大氣壓等離子體及其與生物體作用過程仿真和實(shí)驗(yàn)研究

1、大氣壓等離子體及其與生物體作用過程和實(shí)驗(yàn)研究華技大學(xué)強(qiáng)電磁工程與新技術(shù)liudw2018年8月21日 山東大學(xué)威海主要內(nèi)容等離子體促進(jìn)傷口愈合的研究等離子體射流的和實(shí)驗(yàn)研究射頻APGD的和實(shí)驗(yàn)研究一維流體模型為什么進(jìn)行APGD的研究產(chǎn)生APGD的方法實(shí)驗(yàn)VSAPGD能夠提供實(shí)驗(yàn)無法獲得的等離子體特息理想的技術(shù) 只對一種物理特性敏感 寬廣的測量范圍 高穩(wěn)定性和可重復(fù)性 高時(shí)間和空間分辨率 不易擾 便宜 易于使用 線性響應(yīng) APGD能告訴我們什么？APGD中的粒子種類及其密度每種粒子時(shí)間和空間分布的動(dòng)態(tài)演變流向電極的粒子流種類電子能量的時(shí)間空間分布發(fā)射光譜的時(shí)間空間進(jìn)程1維流體模型簡介 粒子種類：

2、電子(e), 陽離子(i+), 負(fù)離子(i-), 中性粒子(n) 幾何：1維平行板電極，電極間距（10m-3mm)e 外加電壓：13.56MHz 氣壓：760Torr 氣體溫度：300Ki+i-nØ 解的關(guān)鍵方程Ø 關(guān)鍵方程的物理意義Ø 邊界條件Ø 如何獲得關(guān)鍵參數(shù)關(guān)鍵方程在連續(xù)區(qū)域等離子體模擬開始與Boltzmann Transport Equation¶f+n ·Ñ f / m = æ ¶föç ¶t ÷¶tvèøcolÑ

3、f是分布函數(shù)，v是速度,是速度空間求導(dǎo)， col表示碰撞引起變化v根據(jù)方程得到的質(zhì)量、動(dòng)量、能量平衡方程為：¶n + Ñ · n v = R- R質(zhì)量平衡(f=n)：Gl¶tn是粒子密度，RG 和Rl是產(chǎn)生和消失率¶(nm v) + Ñ · (nm vv ) - nF = R動(dòng)量平衡(f=mv):¶tmRm 是動(dòng)量的損失能量平衡(f=mv2n/2): ¶(nmv2/ 2)+ Ñ · (nmv v / 2) - nF · v = Ren2¶tm是質(zhì)量，Ren是能量損失

4、率。關(guān)鍵方程從連續(xù)性方程可得：å= åå Rj ,l jljÑ ×G j¶nj= 0（總質(zhì)量守恒）¶tjje Ñ × ¶E = åq從泊松方程可得：0¶t¶tjjö上兩式相加得：Ñ ×+jG j ÷ =ø0¶t¶tèjj總電流的連續(xù)性方程關(guān)鍵方程¶nj+ Ñ ×G= åR( j = e,i, n)連續(xù)性方程：jj ,l¶tl反應(yīng)時(shí)間上的變

5、化通過固定區(qū)域遷移和擴(kuò)散引起的變化反應(yīng)項(xiàng)：Rl=krnl=krnlnl= krnlnlnl(krs-1)(krm3s-1)(krm6s-1)關(guān)鍵方程 j = ±nj m j E - DjÑnj ( j = e, i, n)遷移擴(kuò)散近似:遷移項(xiàng)(電場引起的運(yùn)動(dòng))擴(kuò)散項(xiàng)(密度梯度引起的運(yùn)動(dòng))¶(nmv) + Ñ · (nmvv ) - nF = R遷移擴(kuò)散近似方程由動(dòng)量守恒方程推導(dǎo)得到¶tm¶mnu + Ñ×(mnuu) = qnE -Ñp - mnu um¶t（忽略不計(jì)）Ñp

6、= nu = qnE -qkT mum=nE -Ñnmummummum= ±mnE - DÑn因?yàn)関>>rf (v 電子中性粒子碰撞頻率），所以電子慣性忽略，遷移擴(kuò)散用于描述電子運(yùn)動(dòng)。出于計(jì)算效率的考慮，雖然離子的慣性不能被忽略，但仍用遷移擴(kuò)散近似描述其運(yùn)動(dòng)，而不是動(dòng)量守恒方程。E. Gogolides and H. H. Sawin, J. Appl. Phys., 72, 3971 (1992)關(guān)鍵方程電子能量方程¶(nee ) + Ñæ 5 e - 5 n D Ñe ö = - E - Q

7、1; 3÷e-Neeee¶tè3ø焦耳加熱隨時(shí)間的變化能流碰撞能量損失碰撞能量損失+ 3 me keln nkb(T -T)ål=Ethkrn n nQllii¢i ¢e-Negegmegee = 3 k Tb e2非彈性碰撞(反應(yīng))與背景氣體的彈性碰撞電子溫度G.J. M. Hagelaar., Plasma Sources Sci. Technol. 14, 722 (2005)X. Yuan and L. L. Raja, Appl. Phys. Lett., 81, 814 (2002)R.E. Robson,.,

8、Rev. Mod. Phys. 77, 1303 (2005)參數(shù)設(shè)置電子 (e)離子 (i)中性粒子(n)遷移率 () m2V1s1f ()const.0擴(kuò)散系數(shù) (D) m2s1f ()f (, T)f (T)彈性碰撞率(kel) m3s1f ()00非彈性碰撞率(kr)s1, m3s1,m6s1f ()f () or f (T)f () or f (T)參數(shù)設(shè)置電子的關(guān)鍵參數(shù)(He, 1 atm, 300 K)可以采用參數(shù)擬合的方法獲得遷移、擴(kuò)散和反應(yīng)系數(shù)等me = me (e ), De(e )(e )= De= k r有電子能量方程計(jì)算得(e ), k rkel = kel離子遷移率

9、1. 實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù):H.W. Ellis,H.W. Ellis,H.W. Ellis,L.A. Viehland, At. Data Nucl. Data Tables 17, 177 (1976 )., At. Data Nucl. Data Tables 22, 179 (1978)., At. Data Nucl. Data Tables 31, 113 (1984)., At. Data Nucl. Data Tables 60, 37 (1995)2. 理論估計(jì)ion mobility in helium 103 m2/Vs3.6 ´10-31+ m/ mgim =m /Vs)

10、2()ia / a3pmg0Bohr radiuspolarizabilityatmg-molYu.P. Raizer, Gas Discharge Physics,(Springer, Berlin,1997) page 25離子擴(kuò)散系數(shù)GER (generalized Einstein relation)H.W. Ellis, At. Data Nucl. Data Tables 17, 177 (1976 )mg (uiE )mi + mgk Tk T b i mD =T = T + b i muiiig5m + 3mqkmiigbeffective heating from elect

11、ric fieldeffective ion temperature in He gas中性粒子的擴(kuò)散系數(shù)經(jīng)典氣體動(dòng)力學(xué)理論Lennard-Jones radius Å1æ mö+ m213D = 1.8583´10-3T ng 2(eq-12)ç÷ngsW2m mpèøngLJLJatmcollision integral -R.B. Bird,R.J. Kee,., Transport Phenomena (Wiley, New York, 2002), page 526., Sandia Report SAN

12、D86-8246 (1986)擴(kuò)散和遷移系數(shù)Y. P. Raizer, Gas Discharge Physics Springer-Verlag,Berlin, 1991, pp.11 and 211.R. Deloche, P. Monchicourt, M. Cheret, and F. Lambert, Phys. Rev. A 13,1140，1976.L. L. Alves, G. Gousset, and C. M. Ferreira, J. Phys. D 25, 1713，1992.SpeciesD (cm2/s)µ (cm2/Vs)Electron1.737 &#

13、180;103 æTeöç 17406 ÷èø-1.132He+0.502614.82He2+0.814824.03He*4.1160He2*2.0290He4.1160程序流程圖1.預(yù)估新時(shí)刻(k+1)的電場：Ñ·(eEk+1) = åq (nk + Dt ´Ñ·G(nk , Ek+1)ppppp代表各種粒子包括離子電子。2.計(jì)算每種粒子的密度：nk +1 - nk= Ñ·G(nk-1, Ek+1) + SkppppDt重新計(jì)算每種粒子的分布3.通過泊松

14、方程計(jì)算電場。穩(wěn)定？e0Ñ × E = åq j nj( j = e,i, n)Yesj輸出4.新時(shí)刻的電子平均能量：nk +1 - nk程序通常至少需要計(jì)算1000以上的RF 周期，耗時(shí)10個(gè)小時(shí)達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)。 eeDt= Ñ · G(ne, E) + Sek +1k-1k計(jì)算參量的離散化N，i-1/2i+1/2整點(diǎn)ns_h-1n1G2 2ii-1i+1Gns_h半點(diǎn)s_hE, 空間離散化：1、均勻離散2、非均勻離散x = L (i-1i = 1(N-1）/2 +1)2ip2(N) / 2P-1= L - xi = 1(Np -1)/2 +1

15、xNp-i+1L為極板間距，Np為計(jì)劃采用的空間點(diǎn)總數(shù)非均勻離散能大幅提高計(jì)算效率主要方程的離散化1. 電場根據(jù)泊松方程ÑE =2. 粒子平衡E= qDx ( å nreo) + E-n的離散化后得ei+ 1ionselectrons ii -12o2¶n+,*,e = - ¶G+,*,e對+ å K(e )n n離散化后得jkj k¶t¶xGt+1 -Gt+1nt+1 -nti+ 1i-1G + Gåe )n= -+G=ttnt ii+12 ii Dt 22 DxK(jkj iki+ 12Scharfetter-

16、Gummel提供了對粒子通量中遷移擴(kuò)散計(jì)算的最好方法：1=n D exp(zD´ zG) - n/ (exp(z) -1)i+1/2i+1/2i+1i+1i+1/2i+1/2iiDx= sgn(q)mi+1/2(V- V )zi+1/2i+1iDi+1/2Z m EDx最后得Z m EDxi -1i+ 1ni -ni -1 exp(2)ni+1 -ni exp(2）DD11i+2i -2(Z m E)t+1-(ZmE)t +1Z m E 1d xZ m E 1 Dxi -1i+ 122i+i -1-exp (2)1-exp(2)DDt+111tni-nii+2i -2+ å

17、 Ke )n n=tt(jkj kDtDx主要方程的離散化nt+1 - ntt+t+G- G11= - ii-1+St ii DtDDxik -ai-1 ) / 2Gt+1 - Gt+1nt+1 + ii-1Dt = nt + StDt寫為D = An - Bn- Cn 的形式i+1i-1iDxiiik -a()éöùæçæö÷t +t +t +111zDexp zzt +1Dt+1zt+1Dt+1DtDtnt+1 ê1 +÷ú = nt +1 çi+1i+1i+1+i+1i

18、+1ii()()()()()()ê÷úi+1 ç Dxk -aiDxk -aç÷Gt+DxGexp zt+Gt +Dxexp z-111-1Dxexp z-11èøûèøëi+1k -1i+1kik()æöt+t+t+111zDexp zDt+nt +1 ç÷ + ntiii+ Dt ´ S t()()i-1 ç Dxk -a÷iiDxGexp z-1t +1èøk -1i()æ

19、;çö÷t +t +t +111zDexp zzt+1Dt+1Dti+1i+1i+1A = 1 +ii()()()()iDxk -aç÷Gt+DxGexp zt+Dxexp z-111-1èøi+1k -1kiDtzt+1Dt+1=i+1i+1B()()iDxk -aDtDxexp z-1Gt+1i+1k()t+t +t+111zDexp ziiiC =()()iDxk -aDxGexp z-1t+1k -1iD = nk + Dt ´ Stiii主要方程的離散化ùt +1úé AB0

20、00ù énú êéDù11ê1êúêú êúêDúêCi-1ú êni -1úAi-1 CBi-1000i-1 úêê 0ú ênúú= êDiúABêêú êêDúiiiiú êni+1úêêi+1 

21、50;úê0ú êúú00CABêN -1N -1 ú êêúN -1ê 0ú ênúëDN û0CAû ëûëNN上述矩陣可以使用Tridiagonal matrix algorithm來解通過前向掃描對系數(shù)進(jìn)行調(diào)整計(jì)算通過后向迭代得到數(shù)值解邊界條件簡單邊界條件（電壓決定二次電子發(fā)射情況）N，i-1/2i+1/2整點(diǎn)ns_h-1n1G2 2ii-1i+1Gns_h半點(diǎn)s_hE, 離子n

22、1=n2，的邊界處的密度+He+, He2 ,ns_h-1=ns_hHe*, He2*電子的邊界條件：Ge電壓= -ag G+(e ) ¶ne- m (e )n E = -m(e )n EG= -Deeeeee¶xE=0¶n+ m n E = m n EG= -D+ + +¶xme (e )ne Ee = gm+ n+ E左邊界: a=1 電壓<0右邊界: a=1 電壓>0gm nne = + + me (e )+-精確邊界條件（電壓決定二次電子發(fā)射情況）N，整點(diǎn)G 1n1G s_h+1ns_h-1G2 2ii-1i+1Gns_h半點(diǎn)s_h中

23、性粒子邊界條件離子邊界條件11mGt+1= -v n+ t+ aEt+1 nt+11Gt +1= -nVt +1m+211th 1411th411Gt+1+ t+ bmEt+1 nt+1=v n1Gt +1t +=nV1ms _ h+1+ s _ h s _ hs _ h+1th s _ hs _ h th44E2a=0E2a=1Eb=1 Eb=0電子邊界條件= - 1 v nn-et +1 ÙGt +1g G+ (a -1)m Et +1t +1t +1ae2ne,1+ +,11th e,141ÙGt +1et +1g Gt +1+ (b -1)m Ent +1t +1=

24、v n- bth e,s _ h ns _ h+1+ +,s _ hes _ h e,s _ h4a=1( E2<0)a=0 ( E2>=0)b=1( Es_h>0) a=0 ( Es_h<=0)1 Qiang Wang, Demetre J. Economou, and Vincent M. Donnelly,J. Appl. Phys. 100, 023301 2006兩種邊界條件對比電子產(chǎn)生率精確邊界條件簡單邊界條件20 mA40 mA精確邊界條件的電流和電壓曲線更接近于實(shí)驗(yàn)測量值。60 mA程序穩(wěn)態(tài)確認(rèn)differenceMax neMax HepMax He2

25、pMax He2mMax Hem反應(yīng)e + He* Þ He+ + 2e229.75´10 -10T 0 71 expçeèR6Dissociative recombinatione + He+ Þ He* + He25.386´10-9T -0 5eR7Metastable poolingHe* + He* Þ He +He + e2.7 ´10-10-15.0R8Three-body quenchingHe* + 2He Þ He* + He21.3´10-33R9Ion conversio

26、nHe+ + 2He Þ He+ + He21.0´10-31R10Dimer metastable poolingHe* + He* Þ He+ + 2He + e2221.5´10-9R11Dissociative recombinatione + He+ Þ 2He21.0´10-9-10.7R12Dissociative recombinatione + He+ + He Þ 3He22.0 ´10-27ReactionReaction Rate KDe(eV)R1Ground state excitati

27、one + He Þ He* + e4.2 ´10-9 T 0 31 expæ- 19.8 öeçT÷èe ø19.8R2Superelastic collisione + He* Þ He + e1.999´10-10T 0 31e-19.8R3Ground state ionizatione + He Þ He+ + 2e1.5 ´10 -9 T 0.68 expæ- 24.6 öeç÷èTe ø24.6R4St

28、ep-wise ionizatione + He* ÞHe+ + 2e1.28´10 -7 T 0 6 expæ - 4.78 öeçT÷èe ø4.87R5Superelastic ionizatione + He* Þ He+ + 2e229.75´10 -10T 0 71 expæ - 3.4 öeçT ÷èe ø3.4R6Dissociative recombinatione + He+ Þ He* + He25.38

29、6´10-9T -0 5eHe* + He* Þ He +He + e2.7 ´10-10各種粒子產(chǎn)生/消失的關(guān)鍵反應(yīng)電子：基態(tài)He直接被電子電離(R3)和He2*之間的碰撞電離(R9)為產(chǎn)生反應(yīng)電極處復(fù)合為主要的消失途徑。He2+ : 主要產(chǎn)生自電荷轉(zhuǎn)移(R9)和He2*之間的碰撞電離(R10) 電極處復(fù)合為主要的消失途徑。三體碰撞（R8）、電荷轉(zhuǎn)移（R9）和亞穩(wěn)態(tài)間碰撞（R10）為He*、He+和He2*的主要消失途徑。不同種類粒子間的轉(zhuǎn)化紅×100, 綠×10, 藍(lán)×1,絕大部分He種類粒子來源于電子激發(fā)He到He*(R1)，而

30、大部分He*通過三體反應(yīng)轉(zhuǎn)化成He2*,并最終通過亞穩(wěn)態(tài)之間碰撞形成He2+.使用Bolsig+計(jì)算反應(yīng)率等參數(shù)反應(yīng)率為¥kk = g ò0 es k F0deEEDF碰撞截面電子能量(eV)g = (2e / m)1/2常數(shù)Fit coefficients y=exp(A+B*ln(x)+C/x+D/x2+E/x3)-29.15-0.3264-3.0441.515-0.2721各種粒子的分布時(shí)間平均瞬態(tài)密度電子密度在鞘層邊界處達(dá)到2.8×1011cm-3 接近于實(shí)驗(yàn)測量值3×1011cm-3. He2+ 的密度比He+高兩個(gè)數(shù)量級He*和He2*的雙峰

31、結(jié)構(gòu)是由于產(chǎn)生區(qū)域集中在電極附近和極板間距中心處高密度粒子間的復(fù)合反應(yīng)射頻電場對電子密度分布有明顯影響He2+,He*和He2*受電場影響較弱。射頻大氣壓輝光放電-電子俘獲機(jī)制放電電壓隨著放電頻率的增加而下降。放電前后極板間阻抗變化隨著頻率的升高而發(fā)生明顯變化。阻抗結(jié)構(gòu)=D/(E) (電子穿越極板間距時(shí)間）X1=1/wC1=ds1/we0A2MHz =102ns << T/2=250ns (大部分電子到達(dá)極板） 5MHz =195ns >>T/2=100ns (大部分電子俘獲在極板之間）RZg=Rp - j/CgX2=1/wC2=ds2/we0A放電前Zg=j/Cg放電

32、后D. W. Liu, and etc. APPLIED PHYSICS LETTERS 90, 041502 2007射頻大氣壓輝光放電-電子俘獲機(jī)制IpkIpkIpkIpk3MHz 轉(zhuǎn)變?yōu)槟Ｊ街?40mA ( v-c=73 )10MHz 70mA ( v-c=77 )極板間高能電子的能夠增強(qiáng)電離和激發(fā)反應(yīng)。放電頻率的提高顯著增強(qiáng)了電子俘獲效應(yīng)。電流強(qiáng)度的增加也會(huì)增強(qiáng)電子俘獲效應(yīng)。射頻大氣壓輝光放電-電子俘獲機(jī)制ne10mA實(shí)驗(yàn)光譜70mA50mA140mA電流強(qiáng)度的增加引起激發(fā)態(tài)粒子分布由中心處向靠近極板處轉(zhuǎn)移。計(jì)算表明正是由俘獲電子密度和能量的提高引起了激發(fā)態(tài)粒子分布的變化。射頻大氣壓

33、輝光放電-電子俘獲機(jī)制等離子體中的電子俘獲效應(yīng)隨著電流強(qiáng)度和頻率的增加而增強(qiáng)。電子俘獲效應(yīng)伴隨頻率的增強(qiáng)會(huì)導(dǎo)致?lián)舸┖蟮入x子體電導(dǎo)的顯著變化。電子俘獲的發(fā)生實(shí)際上是由電子穿越極板間距的時(shí)間大于射頻半周期引起的。射頻大氣壓輝光放電-電子加熱機(jī)制和 放電模式在 放電模式下，電離和激發(fā)反應(yīng)發(fā)生在整個(gè)放電區(qū)域中；而且隨著功率的增加，電離和激發(fā)反應(yīng)集中在鞘層邊界區(qū)域。在放電模式下，電離和激發(fā)反應(yīng)發(fā)生在鞘層區(qū)域，等離子體徑向區(qū)域迅速縮小形成電弧，發(fā)光區(qū)域相比模式下更接近與極板。D. W. Liu and etc., APPLIED PHYSICS LETTERS 93, 261503 (2008)射頻大氣壓

34、輝光放電-電子加熱機(jī)制實(shí)驗(yàn)全波段輻射He*產(chǎn)生率分布模大氣壓下激發(fā)態(tài)粒子產(chǎn)生消失的過程很快，等離子體的輻射分布代表激發(fā)態(tài)粒子的分布。(t =1-10 ps << trf = 10-100 ns)。 得到的He*產(chǎn)生率準(zhǔn)確描述了 的轉(zhuǎn)變過程。中令二次電子發(fā)射系數(shù)=0，發(fā)現(xiàn)通過He*和He2*的分布不受電場影響，且通過He* + He* Þ He+ + He + e模He* + He* Þ He+ + 2He + e222在鞘層內(nèi)產(chǎn)生電子，使放電進(jìn)入模式。二次電子發(fā)射系數(shù)=0射頻大氣壓輝光放電-電子加熱機(jī)制電子吸收功率（JeE mW/cm3)隨放電模式轉(zhuǎn)換的變化模式

35、下外加功率的絕大部分被電子在鞘層外吸收，接近50%的外加功率在鞘層消退階段被吸收。轉(zhuǎn)化過程中，部分外加功率在鞘層內(nèi)吸收。模式下，絕大部分功率被鞘層內(nèi)電子吸收。模式的轉(zhuǎn)化伴隨著電子吸收功率占總功率(JtotalE)比的下降射頻大氣壓輝光放電-電子加熱機(jī)制模式下電子加熱發(fā)生在擴(kuò)張和消退的鞘層邊界處，而模式下電子加熱主要發(fā)生在鞘層內(nèi)部。盡管二次電子導(dǎo)致了模式下的鞘層擊穿，而亞穩(wěn)態(tài)粒子之間反應(yīng)提供的電子也能導(dǎo)致鞘層擊穿。射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式模空間均勻？模一定空間緊縮實(shí)驗(yàn)工作氣體:He電極半徑：1cm極板間距:2mm300m 頻率：6.78MHz1維流體模型極板間距: 2mm300m

36、頻率:6.78MHz對706nm輻射的動(dòng)態(tài)分布進(jìn)行D. W. Liu and etc., APPLIED PHYSICSLETTERS 95, 031501 2009射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式APGD的典型OES放電間隙: 1mm 頻率：6.78MHzOH 309N2(C-B,0-0) 337N2(C-B,0-1) 357N2+(B-X,0-1)391N2+(B-X,0-1) 427He 706O 777O 844射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式APGD中主要激發(fā)態(tài)粒子的能級示意圖射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式不同間距下的CVC不同間距下的I-V相位不同間距下的

37、氣體溫度間距的縮小導(dǎo)致?lián)舸╇妷汉途S持電壓的降低。放電前后斜率變化的幅度隨著間距的縮小而降低反映了等離子體阻抗結(jié)構(gòu)的變化。2mm間距擊穿時(shí)相位差為78度，而且當(dāng)?shù)入x子體覆蓋整個(gè)極板時(shí)降至73度，隨后就保持穩(wěn)定；而1mm-0.3mm間距情況下，擊穿時(shí)等離子體就覆蓋整個(gè)極板，而且相位差迅速下降。小間距等離子體雖然有更高的功率密度，但是其更大的S/V導(dǎo)致了冷卻水能夠迅速的把熱量帶走，因而各間距的氣體溫度變化范圍差異并不明顯。D. W. Liu and etc., APPLIED PHYSICS LETTERS 95, 031501 2009射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式不同間距下等離子體輻射

38、的時(shí)空分布N2+(B2g+) 通過He*的電離以及低能電子(<3eV)產(chǎn)生，且391 nm輻射集中在鞘層外區(qū)域。He(3S1)通過高能電子直接激發(fā)基態(tài)He產(chǎn)生，因而706nm輻射主要在鞘層區(qū)域。大間距模下全波段輻射和391nm輻射分布一致，而且等離子體區(qū)域隨著間距縮小而被逐步壓縮。小間距下全波段輻射和706nm輻射分布一致，這是模式下的放電特征；而且等離子體沒有出現(xiàn)空間緊縮射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式0.5mm低電流下等離子體的OES小間距放電開始就進(jìn)入均勻的模0.5mm低/高電流下等離子體輻射的時(shí)空分布射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式基于一維流體模型的分析電子產(chǎn)生率

39、706nm輻射分布電子產(chǎn)生率的時(shí)空分布表現(xiàn)了大間距下和模的基本特征，706nm輻射的時(shí)空分布也與實(shí)驗(yàn)測量一致反映了鞘層的動(dòng)態(tài)變化過程。小間距下電子產(chǎn)生率和706nm的時(shí)空分布充分與大間距模一致，鞘層的擊穿電離反映了小間距放電同樣處于模。最終空間緊縮模的出現(xiàn)是由于過高功率的輸入和等離子體的熱不穩(wěn)定性引起的。射頻大氣壓輝光放電-微等離子體的均勻模式通過實(shí)驗(yàn)和的對極板間距影響下射頻等離子體的電流電壓、發(fā)射光譜和特征輻射的動(dòng)態(tài)分布等參數(shù)進(jìn)行了細(xì)致的研究。706nm輻射可以用于研究高能電子和鞘層的分布變化過程。模模的轉(zhuǎn)變過程伴隨著N2和N +主導(dǎo)發(fā)射光譜向He主導(dǎo)發(fā)射光譜的轉(zhuǎn)變。2一維流體模型取得了與實(shí)

40、驗(yàn)一致的706nm輻射動(dòng)態(tài)分布，證實(shí)了為等離子體空間均勻模的可能性。射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響擊穿電壓和等離子體電壓隨著頻率的增加而下降。放電區(qū)域從15mA(6.78MHz)增加至150mA（27.12MHz)。f 增加等離子體輻射強(qiáng)度增加，發(fā)光區(qū)域變薄而且靠近極板區(qū)域。中He*產(chǎn)生率表現(xiàn)了相同的趨勢。外加電壓的減弱和電流值的增加導(dǎo)致了鞘層厚度的減弱以維持鞘層內(nèi)的位移電流。不同頻率轉(zhuǎn)化到模之前的對比D. W. Liu and etc., Plasma Process. Polym. 2009, 6, 446450射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響電子加熱效果?f等離子體發(fā)射光譜強(qiáng)度

41、等離子體承受更高外加功率?同功率不同頻率等離子體對比同功率等離子體輻射和激發(fā)態(tài)粒子產(chǎn)生率隨頻率的增加而顯著下降鞘層內(nèi)電子能量隨著頻率的增加而下降高頻等離子體能夠承受更高的外加功率從而導(dǎo)致等離子體發(fā)射光強(qiáng)增加射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響頻率對電子功率比的影響電子獲得功率比隨著頻率的增加而顯著增加。同功率下高頻等離子體?輻射強(qiáng)度降低極板間距中心Emax時(shí)間平均的等離子體區(qū)域電場的增加導(dǎo)致了大量低能電子能量的提高。射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響模式下頻率的降低與極板間距的降低取得了一致的效果，即鞘層厚度的增加。射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響ØØØ等離

42、子體在 前獲得的最大外加功率隨著驅(qū)動(dòng)頻率的增加而增加。鞘層內(nèi)電子能量的減弱導(dǎo)致了相同功率下放電強(qiáng)度隨著頻率的增加而減弱。等離子體區(qū)域電場隨頻率的增加導(dǎo)致了等離子體區(qū)域中大量低能電子能量的增加， 從而消耗了大量的外加功率。頻率的增加能夠顯著提高等離子體穩(wěn)定工作的范圍，但外加功率并未通過電離等反應(yīng)消耗掉，最終會(huì)導(dǎo)致氣體溫度的顯著增加。Ø射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響(射頻超高頻)f 10MHz-2.45GHz等離子體電子密度的時(shí)空分布(P=2.5W)鞘層寬度隨著頻率的上升而下降外加電壓從190V(10MHz)下降至40V(2.45GHz)K. McKay, and etc., Eu

43、r. Phys. J. D 60, 497503 (2010)射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響(射頻超高頻)時(shí)間平均的電子密度頻率對電子密度峰值和均值的影響結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變，并伴隨放電模式轉(zhuǎn)變，10-60MHz ne 上升，分布從雙峰結(jié)構(gòu)向電子功率比從40%（10MHz）上升至90%（500MHz），導(dǎo)致等離子體密度的提高。60-500MHz ne下降，雖然電子功率基本保持不變，但鞘層邊界處電子能量因?yàn)殡妷航档退越档?，?dǎo)致電離率降低。頻率上升引起鞘層邊界的非彈性碰撞向等離子體區(qū)域中的彈性碰撞轉(zhuǎn)移射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響(射頻超高頻)時(shí)間平均電子能量的分布電子產(chǎn)生率的時(shí)空分布鞘層邊界處

44、電子產(chǎn)生率隨著頻率的升高而逐漸降低。（60-300MHz）鞘層邊界和等離子體中能量分布的變化。射頻大氣壓輝光放電-頻率對放電的影響(射頻超高頻)較低的RF頻率下，放電處于模式下，放電頻率的升高引起電子功率的增加并最終導(dǎo)致電子密度的提高在中間頻率中，外加功率的絕大部分被電子消耗，而電子密度隨著頻率的升高而降低。這是由于等離子體內(nèi)部電場隨著頻率的升高而增強(qiáng)，導(dǎo)致了鞘層邊界平均電子能量的降低。在高頻段中平均電子能量均勻分布在極板間距中，驅(qū)動(dòng)頻率的增加導(dǎo)致等離子體密度的小幅增長。射頻大氣壓輝光放電 脈沖射頻等離子體的模式轉(zhuǎn)換Ø Higher breakdown voltage of lowe

45、r duty cycle.Ø The higher chemical reactivity of lower pulse frequency.X. Y. Liu and etc., Appl. Phys. Lett. 101, 043705 (2012)射頻大氣壓輝光放電 脈沖射頻等離子體的模式轉(zhuǎn)換Ø均勻等離子體 mode在射頻幅值上升階段ØDsh增加5×, 因此Stochastic heating 增加 25×= 0.5m venu2SstoceshØ等離子體區(qū)域的ohm加熱增加1.78 ×.Ø 電子功率在鞘層邊

46、界和等離子體區(qū)分別增加21 ×and 3 ×.快速增加的鞘層是導(dǎo)致等離子體.放電模式轉(zhuǎn)換的關(guān)鍵基于PIC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究實(shí)驗(yàn)參數(shù)： 不銹鋼電極：2cm直徑放電間距可調(diào)：50m-5mm氣體：He 5slm脈沖電源：脈寬10ns-1s , f（020kHz） PIC-MCC能夠?qū)γ}沖工作期間的等離子動(dòng)態(tài)過描述(t10fs)。PIC-MCC和Fluid的混合模型考慮了電性碰撞、激發(fā)和中性粒子碰撞電離，以及離子的電荷碰撞轉(zhuǎn)移和復(fù)合等反應(yīng)。 Fluid使用在脈沖關(guān)閉期間，粒子的分布主要通過雙極性擴(kuò)散方程描述：æ (2i + 1)p x ö

47、tn(x,t) = å Ai exp(-) cosç÷Ai 和 i (1/Tei)(Lti/(2i +è 1)L)2為第øi中模式下的幅度和消逝時(shí)間常數(shù)，L是間距。 當(dāng)pulse on結(jié)束之后，直到平均<0.75eV、等離子電壓<5V時(shí)，PIC停止并將各種粒子密度帶入Fluid m入PIC。, 對密度輪廓做變換得Ai, 用上式計(jì)算等離子體密度，待pulse onF. Iza and etc. IEEE TPS 37,1289, (2009)基于PIC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究實(shí)驗(yàn) 電流峰值出現(xiàn)在電壓上升沿以后。 電流

48、隨著 f 升高 電流和電壓一同下降。準(zhǔn)確描述電流電壓波形、電流時(shí)延、下降峰。1-kV、100ns 、1-3kHz脈沖放電的電流電壓波形實(shí)驗(yàn) 提高脈沖源以及線路連接后得到的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)。中將功率源與電阻相連，電流引起極板電壓下降,獲得了與實(shí)驗(yàn)吻合的數(shù)據(jù)。基于PIC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究脈沖放電過程亞微秒脈寬的大氣壓放電的光學(xué)輻射進(jìn)程（放電間距為3mm，重復(fù)頻率為4kHz）iCCD相機(jī)使用5ns單技術(shù)。 等離子體首先出現(xiàn)在陽極附近，逐漸向陰極發(fā)展，并且亮度提高。 150ns以后，伴隨著電流突然的增大，等離子體輻射增強(qiáng)；而且鞘層邊界附近等離子體輻射強(qiáng)度快速提高，而其他區(qū)域則變得相對較

49、暗。 上述放電過程是Townsend 放電向陰極鞘層主導(dǎo)放電的轉(zhuǎn)變?；赑IC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究脈沖放電點(diǎn)火機(jī)制的分析電場決定的二次電子發(fā)射時(shí)延 PIC中先假設(shè)在陰極上只有一個(gè)電子，被電場到陽極，直到二次電子產(chǎn)生，重復(fù)105次，得到二次電子發(fā)射的平均延遲時(shí)間的統(tǒng)計(jì)結(jié)果，二次電子發(fā)射的平均延遲時(shí)間被定義為放電點(diǎn)火時(shí)延。 隨著電場的增加，點(diǎn)火時(shí)延逐漸減少（實(shí)驗(yàn)、吻合）。獲得的時(shí)延一定的分布（考慮碰撞反應(yīng)的隨機(jī)性），說明脈沖將有不同的點(diǎn)火的。時(shí)延，實(shí)驗(yàn)中是不基于PIC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究平均電子能量的進(jìn)程（PIC模擬） 空間平均的 平均電子能量和總電子數(shù)

50、在150ns脈沖放電中的進(jìn)程。 (1) 上一脈沖遺留的電子。(2) 高能電子損失在極板上(3) 半中性等離子的形成，低能電子被限制(4) 鞘層、二次電子發(fā)射 (5)脈沖結(jié)束.電壓施加初期，電子被，能量快速升高至10eV（1）。高能電子損失在極板上（2），空間電荷形成半中性等離子體區(qū)（3）。空間電荷干擾電場形成鞘層，100ns以后鞘層形成電子被再次實(shí)際電壓波形會(huì)導(dǎo)致電子能量及密度在脈沖末尾偏低。至高能量?；赑IC-MCC和Fluid的脈沖直流APGD研究納秒脈沖的優(yōu)勢實(shí)驗(yàn)獲得的脈沖放電電流電壓波形(a) 0.5 kV/mm (1.5 kV, 3-mm間距),(b) 0.9 kV/mm (1.1 kV/1.2 mm),(c) 1.2 kV/mm (1.5 kV/1.2 mm).(d) 氬輻射比率I434 nm/I750 nm. Min為剛剛電離，Max為發(fā)生絲狀電離之前。從a)到c)脈寬逐漸減少，根據(jù)上個(gè)數(shù)據(jù)圖中電子平均能量與電壓的關(guān)系，電壓上升越快電