Диссертация (1149790), страница 6

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 6)

Использующиеся дляэтихцелейразрядыполучилиназваниямикроразрядов,таккакхарактеризуются малыми пространственными масштабами. Такие разряды нетребуют громоздкого вакуумного оборудования и имеют значительныеперспективы для практического применения, в особенности в областиобработки биологических тканей и плазменной медицины [63-65].Так, в работе [63] исследуется тлеющий разряд постоянного тока вксеноне при высоких давлениях (150 Торр и выше), зажигающимся междуплоским катодом и кольцевым анодом, расположенных на расстоянии 250мкм. Отмечается, что такой разряд характеризуется наличием характерныхобластей катодного падения и отрицательного свечения. В работе особоевнимание уделялось самоорганизации возникающих в такой системекатодных пятен.Следует отметить, что тлеющий разряд постоянного тока в воздухе приатмосферном давлении в значительной степени нестабилен [64].

Поэтому длясоздания источников плазмы в воздухе в основном используются другиетипы разрядов (барьерный, импульсный, плазменные струи и т.д., болееподробно по теме микроразрядов и их приложений см. обзор [65]). Этим вомногом объясняется малое число публикаций по теме тлеющего разрядапостоянного тока в последнее время.Одноизпотенциальноперспективныхпримененийкороткоготлеющего разряда постоянного тока, рассматриваемое в настоящее время,является плазменная электронная спектроскопия (ПЛЭС). Данный методпозволяет детектировать примеси, содержащиеся в исследуемом газе,посредством регистрации различных групп электронов, появляющихся врезультате пеннинговской ионизации атомов примеси метастабильными32атомами гелия.

Наиболее подходящей средой для реализации анализа газовметодомПЛЭСявляетсяплазмаотрицательногосвечения,котораяобеспечивает высокую концентрацию метастабильных атомов и высокуюскоростьпеннинговскойионизации,атакженизкуютемпературуплазменных электронов, и как следствие, эквипотенциальность плазмы,позволяющую добиться наилучшего разрешения энергетического спектраэлектронов. Детали метода и примеры регистрации примесей в гелии придавлениях до 40 Торр приведены в [66]. В работах [67,68] приводятсярезультаты регистрации различных примесей в гелии при давлениях до 250Торр.

В [69] рассматривается возможность использования аргона в качестверабочего газа для регистрации примесей металлов методом плазменнойэлектронной спектроскопии. В [70] сообщается о результатах зондовыхисследваний параметров плазмы в микроразряде в гелии, используемого дляПЛЭС, при давлениях 14 и 200 Торр.Таким образом, на основе анализа имеющихся экспериментальныхданных о прикатодных областях тлеющего разряда можно выделитьследующиеосновныефакты,которыедолжныучитыватьсяпритеоретическом описании и построении модели разряда. Катодный слойхарактеризуется значительным положительным объемным зарядом, в немпадаетбольшаячастьприложенногокэлектродамнапряжения.Напряженность электрического поля в катодном слое линейно или почтилинейно изменяется от больших значений у катода до малых значений награнице слой-плазма.

Следующая за катодным слоем область отрицательногосвечения является наиболее яркой светящейся областью тлеющего разряда,характеризуется значительными (максимальными по всей длине разряда)концентрациями заряженных частиц и слабым полем, которое иногда меняетзнак. Энергетическое распределение электронов в плазме отрицательногосвечения позволяет выделить три группы электронов:33–медленныеэлектроны,характеризующиесямаксвелловскимраспределением, определяемым значениями концентрации ne и температурыTe . Составляют большую часть электронов в плазме отрицательногосвечения.

Значения температуры составляют порядка 0.1 – 0.4 эВ.– вторичные электроны, которые рождаются ближе к концу катодного слояи не успевают растратить свою энергию на неупругие столкновения, или жеродившиесяврезультатеионизациибыстрымиинеуспевшиеотрелаксировать. Концентрация вторичных электронов на 2-3 порядка нижеконцентрациимедленных.Средняяэнергиявторичныхэлектроновсоставляет порядка нескольких электронвольт.–быстрые электроны,эмитированныесповерхностикатода илиродившиеся вблизи от него, ускоренные в поле катодного падения ипрошедшие его без или почти без неупругих столкновений.

Энергия быстрыхэлектронов близка к значению приложенной к электродам разностипотенциалов.При достаточной длине разрядной трубки за отрицательным свечениемследует фарадеево темное пространство, где концентрация заряженныхчастиц падает, а напряженность поля растет. В длинных трубках зафарадеевым темным пространством следует положительный столб.1.5. Обзор основных подходов к моделированию тлеющего разрядапостоянного токаПод математической моделью физического явления понимаетсясовокупность системы уравнений, граничных условий и вспомогательныхсоотношений, позволяющая описать основные характеристики исследуемогообъекта.Моделиразрядов,вособенностичисленные,позволяютсистематически предсказывать влияние внешних параметров на свойстваразряда, а также помогают интерпретировать результаты экспериментальныхизмерений.341.5.1.

Ранние модели тлеющего разрядаПервой моделью тлеющего разряда считается сформулированнаяЭнгелем и Штеенбеком в [32] теория области катодного падения тлеющегоразряда. В данной модели рассматривается одномерный плоский слойтолщиной dc . В основе модели лежат следующие предположения: заряженные частицы в объеме разряда рождаются в результатеионизации электронным ударом, скорость ионизации определяетсязначением электрического поля в данной точке и описывается  ( E / p)ионизационным коэффициентом Таунсенда  Ap exp(Bp);E(2) на поверхности катода в результате бомбардировки ионами образуютсяэлектроны, отношение электронного и ионного токов на поверхностикатода определяется коэффициентом вторичной электронной эмиссии  :ji (0) ;je (0)(3) поток заряженных частиц определяется их дрейфом в электрическомполе, соотношение между скоростью дрейфа и напряженностьюэлектрического поля определяется подвижностью заряженных частиц:je  ene e Eji  eni i E;(4) предполагается, что напряженность электрического поля в слое спадаетот значительной величины Ek на катоде до нуля на границе сэлектронейтральной плазмой:E ( x)  Ek (1 x).dc(5)Плотность тока в катодном слое состоит из электронной и ионнойкомпонент и в стационарном случае постоянна на всей длине слоя:35j  je  ji  const .(6)Уравнение (6) выполняется и на поверхности катода.

Учитывая соотношениеэлектронной и ионной компонент плотности тока на катоде можно записать:j (0)  je (0)  ji (0)  ji (0)(1   ) .(7)Из уравнения Пуассона, связывающего напряженность электрического поляи плотность заряда, можно найти концентрацию ионов в катодном слое:EdE 4 en i  k ,dxdcEkni  const .4 ed c(8)Тогда с помощью (3) плотность тока на катоде выражается как:j  (1   )i Ek2.4 d c(9)Величина катодного падения потенциала Vk и напряженность электрическогополя связываются соотношением:Vk dcE E ( x)dx  2d .k(10)c0Тогда соотношение между катодным падением потенциала, плотностью токана катоде и толщиной катодного слоя дается выражением:j  (1   )iVk2. d c3(11)Соотношение (10) само по себе не позволяет определить вольтамперную характеристику катодного слоя, поскольку толщина катодногослоя dc зависит от тока разряда и приложенного напряжения.

Для того, чтобыполучить искомое соотношение необходимо уравнение (10) дополнитьусловием Таунсенда самоподдержания разряда, которое для катодного слоязаписывается как:361ln(1  ) dc a( E ( x))dx.(12)0Соотношение (12) формально связывает величину катодного паденияпотенциала и толщину катодного слоя. С помощью (11) и (12) тогдастановитсявозможнымвычислитьвольт-ампернуюхарактеристикукатодного слоя (см. рис. 2). Полученная таким образом характеристикахорошо согласуются с экспериментально измеренной в случае аномальноготлеющего разряда. Однако пологий участок ВАХ, соответствующийнормальному тлеющему разряду, теория Энгеля-Штеенбека воспроизвестине может, поскольку ограничивается одномерным описанием, в то время какформирование катодного пятна с нормальной плотностью тока – явлениепринципиально двумерное.Также в случае сильно аномального разряда, когда катодный слойстановится тонким и ионизация в нем мала, существенный вклад всамоподдержание разряда начинает вносить приход ионов из плазмыотрицательного свечения, родившихся в результате нелокальной ионизациибыстрыми электронами, описание которого невозможно на основе локальныхзначений напряженности электрического поля.

В этом случае использованиеусловия (11) самоподдержания разряда может привести к значительнымрасхождениям с экспериментом.Отметим также, что теория катодного падения тлеющего разрядапозволяетполучитьвольт-ампернуюхарактеристику.Дляописанияпродольной структуры разряда необходимо пользоваться дополнительнымисоображениями.Протекание тока в разрядном промежутке длиной L , в пренебрежениидиффузией заряженных частиц, может быть описано следующей системойуравнений:37djedj ( x)  ( x), i  ( x),dxdxj ( x)  je ( x)  ji ( x)  const(13)и граничными условиями на катоде и аноде:je (0)   ji (0) j,(1   )(14)je ( L)  j.В простейшем случае темного таунсендовского разряда токи иконцентрации заряженных частиц малы, а электрическое поле не искажено ипостоянно по длине промежутка E ( x)  const .

Тогда решение системы (12)будет иметь вид:je  xje x , ji  j (1 e ).1 1 (15)Отсюда и из нулевого граничного условия на ток ионов на аноде снеобходимостью вытекает условие самоподдержания Таунсенда (2).В случае, когда ток значительный, и концентрации заряженных частицначинают искажать распределение электрического поля, необходимо систему(12) дополнить уравнением Пуассона на электростатический потенциал ввиде:  4 e(ni  ne ) .(16)Подобная система не имеет простого аналитического решения в случаетлеющего разряда и требует применения численных методов решениядифференциальных уравнений.Первым примером самосогласованного описания тлеющего разряда сиспользованием численных методов можно назвать предложенную в [11]можель.

Характеристики

Список файлов диссертации