等离子体实验.doc

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1、 . . 一、等离子体-物质第四态如果给物质施加显著的高温或通过加速电子、加速离子等给物质加上能量，中性的物质就会被离解成电子、离子和自由基。不断地从外部施加能量，物质被离解成阴、阳荷电粒子的状态称为等离子体。将物质的状态按从低能到高能的顺序排列依次为固体、液体、气体,等离子体。等离子体是宇宙中物质存在的一种状态,称为物质第四态.其中含有电子、离子、激发态粒子、亚稳态粒子、光子等,既有导电性又可用磁场控制,而且能为化学反应提供丰富的活性粒子,总体上是电中性的导电气体。自然界中，等离子体普遍存在，地球大气外层的电离层、太阳日冕、恒星部、稀薄的星云和星际气体都存在等离子体，地球上自然存在的等离子体

2、虽不多见，但在宇宙中却是物质存在的主要形式，估计宇宙中有99%以上的物质以等离子体的形式存在。二、等离子体的产生获得等离子体的方法和途径是多种多样的。通常把在电场作用下气体被击穿而导电的物理现象称之为气体放电，如此产生的电离气体叫做气体放电等离子体。人们对气体放电的研究己有相当长的一段历史，目前世界各国有很多研究者正从各个方面研究和发展气体放电。现代气体放电的研究大致可分为两个发展时期:第一个时期是1930年左右，人们从理论上集中对各种气体放电的性质进行了分析和研究，Langmuir首次提出等离子体(plasma)的概念1 Tonks L, Langmuir I. Oscillations i

3、n ionized gases. Phys.Rev., 1929, 33 (2):195-210，即由电子、离子和中性原子组成的宏观上保持电中性的电离物质;第二个时期是1950年左右，人们对受控热核反应的研究。近年来，随着微电子、激光、材料的合成与改性等高新技术的发展，气体放电得到了越来越广泛的研究与应用。运用气体放电获得等离子体是一种直接、有效的方法。迄今为止，人们在实验室和生产实践中产生了各式各样的气体放电形式。按工作气压的不同，气体放电可分为低气压放电和高气压放电;按激励电场频率的不同，可分为直流放电、低频放电、高频放电和微波放电;按放电形式与形成机制可分为汤森放电、辉光放电、弧光放电、

4、电晕放电和介质阻挡放电等。在等离子体发展的不同阶段和从不同的研究角度，它的分类方法也不同，下面介绍按温度分类的等离子体（见下表）等离子体种类与发生法等离子特性应用电子密度电场强度压力电子温度气体温度高温等离子体（平衡等离子体）弧光化学合成，ICP发光分析，金属的熔融、精炼处理等低温等离子体（非平衡等离子体）直流辉光50-60000等离子体CVD，等离子体聚合，蚀刻，表面处理高频微波加热，杀菌电晕表面处理雷电、极光都可以产生等离子体.等离子体也可以由放电、燃烧、火焰、爆炸、激波等人工方法产生。除电离气体外，电解质溶液中自由运动的正、负离子也可称为液态等离子体；金属中固定在晶格中的正离子和自由运动

5、的电子可称为固态等离子体。电离后的气体具有一系列不同于普通气体的特性。特别是在以下几方面：（1）除了单个分子间的弹性碰撞之外，还发生大量的非弹性碰撞，它们使分子处于激发量子态，有时则引起分子的解离和电离。（2）这些过程使得化学均匀的气体转变为分子、原子、正离子、负离子、电子、光子等不同粒子的气态混合物。（3）等离子体包含有荷电粒子电子和离子。正是通过这些粒子，电场和磁场能够作用与电离的气体：由于气体混合物是导电的，所以它能从电场或磁场承受能量或者把能量传给电磁场。因为在每一点处，正粒子和负粒子的浓度大体上是相等的，所以混合物作为整体来说是准中性的。（4）如果荷电粒子的密度不是太小，那么气体的性

6、质在很大程度上受它们的库仑相互作用的影响。库仑作用的特点是随着粒子间距离的增加，力的减少是比较慢的。因此，每个粒子同时作用于大量的其他粒子理论上来说，作用于所有的粒子（“集体相互作用”）。离子的轨道不再像在理想气体中那样是直线了。（5）虽然等离子体宏观上是电中性的，但是由于电子的热运动，等离子体局部会偏离电中性，电荷之间的库仑相互作用，使这种偏离电中性的围不会无限扩大，最终使电中性得以恢复,偏离电中性的区域最大尺度称为德拜长度。当系统尺度小于德拜长度时，系统呈电中性，当大于德拜长度时，系统可能出现非电中性。低温等离子体是一种部分局部热力学平衡（P-LTE)等离子体，它的突出特点是电子温度高达数

7、万度以上，而其中的中性粒子、离子的平动、转动温度一般却接近室温，这也是低温等离子体名称的由来。一方面其中的电子具有足够高的能量使反应物分子激发、离解和电离，产生电子、离子、激发态的原子和分子、自由基等，为反应提供大量活性成份；另一方面，整个反应体系又得以保持低温，这样降低了对设备的要求，节约了能源且实验条件也容易实现，应用围更广，具有其它方法无一比拟的优越性，从而在微电子科学、环境科学、材料科、化学合成等领域具有越来越广泛的应用。三、等离子体的应用近年耒，随着科学技术的发展，等离子体的研究日益受到重视，等离子体物理己发展成为物理学的一个重要分支;作为高科技的各种等离子体技术，例如: 受控热核反

8、应、空间技术、离子体物理（化学）气相沉积、等离子体表而改性、等离子体刻蚀、等离子体喷涂、等离子体电光源、等离子体隐身等等，己广泛应用于化学工业、材料工业、电子工业、能源、机械工业、国防工业、生物医学和环境保护等工业的各个领域，除了在传统的切割、焊接、照明、冶金、化工、磁流体发电、材料表面改性、镀膜、高功率CO2激光器等方面继续扩展其应用外，在计算机芯片制造、等离子体电视、聚合物膜材料、人工关节和动脉支架、高效节能灯具、净化饮用水、飞向行星、喷气发动机、实现环境改善、纳米材料生产、特种材料和涂料等方面已经产生了极大的社会效益。由于应用广泛，等离子体科学与工程已成为一个高度跨学科的领域。等离子体的

9、另一重要应用是它为表面材料、半导体材料的生成和制备提供了良好的环境。等离子体表面处理是利用等离子体中产生的活性粒子（诸如带电粒子、紫外光子、单原子氧、臭气、氧化氮、中性亚稳态分子、氢氧基等原子基团）对表面材料进行改性。低温等离子体中存在着大量的、种类繁多的活性粒子，它们比通常的化学反应器所产生的活性粒子种类更多、活性更强、更易于和所接触的材料表面发生反应，因此被用来对材料表面进行处理。和传统的方法相比，等离子体表面处理具有显著的优点：更有效、成本低、无废弃物、无污染，有时可以得到传统的化学方法无法得到的处理效果。金属表面氮化可大大提高金属材料表面的硬度和抗磨性，延长使用寿命。等离子体源离子注入

10、技术是一种具有很好应用前景的新兴的材料处理手段，它以能非线性注入复杂表面材料且操作简单经济实惠而得到广泛认可，但对于复杂表面凹处的阴影问题，特别为长管例如枪炮管子、气缸、传输管道等部等离子体不易扩散进入的工件表面处理仍有许多问题不能解决。栅极增强等离子体源离子注入技术，这种方法直接在管子部产生等离子体，不仅成功地解决了长管部等离子体分布不均问题，而且引入金属电极产生金属等离子体，实现表面金属离子注入和沉积。脉冲高能量密度等离子体薄膜沉积技术是近年发展起来的较新的等离子体材料表面改性技术。与物理气相沉积、化学气相沉积与等离子体源离子注入等常规工艺相比，其优势主要表达在：该技术集高速淬火、溅射制膜

11、和离子注入于同一过程，沉积可在室温条件下进行，基材基本无形变；沉积速率高，产生的新相不受平衡相图的限制（在适宜的工艺参数下可获得介稳相甚至非晶）；由于具有离子注入效应，薄膜与基材之间具有较高的结合强度。螺旋波等离子体（HWP）技术为近年逐渐发展起来的半导体材料加工技术。因其能在较低的气压条件下产生高密度的等离子体，已被应用于高质量的ZnO、SiN光学薄膜的沉积。由于高密度、高能量电子和反应气体的碰撞能够有效地激发反应气体，这将有利于较稳定的N2解离，为SiN的合成提供含N反应前驱物，能够得到含氢较少且品质更好的薄膜，如透光率增加，膜致密性好等。低温等离子体已经成功地应用于表面处理等工业领域研究

12、说明，等离子体表面处理具有其它传统方法不可比拟的优势，但对于大规模的工业应用来说，等离子体装置中的真空系统尚存在投资、维护费用高、难以进行连续处理等缺点，作为表面处理的理想等离子源，大气压下辉光放电的实现具有广阔的工业应用前景。因此，对等离子体特性的研究无论从理论上还是实践中都有重要意义。四、辉光放电等离子体辉光放电是自持放电的一种，在电光源和电真空器件中得到广泛应用。阴极位降区是辉光放电的一个重要放电区。虽然通过压缩辉光放电管的极间距离可以去掉辉光放电的其他放电区，但要刚好控制在仅存在阴极位降区，其他放电区一点不留的状态是较困难的。通过对辉光放电的放电主干区的研究，可以知道辉光放电具有“纯”

13、阴极位降区的电特性。以下图为133Pa的氖气正常辉光放电的空间分布特性。将一对平行平板形电极封入玻璃管中，在管充入适宜的气体种类和气体压强，便可制成放电管。其中放电管工作电流在10-410-1 A 围的一段曲线是正常辉光放电，简称为辉光放电。如下图图 典型的气体放电伏安特性 辉光放电，是在封闭的放电管中，在低气压下的放电光源(管压力一般只有0.110托)。根据所所用电源的不同，辉光放电可分为直流辉光放电和高频辉光放电等。先简单介绍一下什么是直流辉光放电。若在一根玻璃管（灯管）的两端，各装入一块平板电极（阴极和阳极），并充入惰性气体，当加上直流电压时，在电场的作用下，灯管原来可能存在的少量带电粒

14、子运动形成电流，随着电场的增强，荷电粒子运动加速，电流逐渐增大，当电场强度加大到一定程度时，外致电离所产生的带电粒子全部运动到电极，而使电流达到饱和值。这一阶段放电并无新荷电粒子产生，亦无辉光。继续增大电压，带电粒子被大大加速，而与中性气体原子碰撞并使之电离，得到新的带电粒子（雪崩式地增加），放电电流迅速增大，引燃辉光，管中的静态放电转变为自持的辉光放电，极间电压稍微下降。引燃放电所需管压，称为“着火电压”，而着火前的静态放电称为汤生放电。继续增大电源电压或减小外阻，放电电流特继续增大，辉光的截面积随之增大，但管压保持恒定，此段放电称为“正常辉光放电”。当放电电流增大，辉光布满整个电极表面时，

15、管压将随电流的增大而缓慢升高，此段放电称为“异常解光放电。”当电流增至某一限度（例如0.1A）时，辉光放电开始转变为电弧放电，即管压随电流的增大而减小（下降的伏安特性曲线）。除了低气压外，辉光放电的主要特征是具有较小的放电电流，伏安特性曲线不具下降特性。使放电管工作在辉光放电状态，便可得到图所示的发光状态，并可分成3 个大部分，还可细分成8 个小部分。其中的阳极放电区可有可无，取决于放电管的工作电流、阳极形状和面积，并非辉光放电所固有的放电区。（1）阴极放电区阴极放电区由Aston暗区，阴极辉区和阴极暗区（或称克罗克斯暗区）三部分组成。极间电压大部分加在这区，电子被加速与气体原子碰撞，使原子激

16、发或电离。（2）负辉区负辉区是电极间发光最强的区域，阴极出发的电子到达这里时大部分已经因碰撞损失了能量，而阴极暗区中电离的低速电子也进入该区，形成负空间电荷区。电子速度的减慢加大了激发与复合的几率，使发光特别强。（3）Faraday暗区与负辉区相比，该区电子和离子密度较小，电场很弱，激发和复合的几率都比较小。（4）正柱区正柱区电子和离子浓度相等，近理想等离子体。（5）阳极区阳极区包括阳极暗区和阳极辉区。阳极暗区实质上是阳极与正柱区等离子体间的鞘层；阳极辉区由阳极加速电子引起激发和电离而产生。短间隙放电极间距离缩短时，正柱区和法拉第暗区将缩短直至消失，而阴极暗区和负辉区不受影响，这种情况称为短间

17、隙辉光放电。辉光放电中光强最大的两个区域是负辉区和正柱区。前者主要是构成阴极的金属原子蒸气的辐射，该区与阴极之间存在最明显的电压降（即所谓阴极降），具有最大的电子密度和电子动能(电子温度最高)，所以气体强烈电离和激发发光，但辉光不均匀；而后者的辐射则主要是辉光管充气体的离子激发产生的，该区与阳极之间也存在明显的“阳极降”，电子动能比前者小（电子温度较低），但辉光均匀，长度最长，阴极降区（包括阿斯登暗区、阴极辉区和阴极暗区）和阳极降区（包括阳极暗区和辉区）虽然亮度较小，不能直接用于分析，但是前者是维持辉光放电基本过程和造成负辉区高电子密度、高电子能量所必须的；后者是正辉柱离子的供给者。阴极与阳极

18、之间距离减小时，正辉柱将显著缩短，法拉第暗区亦变小，而阴极降保持不变；降低放电管的气压，阴极降区特增长，而其他各区缩短。辉光放电时，产生的惰性气体阳离子在电场作用下可获得足够的动能，当其轰击阴极时，不仅将使阴极表面的电子逸出，而且将从阴极物质表面逐出一些原子并形成蒸气云，这一过程称为溅射。发射光谱分析用辉光放电光源，就是把样品置于阴极上或直接作为阴极，利用溅射效应把样品气化，并采用负辉区的辐射进行分析的。虽然，当放电电流较大时（一般采用异常辉光放电压），阴极物质除溅射外，同样可能因受热（欧姆热）而蒸发。（6） 氦氖放电管He-Ne激光是充有He，Ne混合气体的器件，其中Ne为产生激光的物质，而

19、He是提高泵浦效率的辅助气体。基态时，He的两个核外电子都处于最低能态（电子组态1s1s），原子态为。当氦原子从外界获得能量使其中一个1s电子激发到2s态时，电子组态改变为1s2s，相应的原子激发态有两个，分别由能级和表示，这两个能级离基态最近，是与基态之间禁戒辐射跃迁的亚稳态能级。由于亚稳态原子的寿命比其它能级能级原子的寿命要长，这为Ne原子激发上能级积累粒子提供了有利条件。 图3.2中给出氖原子的有关能级，氖原子部有十个电子，在基态时电子组态为，正好填满第一和第二壳层，基态能级为是偶态，当氖原子从外界获得能量使其中一个2p电子激发到3s或3p或更高的电子态时，相应的电子组态改变为或或。图中

20、给出与激光有关的较低的五个激发电子组态。在每组能级下方给出相应简写电子组态符号，如等。电子组态为是奇态，均由四个能级组成。电子组态为是偶态，均由十个能级组成。图3.2 与氦氖激光产生有关的能级图11实验发现，在Ne原子2S，3S能级和2P，3P能级之间可以产生上百条谱线，然而要想输出激光，获得光的放大，就要在原子的两个特定能级间形成粒子数反转分布。对于四能级系统的He-Ne激光器来说，反转分布应满足阈值条件为：在介质中某一对能级的增益系数12为 其中、各表示上下能级单位体积中的粒子数（以下简称粒子数），、各表示上、下能级的统计权重，是介质中的光速，是发射光子能量，是发射谱线的线性函数因子，是能

21、级2到能级1的受激发射系数，与自发发射系数有以下关系由于气体原子的谱线线宽很窄，的增益线宽只有，而实验中所用测量仪器（单色仪）的极限光谱宽度略小于，比被测线宽大几十倍，实验上无法分辨被测线型，只能测量线型分布的总和。线性函数因子有归一化性质 用波长代替原式的得：由此可见，不考虑线性函数的影响，增益系数与上、下能级粒子数差成正比，与能级间的自发发射系数成正比，与波长的二次方成正比。满足辐射跃迁选择定则的两能级之间，其自发辐射光谱线的强度有以下关系为上能级粒子数。光谱线的自发辐射强度只与上能级粒子数成正比，而与下能级粒子数无关。如果已知光谱线的自发发射强度，用下式即可求得该谱线上能级的粒子数13，

22、即五、介质阻挡放电(Dielectric Barrier Discharge, DBD)等离子体介质阻挡放电(DBD)是有绝缘介质插入放电空间的一种非平衡态气体放电又称介质阻挡电晕放电或无声放电。介质阻挡放电能够在高气压和很宽的频率围工作，通常的工作气压为104106Pa。电源频率可从50Hz至1MHz。电极结构的设计形式多种多样。在两个放电电极之间充满某种工作气体,并将其中一个或两个电极用绝缘介质覆盖,也可以将介质直接悬挂在放电空间或采用颗粒状的介质填充其中，当两电极间施加足够高的交流电压时，电极间的气体会被击穿而产生放电，即产生了介质阻挡放电。DBD不仅在惰性气体中可以实现，在开放的空气环

23、境下也可以进行，而且由于介质的存在阻碍了电流的快速增加，避免了弧光放电的出现。在实际应用中，管线式的电极结构被广泛的应用于各种化学反应器中，而平板式电极结构则被广泛的应用于工业中的高分子和金属薄膜与板材的改性、接枝、表面力的提高、清洗和亲水改性中。介质阻挡放电通常是由正弦波型(sinusoidal)的交流 (alternating current, AC)高压电源驱动，随着供给电压的升高，系统中反应气体的状态会经历三个阶段的变化，即会由绝缘状态(insulation)逐渐至击穿(breakdown)最后发生放电。当供給的电压比较低时，虽然有些气体会有一些电离和游离扩散，但因含量太少电流太小，不

24、足以使反应区的气体出现等离子体反应，此时的电流为零。随着供给电压的逐渐提高，反应区域中的电子也随之增加，但未达到反应气体的击穿电压(breakdown voltage; avalanche voltage)时，两电极间的电场比较低无法提供电子足够的能量使气体分子进行非弹性碰撞，缺乏非弹性碰撞的结果导致电子数不能大量增加，因此，反应气 体仍然为绝缘状态，无法产生放电，此时的电流随着电极施加的电压提高而略有增加，但几乎为零。若继续提高供給电压，当两电极间的电场大到足夠使气体分子进行非弹性碰撞时，气体将因为离子化的非弹性碰撞而大量增加，当空间中的电子密度高于一临界值时与帕邢(Paschen)击穿电压

25、时，便产生許多微放电丝 (microdischarge)导通在两极之间，同时系統中可明显观察到发光(luminous)的現象，此时，电流会随着施加的电压提高而迅速增加。在介质阻挡放电中，当击穿电压超过帕邢(Paschen)击穿电压时，大量随机分布的微放电就会出现在间隙中，这种放电的外观特征远看貌似低气压下的辉光放电，发出接近兰色的光。近看，则由大量呈现细丝状的细微快脉冲放电构成。只要电极间的气隙均匀，则放电是均匀、漫散和稳定的。这些微放电是由大量快脉冲电流细丝组成，而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0.10.3mm，放电持续时间极短，约 为101

26、00ns，但电流密度却可高达0.11kA/cm2，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间所加的功率、频率和介质的不同而有所改变。如用双介质并施加足够的功率时，电晕放电会表现出“无丝状”、均匀的兰色放电，看上去像辉光放电但却不是辉光放电。这种宏观效应可通过透明电极或电极间的气隙直接在实验中观察到。当然，不同的气体环境其放电的颜色是不同的。虽然介质阻挡放电已被开发和广泛的应用，可对它的理论研究还只是近20年来的事，而且仅限于对微放电或对整个放电过程某个局部进行较为详尽的讨论，并没有一种能够适用于各种情况DBD的理论。其原因在于各种DB

27、D的工作条件大不相同，且放电过程中既有物理过程，又有化学过程，相互影响，从最终结 果很难断定中间发生的具体过程。由于DBD在产生的放电过程中会产生大量的自由基和准分子，如OH、O、NO等，它们的化学性质非常活跃，很容易和其它原子、分子或其它自由基发 生反应而形成稳定的原子或分子。因而可利用这些自由基的特性来处理材料表面，在环保方面也有很重要的价值。另外，利用DBD可制成准分子辐射光源，它们能发射窄带辐射，其波长覆盖红外、紫外和可见光等光谱区，且不产生辐射的自吸收，它是一种高效率、高强度的单色光源。在DBD电极结构中，采用管线式的电极结构还可制成臭氧发生器。现在人们已越来越重视对DBD的研究与应

28、用。大气压下介质阻挡放电需要使用交流电，它的放电总是着火和淬灭交替进行。所以从严格意义上来说，大气压下介质阻挡放电不能形成严格意义上的等离子体，因为严格意义上的等离子体在时间上要大于它的振荡周期、空间上要大于德拜半径。因此我们通常所说大气压下介质阻挡放电是一种等离子体仅仅是笼统的从时间平均意义上而言。六、等离子体诊断研究等离子体有三种手段，它们是实验诊断、理论解析和数值模拟。实验诊断是以某种可控制的方式扰动该系统，借助于仪器观察它的性质；理论解析使用解析的数学方法通过已经被假设的局部瞬间规律出发，利用计算机将局部规律组合成长时间规律的一种方法。由于等离子体中的物理化学过程与其复杂，各粒子之间发

29、生碰撞、激发、电力和辐射，同时还时刻处于无规则热运动、扩散运动、漂移运动之中。另外产生等离子体的方式的多样性、反应器的复杂性、气体压强的宽泛性、气体种类的不同，也使得理论解析以与计算机数值模拟很难准确的获得等离子体的各种参数，这就显现了等离子体实验诊断的极端重要性。为了为研究等离子体中的基元物理-化学过程与改进等离子体工艺流程，有必要对其中的各种参数进行测量，这就是所谓的等离子体诊断。常用的等离子体诊断方法主要有三种：探针法、光谱法和质谱法。按功能分，实时、原位的等离子体诊断分为三种：一是对等离子体中的基本参量（如电子和离子的温度与密度、鞘层电位）的测定。这时等离子体被看作是一种静电体系、光学

30、介质，可以用静电探针和波谱（微波、激光）探针来诊断；二是对等离子体中的基本参量（如原子、自由基、离子与其激发态等），这时等离子体被看成是一种化学体系，可用吸收光谱（红外与紫外光谱、拉曼光谱、激光诱导荧光、光腔衰荡光谱）和分子束质谱诊断，三是既能诊断等离子体的参量有能探测活性物种，这时等离子体被看作为一种辐射光源，可以用发射光谱诊断，发射光谱一般只能诊断激发态物种，同时对光谱的解析还能获得诸多等离子体参数的信息。等离子体的应用研究已发展成为当前一个重要而又活跃的研究领域，与之相关的等离子体过程诊断也显得非常重要。测试等离子体参量的方法称为诊断。由于等离子体含有大量正、负带电粒子，其电磁性质也变得

31、比较复杂：外加稳恒电场时，其表现为优良的导体；而在交变电磁场中它却呈现出电介质的性质，所以对它的性质和状态的描述往往不能从单一参量的测量直接得出准确的结论，应用不同诊断方法测量同一等离子体参量也会有较大差别，这正是测量等离子体的困难之处。（1） 探针法自从1924年Langmuir和H.M.Mott-Smith系统地提出单探针理论之后，探针就成为测量等离子体参量的重要工具。探针法又分为单探针法，双探针法，三探针法和发射探针法等几种。静电探针(又称朗谬尔探针)是最早被用来测量等离子体特性的一种诊断工具。静电探针理论相当复杂，但简单条件下，可以从探针的伏安特性曲线计算出等离子体的电子温度、密度、空

32、间电位和悬浮电位等重要参数。它结构十分简单，又有一定的空间分辨率。特别是在低温等离子体研究中，它是一种极其有用的诊断工具。静电探针的结构很简单，常常就是一根细的金属丝，除端点的工作部分外，其余部分都复套着瓷或玻璃绝缘套，如图22所示。静电探针根据它端部工作部分的形状可分为平面探针、柱面探针和球面探针。图22 静电探针测量原理图Langmuir探针是利用探针附近的静电场与等离子体的相互作用而引起电荷重新分布所形成的探针电流变化作为诊断依据的。由于等离子体电子质量远小于离子质量，因而电子速度远大于离子速度，这将导致悬挂在等离子体中的金属丝的表面在极短的时间积累相当数量的负电荷，从而使探针相对于其附

33、近未被扰动的等离子体的电位为负值，此负电位排斥电子而吸引离子，从而在探针表面附近形成一正的空间电荷层(离子鞘)。空间电荷层逐渐增厚,直到单位时间进入探针表面的电子数与离子数相等为止。这时探针电流为零,且其表面的负电位将不再改变,此时的负电位称为悬浮电位VF。当外加电源使探针相对于空间电位的电位差VP不等于VF时探针上就会有电流。取VP为横坐标,探针电流I为纵坐标,就可得探针的伏安特性曲线。应用静电探针测量等离子体特性，一般应满足以下基本条件：1）探针所测的点不存在静磁场。2）电子和离子的平均自由程远大于探针半径。3）探针表面的鞘层为薄鞘层 ,即探针周围的空间电荷鞘的厚度远小于探针尺寸。4）空间

34、电荷鞘层以外的等离子体基本上不受探针干扰，其中电子和离子速度分布仍服从麦克斯韦速度分布律。5）对于探针的材料，要求探针是理想吸收体，即要求探针材料满足功函数大、溅射率小，二次电子发射系数小等条件，电子和离子打到探针表面后都被完全吸收，不产生次级电子也不与材料反应。另外，还要求探针材料的密度、比热和热导系数大，熔点高。A、单探针法当外加电源使探针相对于空间电位的电位差不等于悬浮电位时探针上就会产生电流。假设调节探针电位的过程中，等离子体的状态保持稳定，对应探针电位由负到正的每个值，记录一个流过探针的电流值，取探针电压为横坐标,探针电流为纵坐标，可得探针的伏安特性曲线。62 / 62 . . 图

35、单探针法测量的原理图单探针法是用单电极插人等离子体中，另外再用一个与等离子体接触良好的极作为参考点。由于等离子体的电子质量远比离子质量小，而其运动速度远比离子高，这样将导致悬浮插在等离子体中的金属丝上积累了相当数量的负电荷，以致产生了明显的悬浮负电位。由分子运动论，可知在单位时间落在金属丝表面单位面积上的离子数遵循余弦定律： （2）其中，ne为电子密度，ni为离子密度，ve为电子平均热运动速度， vi为离子平均热运动速度。两式两边均乘以电子电荷e，可得流向金属丝的电子电流密度je与离子流电流密度ji的表达式： （3） （4）我们知道ve vi ，故je ji ，因此，金属丝刚插入等离子体的很短

36、的时间，金属丝表面会出现净负电荷，该电荷产生的电场排斥电子而吸引正离子，当达到平衡时，金属丝的电位为0。飞向金属丝的正离子不受鞘层的影响，而电子在穿越鞘层时，受到排斥场的作用，只有动能能克服这个势垒的那部分电子才能到达金属丝表面，根据玻尔兹曼分布函数，能穿过这个势垒的电子密度为: （5）因为n0=ni，粒子平均热运动速度为（6）（7）正离子穿越鞘层获得动能为：（8）我们无法直接测量探针相对于等离子体电位差，而只能测量探针相对于某一极(如阳极A)的电位差。再假设等离子体的电位相对于阳极的电位，画出VI曲线。对单探针I-V特性曲线分为三个区域进行详细分析：图24 理想探针I-V特性曲线A区:饱和离

37、子电流区。在该区，探针电位远远小于等离子体空间电位，此时，全部电子都受到鞘层排斥场的作用而不能到达探针表面，只有正离子能被探针收集，这些到达鞘层表面的正离子数目由余弦定律决定，因此，它由等离子体的离子密度铸和离子热运动平均速度vi决定，而与鞘层电场大小无关，离子电流密度也就是探针所能收集到的最大离子电流密度，称为饱和离子电流密度，将其乘以探针暴露在等离子体里的总面积即得到探针饱和离子电流。C区:饱和电子电流流区。全部的正离子受到鞘层排斥场的作用而不能到达探针表面，只有电子能被探针收集。同样，该数值由等离子体的电子密度n。和电子热运动平均速度ve决定，而与鞘层电场大小无关，电子电流密度也就是探针

38、所能收集到的最大的电子电流密度，称为饱和电子电流密度，将其乘以探针总面积即为探针饱和电子电流。B区:过渡区。该区的情况稍微复杂。落在鞘层表面的正离子全部都能到达探针表面，构成探针电流I的一部分;由于它在数量上较电子电流小得多，实验中往往忽略它对探针电流的贡献，只考虑电子电流。在该区，等离子体中电子具有接近Mxawell分布的速度分布，则电子的动能也是Mxawen分布，当称越来越小的时候，能够克服排斥场到达探针表面的电子数也就越来越少，实际上，能够克服排斥场的作用而到达探针的电子数是对Maxwell分布函数的积分，显然，此积分具有指数函数的性质，所以在过渡区的探针电流呈指数函数的形状。因此，La

39、ngmuir单探针的I-V特性函数携带了电子分布函数的信息(即电子温度的信息)和等离子体性质的其它信息。由前面的分析可以得知，当VpVs时，探针电流达到电子饱和电流；当VpVs时，探针电流按指数函数衰减。故在VI特性曲线上会出现一个拐点，此拐点对应的横坐标即为等离子体空间电位Vs，I-v特性曲线与横坐标的交点即为悬浮电位Vf。l 求电子温度:在过渡区，探针电流Ip与鞘层电场Vp-Vs之间是指数关系，即： （9）式中为探针饱和电流，对上式取对数得： （10） （11）即，如果将实验测得的VI特性曲线取对数，得lnIp=f(Vp)，则过渡曲线应该呈线性关系，该直线的斜率即为等离子体的电子温度kTe

40、求电子密度与离子密度：等离子体空间电位Vs对应纵坐标即为电子饱和电流Ies，为： （12） （13）公式中，n0为等离子体密度，Ap为探针表面积，单位为(mm)2，Ies单位为mA，kTe单位为ev。B、双探针法最初的Lnagmuri探针是收集探针，有许多技术弊端： 测量等离子空间电位不准确。在等离子体电位随时间变化的系统中不能保持恒定的探针一等离子体电势差，测定困难或误差大。电子饱和电流的测量也有很大的随意性。需有一个电极或金属壁作参考点。这样，在玻璃管中的射频或微波等离子体中便无法使用。因此基本上不用于诊断电子密度和空间电位。为了解决这些问题，逐步发展了双探针。双探针的测量回路于等离子体

41、之间是悬浮的，因此对等离子的干扰很小，用于测量电子温度与饱和离子电流非常适合，优点是阻断了探针与等离子体之间的导电回路，避免了探针尖的二次辉光问题；缺点是应用于等离子电子密度诊断不太准确，空间分辨率不高，并且无法克服探针污染的问题。双探针法在气体等离子放电管的靠近阳极附近放置两个悬浮的探针,调节两探针之间的电压，从测得放电管处于稳定状态下的伏安特性曲线，即可推出电子温度和电子密度等重要信息。假设我们在此之前已得到两个探针分别作为单探针时的V I特性曲线。电路中：探针，等离子体，电源三者构成一个回路，等离子体流过探针2的电流必然准确的等于由探针1流出而达到等离子体的电流。为了保证电流大小相等方向

42、相反,两探针应分别工作与以下图所示的区域中。探针诊断只适合于中等密度的等离子体。若粒子密度非常高，以致电子的平均自由程与探针直径相比差不多时，上述讨论不再成立。另外，讨论中没有考虑外加磁场的存在，否则各计算公式都要修正。双探针通常用在没有适宜的接地电极的等离子体中，其净电流值绝不会超过离子饱和电流，所以能最大程度的降低对放电的干扰。而其缺点在于不能反应出等离子体的空间电位。实验中使用的双探针测量电路如图26。图26 双探针实验装置简图（2）光谱法各种不同的光谱诊断法是以利用一些已知关系为基础的，这些关系式建立起等离子体的参数和辐射特性，如光谱线的强度、吸收系数和宽度之间的关系。各种方法的应用围

43、取决于这些关系是否普遍适用，或者只在平衡条件下适用的。表1.2给出光性薄层等离子体的各种光谱诊断法的特性。3C.B.德列斯文低温等离子体物理与技术：科学，1980.103.等离子体的诊断方法幼桐; 杜凯; 菲; 宋国利; 万鹏程; 艳春; 学院学报, Journal of Harbin Teachers College, 编辑部 2005年 10期.表1.2 光学薄层等离子体各种光学诊断方法方法测量的量直接确定的参数进一步计算确定的参数原子或离子谱线强度绝对强度相对强度（一次电离）相对强度（多次电离）连续或全辐射强度电子-离子连续绝对强度电子-离子连续谱相对强度电子-原子连续谱绝对强度在给定光

44、谱区间全辐射绝对强度分子带谱和线谱的强度分子谱带绝对强度旋转结构中的相对强度振动结构中的相对强度分子谱带和原子谱线相对强度或或（化学平衡）谱线轮廓多普勒半宽度多普勒位移斯塔克半宽度斯塔克位移斯塔克半宽度与位移的比值洛伦兹展宽折射指数具有一个波长的折射谱线附近的折射具有两个波长的折射或和辐射散射汤姆逊散射强度列耶夫斯散射强度汤姆逊散射谱线轮廓列耶夫斯基散射谱线轮廓集体散射的伴线谱线的展宽机制 等离子体辐射光谱学中,一个很重要的物理现象是谱线在其中心频率附近展宽。展宽的机制是多种多样的，理解了展宽的不同机制，有助于根据测得的频率宽度去推断不同效应下等离子体的参数。以下简单分析不同效应造成的展宽。谱

45、线的自然展宽 减幅振动必然造成频率展宽，这是自然展宽的经典解释。谱线的自然展宽还可用量子力学的观点进行解释。有海森堡测不准关系改写，得到：,即 要测准能级的能量，即较小，必然是量度的时间较长，而在做实验的较短有限时间，是较大的，因此能量是测不准的，也就是不可能精确地确定任意受激能级的能量，这样，粒子在向低能级跃迁时发射的频率也会有一定变化围，只能平均的求得一个中心频率，在其附近有展宽。如ik能级跃迁时，中心频率为：,谱线展宽以后，其宽度为：,如果有任何外来辐射场的影响，粒子本来就存在由高能级向低能级跃迁的“自发发射”，类似于放射性衰变，这种自发发射就会造成谱线的自然展宽。谱线的压力展宽 在较稠

46、密的部分电离气体中，气体“压力”较高，压力展宽效应较强，常常掩盖自然展宽效应。压力展宽又由以下多种效应共同贡献：（a）霍茨玛克（Holtsmark）展宽，也称共振展宽或自身展宽。这种展宽较多发生在稠密等离子体中，在等离子体中由于发射原子与同类中性粒子（原子或分子）相互作用产生扰动而引起。（b）洛仑兹展宽或德瓦尔展宽，由于辐射离子与非同类中性粒子（或分子）相互作用产生扰动而引起。（c）斯塔克（Stark）展宽，由于辐射离子与带电粒子（离子或电子）相互作用产生扰动而引起。等离子体中至少有总密度的百分之一为带电粒子，因此常常是长程的库仑力占优势，斯塔克效应就非常显著。当然在较低电离度的稀薄等离子体中，霍茨玛克展宽和洛仑兹展宽也很显著。根据Stark展宽计算电子密度7 是确定电子浓度最可靠的方法之一。当不存在热平衡时，我们应用这个方法。所测得一些量是整个谱线的轮廓、半宽度（或在任一个轮廓高度上的谱线宽度）和位移。通常应用氢谱线的巴尔末系的展宽来测定电子浓度。可用如下即使公式来计算位移量和半宽度：与分别为实验所得的半宽度与位移量，、M与分别称为离子展宽参数、电子碰撞半宽度与线移，这些参数在Griem的著作中都有计算。上述公式在以下条件下成立：但是两种计算之间会存在一定的系统误差，这是由于光谱线的线移是由符号不同的几种效应的共同贡献。因此计算得电子密度的精度要差一些。谱线的多普勒展宽