积在电介质表面，形 成壁电荷，产生内建电场。显然内建电场的方向在形成时与外加电场方向相反，因而作 用在气体上的净电场为外加电场与内建电场之差。随着放电的进行，不断累积的壁电荷 使内建电场强度很快增大，当净电场强度小于放电所需要的维持电场强度时，放电就熄 灭了。但当下半周外加交流电压反向时，上述内建电场与外加电场同向，因而对放电起 促进作用。图2 2 是介质阻挡放电的等效电路，电荷积聚的过程相当于对介质等效电容 c d 充电，气隙等效电容c 。两端电压下降，放电熄灭，接着电压上升，气隙会再度放电，因 此介质阻挡放电是一个放电、熄灭、重新放电的过程。放电问隙中观察到大量时间和 空问随机分布的放电细丝，每一个放电细丝在介质阻挡放电的电流波形上都对应一个电 流脉冲，所以在介质阻挡放电的电流波形每个周期内都包含了大量的电流脉冲，一般地 每个电流细丝在放电空间和时间上都是无规则分布的，放电通道基本为圆柱状，其半径 约为o 1 0 3 m m ，放电持续时间极短，约为1 0 l o o n s ，但电流密度却可高达o 1 l k a e m 2 ， 每个电流细丝就是一个微放电，在介质表面上扩散成表面放电，并呈现为明亮的斑点。 这些宏观特征会随着电极问所加的功率、频率和介质的不同而有所改变。微放电是介 质阻挡放电的核心和主要特征，通过研究微放电的性质来研究介质阻挡放电的宏观性 质。 微放电的物理过程可以如下描述：电源电压在电介质的电容偶合下在放电区域形成 空间电场，在此区域内的空间电子在电场中获得能量而加速运动，在运动过程中与周围 的气体分子发生非弹性碰撞同时将能量传递给气体分子，被激励后的气体分子发生电子 雪崩，同时产生相当数量的空间电荷这些电荷聚集在雪崩头部产生本征电场，这个电场 和外电场共同对电子产生影响，高的局部本征场使雪崩中的电子进一步向阳极逃逸，它 7 河北人学理学硕十学位论文 图2 2 介质阻挡放电等效电路 们的逃逸引起放电通道向阳极传播，一旦这一部分电荷到达阳极，电场就会向阴极方向 返回，这样就会有一个更强的电场波向阴极方向传播，于是在放电空间形成来回往返的 电场波。在电场波传播的过程中，原子和分子进一步电离，并激励起向阴极传播的电子 方向波。这样一个导电通道能非常快的通过放电间隙而造成气体的流光击穿。当气体被 击穿、导电通道建立后，空间电荷在放电间隙中输运，并积累在介质上，形成壁电荷， 这时介质表面电荷将建立起电场，其方向与外电场的相反，从而削弱作用电场直至低于 维持电场，以至于中断了放电电流，此过程非常短暂。 介质阻挡放电的击穿和其它放电的相似之处是在外电场作用下电子从电场中获取 能量，通过电子与周围原子分子碰撞，电子把自身的能量转移给它们，使它们激发电离， 产生电子雪崩。可是在介质阻挡放电中，由于电极间介质的存在，i j l i l l 0 了放电电流的自 由增长，因此也阻止了极间火花或弧光的形成。击穿在放电区域的不同位置上形成很多 微放电丝。由于介质的绝缘性质，这种微放电能够彼此独立的发生在很多位置上。当微 放电两端的电脚肖小于气体的击穿电压时，电流就会截止。 导电通道建立后，空间电荷在放电间隙中输运，从带电粒子的沉积情况看，电荷会 沉积在电介质层表面。放电通道内的电子首先在电介质表面沉积，然后以微放电通道为中 心以一定的浓度梯度向周围扩散。微放电中传输的电荷量越多，沉积在电介质表面的电 子浓度越高，扩散的范围也就越大。微放电传输的电荷量越低，沉积在介质表面的电子浓 度也就越低，扩散的范围就越小。电极表面微放电密度随能量密度的增加而增加，和所 采用的电压的频率和峰值有关而和电压形态无关。在外部电压上升阶段附带的微放电会 在新的地方形成，这是因为电介质表面存在壁电荷，使得发生微放电区域电场变弱。随 着电压的变向，微放电还会在原来放电处形成，由于留在电介质表面的壁电荷所产生的 电场和；, i - d n 电场的方向一致，只需很小的j i - n 电压在另一半反向时间内气体就可以被击 8 第2 章气体放f 乜理论 穿。 以往的研究中表明介质表面沉积的壁电荷的记忆效应，可使斑图形成后保持稳定。 关于斑图的形成，却并不只与壁电荷有关。介质阻挡放电中的一个微放电通道相当于一 个微放电电流，因而微放电通道之间存在着洛仑兹吸引力。而放电通道中的空间电荷及 介质表面的壁电荷之间存在着库仑力，其到底是吸引力还是排斥力由电荷的符号的异 同决定。各个微放电丝之间存在着相互作用，它们产生的壁电荷之间存在着静电作用。 最近研究表明放电丝之间的洛伦兹吸引力远小于壁电荷之间的库仑斥力，因此只考虑洛 伦兹吸引力和库仑斥力，放电空间不可能形成稳定规则的斑图。 9 第3 章实验装置 实验装置包括水电极、真空室、驱动电源，数据采集系统几部分。其核心部分是取 水电极，它是由平行相对的两个盛有东的圆柱形容器组成水中的固定钛线圈与高压交 流电源相连，玻璃片作为电介质层，整个水电极置于一密封的有机玻璃容器内，在反应 室的两侧均设有观察窗，一端由数码相机从观察窗拍摄记录气隙问的放电斑图，另一端 由光电倍增管p m t ( r c a7 6 2 5 ) 采集各放电模式的光信号，并由示披器( t e k t r o n i xt d s 3 0 5 4 5 ) 记录和存储。驱动电源( h v ) 为高压高频交流电源，峰峰值电压为0 1 0 k v ，频率调 节范幽为2 0k i - i z 1 0 0k h z ，同时可记录放电电压。 本实验装置摒弃了传统的导电玻璃( 有i t o 涂层的玻璃) 和半导体电极，而是以水 作为电极，玻璃作为介质。采用水电极对放电斑图的观察及时空特性测量有很多优点。 首先，水的热容量很大，在一个实验周期内其温度变化不是很大，这样容易得到稳定的 斑圈。其次，水是一种透明性液体在很大的光谱范围内对光的吸收报小，因此可对放 电发光的时空特性进行无干扰测量。 本实验的另一个主要特点就是能够进行可选择性光学测量。通过光学成像及光阑选 择可对斑图中某个( 及某些) 放电丝定点测量，由此可得到放电的时间特性，这对放电 斑图的空间特性的确定也有帮助。 图3 1 实验装置示意图 第4 章气压为2 0 k p a ，3 0 k p a 时介质阻挡放电中的人边形斑图 第4 章气压为2 0 k p a ，3 0 k p a 时介质阻挡放电中的六边形斑图 本章研究了在低于大气压介质阻挡放电中观察到了六边形斑图。当气压为2 0 k p a 时 实验发现随电压的升高，六边形斑图是由弥散放电模式演化而成。当气压为3 0 k p a 时， 六边形斑图是由随机放电丝分叉得到。本章研究了六边形斑图的空间波长随放电参数的 变化，将放电通道视为准粒子，仔细观察了稳定的六边形中放电通道的产生及运动行为。 结果表明空间波长随电压增加而减小，变化曲线与放电间隙和气压有关。在观察实验结 果和分析放电丝受力的基础上，我们认为放电区域可能存在一种类似二维库仑晶体中存 在的约束势。部分结果发表在物理学报2 0 0 7 年5 6 卷3 期1 4 7 1 页。 4 1 气压为2 0 k p a 时介质阻挡放电中的六边形斑图 4 1 1 气压为2 0 k p a 时六边形斑图的形成 图4 1 是在氩气和空气的混合气体介质阻挡放电中，在中等硼值( 约为4 3p am ) 的条件下观察到的稳定的六边形斑图及其演化顺序。在增加驱动电压的过程中，我们观 察到了不同放电模式，得到了六边形斑图。图4 - 1 给出了放电模式随外界电压的变化。 当电压达到气体的击穿域值时，出现了低亮度、未充满整个放电区域的弥散放电 图4 1 ( a ) ，与低p d 值弥散放电不同，后者击穿时一般充满整个放电区，即产生均匀的辉 光放电。随着电压的升高弥散放电的区域突变为两个 图4 - 1 ( b ) ，继而在放电区域连成 一个弧形放电区 图4 - 1 ( c ) 。电压继续升高，弧形区域的范围继续增大形成圆环，并以 其为背景出现明亮的放电丝，同时环内也出现少量的随机放电丝 图4 1 ( d ) 。继续增加 外加电压，辉光背景消失，一些光斑直径较小的随机放电丝布满整个放电空间 图 4 1 ( e ) ，若电压继续升高，在适当电压条件下，放电丝排列成规则的稳定的六边形结 构 图4 - 1 ( f ) 。 与其他系统相比，介质阻挡放电系统因自身发光而具有可视性的特点，因而通过对 此系统形成的放电模式进行光学测量，可研究各种放电模式的一些放电特性。德国的 p u r w i n s 小组气体放电斑图的研究方面做了大量工作，他们主要采用半导体电极实验装 置，在彬值( p 为气体的压强，d 为放电间隙) 较低( 约为7 1 3p am ) 的情况下得到 鎏j j 盔：罂誊鎏主兰譬鲨圣 边形斑图，发现六边形斑图是由均匀的辉光放电演变而成的【6 j 。本小组在以前的工作 中，在高耐值( 约1 3 0 p a m ) 条件下，在介质阻挡放电系统中观察到的六边形斑圈是 h4 - 1 随电压增加八边形斑图形成过程实验参数：( a ) u = 0 9 k v , ( b ) u = - io k v , ( c ) 泸k v ( d ) u - - - i2 k v , ( e ) 忙- - i3 k v , ( 毋芦l4 k v 。气压p = 2 0 k p a , 气隙宽度d = 2 1 6 m m ， 频率户4 8 k h z 。a r 气含晕约为6 0 。 由随机放电丝演化而成的，而未经历弥散放电过程，且其放电丝直径要比中等p d 值时 小很多。这种六边形结构可保持在一定电压范围内，若继续升高电压，则六边形失稳井 转变为混沌状态。 41 2 放电光电特性的测量 为了进一步了解释放电过程及其放电特性，下面对放电的光电特性进行研究。图4 2 给出了各放电模式的外加电压和总光信号波形，从图中可以看出随外界电压的增加，放 电的起始时刻不断提前且放电脉冲个数增加。当气体刚被击穿时，放电为弥敝放电模式， 总光信号是一个脉冲，说明弥散放电是同步的。随着电压的升高，放电脉冲宽度增加， 分别为03 9 , u s 、0 4 2 ，u s 和0 4 9 a s 参见图4 2 ( a ) 一图4 - 2 ( c ) 。升高外加电压， 出现放电丝时，总光信号变成多个放电脉冲放电模式转化为流光模式。由图4 2 ( d ) 一( r ) 显见，当丝状放电出现时，每半周期出现的多个脉冲是分立的而斑图形成后脉 冲连续分布，且在丝状模式下放电脉冲个数随电压的升高而增加。对低亮度的弥散放电 第4 章气压为2 0 k p a ，3 0 k p a 时介质阻批放i 也中的入边形斑图 而言，空间上是弥散的，时间上放电脉冲比较宽，这是典型的汤森放电的主要特征。对 于丝放电，空间上是明亮的细丝，时间上表现为比较窄的放电脉冲，这是流光放电的主 要特征。 y 3 ；厂、一八、一 ；t r 1 几 j 厂八厂 ；t 厂t 几 j 厂、厂 ；t 1 r 丁 ；- 厂一厂 ；旷 r 叩p j 、厂 ：v 1 r t 阿 ；厂、：厂 ：w 旷邗r 0102 03 0405 0 t ，“s 图4 2 ( 对应图4 1 ) 随电压升高电压波形( 上) 及各放电模式总光信号( 下) 稳定六边形斑图结构的形成和壁电荷有关。电极两端施加交流电压，当外加电压达 到气体的击穿电压即气隙中的场强达到气体的击穿场强时，气体被电离同时产生大量的 带电粒子，产生的电荷在外加电场的作用下迁移到介质表面并在那里积累下来，我们称 之为壁电荷。积累的壁电荷产生了一个与外加电场方向相反的附加电场，随着电荷积聚 量的增加，附加电场的作用随之增强，气隙中总的电场强度下降，当气隙中的j 争电场强 度无法维持放电时放电会熄灭放电电流降为零。在下一个半周期，由于留在电介质表 m j 的肇电荷所产生的电场和外加电场的方向一致，外加电场与卜周期积累的壁电荷所形 成电场叠加，一旦总电场达到击穿阚值，气体就可以被击穿放电_ 醺新开始。显见壁电 荷在两个半周期的作用不同，上半周期抑制放电，而下半周期促进放电。因此放电一 旦在某娃发生，由于壁电荷的作用使下次放电仍会发生在该处，形成稳定的放电通道， 这就是壁电荷的记忆效应。 42 六边形斑图中放电通道的相互作用研究 421 气压为3 0 k p a 时六边形斑图与螺旋波斑图 哪4 - 3 触l l i 压升高a j ；! f 形斑圈的变化过程( 左列) 及相应的傅立叶变换( 右列) 。 ( a ) 准 边形( u = 2 7 k v ) ： ( b ) 六边形斑图( c 卢3 0 k v ) ：( c ) a 边形斑剖( c 知3 4 k v ) ； ( d ) 边形斑幽( u = - 39 k v ) 。其它实验参数p = 3 0 k p a td = 21 6 r a m - f - 锚4 k h z 1 4 第4 章气压为2 0 k p a ，3 0 k f a 时介质阻挡放电中的六边形斑图 图4 3 给出了在气压为3 0 k p a ，电源频率为6 4 k h z ，放电气隙为2 1 6 r a m 的条件下，升 高电压得到六边形斑图的过程厦其相应的傅立叶变换。当驱动电压超过击穿电压时，首 先在放电区域出现少量的放电丝。随着电压的升高，放电丝增多，逐渐布满整个放电区 域，并开始自组织形成准六边斑图。最初的六边形斑圈不稳定，放电丝在平衡位置附 近振动。继续增加电压，放电丝趋于稳定，放电区域的放电丝分布在六边形格子上( 边 界跗近的放电丝除外) 。从傅立叶变换中，显见六边形斑圈的空间频率逐渐增加。并且 从中可以看出：六边形稳定后，六边形取向基本不变。 圈4 4 当电压增加时，六边形斑图演变为螺 旋渡和靶被结构( b ) u - - 4 4k v ；( b ) 卢4 5 k v ；( c ) * 4 9 6 k v ；( d ) i * - s a k v 。其它 实验参数同上圈。 介质阻挡放电是一种非平衡气体放电， 值的大小，放电呈现弥散模式和丝状模式。 依据放电气体的气压和放电间隙的乘积p d 当p 一值较高时( 一般大于1 3 p am ) ，放电 为丝状放电，此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 道可自组织成各种规则斑图。以往的研究表明，由于在介质表面沉积的壁电荷的记忆效 应可使斑图形成后保持稳定。关于斑图的形成，却并不只与壁电荷有关。众所周知， 介质阻挡放电中的一个微放电通道相当于一个微放电电流，因而微放电通道之间存在着 盈j 銮兰蓦耋罂土兰2 兽吝 洛仑兹吸引力。而放电通道中的空间电荷及介质表面的壁电荷之间存在着库仑力，其 到底楚吸引力还是排斥力由电荷的符号的异同决定。p l l r w i n s 等人将两个放电丝的壁电 荷视为偶极于，井考虑了所形成的电场之问的相互作用，认为两个孤立的放电丝之间存 在周而复始的吸引力和捧斥力，致使两个放电丝沿边界运动州l 。mw c r t h e i m e r 及s t a t s u r u 等人均研究发现壁电荷之间的库仑力远大于放电丝之间的洛仑兹力1 5 2 - s 3 】因此 st a i s u r u 等人将少_ 啭放电丝组成的规则结构和二维库仑系统进行对比，认为放电区域 应存存一种约柬势1 5 3 1 。 实验发现，当电压增加到一定值时，六边形斑图的波长不再减小，其放电丝的形状 扭曲变形，i j _ l 原来的点状变成条状，这