（光学专业论文）放电等离子体中xei准分子形成过程.pdf

了 f 蠹 i p c j l0 摘要 本工作在较低气压条件下( 0 5 1 0 t o r r ) ，对x e 1 2 混合气体直流辉光放电和 高频介质阻挡放电等离子体中x e l 准分子形成过程进行较为详细的研究。通过对 放电等离子体中荧光发射谱和电子温度的分析得到了上述两种放电等离子体中 x e i 准分子的形成机理以及气压变化对准分子形成的影响。实验表明：在两种放电 等离子体中主要形成1 3 激发态的x e l 准分子，然后x e i ( b ) 向基态跃迁，即b i , 2 + x i n 跃迁，同时发射紫外荧光。此跃迁j 禹j b o u n d f i e e 跃迁，谱线强度具有h 月显的波 动结构，最大峰值出现在2 5 3 n m 附近：x e l 准分子在两种放电等离子体中形成机理 不同- 直流辉光放电等离子体中主要形成通道为：激发态的x e 原子与基念的i ! 相互作用形成激发态的x e i 准分子，随气压变化效率最大值出现在25 1 o 】t 左毛 介质阻挡放电等离子体中主要形成通道为：离子态的x e + 与离子态的1 2 - 发生离予 复合形成激发态的x e i 准分子和1 ，随气压变化效率最大值出现在4 t o r r 左右。 关键词x e i 准分子；荧光发射谱； 放 u 等离子体：电子温度 a b s t r a c t t h ef o r m a t i o no fx e ie x c i m e ri nd c g l o wd i s c h a r g ep l a s m aa n dd b d p l a s m ao fx e 1 2m i x t u r ea tl o wp r e s s 岍( 0 5 一l0 t o 玎) i si n v e s t i g a t e d t h e f o r m a t i o nm e c h a n i s mo fx e ie x c i m e ra n di n f l u e n c eo f t h ev a r i e dp l e s s u i e i nt h et w o p l a s m a s a r eo b t a i n e d t h r o u 曲m e a s u r i n g t h ef l u o r e s c e n c e e m i s s i o ns p e c t r aa n dt h ee l e c t r o nt e m p e r a t u r e t h er e s u l t s i n d i c a t et h a t x e i ( b ) e x c i m e ri st h em a i np r o d u c ti nt h ep l a s m a s ，t h e nt r a n s i t st ot h e g r o u n ds t a t e ，n a m e l yb l ，2 一x l ，2 ，w h i c hi sa t t r i b u t e dt ob o u n d - - f r e e t r a n s i t i o n ，a n de m i t s2 5 3 n mf l u o r e s c e n c ew h o s ei n t e n s i t yh a su n d u l a t o r y s t r u c t u r ea tt h es a m et i m e f o rd c g l o wd i s c h a r g ep l a s m a ，x e + 1 2 一x e i + i i s m a j o r r e a c t i o n p r o d u c i n g t h ee x c i m e rw h o s e e f f i c i e n c y r e a c h e s m a x i m u ma t2 5 t o r r ；a n df o rd b d p l a s m a ，x e + + 1 2 。一x e i 、i i sm a j o r r e a c t i o np r o d u c i n gt h ee x c i m e rw h o s ee f f i c i e n c yr e a c h e sm a x i m u ma t4 t b r r k e y w o r d x e i e x c i m e r ；t h ef l u o r e s c e n c es p e c t r a ； d i s c h a r g ep l a s m a ；e l e c t r o nt e m p e r a t u r e i l ji 第一章绪论 近些年来，把光子引入化学反应及用于分子激发的研究日趋广泛，尤其以紫外 辐射作为光诱导过程的激励源已开始大量应用于表面改性、材料沉积等材料加工 和医疗领域。虽然现在已经有一些比较成熟的光源介入，但这些紫外光源辐射强 度、效率相对都较低，且有功率上限，所诱发的反应速率一般比较慢；并且输 出的波带范围不大适合材料的吸收。因此，对于高效率的吖或v u y 辐射源的研究 显得日益重要。 准分子激光器是7 0 年代以来新堀起的一种高能脉冲器件，脉宽为毫微秒 ( 1 0 9 s ) 量级，脉冲峰值功率超过千兆( 1 矿) 瓦，脉冲能量大于1 0 0 焦耳，尤其， 准分子器件的激光波长大多分布在紫外波段和真空紫外波段。可望在受控核聚变， 同位素分离等离子体诊断，星际通信，光武器等方面得到应用。因此，作为高 效率，高功率紫外激光器，合适的工作物质可以为准分子激光器提供很大的发展 潜力埘。以稀有气体卤化物准分子作为激光物质所产生的紫外辐射具有多波长特 性，几乎可以覆盖1 0 0 4 0 0 h m 的波谱范围，这是其它辐射源所无法比拟的：它的 带宽仅为l 勰n m ，是优化光激发化学过程的理想辐射源。另一方面用作普通大面 积辐射源时除了具有更高的效率外，还可以避免使用汞灯管所带来的环境问题。 因此作为既高效又低耗的紫外源，稀有气体卤化物具有优越的应用前景。 x e i 作为一种只存在于激发态的准分子，产生激光韵跃迁属于“束缚一自由” 跃迁嘲，因此它作为激光工作物质具有诸多有利条件：其基态是排斥态或弱束缚态， 一旦跃迁到基态便会在纳秒的时间内分解并以辐射紫外或真空紫外光子的方式释 放能量，所以，激光跃迁的下能级可以视为经常处于抽空状态，不存在由于跃迁 而产生自吸收或陷阱，故准分子的电子态跃迁很容易形成粒子数反转并获得较大 的增益：由于具有带状的连续光谱，为激光波长调谐运转创造了条件；跃迁的下 ，1 一 能级寿命只有l o 。| 3 秒，这对高重复频率运转十分有利。x e i 较其它的稀有气体卤化 物具有更多的的优越之处，诸如与k r f ( 2 4 8 n m ) 相比，x e i 不但可以提供与2 4 8 n m 波长相近的2 5 3 n m 辐射，又可消除由于氟的强腐蚀性所带来的诸多不便，是理想 的k r f 替代物质：另外，由于碘在同族元素中具有更小的电负性，稀有气体碘化 物有望比其它稀有气体卤化物具有更小的束缚能，从而产生更高的效率。 对于x e l 的研究始于1 9 7 5 年，e w i n g 和b r a u 首次在高压( l a t m ) 条件下 用高能电子束激发a r x e i 。混合气体观察到了b x 跃迁的发射谱的最强位置是 出现在2 5 3 5 r i m 附近的一窄谱带，并初步估算了x e l 的势能曲线：后来， t e l l i n g n u i s e n 等人。1 记录了紫外发射波段的强弥散带，并首次对光谱做了定量分 析把b x 的跃迁归属为束缚态与自由态之间的跃迁。h a y 和d u n n i n g 删精确计算 了x e i 激发态的寿命并推测出它的一些共价态和离子态，在势能曲线的基础上标 注了x e i 一离子对态的光谱参数和发射特性。 1 9 7 8 年，c a s a s s a 等人”1 在发射谱中首次观察到了b i i 跃迁，但并没有得到 i i 态的势能函数。t a m a g a k e 等人。1 对x e l 的发射谱做了详细分析，通过建立模型 结合早期的a bi m t i o 结果得到x 、i 和i i 态的近似势能并预测了其振动能级分布。 c a s a v e c c h i a 等人在交替分子束实验中测定了i ( 2 p m ) 和x e ( s 0 ) 碰撞的弹 性d c s ，这些d c s 值包括x 和i 态的影响。这些态的势能曲线可由合适的数学反演 程序得出。对于x 和i 态势阱深度分别为2 4 1 c m - 。和1 6 8 c m 。然而，他们没有获 得任何关于i i 态的信息，因为在这种实验条件下碘的更高的2 p m 自旋轨道态没有被 布居。 j o n e s 等人“”测量了x e i 碰撞对的光缔和谱，遗憾的是在模拟束缚态到自由 态跃迁中，考虑散射时忽略了x 态的浅势阱。最近t e l li n g h u i s e n 实验室“o 用比 原来更高的分辨率记录了x e ”7 i 的b x 跃迁的发射谱，他们的工作再次证实了 此跃迁为b o u n d f r e e 跃迁，并在弥散的发射带中发现了弱的振动结构。它产生 于b 态的更高振动能级和x 态的束缚带之间的跃迁。研究结果还确定了x 态完整 2 的势能曲线，它存在一深度至少为2 6 7 e m l 的势阱，比在散射测量中得到的值要大， 由于振动量子数还不确定，势阱可能更深。 c o o p e r 等人“”用射频脉冲研究高气压x e i 。的气体混合物得到x e i 在2 5 3 n m 和 3 1 9 n m 的两条谱线，指出x e l 4 的形成主要是由基态的x e 与激发态的i 。相互作用产 生；通过计算表明：2 5 3 n m 谱线对应于b x 跃迁而3 t 9 n m 谱线则对应于b a 跃 迁。h h e a ti 和g j c o lli n s “”用1 9 3 r i m 的脉冲激光共振激发x e i 。的气体混合 物研究x e i 准分子的熄灭机理时也得到了对应b x 跃迁的2 5 3 n m 荧光，并发现在 能量较低时观察不到该谱线，对于具体原因未作详细阐述。 另外。人们还注意到：就x e l 而言，其荧光容易得到，但激光振荡却不易获得。 h e m m a t i 和c o l l i n s “”通过实验研究指出x e i 准分子的可能吸收或准分子的碰撞淬 灭和预解离被认为是x e i 准分子没有得到激光振荡的解释而碘分子所产生的弥 散带也掩盖了较弱的x e i 带。后来，n k b i n n o v 和i p 7 i n o g r a d o v “”使用波长 为1 l o - 1 9 5 n m 的激光输出作激励源，采集了b x ( 一2 5 0 n m ) 和b a ( 3 2 0 n m ) 的 x e i 荧光谱。结果表明，当x e i + 被x e 熄灭时形成x e ：i ，并发出3 0 0 4 0 0 n m 的荧光。 i ：和x e 形成x e i ( b ) 的效率依赖于i ：的激发能量。当泵浦光在1 8 3 n m 时荧光的量 子效率最大。 对于x e i 准分子的形成过程，目前的研究大多数集中在高气压“卜“”，一般认为， 在较高气压( l o o t o r r ) 的条件下主要发生的是x e 。与i ：的h a r p o o n 反应和x e 与 i 一的离子复合反应。但气压较高时放电被限制为细柱状或丝状，相比较而言低气压 放电是一种均匀的辉光更适合于作为般的发光源，因此，对低气压条件下x e l 形成的作用机理进行研究颇有意义。1 9 9 6 年p a u in b a r n e s 和m a r kj k u s h n e r “ 曾用射频放电研究低气压x e i ：的气体混合物时发现低气e 与高气压相比x e i 的i 臣 成机理可能不同，i ：必须被激发到高激发态耐才易与x e 作用形成x e l ，至于详细 的作用机理尚需做大量研究工作。 本工作旨在研究低气压( 廿jc山|e；cmlo乱 在高气压条件下为 在低气压条件下熄灭主要是由于i ：造成的： ( 2 卜9 ) 另外，高能电子对x e l 的碰撞解离、x e i 准分子之间的碰撞预解离和x e i 准分 子的自吸收效应都是荧光熄灭的可能原因。 本工作主要以直流辉光放电和高频介质阻挡放电为激励源，为此对直流辉光放 电和高频介质阻挡放电作简单介绍。 一8 一 2 2 直流辉光放电简介 图2 - 3 所示为用直流功率源在低气压下形成辉光放电的情况。 放电开始时，只有很小的电流通过。随着电压的增加，带电粒子得到足够的能 量，它们与电极及中性气体原子碰撞，产生出更多的带电粒子。以后电流随着带 电粒子的增加而平稳地升高，这段的放电区为汤森放电区。最后，“雪崩”发生， 离子轰击阴极，释放出次级电子，后者与中性原子碰撞，形成更多离子。到达自持 放电后，气体开始起辉，电压降低，电流突然升高，这一段叫“正常辉光”。正常 辉光放电仅发生在阴极表面的一部分，随着放电电流的增加，阴极斑点面积与电 流成正比变化，而阴极电流密度j 。保持为常数j 。阴极位降u 。也保持为常数u 。 当阴极斑点盖满整个阴极表面后，若电流继续增大，则u ，随之增加，进入反常辉 光放电区。由于放电电流密度增加使空间电荷密度增加，阴极表面附近的电场的 强度急剧增加，这时在阴极表面上的溅射现象愈加严重。 电诡嵌旺( a c m l ) 图2 - 3直流辉光放电过程的形式 对反常辉光放电的形成起决定性作用的是击穿电压u 。这一电压主要取决于次 级电子的平均自由程和阴极与阳极问的距离。为了引起最初的雪崩，每个次级电 子必须产生出约1 0 - 2 0 个离子。若气压太低或阴阳极距离太小，次级电子撞到阳 一9 极之前，无法达到所需要的碰撞电离次数。若气压太高或距离太大，气体中形成 的离子将因非弹性碰撞而减速，这些离子轰击阴极时，能量将不足以产生次级电 子a 这是对巴邢定律的定性说明，它表明了u 。与压强一极间距乘积二者之间的关系 ( 见图2 4 ) 。在大多数辉光放电过程中，压强一间距的乘积正好在巴邢曲线最小值 的左边，故需相对高的放电启动电压。 蹬 掣 压强x 距离 图2 4巴邢定率 图2 5 给出了直流辉光放电的发光区、电位分布及净空间电荷沿阴阳极距离的 分布。靠近阴极有一明亮的发光层叫阴极辉区。在此区内，靠各种过程的作用， 进入该区的离子及阴极产生的正离子均复合成中性。而次级电子在此区内则开始 受到加速而离开阴极，在靠近阴极的路径上，与中性气体原子碰撞，该过程与电 子的平均自由程有关，从而造成段界线分明的暗区，电子在碰撞中很快失掉它 们的能量，几乎全部极间电压都落在此暗区上。在此暗区内。正离子被加速而朝 阴极运动，但由于离子的迁移率大大低于电子的迁移率，暗区内主要是离子占优 势，来自阴极的次级电子受到加速，其结果在负辉区内引起碰撞电离。法拉第暗 区和正光柱区上电场强度很弱，但义是放电激励过程的主要区域，他们唯一的作 用是连接负辉区和阴极，在大多数溅射系统中，阴极放在负辉区，而上述其它的 区则不存在。 1 0 o 净空问电荷 负蜂光 价 l 、，一， 图2 - 5 直流辉光放电的发光区、电压降及净空间电荷与位置的关系 辉光放电的典型条件是：( 1 ) 放电间隙中电场是均匀的，或者至少没有很大的 不均匀性；( 2 ) 气体压强不是很大。要求满足关系式2 0 0 k p a c m p d ( p d ) ； ( 3 ) 放电回路的电源和限流电阻允许放电管通过m a 级以上的电流。 2 3 介质阻挡放电( d b d ) 简介 准分子的产生可咀通过很多途径，诸如d b d 技术、高能电子束、x 射线、重 离子和微波放电等。在这些方法中d b d 法由于其简便、高效且在高气压和低气压 下都可以运作而成为最具潜力和工业应用的方法。 介质阻挡放电又叫无声放电，是一种非平衡放电模式，产生的电子能量位于 一个对等离子化学十分有利的位置并且可以通过外部参数进行调节。目前主要应 用于在空气或纯氧中制造臭氧，这种技术已成为一种重要的等离子化学合成工艺。 它的结构特征主要是电极表面( 至少有一个) 被绝缘介质所覆盖。阻挡介质有两 个作用：一是使微放电均匀地分布于整个电极表面；二是限制参与各个微放电的 电荷数量和能量。在这种结构中直流电场不能维持放电，只有在交变电场的作用 下才能形成这种放电，而且交变电场的周期又大于带电粒子在两极之间的渡越时 间，因此一旦电子繁流产生，则产生的带电粒子会沉积在绝缘介质表面上，由此 产生的壁电荷电场又抵消了外电场，从而猝灭了电子繁流。但随着外电场的增加 又会产生新的电子繁流，因此，若外加电场u 随时间为正弦变化，则将在外电路 中产生一系列脉冲电流。 由于介质阻挡放电既能限制放电过程中整个体系的电流，又能限制电荷的传 输，所以电介质层的引入使得放电在整个电极区内十分均匀。在高气压情况下， 这种放电呈现为微放电形式，随机地或按固定图象出现在整个覆盖介质的电极表 面。实验表明，这种微放电的持续时间只有几纳秒，放电通道半径为1 0 0 微米左右， 并由此可确定其他参量的数量级。各种等离子化学反应和动力学过程主要在这些 微放电中形成。其优点主要为： 1 、工作气压宽； 2 、工作频率范围宽； 3 、由于电介质对放电的镇流作用，有利于大体积高气压均匀放电： 4 、介质阻挡层隔离了放电等离子体和电极的相互作用。 一12 准分子的形成是一个三体碰撞过程，多在放电条件下形成，因此无声放电是一 种产生准分子的简便有效手段。根据理论计算表明，在最佳放电条件下d b d 放电 产生紫外和真空紫外准分子辐射的理论效率为4 0 。 2 4 荧光发射谱原理 荧光光谱法是根据物质所发射的荧光强度与波长位置进行分析的一种方法。某 些物质的分子吸收外来能量后，它的电子能级跃迁到激发态，经过各种无辐射跃 迁过程( 约1 0 4 s ) 后激发态分子在返回基态或下能态时以发射辐射的方式全部或 部分地释放出所吸收的能量，其发射光的波长与所吸收光的波长相同或更长( 如 图2 6 所示) ，通过探测辐射光的强度和形状随波长的变化关系，即荧光发射谱， 便可获得物质分子的有关信息。 j i 4 、 图2 - 6 荧光发射能级跃迁圈 2 5 放电等离子体中电子温度的测量 放电等离子体的电子温度是该过程的一个重要参数，决定着不同的激发通道。 常用的等离子体电子温度测量有i l a n g m l l i r 探针法、原子谱线线宽等。选择何种测 量方法应依据实验条件而定。本实验采用单探针法和光谱法，下面予以简单介绍。 2 5 1 单探针法测量电子温度 自从i l a n g m u i r 和h m m o r t s m i t h 系统地提出了单探针理论后，单探针已成为 测量直流辉光放电等离子体参量的重要工具。它的优点是设备简单，还可测量等 离子体的分布参数。图2 7 是单探针的伏安特性曲线。v 。表示探针附近空间电荷 鞘层边缘相对参考电极的电压降，v p 表示电荷鞘层的电压降。纵坐标i 。是探针回 路的电流，横坐标表示探针相对参考电极的电位差。 i p 。 i z 一 j e o 。0 a b屿= v s p u i + o 图2 7 单撵针伏安特性曲线 1 、单探针伏安特性的理论分析 当探针悬浮时，表面存在一个拒斥电子吸引正离子的空间电荷场，构成了一个 非电中性的电荷鞘层。鞘层外部仍保持电中性的等离子体特性。当最后达到动力 学平衡时，到达探针的合成电流为零。如果把测量回路接上，调节探针电位，令 i o = o ，那么这时探针相对参考电极就应该等于其悬浮电位，相当于伏安特性曲线与 横坐标的交点b 处的电位。当探针上加的电压减小，即伏安特性曲线由b 点向左 变化时- 探针相对鞘层边缘的电位更负。当u ，很负时，电子流对探针电流的贡献 就趋于零，探针电流中只有正离子的成分。这时探针电流就是饱和正离子流，相 当于伏安特性左支的平直段。 当探针上所加电压u ，从u b 向右变化时鞘层中的电子拒斥场减小，到达探针 的电子流将增加。在电荷鞘层拒斥场中，克服拒斥场的电子遵循玻耳兹曼分布， 因此到达探针的电子流应为 i 。= i e x p e ( u p - v ，) k t , ( 2 5 - 1 ) 其中i 。是探针上的饱和电子流，u p 是探针上加的电压，v 。是等离子体中探针 所在空问处的电位，也就是电荷鞘层边缘相对参考电极的电压降。 随探针电压u 。的不断增加鞘层越来越薄当 u 。一v 印= v 。= 0( 2 5 2 ) 时，鞘层消失。此时探针电压u 。等于探针所在空间的等离子体电位v 。 2 、等离子体电子温度的计算 若将探针伏安特性的纵坐标改用对数坐标，由式( 2 5 一1 ) 可得出 k t = e ( u o - v ，。) i n ( i j i 一)( 2 5 - 3 ) 已知确定v + 往往带来很大的误差，为减小t 的误差，可选用u p 1 0 0 t o r t ) 更为明显i “i ，而在高温时稀有气体卤化物系统中谱线还会有进一步地 展宽p i l 2 ”。 w a v e l e n g t h ( n m ) 图4 - 32 5 3 n m 谱线精细结构谱 在低气压放电的过程中，如果是通过激发碘来产生x e l ，则碘分子必须被激发 至离子对态的高振动态才有可能分解为碘原子与基态x e 原子碰撞形成x e i p i ，此 实验条件下不易获得如此高的能量，且实验中没有观察到碘原子或碘分子的谱线， 但却发现几条x e 原子谱线，诸如4 6 5 n m 和8 2 3 n m 谱线：并且谱线强度随2 5 3 n m 谱线强度增强而增强。因此认为x e i 准分子形成的主要通道为：携带一定能量的 快电子与r e 原子发生碰撞并把x e 原子激发至亚稳态巾态或更高的激发态，处于 亚稳态的x e 原子再与基态的碘分子碰撞生成b 念x e i 准分子，即式( 2 1 4 ) 所示 反应，x e i 自发向基态跃迁发射出2 5 3 n m 的荧光。 对于2 5 3 n m 谱线强度对应混合气体气压的变化关系，我们认为可能原因是： 气压较低时x c 原子数量较少，产生的x e 也就比较少：随气压增大，x e 原子的数 2 3 (_己仍一扫丽colu 量增多、密度增大，从而生成更多的x e l ，谱线强度随之上升，因此在气压小于 2 s t o r r 区间内谱线强度一直呈上升趋势。对于曲线的后半段形成原因，我们用 i l a n g m u i s 探针法测量了不同气压下放电管中的电子温度，得出如图4 - 4 所示的 电子温度随气压变化曲线。 m ) 、 p c i j j 图4 - 4 电子温度与气压关系曲线 可以看出，在气压为2 5t o r t 时对应的电子温度约为1 3 2e v ，它与x e 原子第 一激发电位8 3e v 的1 5 。- 2 倍相当。说明此气压下x e 原子的第一共振激发最为 显著，与基态碘分子相互作用产生x e i 准分子数量最多。此后随气压增大，虽然 电子温度也有所上升，但谱线强度却没有增强，这主要由于：第一，虽然气压升 高、x e 原子密度增大，但由于x e 2 i 分子的形成而导致了x e i 的熄灭：第二，较 高的能量会把x e 原子激发至更高的能缴，由于这些能级的寿命较短会很快跃迁 到低激发态或基电子各，从而减少了p 能级的粒子数布居，降低了形成b 态x e i 准分子的数量，实验中我们观察到的x e 原子的8 2 3 n m ( 6 p 3 2 0 6 s 3 2 ) 谱线， 它们的存在证实了这种可能：第三，随电子温度升高，自由电子运动速度增大， 使得它与x e 原子相互作用时间缩短，激发效率降低。另外，高气压下电子碰撞解 ，2 卑 离x e i 的能力增强也可能是导致谱线强度减弱的原因之一m 。 通过对直流辉光放电等离子体中所获得的荧光发射谱和对应于不同气压下的 电子温度曲线分析可以得出：在o 5t o t r 一1 0t o r t 的较低气压下，x e i ，的混合气 体在直流辉光放电等离子体中主要形成b 激发态的x e i 准分子。主要激发通道为： 携带一定能量的快电子把基态的x e 原子碰撞激发至p 激发态或更高的激发态， 处于巾态的x e 原子再同基态的碘分子发生碰撞生成激发态的x e i ( b ) 准分子， 随后向基态跃迁发射出波长为2 5 3 n m 的荧光。此过程随混合气体气压的上升而逐 渐增强，在混合气体压强为2 5t o r t 时达到最大值；气压进一步上升时，由于快电 子携带能量的升高导致x e 被激发至更高的激发态或x e ：i 的形成，从而使得x e i ( b ) 形成过程逐渐减弱。 2 5 i 4 2 高频介质阻挡放电等离子体中x e i 准分子的形成过程 在高频介质阻挡放电条件下激发、电离x e 1 ：混合气体，采集了气压范围在 0 5 1 0 t o r t 的x e i ：混合气体在该实验条件下的荧光发射谱。 图4 - 5 所示为气压4t o r t 时在介质阻挡放电等离子体中得到的2 0 0 2 6 0 r i m 波 长范围内的荧光发射谱。 w a v e l e n g t h ( n m ) 图4 - 5 高频介质阻捎放电等离f 体中的荧光发射谱 由图中可以看到此弥散带的短波段谱线强度存在明显的波动结构，到2 5 3 n m 处出现一窄带最强峰，这是束缚态向排斥态跃迁的普遍特征。它对应x e i 准分子 的b 。一x 。跃迁。这表明，与直流辉光放电相比，介质阻挡放电条件下x e i 准分 子的形成具有更为优越的通道，所得到2 5 3 n m 谱线具有更大的强度，但谱线宽度 略微变窄，图4 - 6 即为气压2 5 t o r r 、单色仪狭缝为2 0 u m 时得到的该条件下x 。1 2 5 3 n m 谱线的精细结构谱所得谱线半宽度为13r i m 。 一im一鲁c髫c w a v e l e n g t h ( n m ) 图4 - 6 2 5 3 n m 谱线的精细结构谱 幽4 。72 0 6 n m 谱线的精细结构谱 在此荧光发射谱中还观察到在2 0 6 r i m 处存在一条很强的谱线，并发现该谱线 的强度随2 5 3 n m 谱线强度的增强而增强。单色仪狭缝为2 0 u m 时采集其精细结构谱 如图4 7 所示，线宽为0 0 3 r i m ，因此确定该谱线为碘原子2 p 。一2 p 。跃迁所对应 谱线。 图4 _ 8 所示为在恒定碘气压( 0 3t o r t ) 下分别充入不同气压的x e 气体时x e i 图4 - 82 5 3 n m 谱线强度与气压关系曲线 发射谱中2 5 3 n m 谱线强度随气压变化曲线。在气压为0 5 4 t o r t 区间内谱线强度 随气压上升逐渐增强，当气压大于4t o r t 后谱线强度又开始缓慢下降，到1 0t o r t 时达到最低。这条曲线与直流辉光放电条件下得到的曲线略有差异，但基本趋势 和形成原因大致相同，只是其强度的最大位置对应于气体压强约4t o r t 左右。我 们用光谱法测得此压强下的电子温度约为2 1 5 e 7 ，它约为x e 原子第一电离电位 1 2 2 e v 的1 5 2 倍。 实验中我们没有观察到任何碘分子的谱线，这可能是由于此实验条件下自由电 子携带较高的能量以致碘分子被电离所致；但观察到了很强的碘原子2 0 6 n m 谱线， 该谱线在纯碘的实验中很弱几乎被淹没在噪声里。因此我们认为只有在x e 的参与 2 8 _ 下才能够产生大量激发态碘原子。并且我们发现2 0 6 r i m 谱线的强度随2 5 3 n m 谱线 强度的增强而增强，对这两条谱线进行时间分辨测量，得到的结果如图4 _ 9 所示， 其中碘原子峰值谱线强度被放大5 倍后与x e i 的谱线相比，两条谱线在产生时间 上几乎没有差别，x e f 和i 极有可能是在同一反应中产生，随后二者分别向下能级 跃迁发射出2 5 3 n m 和2 0 6 r i m 的荧光。 图4 _ 9x e i 和】的荧光谱线时间分辨谱 因此，我们认为x e l 准分子形成的主要通道为：携带一定能量的快电子碰撞混 合气体中的分子和原子，使处于基态的碘分子和x e 原子激发、电离产生大量离子 态的i ：。和x e + ，二者相互作用生成激发态的x e i 和i + ，即反应 e 十x e x e + + 2 e e 。+ i ，一iz x e + + 1 z - 一x e i + i 随后，x e l 4 向基态跃迁发射2 5 3 n m 的荧光，1 向下能级跃迁发射2 0 6 n m 荧光。 在图4 5 所反映的实验条件下自由电子所具有的能量恰好与x e 原子和i ：充分电离 所需能量值相一致，这进一步证实了此反应为主要通道。 一2 0 一 一己aj面cmlu i 另外，等离子体中还存在反应：x e + i ：一x e i + + i。由于大部分的x e 原子被 电离，此反应只占很小比例。 通过对高频介质阻挡放电等离子体中得到的荧光发射谱进行分析，我们得出： 在0 5t o r t 1 0t o r t 的较低气压下，x e i ，的混合气体在高频介质阻挡放电等离子 体中可以形成x e l 准分子，但形成过程有别于直流辉光放电。主要通道为：携带 一定能量的快电子把基态的x e 和1 ，电离，二者相互作用生成x e i ( b ) 准分子， 随后x e i ( b ) 向基态跃迁发射出波长为2 5 3 m a x 的荧光。此过程随混合气体气压的 上升而逐渐增强，在混合气体压强为4t o t r 时达到最佳：气压进一步上升时x e i ( b ) 形成过程逐渐减弱。 i 第五章结束语 本工作在较低气压条件下( o 5 - - 1 0 t o r t ) ，对x e 1 ：混合气体直流辉光放电和 高频介质阻挡放电等离子体中x e i 准分子形成过程进行实验研究，采集了放电等 离子体在2 4 0 n m 2 7 0 n m 的荧光发射谱，分析得到了在两种不同放电等离子体中 x e i 准分子的形成机理。得到如下结论： 一、在较低气压的x e 1 2合气体放电等离子体中主要生成b 态x e i 准分子并 发射2 5 3 n m 的紫外荧光。谱线强度在较宽的范围内存在波动结构，此谱线对应x 。i 准分子b , a x 。跃迁，它属于b o u n d f r e e 跃迁，其生成效率与气压大小密切相关， 在0 5 1 0 t o r r 气压范围内随气压变化会出现一最大值：在直流辉光放电等n - h 4 ： 中此最大值出现在2 5 t o r r 左右；在高频介质阻挡放电等离子体中此最大值出现在 4 t o r t 左右。 二、x e i ( b ) 准分子在不同放电等离子体中的形成机理不同。 在直流辉光放电等离子体中x e l 准分子形成的主要通道为：携带一定能量的快 电子与x e 原子发生碰撞并把x e 原子激发至亚稳态3 p 态，处于亚稳态的x e 原子 再与基态的碘分子碰撞生成b 态x e i 分子，x e i ( b ) 自发向基态跃迁发射出2 5 3 n m 的荧光，即反应 x e + i ：一x e i ( b ) + i 此反应在电子温度为1 3 2 e v 时最为显著，它对应x e 原子第一激发电位的1 - 5 2 倍。 在高频介质阻挡放电等离子体中x e i 准分子形成的主要通道为：携带一定能量 的快电子碰撞混合气体中的分子和原子。使处于基态的x e 原子和碘分子激发、哑 离产生大量离子态的x e + 和i ，。，二者相互作用生成b 态的x e l 准分子和激发态的 i ，x e i ( b )自发向基态跃迁发射出2 5 3 n m 的荧光，即反应 。 3 1 一 i、jl x e + + i2 一x e i ( b ) + l 此反应在电子温度为2 1 5 e v 时最为显著，它对应x e 原子离化能的1 5 - - 2 倍。 三、两种放电条件相比，可能由于在高频介质阻挡放电等离子体中自由电子能 够提供更高的能量，x e i ( b ) 准分子的形成具有更为优越的通道，荧光发射更强。 四、在x e i 准分子的形成过程中，虽然激发态的碘分子比较容易获得，但它不 易分解成碘原子从而与x e 原子结合形成x e i 准分子，因此通过激发x e 形成x e i 比激发i ：具有更为优越的通道，效率更高。 以上结论为研究x e i 准分子在较低气压下的形成过程提供了大量较为详细的 数据，对于x e l 作为紫外辐射源工作物质的研究提供了重要参考，为以后定量研 究准分子发光转换效率奠定了基础。 -i!l，li -liiilf 参考文献： 【1 】1i w b o y d ，l a s e rp r o c e s so f t h i n 只胁a n d m i c r o s t r u c l u r e s ，s p r i n g e rs e r i e si n m a t e r i a l ss c i e n c e ，3 ( 1 9 9 7 ) 【2 1 高邵宏，赵永蓬，王骐，觥王专习钞，2 ( 1 9 9 9 ) 【3 】m j s h a w , p r o g q u a n t e l e c t r6 ，3 ( 1 9 7 9 ) 【4 】j j e w i n ga n dc a b r a u ，p h s i c a lr e v i e w a ，1 2 ( 1 ) ，1 2 9 ( 1 9 7 5 ) 【5 1 5j t e l l i n g h u i s e n ，a k h a y s ，j m h o f f m a n ，a n dg c t i s o n e , d c h e m p 帆6 5 ， 4 4 7 3 ( 1 9 7 6 ) 【6 】e j e f f r e yh a y a n dt h o m h d u n n i n g ，j r , j c h e m p h y s 6 9 ( 5 ) ，2 2 0 9 ( 1 9 7 8 ) 【7 1m e c a s a s s a , m f g o l d e ，a n da k v a r a n ，c h e me h y s r e t t 5 9 ，5 1 ( 1 9 7 8 ) 【8 】8k t a m a g a k e ，d w s e t s e r , a n dj h k o l t s ，j c h e m p 帆7 4 ( 8 ) ，4 2 8 6 ( 1 9 8 1 ) 【9 】e c a m v e e c h i a , g h e ，r k s p a r k s ，a n dy t l e e ，j c h e r 扎p h y s 7 7 ，1 8 7 8 ( 1 9 8 2 ) 【1 0 1r b j o n e s ，j h s c h l o s s ，a n dj g e d e n ，j c h e m p h y s 9 8 ，4 3 1 7 ( 1 9 9 3 ) 【1 1 】d t r a d z y k e w y c za n dj t e l l i n g h u i s e n ，d c h e m p h y s 1 0 5 ，1 3 3 0 ( 1 9 9 6 ) f 1 2 】r c o o p e r , e