螺旋波放电实验系统如图1所示, 主要由射频电源及阻抗匹配器、 螺旋波天线、 磁场发生系统、 工质供应系统、 真空系统、 参数诊断系统等组成。

图1

Fig.1

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	图1 螺旋波放电实验系统图示Fig.1 Schematic diagram of helicon discharge experiment

频率为13.56 MHz的SY型射频电源, 最高能够提供10 kW的功率输出, 阻抗匹配采用L型网络, 在3 kW以内的输出功率下可将反射功率降为0。 磁场发生系统由SL39-1000型电磁铁和直流电源组成, 为实验提供稳定均匀的磁场环境。 螺旋波天线为纯紫铜质右手螺旋型天线, 内径11 cm, 长20 cm。 石英管放电腔室长60 cm、 内径10 cm、 厚0.5 cm。 放电图像的采集使用尼康D7100单反相机, 在曝光时间1/100 s、 感光度ISO-1000、 光圈f/5参数下拍摄, 放电图像的采集位置为距天线中心1535 cm的下游处。

采用四通道Avaspec-2048-M型光谱仪对放电腔室200~960 nm范围内谱线的相对强度进行采集。 光纤探头水平置于石英管外侧, 且位于天线中间位置。 Impedans公司生产的ALP-150型朗缪尔射频补偿双探针实现对离子密度的测量。 由于实验系统结构限制, 朗缪尔探针很难对参数径向特征进行诊断, 而通过改变光纤探头的聚焦位置则能够轻易实现。 另外, 高功率下等离子体宏观温度高、 等离子体电势强, 对朗缪尔探针产生严重的烧蚀, 影响数据准确性, 甚至会损坏探针, 光纤探头置于石英管外, 不存在烧蚀现象。

等离子体光谱与等离子体中粒子的辐射跃迁过程有关^[10]。 发射光谱诊断的依据是特定波长的谱线, 由于光发射来源于特定能级之间的跃迁, 特定波长的谱线成为表征等离子体内集团组分和能态的特征量。 假设等离子体处于局部热力学平衡(LTE)状态, 对应于同一种原子或离子, 两条谱线相对光强的比值满足关系式如式(1)

I1I2=λ2A1g1λ1A2g2expE2-E1kTe(1)

式(1)两边取对数, 得到电子温度为

kTe=(E2-E1)lnI1λ1A2g2I2λ2A1g1-1(2)

以上各式中I表示各谱线的相对强度, A为跃迁概率, g为统计权重, E为激发态能量。 通过查询美国国家标准技术研究院NIST提供的原子光谱数据库可以获得A, g和E等参数值^[11], 这里取上能级激发能E_k, 通过对应的上能级光谱支项J计算得到统计权重g(g=2J+1), 部分氩原子Ar Ⅰ 的光谱数据如表1所示。

表1

Table 1

表1(Table 1)

表1 氩原子部分谱线参数 Table 1 The spectral parameters of Ar Ⅰ λ /nm Ek/eV A/s-1 g 763.51 13.172 2.45× 107 5 842.47 13.095 2.15× 107 5 852.14 13.283 1.39× 107 3 912.30 12.907 1.89× 107 3

表1 氩原子部分谱线参数 Table 1 The spectral parameters of Ar Ⅰ

对频域麦克斯韦方程做傅里叶变换及其他一系列转换, 得到螺旋波等离子体的波场耦合微分方程组^{[6, 12]}

∂Eφ∂r=imrEr-Eφr+iωBz(3)∂Ez∂r=ikEr-iωBφ(4)i∂Bφ∂r=mrkωEφ-iBφr+P-m2k02r2ωc2Ez(5)i∂Bz∂r=-ωc2iDEr+(k2-k02S)Eφω+mrkωEz(6)

式中, B和E分别为波磁场和波电场, ω 是天线驱动频率(即螺旋波频率), k为波矢, m为角向模数。 式(3)— 式(6)组成了封闭集合, 可以用标准方法数值求解。

用Helic程序对上述波场径向耦合微分方程组数值求解, 结合边界条件, 求得等离子体中波磁场、 波电场、 电流密度、 相对功率沉积密度等特征参数。 该Helic程序在领域内得到广泛认可, 计算结果可靠, 文献[12, 13]等中已有介绍, 这里不再赘述。 计算模型如图2所示, 天线尺寸及类型、 工质类型、 驱动频率等均与实验相一致, 设定中心轴处等离子体密度为5× 10¹² cm^-3, 沿径向服从典型抛物线型分布, 电子温度为4.5 eV, 磁场强度为200 G。

图2

Fig.2

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	图2 计算模型Fig.2 The modeled configuration

如图3所示为射频输入功率1 060 W、 气体压力0.78 Pa、 磁场强度240 G条件下的螺旋波放电全谱线图。 氩原子发射谱线主要集中在740~920 nm区间, 由氩原子4p-4s能级跃迁产生, 如图3中蓝色谱线范围(红色字体标注具体波长)。 氩离子发射谱线主要集中在400~500 nm范围, 由氩离子5s-4p或4f-3d能级跃迁产生, 如图3中红色谱线(蓝色字体标注具体波长)。 氩离子的激发能明显高于氩原子, 从图中也可以看出, 氩原子的谱线强度远远高于氩离子。 当氩离子谱线强度相对较大时, 电子的电离能强, 电子携带的能量多, 注入等离子体的功率较高, 可以认为放电较强。 如图4所示为1 kW以上和4 kW以上的放电图像, 图像取自天线下游1535 cm, 天线正下方放电强度更高。 图中黑色杆为光谱仪光纤通道支撑杆, 位于石英管外。

图3

Fig.3

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	图3 螺旋波放电全谱线图Fig.3 Optical emission spectrum of helicon discharge

图4

Fig.4

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	图4 不同功率下的放电图像Fig.4 Discharge images at different powers

在输入功率为940 W、 磁场强度为200 G的条件下, 改变气体压力, 对氩原子Ar Ⅰ 谱线强度进行采集分析, 部分谱线相对强度随气压变化曲线如图5所示。 从图中可以看出, 在较低氩气压力范围(0.2 Pa< P_Ar< 1.0 Pa), 随着工质气体流量增加, 即压力增加, 放电光强迅速增加, 但是当压力增加到大于1.0 Pa之后, 光强增长的趋势变缓, 甚至部分谱线的相对强度不再增长, 达到类饱和状态。 虽然谱线相对强度无法直接表示等离子体密度, 但我们通过朗缪尔探针测量得到离子密度与其相似的变化趋势, 如图6所示。

图5

Fig.5

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	图5 谱线强度随压力变化曲线Fig.5 The curve of spectral line intensity versus gas pressure

图6

Fig.6

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	图6 离子密度随气压变化特征Fig.6 The characteristics of ion density versus gas pressure

通过改变光纤探头焦距调整径向诊断位置, 得到了谱线强度径向特征随压力的变化特性, 如图7所示为912.30 nm谱线分布特征, 放电条件保持为940 W射频功率和200 G磁场强度。 径向各个位置与图5变化相同, 整体均随气压增加而增强, 光强分布在靠近径向边界处(r≈ 4 cm)存在凸起, 且随压力增加, 该凸起分布更为明显。 猜测该凸起是由螺旋波与TG波耦合引起的, 将结合数值模拟进行分析。 可见, 适当增加压力, 能够在一定程度上提高放电耦合效率, 增加放电强度, 但是当压力增加到1.0 Pa以上时谱线强度增长趋势变缓, 正如图6中观察到的离子密度变化趋势。 继续增加气压会导致阻抗匹配失调, 影响天线耦合效率, 导致放电强度变弱甚至放电中断。

图7

Fig.7

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	图7 谱线强度径向特征随压力变化特性Fig.7 Radial characteristics of line intensity versus gas pressure

图8所示为光强比值法计算得到的电子温度的径向分布及随压力的变化特征。 氩气压力的增加使得电子温度增大, 且在径向中心处出现峰值。 Chen指出, 螺旋波放电的典型电子温度为2~4 eV。 当压力高到一定程度, 电子碰撞频率增加, 功率向天线下游的输运受限, 大部分能量沉积于天线附近, 影响放电的均匀性, 导致光纤探头测量位置电子温度进一步升高。 Chen在实验中观察到, 随着氩气压力的增加, 等离子体源出口处的离子能量降低^[8]。

从谱线强度及电子温度变化趋势来看, 在一定范围内随着气体压力增加, 放电强度增强。 螺旋波通过无碰撞加热将热运动状态的电子加速到波相速度附近, 从而将能量输入到电子, 为电子提供充足的电离能。 高能电子通过与原子或分子的碰撞, 实现放电的高电离率。 在较低压力范围, 无碰撞加热占据主导地位; 适当增加气体压力, 电子-中性气体碰撞频率变大, 高能电子将更多的功率耦合到等离子体中, 等离子体平均电子温度增加; 随着氩气压力进一步增加, 电子碰撞频率较高, 导致功率耦合达到一种近似饱和的平衡状态; 当气体压力进一步增加到几十帕时, 由于电子碰撞频率太频繁, 外部磁场将不再起作用, 导致螺旋波无法在等离子体内传播, 放电从波耦合模式进入感性放电模式。 可见, 适当的增加放电气体压力, 可以提高功率耦合效率, 增加电子温度, 提高放电强度。 螺旋波放电效率与其内部波场结构和螺旋波-TG波耦合效率等因素有关, 我们通过数值模拟方式再作具体分析。

图8

Fig.8

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	图8 电子温度径向特征随氩气压力变化Fig.8 Radial characteristics of electron temperature versus argon pressure

利用Helic程序对螺旋波等离子内波磁场、 波电场、 电流密度以及功率沉积密度沿径向的分布特征进行了计算。 如图9所示为功率沉积密度沿径向分布随气体压力的变化特征, 从图中可以看出, 功率密度在径向中心和边界处存在两个峰值, 这是由螺旋波和TG波作用的效果。 螺旋波所受阻尼较小, 径向波长大, 可沿径向和轴向传播较远距离, 而TG波受强阻尼作用, 径向波长短, 很难向等离子体中心处传播, 主要作用于径向边界处, 且在实验中很难对其测量。

图9

Fig.9

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	图9 压力对功率沉积密度径向分布的影响Fig.9 Effect of argon pressure on radial profiles of power absorption

从图9中可以看出, 随着气体压强的增加, 径向中心处的功率密度先减小后增加, 转折点出现在0.532 Pa附近, 而径向边界处的功率密度却随压力持续增加, 可见, 气体压力对螺旋波和TG波的耦合有着显著的影响作用。 在压力小于0.532 Pa时, 随着压力增加, 部分功率向TG波转移, 在径向边界处耦合到等离子体的能量增加, 而在径向中心处却减少。 当气压达到0.532 Pa以上, 随着压力进一步增加, 功率耦合核心继续向TG波转移, 径向边界处的功率耦合密度迅速增加, 且集中在较窄的范围内, 这是由于强烈的边界加热效应和小的趋肤深度(δ =c/ω _pe∝ 1/ ne1/2)^[12], 另外, 观察到径向中心处的功率密度亦呈增加趋势, 可见二者之间的耦合效率提高, 功率沉积效率增加。

从光谱及探针诊断结果来看, 适当增加气体压力, 可有效提高放电强度和等离子体密度。 但是当压力增加到一定程度, 如前文提到的1.0 Pa, 放电进入一个饱和状态, 这是由于TG波在更高压力下, 所受阻尼更强, 被局限于径向边界, 基本上是一种表面波, 大部分功率通过TG波沉积于径向边界处, 向等离子体内部的输运受限, 进而影响了放电强度的进一步增强。 从图7中亦可以看出, 谱线强度在径向边界处的凸起随压力增加更为突出。

图10为波磁场B、 波电场E和电流密度J径向和轴向分量沿r的特征随压力的变化, 由于角向特征的变化趋势与径向相似, 这里就不再枚举。 波电场的径向分量E_r比轴向和角向分量更占据优势, 从图10(b)中可看出, E_r比E_z高近40倍, 且E_r由径向边界条件决定。 随着气体压力的增加, E_r的径向边界峰值降低, 原因是压力的增加导致波所受阻尼增强, TG波被有效地局限于径向较窄的边界处。

电流密度轴向分量J_z在等离子体内部和边界处的峰值呈显著的减小趋势, 可见, 虽然压力增加一定程度上提高了等离子体密度, 但却相应的减小了电离率, 导致轴向电流密度受限。 但是径向电流密度J_r却呈现先减小后增大的趋势, 且增长幅度明显, 综合来看, 放电效率有所提高。 波磁场各分量的变化趋势与J_z相似, 均在0.532 Pa处出现转折, 总体上表现为, 低压力下气压的增加导致功率沉积向TG波模式的偏移, 等离子体内部波场减弱, 但是随着螺旋波与TG波耦合的增强, 波磁场峰值增加, 因为从天线耦合到等离子体的功率更多了。

图10

Fig.10

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	图10 压力对波磁场、 波电场和电流密度结构的影响 上: 径向分量; 下: 轴向分量Fig.10 Effect of argon pressure on electric wave field, magnetic wave field and current density Top: Radial component; Bottom: Axial component