高气压氩气辉光放电条纹等离子体的形成和演化

　　摘要：辉光放电等离子体正柱区内的自组织条纹现象是气体放电物理中的基础性问题，涉及到电子动力学、输运过程、放电不稳定性、非线性现象等丰富的物理内容，是基础物理及其应用中备受关注的重要课题。本文报道了一种在千帕量级气压下产生的氩气辉光放电条纹等离子体，重点关注了条纹等离子体的电学、光学及电离波传播特征，从物理上分析了氩气条纹等离子体的产生及消除机制。研究结果表明，在此气压下产生的氩气条纹等离子体，其条纹长度约为 1.5 mm，且随气压减小;电离波波速为 1.87 m/s，频率为 1.25 kHz。发射光谱诊断证实，条纹等离子体的产生与丰富的亚稳态原子密切相关，亚稳态原子导致的分步电离过程会引起电离不稳定性，这种不稳定性以电离波的形式传播，使得等离子体参数发生纵向调幅，从而形成明暗相间的条纹等离子体。加入氮气可有效淬灭亚稳态氩原子，调整电子能量分布函数，这使得等离子体的不稳定性条件被破坏，因而，条纹等离子体消失。本工作可为人们进一步认识和理解高气压下辉光放电条纹等离子体的形成及消除机制提供了新的思路和实验依据。

　　关键词：辉光放电，条纹等离子体，电离不稳定性，电离波，发射光谱

　　1 引言：

　　众所周知，辉光放电等离子体是一种典型的碰撞等离子体，其中包涵了丰富的高能电子、离子、激发态粒子等，放电过程中存在着复杂的集体作用和非线性现象;它在现代科学技术，如气体激光器[1,2]，微电子工业[3,4]等领域中有重要且广泛的应用，是近年来基础研究中备受关注的研究热点。辉光放电等离子体的正柱区常常会呈现不连续的、明暗相间的条纹结构，因此被称为辉纹。辉纹就是一种典型的放电非线性现象，是一种特殊的辉光放电，具有区别于正常辉光放电的物理机制。辉纹按是否发生移动分为固定辉纹和移动辉纹。固定辉纹是指其产生后不会在放电电极间传递的条纹，一般发生在氢气、氮气、空气等双原子气体放电环境中或者由分子气体和稀有气体所组成的混合气体放电中，它能够被肉眼清晰分辨;移动辉纹一般存在于惰性气体中，其移动速度可以达到10～1000 m/s，不易被肉眼所分辨，但有时移动辉纹会同固定辉纹共存[5]。

　　辉纹被认为是由不稳定性引起的电离波，由放电时的输运过程、电离过程和电子动力学行为所支配,明纹是电子碰撞电离和激发频繁的区域，而暗纹中电离过程较弱，扩散过程和电子损失占主导地位[6][7]。辉纹的形成对气压十分敏感，一般在低气压下(Pa 量级)容易被观察到，近年，在中等气压、大气压甚至更高的气压下也观察到了辉纹。条纹的长度与气压的依赖关系服从 Goldstein–Wehner 定律[10]：λ/R=C/(pR)m，其中 λ 为条纹长度，R 是放电管半径，C 和 m 都是常数，它与气体类型有关[11]。此外，辉纹的形成还与放电电流和气体成分密切相关。

　　在确定的气压下，放电电流增大到某一临界值时条纹就会消失，这一临界值被称为 Pupp 界，可表示为 I =A/(pR)n，A 和 n 常数[12]。辉纹间的电势降满足 Novák 定律[13]，Uλ = E·λ，E 是周期性电场。例如，对于氖气辉纹，在放电条件为 0.4 < pR < 5 Torr·cm ， I/R≤ 0.1 A·cm−1，可形成三种类型的辉纹，分别命名为 p 型，r 型和 s 型辉纹，它们的 Novak 势降分别为 9.8, 13.5 以及 20 eV[6];对于氩气辉纹，它们的值分别为 5.8，7.7 以及 11.55 eV[14]。目前，我们对辉纹产生机制的认识还有不足，物理图像还不够清晰，这是由于辉纹类型的多样性、辉纹属性对放电条件的复杂依赖性，以及电子动力学数据的缺乏，使得合理解释各种条纹的形成过程成为一个异常困难的问题。起初人们利用各种类型的波动机制解释辉纹的形成机制，例如，离子声波，驻波等，后来人们发现辉纹是非平衡气体放电等离子体的固有现象，等离子体中的电离、激发过程，输运过程及电子动力学过程在辉纹的形成过程中起主导作用[6][15]。

　　大部分辉纹是在低气压下产生的，电子动力学共振是低气压下辉纹形成的重要机制[16][17]。电子从阴极出发，在电场的作用下加速，当电子的动能 ε 达到或大于原子的激发能阈值 εe 时，电子就会与原子发生非弹性碰撞变为慢电子，其损失的能量为 εe，这些慢电子继续被加速，继续发生非弹性碰撞，如此反复下去就会形成周期性的电子能量分布函数(EEDF)[18]，电子密度及电场分布，在电极间隙形成了明暗相间的条纹放电。

　　然而，在高气压下(大于 100 Torr, 1 Torr = 1.33×102 Pa)[19]，由于电子的平均自由程减小，电离、激发及复合过程异常频繁，电子动力学共振行为成为了非主导因素。例如，在低气压下粒子的损失机制是扩散以及表面复合，而高气压下体积复合就变得重要，电离和激发过程也需要考虑分步电离和分步激发。此外，高气压下，电流的增加会使得放电由扩散模式向收缩模式转变，此时，等离子体的某些参量在较小的扰动下会失去稳定性，表现为电离率和电子密度呈现非线性效应[20]。

　　因此，高气压下，辉纹的形成机制常常认为是由放电不稳定性引起。YuGolubovskii 通过数值模拟和实验证实，高气压下，辉纹的形成常常伴随着放电通道的收缩，这在氩气放电中十分明显;并且认为非均匀气体加热、分步电离以及电子能量分布函数背离麦克斯韦分布会引起不稳定性，这种不稳定性的发展和传播引发了放电通道的径向收缩和纵向分层[21][22]。具体到惰性气体放电，如氦气或氩气，放电过程中会产生大量的亚稳态原子，这些亚稳态原子具有较长的寿命(He[23S]:7870s[23]，Ar [1s5]: 5.5±0.5 ms[24])和极高的能量阈值 (He[23S]:19.82 eV，Ar [1s5]:11.55 eV)[5]，这使得它极易与慢电子发生碰撞发生电离，称为分步电离。当分步电离与电子直接碰撞电离相当时，甚至分步电离主导整个电离过程时就会引起电离不稳定性。

　　N. S. Siefert 通过数值模拟证实，倘若考虑亚稳态原子导致的分步电离过程，就会导致电子密度的波动，电离率和电子密度发生一定相移，电离不稳定性就会以波的形式向前传播[25]，形成辉纹。近年，在大气压[26]甚至更高的气压下[7]，各种激励源(直流[27]、射频[14,28]以及微波[29])驱动的放电等离子体中都发现了辉纹现象，我们课题组在千帕量级气压下，直流脉冲驱动氦气等离子体中也发现了辉光放电条纹，并且研究了氦气辉纹的电学、光学和电离波特性[30]。本文在前期工作的基础上进行了拓展，对比性地研究了氩气辉纹的放电特征，重点关注了与亚稳态原子有关的四条发射线的变化规律，分析了由亚稳态原子引发的分步电离过程，及其对电离不稳定性的影响，揭示了注入氮气后辉纹消失的原因。

　　2 实验装置与方法：

　　其中包括真空腔体，电极调节装置，气体控制端，以及电源激励装置。真空腔体容积为 295 mm × 150 mm × 149 mm，腔室内置两个铜制电极，电极结构为针-针式，针长为 5 cm，直径为 8 mm，针尖直径约为50 μm，针尖的斜面角度 30°，两电极与不锈钢导轨机构相连，用于可控调节电极间距和等离子体形态。腔体左端置有抽气阀和充气阀，抽气阀和旋片式真空泵相连，用以控制所述腔体内气压，右端置有一真空测量规在线监测腔体内部的真空度。实验所用电源是一台直流脉冲高压电源。

　　辉纹的产生过程如下，首先建立适宜自组织条纹等离子体生成的气压环境，约 7.00 kPa，并保持此气压值不变;其次调节导轨机构使电极间距保持在 3 mm，开启高压电源在电极两端施加电压击穿气体形成正常辉光放电等离子体;开启充气阀向腔室内缓慢通入氩气至气压区间 21.22 kPa，与此同时调节导轨机构使得电极间距保持在 10 mm，在正负电极的间就会形成明暗相间的条纹状等离子体。实验过程中采用高压电压探头 (Agilent 10076B, 100:1)与示波器 (Tektronix TDS2014) 相连，用于测量放电过程中的电压信号;放电回路中接入一个 100 Ω 的取样电阻用于测量放电电流;光谱测量系统由凸透镜(焦距为12 cm)，成像屏(其中的狭缝为 0.5 mm)，光纤光谱仪(Avaspec ULS2048 USB2)和计算机构成，将放电发光等大成像到真空室外的成像屏上，光穿过狭缝进入光纤探头，测量到的等离子体发射光谱在计算机上显示并记录;放电图像由一台数码相机(Canon EOS760D) 记录。

　　此外，我们对放电图像进行了后处理，以获得更直观，更精确的放电形态。数码相机得到的辉纹图像是彩色 RGB 图像，它是偶 R(红色)分量、G(绿色)分量和 B(蓝色)分量三个基色分量叠加而形成的。基于此，我们利用 MATLAB 程序包并自行编制程序对放电图像进行灰度化和滤波降噪处理，进而对放电图像进行边缘提取，从而获得辉纹的边缘和条纹间距;通过计算放电图像轴向上每个像素的灰度值(0~255)分布，间接反映辉纹的光强分布。

　　3 结果与讨论：

　　3.1 氩气辉纹放电图像特征

　　为典型的高气压下 (21.22 kPa) 氩气辉纹的放电图像，其特征是放电通道呈现不连续的，明暗相间的条纹状等离子体柱(从阴极端始，依次定义为 1级明纹, 2 级明纹，3 级明纹…)。边缘检测图像可看到，每一级条纹厚度约为 1.5 mm (明纹约为 1.0 mm, 暗纹约为 0.5 mm)。从阴极至阳极，辉纹的灰度值(间接反映发光强度)也呈现周期性分布，柱区的发光强度较弱于阴极端(阴极辉区)和阳极端(阳极辉区)，每级明纹存在一个带头 (近阴极端)，且具有较高的发光强度。与我们在类似的条件下获得的氦气辉纹相比[30]，氩气辉纹的条纹间距更短，且没有明显的法拉第暗区，这是由于氩气具有较低的第一激发能 (氩:11.55 eV, 氦: 19.82 eV)，电子被加速到第一激发能所经历的路程更短。

　　此外，氩气和氦气放电通道形态存在一定的差异性，氩气辉纹较易呈现弧形的收缩通道，气压越大，弧形越大;而氦气放电通道相对弥散，是直线形或弱弧形。研究表明，放电通道收缩主要是由于电离率对电子密度的非线性关系，以及复合导致的带电粒子的损失[31]，氦气放电比氩气放电较弥散，收缩效应较弱，这与氦气比氩气具有较低的原子质量和较高的热导率有关[32]。

　　3.2 氩气辉纹电学、光谱学特征及产生机制

　　给出了典型的放电电压和电流特征波形。放电电压和电流峰值分别为 414V 和 3.9 mA，每个电压周期进行一次放电，放电电压和放电电流具有相同的频率，约为 40 kHz。为明纹 (2 级明纹) 的特征发射光谱图。放电过程中，检测到20 条氩的发射线 (主要是 Ar I)，对应的激发能处于 13–15.5 eV;并未检测到 Ar II发射线，这是由于 Ar II 线对应更高的激发能 19–22 eV。这表明放电过程中电子能量分布函数的“尾巴”主要分布在 13–15.5 eV 这一区间。

　　给出实验中检测到所有Ar I 线对应的能级和跃迁图。所有谱线主要来源于激发态氩原子从能级 3p54p (2p1–2p10) 到 3p54s (1s2–1s5)的自发辐射跃迁，其中，3p54s 包含两个共振态(1s2和 1s4)，两个亚稳态(1s3 和 1s5)。在惰性气体放电等离子体中，亚稳态原子的作用是非常重要的，这与它们的长寿命，高激发能，可存储能量等特点有关。在氩气辉光放电中，亚稳态原子的产生一方面来自于基态原子的碰撞激发，另一方面是来自于高激发态(如 2p1–2p10) 的退激发过程，而且 1s5态的密度要高于 1s3态约 2–5 倍[33]。

　　我们可以看到，发射强度较高的谱线分别是 696.543 nm，763.511 nm，811.531 nm 和706.722 nm，且这 4 条谱线全部来自于激发态氩原子从 2p 态到 1s5亚稳态的退激发过程，它们分别为 2p2–1s5，2p6–1s5，2p9–1s5以及 2p3–1s5。这从一方面反映了明纹中包含了一定量的亚稳态氩原子，特别是 1s5 态原子。明纹与暗纹的光谱发射强度有显著的差别。给出了这 4 条谱线在各级明纹和暗纹处的强度变化规律。从 1级到 5 级条纹，每一级条纹其明纹的谱线强度远高于暗纹，且谱线强度呈周期性变化，这与放光强度变化规律几乎是一致的。我们知道，谱线强度与激发率有关，明纹处谱线强度高，意味着明纹处的激发率，激发态(包括亚稳态)浓度，以及平均电子能量要高于暗纹。

　　光谱学评职知识：光谱学方向的sci期刊推荐

　　4 结论：

　　本文对千帕量级气压下产生的氩气辉纹进行了研究，主要研究了辉纹基本特征，包括电学、光学和电离波特征，辉纹随气压和杂质气体的演化规律;分析了辉纹的产生及消除机制;基于以上分析得到如下结论：氩气辉纹的条纹长度约为 1.5 mm，且随着气压升高，条纹的数目增加，条纹长度减小;与氦气辉纹相比，氩气辉纹的条纹长度较小，这与氩气具有较低的激发能有关。此外，发射光谱诊断研究表明，明纹具有更强的发射强度，且主要发射线来自于 2p 激发态到 1s5 亚稳态，这意味着明纹中存在一定量亚稳态氩原子，这些亚稳态原子可能是辉纹形成的重要原因。亚稳态原子具有较高的能量阈值和较长的寿命，使得它们很容易发生分步电离，从而引起电离不稳定性。

　　微扰理论表明，当电离增长率大于双极性扩散率时，这种不稳定就会增强，并以电离波的形式传播，形成辉纹。氩气放电中，电离波的传播速度和频率约为 1.87 m/s 和 1.25 kHz，这一特征值要略小于氦气辉纹的速度和频率值。放电过程中，加入极少量氮气可有效消除辉纹，使其变成连续的稳定的放电。氮气的加入主要有两个贡献，一是有效淬灭了亚稳态氩原子，减小了分步电离的源头;二是改变了电子能量分布函数，使其趋向麦克斯韦分布，从而放电变得稳定。

　　参考文献：

　　[1] Bogaerts A 1999 J. Anal. At. Spectrom.14 1375

　　[2] Kiselev A S, Menshchikova V V, Seyfulina N A, Smirnov E A 2019 J. Phys. Conf.Ser.1313 012030

　　[3] Long L, Zhou W X, Tang J F, Zhou D S 2020 Plasma Process. Polym.17 1900242

　　[4] Ezhovskii Y K and Mikhailovskii S V 2019 Russ. Microelectronics. 48 229-235

　　[5] Yuri P. Raizer 1991 Gas Discharge Physics(Berlin: Springer) p 230

　　[6] Kolobov V I 2006 J. Phys. D. Appl. Phys.39 R487

　　[7] Pollard W, Suzuki P, Staack D 2014 IEEE Trans. Plasma Sci.42 2650

　　[8] Mulders H C J, Brok W J M, Stoffels W W 2008 IEEE Trans. Plasma Sci.36 1380

　　作者：朱海龙†，师玉军，王嘉伟，张志凌，高一宁，张丰博