劉耀澤， 袁承勛， 高瑞林， 賈潔姝， 周忠祥

(哈爾濱工業(yè)大學 物理系， 黑龍江 哈爾濱 150001)

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同軸空心陰極氦等離子體的電子激發(fā)溫度研究

劉耀澤， 袁承勛*， 高瑞林， 賈潔姝， 周忠祥

(哈爾濱工業(yè)大學 物理系， 黑龍江 哈爾濱 150001)

利用同軸空心陰極放電裝置，產(chǎn)生氦低溫等離子體。通過對等離子體的發(fā)射光譜進行測量和計算，研究放電功率以及氦氣壓強對等離子體的電子激發(fā)溫度的影響。結(jié)果表明：氦低溫等離子體的發(fā)射光譜主要由連續(xù)譜和原子譜線構(gòu)成，放電功率和壓強對譜線的強度具有明顯影響。壓強的變化不僅影響電子從電場中獲得的能量，還會影響電子與原子的碰撞頻率，從而導致電子激發(fā)溫度隨著氦氣壓強的增大，出現(xiàn)先上升后下降的變化趨勢。

氦氣放電； 等離子體； 發(fā)射光譜； 電子激發(fā)溫度

1 引 言

低溫等離子體中電子溫度較高，但是重粒子溫度很低，整個體系能呈現(xiàn)低溫狀態(tài)，在工業(yè)中的材料表面改性和殺菌、臭氧產(chǎn)生、環(huán)境保護以及農(nóng)業(yè)育種等方面[1-7]有著巨大的應(yīng)用前景。在科學與軍事領(lǐng)域，它作為一種相對容易獲得的等離子體環(huán)境，為塵埃等離子體研究、電磁波與等離子體相互作用[8]以及其他重要研究課題提供了基礎(chǔ)條件。對等離子體相關(guān)課題進行研究，首先需要的是對其基本特性和物理參數(shù)進行深入的了解。目前的等離子體診斷方法主要有靜電探針法、光譜法和Thomson散射法等[9]。探針式的測量手段需要侵入等離子體中[10]，對環(huán)境產(chǎn)生干擾，使用上也會受到等離子體密度、壓強等因素的限制。相比之下，發(fā)射光譜法作為一種非侵入的測量手段[11]，不會對等離子體產(chǎn)生影響，因而可以適用于更多不同條件下的研究。

近年來，氬氣放電等離子體的特性得到較深入的研究。孫成琪等[12]通過測量光譜，研究了大氣熱噴涂氬等離子體射流中的電子溫度和電子密度；董麗芳等[13]利用交流空心針-板放電裝置，通過對電子激發(fā)溫度的分析討論了等離子體放電的發(fā)展速度；劉衛(wèi)國等[14]結(jié)合Langmuir單探針與發(fā)射光譜法，討論了等離子體溫度隨電源功率的變化。作為一種能夠穩(wěn)定產(chǎn)生低溫等離子體的放電方式，同軸空心陰極放電產(chǎn)生的等離子體吸引了科研人員的興趣。吳明忠等[15]探究了氬氣氣氛下工作氣壓、脈沖電壓和頻率等參數(shù)對籠網(wǎng)型空心陰極放電特性的影響；許建平等[16]使用射頻空心陰極放電裝置研究了多種放電條件下氬等離子體的光譜；何壽杰[17]利用流體-亞穩(wěn)態(tài)原子傳輸模型模擬研究了槽型空心陰極放電等離子體參數(shù)的時空分布特性。與氬等離子體相比，氦氣放電等離子體由于存在氦氣電離能高，譜線特征不豐富等困難，并未得到較多的研究。但初步實驗表明，我們采用的同軸空心陰極裝置能夠在較高的氣壓下(1 000 Pa)放電，并且可以模擬更寬密度和壓強范圍內(nèi)穩(wěn)定的等離子體環(huán)境。

本文采用發(fā)射光譜法，對不同放電功率、放電壓強下的氦低溫等離子體的電子激發(fā)溫度進行了測量和計算，并討論了其變化的關(guān)系。

2 實 驗

實驗使用同軸空心陰極系統(tǒng)產(chǎn)生等離子體，其真空放電腔截面如圖1所示。直徑為35 cm的外環(huán)電極接等離子體電源、直徑40 cm的金屬外壁和直徑29 cm的內(nèi)環(huán)電極同時接地，電極上均勻分布直徑為1 cm的圓孔，使氣體放電產(chǎn)生的等離子體擴散到放電腔室的中心區(qū)域，產(chǎn)生一個尺寸較大且穩(wěn)定均勻的等離子體區(qū)域。

Fig.1 Schematic diagram of the cross section of the glow discharge device

實驗時首先將放電腔抽成真空(0.1 Pa以下)，然后通入不同壓強的氦氣，并在不同的放電功率下產(chǎn)生等離子體。使用經(jīng)過鹵鎢燈進行波長校準過的海洋光學USB2000-UV-VIS光纖光譜儀采集等離子體的發(fā)射光譜。

3 結(jié)果與討論

3.1 氦低溫等離子體光譜

圖2所示為不同放電條件下的氦等離子體光譜?？梢钥闯?，在300～800 nm的波長范圍內(nèi)，低氣壓氦氣放電等離子體光譜中的譜線主要由原子光譜構(gòu)成(即HeⅠ)，沒有觀測到明顯的一次及二次離子電離的譜線，且躍遷集中于1s2s→1s3p、1s2p→3s、1s2p→1s3d、1s2p→3s4d能級之間。對比圖2(a)～(d)能夠發(fā)現(xiàn)，當放電的功率與氦氣壓強改變時，未觀測到明顯的線移，但是發(fā)生了明顯的譜線強度變化。

3.2 不同放電功率下電子激發(fā)溫度

采用玻爾茲曼曲線斜率法計算等離子體的電子激發(fā)溫度，其具體計算方法可從文獻[10]中查閱得到。本文在氦氣放電低溫等離子體的發(fā)射光譜中選出了激發(fā)能不同的5條譜線進行了電子激發(fā)溫度的計算，其譜線參數(shù)如表1所示。

圖2 不同放電條件下的氦等離子體光譜。(a) 75 Pa，1 200 W； (b) 75 Pa，1 800 W； (c) 15 Pa，2 000 W； (d) 45 Pa，2 000 W。

Fig.2 Emission spectra of helium discharge in the range of 300-800 nm. (a) 75 Pa, 1 200 W. (b) 75 Pa, 1 800 W. (c) 15 Pa, 2 000 W. (d) 45 Pa, 2 000 W.

表1 氦譜線參數(shù)

圖3顯示了等離子體電子溫度在氦氣壓強為75 Pa時隨放電功率的變化趨勢。隨著放電功率從1 200 W開始逐漸增加，電子激發(fā)溫度從5 566.4 K緩慢地在1 400 W時增加到5 596.9 W，然后開始以較快的幅度在2 000 W時增加到5 855.3 K。其原因是由于真空腔中放電功率的增加而壓強維持不變，電子獲得的平均動能也會增大，進而加劇了其與原子的碰撞，即促進了碰撞激發(fā)過程。但是，盡管放電功率呈線性增加，由于在電場中電子的遷移速度遠遠大于離子的遷移速度，陰極附近會出現(xiàn)正的空間電荷的積累。在相同的時間內(nèi)，為了保證到達陽極的電子數(shù)和到達陰極的離子數(shù)相同，靠近陽極處的電子濃度必定小于陰極附近的離子濃度，整個放電空間表現(xiàn)為正的空間電荷效應(yīng)，并導致電場的畸變，電場強度的變化不是線性的。所以，電子從電場中獲得的能量也不會隨放電功率增加而完全線性增加，這在一定程度上解釋了電子激發(fā)溫度隨放電功率變化的趨勢。

Fig.3 Changes of electron excitation temperature with the discharge power at the pressure of 75 Pa

3.3 不同氦氣壓強下電子激發(fā)溫度研究

在放電功率較大時，氦低溫等離子體的產(chǎn)生過程較為穩(wěn)定。考慮到應(yīng)盡可能地獲得較寬的產(chǎn)生等離子體的氦氣壓強范圍，我們設(shè)定功率為2 000 W，調(diào)節(jié)氦氣氣壓在15～75 Pa的區(qū)間逐漸增大，通過其等離子體的發(fā)射光譜計算其電子激發(fā)溫度。

圖4給出了電子激發(fā)溫度隨氦氣壓強的變化關(guān)系圖。結(jié)果表明，在放電功率為2 000 W時，等離子體的電子激發(fā)溫度由在15 Pa下的5 203.7 K以較快的速度增加到25 Pa下的5 512.5 K和35 Pa下的5 732.4 K，然后其隨壓強增大而增加的速度有所減緩，在氦氣壓強為55 Pa時達到最高值5 941.3 K，接著開始隨壓強的增大而緩慢降低，在氦氣壓強為75 Pa時降至5 855.3 K。

Fig.4 Changes of electron excitation temperature with the pressure of helium under the discharge power of 2 000 W

在等離子體中，電子激發(fā)溫度與處于激發(fā)態(tài)的原子的數(shù)目在全部原子中的占比正相關(guān)?？紤]原子的激發(fā)過程，在這里忽略自發(fā)輻射躍遷的影響，而只從碰撞激發(fā)角度入手，對氦低溫等離子體內(nèi)部的原子受激情況進行分析。氣壓對這一過程的影響主要體現(xiàn)在兩個方面： 首先是電子與基態(tài)原子的碰撞頻率，它與氣壓成正比；其次是每進行一次碰撞電子從電場中獲得的能量，它與電子自由程有關(guān)，與氣壓成反比。綜合考慮這兩個相互制約的因素，在放電功率恒定時，應(yīng)該存在某一氣壓值使原子被激發(fā)較強。下面將估算這一氣壓的值。

將理想氣體狀態(tài)方程帶入電子與氣體分子或原子碰撞的平均自由程的表達式中，得到平均自由程：

(1)

當電子與原子碰撞時，如果恰好使其激發(fā)，則有：

eEx=eVi, x=Vi/E，

(2)

(3)

帶入各常數(shù)的值，取氣體溫度為400 K，氦原子半徑為122 pm，激發(fā)能為20.6 eV，電場強度為10 000 V/m，做出的激發(fā)系數(shù)關(guān)于氦氣氣壓P的曲線如圖5所示。

從計算得到的激發(fā)系數(shù)關(guān)于氦氣壓強變化的曲線上看，在放電功率恒定時，隨著壓強從0 Pa開始增加，氦原子被激發(fā)的程度逐漸增強。在壓強為60 Pa附近，原子被激發(fā)的程度最高，然后隨壓強急速增加而緩慢降低。這與通過發(fā)射光譜法測得的電子激發(fā)溫度隨氦氣壓強的變化趨勢基本一致。考慮到計算采用的模型較為簡單，例如實際空間電荷場的存在會使電場強度減小，由式(3)可知，此時氦原子激發(fā)系數(shù)最大時對應(yīng)的壓強會比目前計算得到的60 Pa進一步減小，這一點也同圖(4)中最高值出現(xiàn)在55 Pa的測量結(jié)果相符。這表明在氦氣放電產(chǎn)生等離子體過程中，可以通過選擇合適的壓強控制原子激發(fā)反應(yīng)的劇烈程度。

4 結(jié) 論

本文利用同軸空心陰極放電裝置產(chǎn)生較大尺寸的氦氣等離子體，并采用發(fā)射光譜法對等離子體進行分析。結(jié)果表明，該裝置產(chǎn)生的等離子體的譜線主要由氦原子光譜組成，未檢測到氦離子光譜，在改變放電條件時，譜線僅發(fā)生了強度變化。采用玻爾茲曼曲線斜率法計算了等離子體的電子激發(fā)溫度。研究發(fā)現(xiàn)，保持氦氣壓強不變，電子激發(fā)溫度隨放電功率的增加而顯著上升。這主要與電子在電場中獲得的能量多少有關(guān)。控制放電功率不變，電子激發(fā)溫度隨氦氣壓強的增加先上升后減小，在55 Pa時達到最大值，這主要是由碰撞頻率以及電子在電場中獲得能量的變化共同導致的。

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劉耀澤(1991-)，男，黑龍江哈爾濱人，碩士研究生，2014年于哈爾濱工業(yè)大學獲得學士學位，主要從事等離子體光譜診斷方面的研究。

E-mail: 563552171@qq.com袁承勛(1981-)，男，山東高密人，博士，副教授，2011年于哈爾濱工業(yè)大學獲得博士學位，主要從事等離子體物理、電磁波和等離子體相互作用、等離子體光譜診斷等方面的研究。

E-mail: yuancx@hit.edu.cn

Investigation of Electron Excitation Temperature of Helium Plasma in Coaxial Hollow Cathode Discharge

LIU Yao-ze， YUAN Cheng-xun*， GAO Rui-lin, JIA Jie-shu, ZHOU Zhong-xiang

(PhysicsDepartment,HarbinInstituteofTechnology,Harbin150001,China)

*CorrespondingAuthor,E-mail:yuancx@hit.edu.cn

Low temperature helium plasma was generated using the coaxial hollow cathode configuration. In order to study the impact of the discharge power as well as the pressure of helium on the electron excitation temperature of plasma, calculation was performed based on the emission spectra data of plasma under different discharge conditions acquired by fiber optic spectrometer. The variation of electron excitation temperature was analyzed in relation to different experimental parameters. The results demonstrate that the emission spectra of low temperature helium plasma are comprised of continuum emission and the atomic spectrum of helium. The intensity of spectral lines change dramatically under different discharge conditions, although no visible shift of lines is observed. The electron excitation temperature increases almost linearly with the discharge power, rising from 5 566.4 K to 5 855.3 K, which is mainly owing to the growing acquisition of energy from the electric field. With the growth of helium pressure, the electron excitation temperature increases gradually from 5 203.7 K at 15 Pa to 5 941.3 K at 55 Pa, before decreasing slowly to 5 855.3 K at 75 Pa. This is because that the pressure will not only affect the averaged energy of the electrons gained in the electric field, but also the collision frequency between electrons and He atoms. By selecting proper discharge parameters of the coaxial hollow cathode system, the electron excitation temperature of helium plasma can be controlled.

helium discharge; plasma; emission spectrum; electron excitation temperature

1000-7032(2016)10-1299-06

2016-04-29；

2016-06-13

國家自然科學基金(61205093)； 中央高?；究蒲袠I(yè)務(wù)費專項基金(Hit.MKSTISP.2016 11)資助項目

O432.1+1

A

10.3788/fgxb20163710.1299