平板介质阻挡辉光放电中电场分布的理论分析

1、平板介质阻挡辉光放电中电场分布的理论分析1、 介质阻挡放电 介质阻挡放电通常采用平板电极如图1所示的大气压平行平板介质阻挡放电的典型结构图。如图所示，为实现大气压介质阻挡放电，需在两侧金属电极之间的气隙空间至少插入一块绝缘介质(通常采用玻璃、石英、陶瓷等材料)，且在两侧电极施加交流电压源。当外施电压增加时，介质阻挡放电的击穿与其他放电类似，电子在外电场作用下加速并获得能量，通过与周围原子分子的碰撞发生能量转移，致使原予分子激发电离产生电子雪崩。当放电气隙电压大于气体击穿电压时，气隙被击穿、放电发生。由于电极间介质板的存在，在放电发生时，大量电荷将在电场的作用下运动并累积到介质板上从而形成一个与

2、外加电场方向相反的自建电场，使放电熄灭，并阻止了放电向火花或者弧光放电的过渡。介质阻挡放电通常采用平板电极和圆柱电极两种电极结构。图11为大气压平行平板介质阻挡放电的典型结构图ml。如图所示，为实现大气压介质阻挡放电，需在两侧金属电极之间的气隙空间至少插入一块绝缘介质(通常采用玻璃、石英、陶瓷等材料)，且在两侧电极施加交流电压源。当外施电压增加时，介质阻挡放电的击穿与其他放电类似，电子在外电场作用下加速并获得能量，通过与周围原子分子的碰撞发生能量转移，致使原予分子激发电离产生电子雪崩。当放电气隙电压大于气体击穿电压时，气隙被击穿、放电发生。由于电极间介质板的存在，在放电发生时，大量电荷将在电场

3、的作用下运动并累积到介质板上从而形成一个图1 大气压平行平板介质阻挡放电二、辉光放电在大气压介质阻挡放电中，人们是希望得到的是均匀的大气压低温等离子体。二十多年前，日本的Kogoma等人首次在稀有气体当中采用平板介质阻挡电极结构阻止了放电向弧光放电的过渡，得到了一种稳定的大气压均匀介质阻挡放电，并将其定义为大气压辉光放电这对大气压均匀等离予体的深入研究和发展具有重要意义。法国的Massines等人同样在实验上得到了这种放电，测量了其放电特性，并结合理论模型对这种放电进行了深入的研究，指出大气压均匀介质阻挡放电与正常低气压辉光放电有相同的放电特点，这一发现确认了大气压辉光放电定义的合理性，并使人

4、们对大气压均匀等离子体的认识有了一个质的飞跃。研究表明，当放电条件不同时大气压均匀介质阻挡放电可分为两种形式，即辉光放电和汤生放电。3、 大气压辉光放电的判别和检测 从肉眼看，电极间如果存在微放电丝，放电则属于丝状放电(当两个电极间不能分辨出微放电丝，一般认为放电为大气压辉光放电 。之后，有学者通过大量的实验研究提出如果满条以下三个条件:(1)氦气作为稀释气体;(2)驱动电源频率大于1KHZ;（3)电极上覆盖绝缘电介质层。这样产生的放电不存在微放电丝。显然，第三个条件说明要使用介质阻挡放电装置才容易实现均匀放电。也就是说对介质阻挡放电而言，如果满足前两个条件则放电在大气压下是一种均匀的放电。那

5、么这种均匀放电是属于大气压辉光放电还是若干微放电丝的组合呢?当放电为丝状放电时，电压电流曲线表现为外加电压每半个周期放电电流为不规则的若干脉冲，每个脉冲宽度为几十纳秒。若每个外加电压半周期内仅有一个电流脉冲，并且脉冲宽度大于微秒，则放电属于大气压辉光放电。四、正常辉光放电结构 当电压增加到击穿电压时，放电管着火，电流迅速增长，在外电路电阻的限流作用下，放电稳定在EF部分的正常辉光防电区，这时沿着存在有电场的管轴方向，放电管发光的空间呈现明暗相间的光层分布，分为亚正常辉光和反常辉光两个过渡阶段，放电的整个通道由不同亮度的区间组成，即由阴极表面开始，依次为：（1）阴极暗区(分为阿斯通暗区；阴极辉光

6、层；阴极暗区(克鲁克斯暗区)）；（2）负辉光区；（3）法拉第暗区；（4）正柱区;（5）阳极区。其中以负辉光区、法拉第暗区和正柱区为主体。这些光区是空间电离过程及电荷分布所造成的结果，与气体类别、气体压力、电极材料等因素有关，这些都可以从放电理论上作出解释。辉光放电的发光强度、电位、电场强度、空间电荷分布和电流密度的大小不同，具体分布如图2所示。这些分布都是由实验的观察结果推定的，没有完整地用数学公式表示它们的理论。当电压增加到击穿电压时，放电管着火，电流迅速增长，在外电路电阻的限流作用下，放电稳定在EF部分的正常辉光防电区，这时沿着存在有电场的管轴方向，放电管发光的空间呈现明暗相间的光层分布，

7、分成阴极区、负辉区、和阳极 法拉第暗区、正柱区图 图2 辉光放电的外的分布5、 平板介质阻挡辉光放电电场分布5.1电场分布概述辉光放电时，在两个电极附近聚集了较多的异号空间电荷，因而形成明显的电位降落，分别称为阴极压降和阳极压降。阴极压降又是电极间电位降落的主要成分，在正常辉光放电时，两极间的电压不随电流变化，即具有稳压的特性。辉光放电时，在放电管两极电场的作用下，电子和正离子分别向阳极、阴极运动，并堆积在两极附近形成空间电荷区1。因正离子的漂移速度远小于电子，故正离子空间电荷区的电荷密度比电子空间电荷区大得多，使得整个极间电压几乎全部集中在阴极附近的狭窄区域内。这是辉光放电的显著特征，而且在

8、正常辉光放电时，两极间电压不随电流变化。在阴极附近，二次电子发射产生的电子在较短距离内尚未得到足够的能使气体分子电离或激发的动能，所以紧接阴极的区域不发光。而在阴极辉区，电子已获得足够的能量碰撞气体分子，使之电离或激发发光。其余暗区和辉区的形成也主要取决于电子到达该区的动能以及气体的压强（电子与气体分子的非弹性碰撞会失去动能）。5.2 辉光放电下的电场、电子密度和离子密度的空间分布 图三 辉光放电下的电场、电子密度和离子密度的空间分布 如图，为辉光放电下的电场、电子密度和离子密度的空间分布，其有四个典型的辉光放电区域。首先，在阴极暗区，因为阳极附近聚集了大量的正离子，电场从约21千伏/厘米的最

9、大值急剧下降至接近零，在距离阴极约0.6毫米处，电子密度达到最大值。然后，负辉区厚度增为0.3mm。接下来，经过法拉第暗区，法拉第暗区增加为1.6mm。这里是一个过渡区，电子的能量已经在负辉区全部消耗在碰撞电离上，所以该区域的电场很弱。在这个放电区域，电子密度略高于正离子，但二者的密度都比较低。最后，在距离阳极0.5mm的狭窄区域内上是正柱区，电子和正离子密度基本相等，电场强度稳定在3千伏/厘米。阳极区包括阳极辉区和阳极暗区。由于电子迅速向阳极运动，因此有比正柱区较高的电场强度。另一方面，它与外电路的电流大小有关。电子加速区，根据外电流大小，阳极相对于正柱区的电势可正可负。如果外电流超过电子热

10、运动的随机电流，则阳极的电势比正柱高，出现正阳级位降，反之，出现负阳极位降。在正阳级位降足够高时，引起激发和电离，通过阳极暗区的电子受到加速，这时阳极表面形成阳极辉光区。由此可以可以看出，电场分布为阴极附近电场强度很大，阴极区带电粒子的运动主要是定向运动，沿阴极区到负辉区几乎直线下降，在法拉第暗区达到电场的最小值，然后在正柱区保持常数，带电粒子在正柱区形成等离子体，在阳极附近有所增加。我们可以得到辉光放电各部分的主要特征概况如下：阴极位降区这里有很大的电场强度。负辉级区这里电离和激发主要是由在阴极位降加速电子碰撞气体原子而引起的。法拉第暗区这里电子的能量太低，不足以激发气体原子。正柱区这里是等

11、离子区，电场强度为常数。阳极辉区阳极附近的发光区。5.3、各区场强的计算5.3.1阴极区场强推导经典辉光放电管的研究表明，汤森理论可用于正常辉光放电的阴极区。该理论是以阴极区中的电场E随着离开阴极的距离呈直线下降这一实验事实为出发点导出的。把从阴极至负辉光区边界的强电场区域称为阴极鞘层，该鞘层的厚度用表示，阴极位降用表示。则沿放电管轴向坐标z点的电场可近似线性表示为在阴极鞘层点位的分布为在边界Z=处，V（）=（阴极位降），因此，积分常数为因此，得到正常辉光放电阴极区内沿放电轴向的电位表示式为对其微分得到阴极电压降区内的电场为在Z=0处，即阴极处的场强为5.3.2正柱区中的电场 5.3.2.1正

12、柱区中的轴向电场当气体放电中存在扩散损失时，要维持放电必须要求有一定的轴向电场以补充能量，据此可以计算放电正柱中的轴向电场强度。推导得正柱区轴向电场强度为5.3.2.2正柱区中的径向电场在辉光放电正柱中，径向电场为：在稳定条件下，电子温度是不变量，因此式中：、和分别为径向任两点和处的电位和带电粒子密度。5.3.3辉光放电的阳极区在辉光放电中，阳极仅起着搜集电子的作用，对于放电机构所起的作用非常小。在正柱中，由于电子密度与离子密度几乎相等，所以不存在空间电荷。但是，在从正柱区向着阳极靠近的地方，由于不从阳极供给离子而离子又向着阴极方向流动，所以产生负的空间电荷。由于这一电场，使得电子比在正柱的场合被加速，激发分子，发出比正柱强的光。从阳极辉光区进一步靠近阳极时，电子被进一步加速，但由于激发概率发而减小，所以发光变弱，形成阳极暗区。这时，由于空间电荷的影响，使得阳极前面空间的电压和电场都上升。称这个区域为阳极位降区，称在这个区域中的电压为阳极位降。根据从正柱依靠杂乱运动到达阳极的电子电流能否满足外电路电流的要求，来决定阳极位降的符号和大小