郭卿超 張家良 劉莉瑩 王德真

(大連理工大學物理與光電工程學院，大連 116024)

(2010年2月4日收到;2010年4月26日收到修改稿)

大氣壓Ar射頻容性放電模式轉變的溫度表征*

郭卿超 張家良 劉莉瑩 王德真?

(大連理工大學物理與光電工程學院，大連 116024)

(2010年2月4日收到;2010年4月26日收到修改稿)

在大氣壓條件下Ar氣流中實現(xiàn)了容性射頻放電α和γ兩種模式及其轉變與共存.由于放電處于開放大氣環(huán)境中，放電發(fā)射光譜中清晰地存在 N2C3Πu→Β3Πg躍遷產(chǎn)生的第二正帶和 OH自由基 Α2Σ→Χ2Π躍遷的(0，0)帶光譜.為了獲得放電區(qū)域的宏觀溫度，針對氮的第二正帶(0，1)，(1，2)兩個譜帶，自編了擬合程序，用溫度擬合方法獲得了氮分子的轉動溫度和振動溫度，研究了轉動溫度隨放電功率的變化趨勢，得到了溫度突變與放電模式轉變的相關性.利用Lifbase的發(fā)射光譜模擬功能，進行了OH自由基Α2Σ→Χ2Π(0，0)帶光譜的模擬，通過與實驗光譜對比，得到了與N2光譜擬合結果相符的OH轉動溫度，以及相似的隨放電功率的變化趨勢，這說明放電空間內(nèi)的中性物種達到了熱平衡狀態(tài).根據(jù)放電伏安特性變化，放電模式轉變對應的轉動溫度變化趨勢得到確認，并且與放電形態(tài)的照片符合.

大氣壓等離子體，放電模式，轉動溫度

PACS:52.70.－ m，52.77.－j

1.引 言

等離子體技術已在很多領域得到了應用，特別是射頻放電等離子體在薄膜沉積、刻蝕、材料表面處理、消毒等［1—3］應用領域是主要放電形式.與直流或者其他交流放電形式相比，射頻放電可以以較低電壓實現(xiàn)大氣壓下的氣體擊穿，因此可以以較低電離度產(chǎn)生密度較高的等離子體，而且可以在保持放電氣氛溫度較低的同時產(chǎn)生大量的活性基團.特別是射頻容性耦合α放電模式產(chǎn)生的等離子體，空間均勻性較高，是許多等離子體應用工藝所要求的［4—6］.不過α模式放電等離子體只能在功率密度不高而且不大的范圍內(nèi)存在，對于某些應用領域，如材料制備工藝和污染物處理，工藝效率受到限制.一旦等離子體密度高到一定閾值，就會發(fā)生模式轉變，放電轉為γ模式.γ模式等離子體的特點是局部電子密度高，但是空間均勻性差［7］.曾經(jīng)有報道［8］利用雙頻放電技術實現(xiàn)α模式的高密度運行，但是也存在模式轉變問題.因此研究射頻容性放電等離子體的模式轉變非常重要.已經(jīng)有大量針對氦氣的大氣壓射頻放電研究報道，從放電伏安特性的角度研究模式轉變的條件和規(guī)律，分析不同模式下等離子體的狀態(tài)參數(shù)，但是對于模式轉變的物理機制研究仍然只是停留在理論推測的層次，尚沒有特別深入的實驗分析研究，特別是測量等離子體的溫度、密度等基本狀態(tài)參數(shù)，進而研究等離子體的狀態(tài)轉變機制.

氦氣射頻容性放電伏安特性的研究證明［9］:在一定的條件下，特別是放電氣壓條件適當時，兩種放電模式可以共存，其物理原因是兩種放電模式的維持電壓在不同氣壓下相對大小不同.大氣壓下，α模式的維持電壓高于γ模式，導致一旦放電電壓超過γ模式的維持電壓，放電將完全轉變?yōu)棣媚Ｊ剑纬删植拷z狀微弧放電.對于氬氣的大氣壓射頻放電特性實驗研究發(fā)現(xiàn):氬氣與氦氣放電不同，可以實現(xiàn)兩個模式在大氣壓放電條件下的共存.這種共存狀態(tài)不但能夠提高放電區(qū)域的等離子體密度，而且空間均勻性好于純粹γ模式.本文中，我們首先實現(xiàn)了大氣壓條件下的氬氣流動體系中容性射頻放電的α和γ兩個模式及其轉變與共存，利用伏安特性分析，確認了兩種模式的產(chǎn)生和共存.為了光譜分析的目的，利用光學照相技術對放電區(qū)間的放電形態(tài)進行了分析，確認了兩種放電模式的空間分布特點.光譜診斷技術對大氣壓等離子體的基本狀態(tài)參量進行診斷是目前比較理想的方法［10］，與現(xiàn)有的其他診斷方法相比，光譜診斷技術具有靈敏度高、無干擾性、光譜信息豐富等優(yōu)點.因而，利用光譜方法研究了放電空間的中性成分溫度隨功率等放電條件的變化趨勢，分析了溫度變化與放電模式轉變的相關性.

2.實驗裝置

實驗所用等離子體發(fā)生器如圖1所示，是一種平行板電極容性放電裝置，放電電極是直徑為35 mm，厚度為2 mm的不銹鋼圓片，其上有均勻分布的直徑為1 mm的小孔，所用的實驗腔體為聚四氟乙烯材料，這樣設計可以使電場方向和氣流方向平行，更有利于將放電產(chǎn)生的活性基團帶到放電空間之外，為應用工藝的開展提供方便.之所以選擇孔電極結構，另一個重要目的是為了光學和光譜學測量.通過電極小孔，可以進行放電間隙發(fā)射光譜和光學圖像的獲得.因為放電間隙很小，為1 mm，無法直接針對放電間隙進行空間分辨測量.采用小孔電極的另一個優(yōu)點是可以保持電極表面電位的均勻，因為小孔對放電間隙的電場分布影響不大，同時小孔的存在可以限制放電電流的過度集中，因為小孔內(nèi)無法傳導電流，有助于維持 γ模式放電區(qū)的穩(wěn)定，限制γ模式放電區(qū)的擴張.借助于這些小孔，可以方便地實現(xiàn)沿電極表面的空間分辨光學測量.

實驗所用電源為13.56 MHz，500 W射頻電源，上極板為射頻驅(qū)動極，下電極板接地，兩電極之間的間距為1 mm.測量放電間隙發(fā)射光譜使用的是美國Action公司生產(chǎn)的SpectraPro-2500i光譜儀，光柵密度為1200 g/mm，最高光譜分辨率可達0.03 nm(狹縫 10 μm)，波長可掃描范圍為 200—900 nm.由于受探測器光譜響應范圍的限制，實驗中光譜測量范圍限定在300—800 nm之間.放電區(qū)域的發(fā)光通過光纖實現(xiàn)收集，并輸送到單色儀之入射狹縫，經(jīng)光柵分光后，焦平面處形成光譜并被ICCD接受實現(xiàn)光電轉化和記錄存儲，完成發(fā)射光譜測量.放電過程中，電極間隙的電壓和放電間隙流過的電流波形使用電壓探頭、電流探頭和示波器同步實現(xiàn)記錄存儲，所用示波器為Tektronix TDS2022，電壓探頭為Tektronix6015，電流探頭為 Pearson current monitor.放電氣體氬氣由進氣口經(jīng)緩沖腔由射頻驅(qū)動電極上的小孔流入放電間隙，并經(jīng)接地電極的小孔流出.氣體流量用質(zhì)量流量計控制，實驗中研究了氣流流量不同對放電的影響.

發(fā)射光譜測量所使用的發(fā)光收集光纖為光纖叢(19根φ0.19 mm的多模光纖排列為圓形收集端面)，光纖收集端面為 φ1 mm，收集角為10°.光纖固定在可以平行于電極平面進行二維移動的支架裝置上，光纖方向垂直于放電電極平面.通過相對于電極移動光纖，可以實現(xiàn)電極平面范圍內(nèi)的空間分布發(fā)光和光譜測量.為了避免放電受到光纖支架的干擾，光纖端面距離接地電極保持為50 mm，因此產(chǎn)生的空間分辨率為12 mm.雖然分辨率不高，但是保證了光收集效率，從而使光譜信噪比足夠好，以保證光譜擬合對比結果的可靠.如果要提高空間分辨能力，可以把光纖收集端面靠近電極表面，例如光纖端面距電極表面為10 mm時，空間分辨可以達到2.5 mm.

3.雙原子分子振轉光譜和分子轉動溫度的光譜擬合原理

在給定的轉動溫度下，輻射粒子在轉動態(tài)上的布居服從波爾茲曼分布，因此振轉光譜中的譜線發(fā)射強度為［11］

式中Cev4/Qr對于給定的振轉譜帶的所有譜線為常數(shù)，SJ為霍爾-倫敦因子，J′是較高能態(tài)的轉動量子數(shù)，B′是給定電子態(tài)的分子振動常數(shù)，T為熱力學溫度，k為波爾茲曼常數(shù).

選擇放電中可以測到的某些雙原子分子的振轉譜帶(本文分析的是N2第二正帶的0—1譜帶和OH自由基的 A—X譜帶)，先假設某一個轉動溫度，根據(jù)(1)式進行輻射強度分布模擬計算，計算結果與實驗測量譜對比，如果不符合，改變轉動溫度，再次計算，直到計算譜與實驗譜相符合，得到實驗譜分布對應的分子轉動溫度.

4.實驗結果與分析

4.1.放電模式和放電形態(tài)

在氬氣流量為 3，5，8，10 SLPM(standard liter per minute)的條件下，利用光學照相方法觀測放電現(xiàn)象，獲得了相應的放電形態(tài)并且識別了放電模式.不同流量時，放電形態(tài)和模式變化隨功率增加表現(xiàn)出基本一致的趨勢，只是最小放電維持功率略有變化，在8，10 SLPM流量時最小維持功率約為12 W，而3，5 SLPM的最小維持功率約為10 W.這種變化起因于流量變大時，放電區(qū)的電子由于碰撞而產(chǎn)生的消失速率略有增加所致.在本文所研究的放電結構條件下，當氬氣流量足夠大以至于已經(jīng)充滿放電區(qū)，即使氣流再增加，放電區(qū)的空氣含量基本不再變化，因此放電模式和形態(tài)的演變規(guī)律也基本穩(wěn)定.以下的實驗結果是在5 SLPM的流量條件下獲得的.

氬氣射頻容性擊穿與氦氣不同，雖然都存在α和γ兩個模式，但是氦氣中可以直接實現(xiàn)α模式的擊穿和穩(wěn)定放電，在氬氣中卻很難直接實現(xiàn) α模式.可能的原因是氦原子的亞穩(wěn)態(tài)壽命很長，能夠在放電間隙中大量存在，能夠明顯降低擊穿電壓和擊穿功率密度.在氬氣中，亞穩(wěn)態(tài)壽命遠遠小于氦原子，不能在放電間隙積累足夠的亞穩(wěn)態(tài)物質(zhì)，因此要實現(xiàn)氬氣的射頻擊穿，需要先施加較大的過擊穿功率，首先在某處產(chǎn)生絲狀微弧放電，微弧形成的種子帶電粒子成為氬氣完全擊穿的前提條件.然后再將功率調(diào)節(jié)，使之分別處于 α或者 γ模式，或者二者的混合模式.

射頻容性放電α或γ模式，放電發(fā)光形態(tài)明顯不同［12］，α模式放電宏觀上呈現(xiàn)均勻暗淡的發(fā)光，并且很容易充滿整個放電間隙.γ模式放電則相反，表現(xiàn)為局部集中的明亮發(fā)光，宏觀看來，呈現(xiàn)為隨機分布在放電間隙的明亮絲狀區(qū)域.因此利用光學攝影相機攝取的放電區(qū)間光學照片，從中可以發(fā)現(xiàn)和區(qū)分兩種放電模式的發(fā)光強度分布的不同.如圖2所示就是利用光學相機拍攝的不同條件下放電區(qū)間的照片.所有照片的曝光時間設定為 80 μs(1/1200).圖2(a)，(b)，(c)分別是不同放電功率下，平行于電極平面方向的放電間隙照片，(d)是80 W放電功率時垂直于電極方向的發(fā)光照片，電極上的小孔分布情形清晰可見.40 W放電功率是維持α模式放電的功率上限，相應功率密度為56 W/cm3.大于此功率密度時，放電間隙某處將出現(xiàn)電極鞘層擊穿，形成局部γ模式放電，如圖2(b)所示，在照片右側出現(xiàn)了數(shù)條淡粉色的絲狀區(qū)域，同時其他區(qū)域的α模式仍然存在并且充滿放電間隙，形成兩種模式共存的放電模式.但是α模式區(qū)的發(fā)光強度明顯減弱(與(a)相比).這是因為一旦形成γ模式放電，鞘層擊穿后鞘層壓降消失致使放電間隙電壓明顯降低，放電間隙電場強度的降低導致了在放電空間內(nèi)發(fā)生的電離頻率降低，α模式正是空間電離所維持的，因而α模式區(qū)域的電子密度下降，發(fā)光減弱.

同樣在圖2(b)圖中，γ模式區(qū)域的絲狀形態(tài)也并不都是很清楚，左右兩條絲狀發(fā)光可以分辨，但居中的γ放電由于發(fā)生在更深處，導致相機聚焦不佳，因而模糊不清.圖2(c)中，隨著放電功率進一步增加，照片右側的γ模式區(qū)域內(nèi)，放電絲明顯增多，亮度也有所增加，這是因為放電功率的增加需要更多的電流通道承載放電電流，更多的γ模式絲狀通道應運而生.于此同時，其他α模式區(qū)域的發(fā)光強度則變化很小，這意味著放電間隙內(nèi)的電場強度基本不變(在伏安特性分析部分將證實這一點)，因此可以預計放電功率的增加部分主要消耗在γ模式區(qū)域，增大了γ模式區(qū)的體積.

圖2(d)顯示的是與(c)對應的放電發(fā)光的徑向分布，右側的γ模式區(qū)也呈現(xiàn)出顏色和亮度的不同，γ模式區(qū)內(nèi)小孔的視覺尺寸被放大，這是因為γ模式放電的電子密度較高，因此能夠擴散進入小孔內(nèi)并溢出放電間隙之外，形成了以諸小孔為中心的彌散發(fā)光區(qū)域所致.

在α模式區(qū)域內(nèi)也存在一些疑似絲狀放電發(fā)光區(qū)，其實這些發(fā)光絲是氣體經(jīng)過上下電極的小孔的流動所致，發(fā)光絲連接的是上下電極的小孔.之所以形成發(fā)光絲，是因為氣體流速較小，氣體流過位置的空氣雜質(zhì)濃度較低，而小孔之間氣體流動更慢，流動的氬氣中氣體純度更高，因而電離和發(fā)光稍強.

圖2 不同功率下的放電形態(tài)側面和正面照片 (a)側面40 W，(b)側面60 W，(c)側面80 W ，(d)正面80 W

在不同放電功率下，放電呈現(xiàn)不同放電模式.在10—120 W的放電功率范圍內(nèi)，放電的發(fā)光形態(tài)經(jīng)歷了α模式的建立、α模式的擴展、α模式的充滿、α模式向γ模式的轉變、α與γ模式的共存和γ模式的擴展等階段.當外加功率10 W時，α模式放電剛好能維持，放電區(qū)域的覆蓋面積只有電極面積的1/3略小，相應的功率密度為45 W/cm3.隨著增大外加功率，放電面積明顯變大.當放電功率為30 W時，放電覆蓋整個電極表面，相應的功率密度為42 W/cm3.繼續(xù)加大外加功率，放電區(qū)域發(fā)光強度有所增減.一直到功率達到40 W，開始出現(xiàn)絲狀 γ模式放電，如圖2(a)所示.繼續(xù)增加功率，絲狀放電的區(qū)域變多，發(fā)光亮度增加.

4.2.放電模式與伏安特性

大氣壓射頻容性放電的伏安波形是區(qū)分和判斷放電模式的重要依據(jù)和方法.圖3是放電功率為50 W時的電壓和電流波形，從中可見電流和電壓都幾乎是規(guī)則的正弦波形，而且電流波形超前于電壓波形，這意味著放電間隙內(nèi)存在容性位移電流和放電傳導電流，是典型的容性射頻放電.根據(jù)電流和電壓波形，可以計算相應放電功率下的放電電壓和電流的有效值(Vrms和Irms)，從而可以得到放電回路的視在功率(P=Vrms×Irms)，放電有功功率(Pr)可以從射頻電源匹配網(wǎng)絡中的功率計讀取，從而得到電流和電壓波形之間的相位差 θ(Pr=Pcosθ).雖然利用電流和電壓探針直接得到了放電電壓和電流波形，但是不能直接從二者的位相關系得到相位差，這是因為所使用的電流和電壓探針對于電壓和電流信號的延時不同，并且具有不確定性，難于準確測定及校正，這種延時的差異雖然很小(納秒量級)，但是相對于射頻周期(74 ns)是不可忽略的.

圖3 電流電壓波形曲線

射頻容性放電的兩種模式，放電回路電流與電壓之間的伏安特性明顯不同，而且二者間的相位差也隨模式的轉變而改變［13］.圖4是放電功率在10—160 W(間隔為10 W)之間變化時的放電伏安特性曲線和電流-電壓的相位差.可以明顯看出兩條曲線都分為不同的兩個部分，以 Vrms=140 V(對應的放電功率為50 W)為分界.放電功率在50 W以內(nèi)(10—40 W)，放電電壓改變(80—140 V)幾乎正比地導致電流增加(180—410 mA)，這是 α模式的伏安特性.放電功率從50 W開始，伏安曲線明顯變陡，電壓增加很小(140—160 V)，電流增加幾倍(410—1100 mA)，這是γ模式放電的存在導致的.γ模式的存在使得放電間隙的電壓隨功率增加基本不變，因此放電空間的電場也基本不變，從而導致了模式共存階段α放電區(qū)的發(fā)光強度基本不隨功率變化(在上一節(jié)中提及到).

圖4 伏安特性曲線

γ模式與α模式的共存階段，放電回路的電流變化主要是γ模式電流通道的增加所產(chǎn)生，使得伏安曲線一方面表現(xiàn)為γ模式放電伏安曲線的特點［14］，另一方面也繼承著 α模式的特性.但是由于γ模式放電的電流密度遠大于α模式，使得模式共存階段的伏安曲線基本表現(xiàn)為γ模式的伏安特性.同樣的相位差也呈現(xiàn)類似的變化，α模式階段相位差較大，而且隨功率變化不大;模式共存放電階段，相位差隨功率增加快速減小到20°附近.

4.3.放電模式與放電區(qū)間的溫度

大氣壓射頻容性放電的兩種模式，放電功率密度存在巨大差別.α模式下放電功率均勻分布在整個放電體積內(nèi)，隨著放電功率增加，放電體積在增加，因此放電功率密度維持在擊穿功率密度附近.γ模式放電時，放電功率集中在狹小的絲狀導電通道內(nèi)，雖然整體放電功率沒有急劇增加，但是功率密度卻因為高度集中而急劇增加了，通道內(nèi)電子密度很大，放電通道內(nèi)的放電氣體原子被顯著加熱，導致氣體溫度升高.可以預計 α模式和 γ模式下，放電區(qū)間氣體的溫度應顯著不同.

利用垂直于電極平面的光纖集光系統(tǒng)和光路分布設置，可以收集放電電極中心區(qū)域直徑為12 mm圓形范圍的放電體積的發(fā)光.收集到的發(fā)光用于記錄不同放電功率條件下放電空間的發(fā)射光譜.以實驗測量的發(fā)射譜為基礎，采用自編的光譜模擬程序，對比模擬譜與實驗譜，可以得到放電氣體的轉動溫度和振動溫度.

放電功率為100 W，放電在300—360 nm波長范圍的發(fā)射光譜如圖5所示.放電的發(fā)射全波段光譜主要由Ar的原子譜線，N2的第二正帶和 OH的A-X發(fā)射帶組成.其中后兩者是環(huán)境空氣摻入放電間隙內(nèi)形成雜質(zhì)產(chǎn)生的.Ar的原子譜線主要集中在380—900 nm廣闊范圍內(nèi).為了利用雙原子基團的發(fā)射譜帶計算放電氣體溫度，同時避開Ar的原子譜線(譜線強度很大)，將光譜范圍限定在 300—360 nm之間.發(fā)射譜圖中存在 N2，OH和 NH等雜質(zhì)的譜帶說明放電間隙內(nèi)不是純凈的氬氣環(huán)境.由于氬氣氣流主要在兩個電極的對應小孔之間流動，因此相鄰小孔之間的區(qū)域內(nèi)空氣雜質(zhì)的含量應較大，這是產(chǎn)生放電照片中α模式區(qū)域內(nèi)疑似絲狀發(fā)光區(qū)存在的根源所在.

圖5 在305—360 nm區(qū)間的發(fā)射光譜

4.3.1.N2(C3Πu—B3Πg)譜帶與放電轉動溫度

N2第二正帶對應于電子態(tài) C3Πu和 B3Πg之間的躍遷，其中強度最大的幾個振動帶位于330—360 nm 之間，存在(0，0)，(0，1)，(1，1)，(1，2)四個帶頭［15，16］，如 圖 5 所 示.帶 頭 波 長 分 別 是 337.13，357.69，333.89 和 353.67 nm.其中(1，1)帶強度最弱，(0，0)帶的附近有 NH(0，0)帶干擾，所以選取(0，1)，(1，2)兩個帶進行模擬計算得到振動和轉動溫度.如果給定轉動溫度 Tr，帶頭(1，2)對帶頭(0，1)的相對強度對振動溫度Tv的變化非常敏感，因此可以利用帶頭(1，2)相對強度的變化來確定振動溫度.轉動溫度可依譜帶內(nèi) P，R和 Q三支的相對強度分布來確定.其中 P，R，Q為轉動光譜中三個線系，它們疊加后的結果即為我們所觀察到的轉動光譜.

將在不同振動溫度和轉動溫度下模擬計算得到的模擬光譜與實驗光譜進行比較，與實驗光譜最為類似的模擬光譜對應的振動溫度與轉動溫度就是實驗光譜所對應的放電條件下的放電區(qū)間的轉動溫度和振動溫度.圖6是一個模擬光譜與實驗光譜進行對比及其符合程度的例子:實驗功率為100 W時，放電區(qū)間振動溫度為1600 K，轉動溫度為900 K.

4.3.2.OH(Α2Σ→Χ2Π)譜帶與放電轉動溫度

放電發(fā)射光譜中存在 OH(Α2Σ→Χ2Π)譜帶，是因為空氣中的H2O滲入放電間隙，H2O和電子發(fā)生碰撞而解離產(chǎn)生OH，反應過程如下:e+H2O→e+H+OH.OH作為放電過程中的新生產(chǎn)物，其轉動溫度與 N2的轉動溫度比較，可以顯示放電體系中不同分子之間的熱平衡程度，同時也能反映出放電體系中不同分子的轉動分布的平衡狀態(tài).

圖6 實驗及模擬光譜比較 實線為實驗功率100 W的實驗光譜，黑點為振動溫度1600 K，轉動溫度為900 K的模擬光譜

OH自由基的轉動譜結構模擬已經(jīng)有許多商業(yè)模擬程序可以進行計算.選用雙原子分子光譜模擬軟件 LIFBASE［17］對 OH(Α2Σ→Χ2Π)(0，0)帶光譜進行模擬計算.圖7是放電功率100 W時，實驗發(fā)射光譜中 OH(Α2Σ→Χ2Π)(0，0)帶與模擬光譜之間對比和符合程度的例子，由于只對OH的一個振動帶進行了模擬和比對，所以無法得到相應的振動溫度，只得到了轉動溫度為900 K.

圖7 放電功率100 W時實驗發(fā)射光譜中 OH(Α2Σ→Χ2Π)(0，0)帶與模擬光譜對比 黑點為實驗測得的光譜，實線為轉動溫度為900 K的擬合光譜

在40—120 W放電功率條件下，分別測量放電間隙的發(fā)射光譜，并根據(jù)上述方法計算了N2第二正帶的振動和轉動溫度，以及OH(Α2Σ→Χ2Π)(0，0)帶的轉動溫度，表1是計算結果一覽表.

可以看出，在幾乎所有的功率下，用OH光譜得到的轉動溫度與N2譜帶得到的轉動溫度基本是相等的，說明放電體系內(nèi)所有分子、自由基之間的轉動分布達到了熱平衡.大氣壓條件下熱碰撞是如此頻繁，使得分子的熱運動和轉動之間完全達到了熱平衡，通過轉動譜線的模擬能夠可靠地獲得放電氣體的熱力學溫度.表中列出的放電功率從40 W開始，是因為在40 W以下的功率條件下，α模式放電沒有充分占據(jù)整個放電體積，因此局部的放電氣體溫度與整體放電功率不能很好地相關.其實放電區(qū)域的氣體溫度是與放電的局部功率密度相關，不是與放電功率相關.只有放電充滿全部空間時，放電功率密度才與放電功率成正比，從而使放電功率與氣體溫度關聯(lián)起來.

表1 流量為5 SLPM轉動溫度和振動溫度隨功率的變化

轉動溫度隨放電功率的變化趨勢顯示，在功率小于60 W時，轉動溫度隨功率的增加緩慢，每增加20 W溫度僅升高50 K左右.當功率大于60 W時，轉動溫度隨功率的增加加快，每增加20 W，溫度增幅達到120 K.上述現(xiàn)象說明在60 W功率附近，放電模式也發(fā)生了變化，即在α模式的基礎上明顯出現(xiàn)了γ模式放電區(qū)域.其實在40—60 W之間，放電空間內(nèi)已經(jīng)有γ模式存在，但是由于γ模式的空間占有率仍然較小，所以在放電溫度的變化上還不夠明顯.放電氣體溫度的這種變化趨勢與模式轉變相應的伏安曲線變化規(guī)律基本是一致的.因此借助于放電區(qū)域的溫度變化也可以判斷放電模式的轉變.

放電功率維持60 W 不變，在3，5，8，10 SLPM 不同流量下，利用同樣的光譜對比方法獲得了放電區(qū)的轉動溫度.隨著氣體流量增大，轉動溫度從700 K降低至580 K，而且8，10 SLPM流量時，轉動溫度為600 K和580 K，幾乎沒有變化，振動溫度也基本不變.如果認為氬氣的初始溫度為300 K，流經(jīng)放電區(qū)后溫度升高，不同流量時，升高幅度為400—280℃.經(jīng)估算氣體平均流速大約分別為0.4，0.7，1.1，1.4 cm/s，轉動溫度隨流速增大略有降低的原因可能是因為流速較小時，氣體在放電空間停留時間較長，被碰撞加熱更顯著所致.

對于本文的溫度分析，需要說明如下:實驗放電區(qū)域面積只有約10 cm2(直徑為35 mm)，而收集光纖的集光區(qū)域為直徑12 mm的圓形區(qū)域，因此可以認為發(fā)射光譜是整個放電區(qū)域的空間積分光譜.在放電區(qū)域內(nèi)雖然只是局部存在γ模式放電，但是考慮到大氣壓條件下的有效熱擴散，可以認為γ模式放電產(chǎn)生的熱量能夠在整個區(qū)域達到平衡，所以發(fā)光收集區(qū)域的變動對轉動溫度測量結果沒有明顯影響.

5.結 論

在容性平行板電極結構中實現(xiàn)了射頻大氣壓放電的α模式和γ模式，以及不同于氦氣放電特性的兩種模式的共存狀態(tài).利用放電間隙的光學照片對兩種放電模式進行了區(qū)分和確認，并且結合伏安特性分析研究了放電模式的建立、轉變和演化規(guī)律.在此基礎上，利用發(fā)射光譜模擬的方法，分析了放電氣體溫度隨模式演變的變化規(guī)律.得到了如下結論:

1)在相同功率條件下，N2第二正帶模擬計算獲得了放電氣體的振動和轉動溫度，并且與利用OH－的轉動譜模擬得到了幾乎相同的轉動溫度，說明此類放電氣體中產(chǎn)生的自由基和分子之間達到了熱平衡，而且分子的轉動態(tài)布居也與分子的熱運動達到了平衡;

2)隨放電功率的增加，放電氣體的振動和轉動溫度逐步接近，即振動溫度逐步減低而轉動溫度逐步升高，分子內(nèi)部能態(tài)的布居與轉動布居逐步向熱平衡過度;

3)射頻源功率在40—60 W時，出現(xiàn)明顯的放電模式轉變，氣體轉動溫度及伏安曲線表現(xiàn)出一致的變化趨勢.因此放電氣體的熱力學溫度變化也能夠顯現(xiàn)放電模式的轉變.

［1］Sergei E A，Michael L H 2005Chemical Vapor Deposition11 457

［2］Nowling G R，Babayan S E，Jankovic V，Hicks R F 2002Plasma Sources Science and Technology11 97

［3］Li Y P，Liu Z T 2009Acta Phys.Sin.58 5022(in Chinese)［李陽平、劉正堂2009物理學報58 5022］

［4］Sarra-Bournet C，Turgeon S，Mantovani D，Laroche G 2006Plasma Processes and Polymers3 506

［5］Ladwig A，Babayan S，Smith M，Hester M，Highland W，Koch R，Hicks R 2007Surface and Coatings Technology201 6460

［6］Leveille V， Coulombe S 2006MeasurementScienceand Technology17 3027

［7］Shang W L，Wang D Z，Kong M G 2007Chin.Phys.16 485

［8］Shi J J，Kong M G 2005J.Appl.Phys.97 023306

［9］Moon S Y，Rhee J K，Kim D B，Gweon B M，Choe W 2009Current Appl.Phys.9 274

［10］Chen B，Zheng Z J，Ding Y K 2001Acta Phys.Sin.50 711(in Chinese)［陳 波、鄭志堅、丁永坤2001物理學報50 711］

［11］Huber K P，Herzberg G 1979Molecular Spectra and Molecular Structure(New York:Van Nostrand Reinhold)p95

［12］Shi J J，Kong M G 2007Appl.Phys.Lett.90 111502

［13］Zhu W C，Wang B R，Yao Z X，Pu Y K 2005J.Phys.D:Appl.Phys.38 1396

［14］Park J，Henins I，Herrmann H W，Selwyn G S，Hicks R F 2001J.Appl.Phys.89 20

［15］Piper L G 1993J.Chem.Phys.99 3174

［16］Hao Z Q，Zhang J，Yu J，Zhang Z，Zhong J Y，Zang C Z，Jin Z，Wang Z H，Wei Z Y 2006Acta Phys.Sin.55 299(in Chinese)［郝作強、張 杰、俞 進、張 喆、仲佳勇、臧充之、金 展、王兆華、魏志義2006物理學報55 299］

［17］Luque J，Crosley D R 1999LIFBASE:Database and Spectral Simulation Program(Version 2.0.53)SRI International Report MP99-009

PACS:52.70.－ m，52.77.－j

Characterization on the temperature of radio frequency argon capacitive discharge mode transition at atmospheric pressure*

Guo Qing-Chao Zhang Jia-Liang Liu Li-Ying Wang De-Zhen?
(School of Physics and Optoelectronic Technology，Dalian University of Technology，Dalian 116024，China)
(Received 4 February 2010;revised manuscript received 26 April 2010)

The mode transition and coexistence were investigated in atmospheric pressure argon radio frequency capacitive discharge.By use of a program compiled by the authors for the nitrogen′s second positive band simulation，comparison between the experimental and simulated spectra of band(0，1)and(1，2)was used to determine the rotational and vibrational temperatures of N2.The trends of vibrational and rotational temperatures with discharge power were studied to observe the temperature jump corresponding to the discharge mode transition.Utilizing a well-known software named Lifbase，the simulated spectra of OH(A—X)(0，0)was calculated to obtain the rotational temperature of OH by comparing with the experimental OH(A—X)(0，0)band.The calculated rotational temperature of OH is well consistent with the result of nitrogen′s second positive band，which shows that the neutral species are at thermal equilibrium in the space of discharge.According to the current-voltage characteristic，the temperature jump corresponding to the discharge mode transition was confirmed in accordance with the photograph of discharge.

atmospheric pressure plasma，discharge mode，rotational temperature

*國家自然科學基金(批準號:10775026，10675028)資助的課題.

?通訊聯(lián)系人.E-mail:wangdez@dlut.edu.cn

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.10775026，10675028).

?Corresponding author.E-mail:wangdez@dlut.edu.cn