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大气演化中介质阻挡中脉冲宽度的演变压力释放

SONG Xinxin (宋新新)1;2, TAN Zhenyu (谭震宇)1, CHEN Bo (陈波)1,

ZHANG Yuantao (张远涛)1, LI Qingquan (李清泉)1

1山东大学电机工程学院，济南250061，中国

2Shandong Labour Vocational and Technology College, Jinan 250022, China

摘要 通过使用一维流体模型报告了在氦气作为工作气体的大气压下均匀介质阻挡层中的脉冲宽度演变的研究。在本文中，提出了一种新的计算方法，通过计算击穿电压和灭火电压之间的时间间隔来估计脉冲宽度。基于计算数据研究了施加电压和电压频率放电特性的影响。仿真结果表明，脉冲宽度被观察到较窄，两个连续电流脉冲之间的时间间隔随振幅和激励频率的增加而减小，这表明均匀放电容易受到macr;ary模式的影响。模拟结果支持的结论是，为了抑制从辉光模式向永久模式的转变，施加的电压和激励频率应保持在适当的范围内。

关键词: 脉冲宽度，时间间隔，击穿电压，灭火电压，发光模式，松弛模式

PACS: 52.65, 52.80

DOI: 10.1088/1009-0630/14/9/07

1简介

在大气压下的介电阻挡放电（DBD）由于其具有良好的稳定性，均匀性，无毒性和高能量效率的超细性能而引起了极大的关注[1; 2]。这些去电性质对于许多应用[3] 5，如薄层沉积，聚合物表面改性，清洁技术和等离子体显示面板是重要的。众所周知，DBD是以一个整体模式点燃，包括许多短（约10ns），窄（约100sup1;）的电流，在整个电介质表面上随机分布在时间和空间上。然而，许多实验和计算研究表明，在特定的放电条件下可以获得均匀的大气 - 球形DBD。早期的研究表明，大气压力氦中的同源DBD由几微秒的单电流脉冲表征[6]。这种类型的放电称为大气压辉光放电（APGD），因为它与低压辉光放电相似。随后的研究表明，也可以获得施加电压的每半周期的多个电流脉冲[7]，这被称为伪温度放电。多脉冲DBD的特征已经通过实验和数值研究，并且还给出了多重脉冲DBD的行为的几个解释脉冲DBD。 AKISHEV等指出，多个电流脉冲的形成是由于阴极下降区域的负偏移电阻，其基本上占据施加电压半周期中的整个电极间隙[8]。 MANGOLINI等认为多个电流脉冲对应于不同径向位置的击穿，这意味着第二个电流脉冲在其发生机制中不在第一个脉冲[9]。 GOLUBOVSKII等将多个电流脉冲的形成归因于阳极附近的离子产生的滞后和随后的阴极上的离子 - 电子发射[10]。此外，王等人的调查[11]可以明显地表明，较小的间隙宽度，较高的施加电压和较低的频率都有助于形成多脉冲同态DBD，而在这些因素中，较小的间隙宽度是产生多重脉冲的必要的电流脉冲。为了更深入地了解APGD，需要进一步研究的重要方面之一就是在光照和发光模式之间的转变。如上所述，已经获得了DBD的基本见解。辉光或伪辉光放电与放电之间的主要差异在于电流脉冲的宽度。在永久模式下，电流脉冲的宽度通常为几个或几个纳秒。然而，电流脉冲的宽度通常大于一百纳秒在发光模式。

在本工作中，使用新的计算方法来计算电流脉冲的宽度。 基于大气压氦气中DBD的一维流体模型，对多脉冲DBD的放电参数的影响进行了数值模拟。 详细研究了施加电压振幅和激励频率放电特性的影响因素。

2.模型的描述

在x的位置。这里，“0”和“B”分别是介电层的真空介电常数和相对介电常数。注意，传导电流密度ic可以由下式确定

ic（x; t）= e [jp（x; t）iexcl;（x; t）]; （4）

其中j p（x，t）和j e（x，t）分别是由等式1给出的离子和电子角。 （2），e是元素费用。总电流密度iT可以通过将等式（3）电极之间，本文使用的等离子体源由两个平行的电极组成，两个平行电极都被薄的介电层覆盖。在正弦施加电压下，两个电极之间产生大气氦等离子体，在模拟中考虑了六种主要物质，即电子e，原子离子He ，分子离子He 2，亚稳态原子He和亚稳状态分子He2，和背景氦原子He。氦血浆和相应系数中的反应与参考资料[12raquo;15]一起表示在表1中。

模拟基于一维流体模型。关于放电空间中所有物种的密度的以下连续性方程式描述为：

@ni（x; t） @ji（x; t）= Giiexcl; （1）

@t @x

其中ni和j i是物种的密度和chi;，Gi和Li是生成项和重组项。在drift-direg;usion近似中，从动量方程推导出的ux j i i由下式给出

@ni（x; t）

ji（x; t）=sup1;iE（x; t）ni（x; t）iexcl; （2）

@X

其中E是电macr;，sup1;和Di分别是迁移率和离散系数。在该模型中，电流由电流守恒方程决定，而不是由泊松方程给出

“（x）@E（x; t） ic（x; t）= iT;（3）

@t

其中iT是总放电电流密度，ic是导通电流密度，“（x）是电介质阻挡层”0“B或氦气”0“的介电常数

2dB dg x2 ic（x; t）@Agrave;a（t）

iT（x; t）=（ ）iexcl;1 [Zx1dxiexcl;]; （5）

“0” B “0”（x）的@t

其中x 1和x 2分别表示气隙的左右边界，dB和dg分别是电介质阻挡层和气隙的厚度，Agrave;a表示施加的电压。

流动性和流动性系数取自参考文献。 [16]，并且二次发射系数被总和为对于所有离子的值为0.01的常数。数值方案的详细说明见参考文献。 [17]。

3.结果与讨论

认识到大气压辉光放电对于许多工业应用是优选的，但是当放电参数改变时，热释放容易受到松散模式的影响，其中具有高气体温度的放电通道分布 随机在放电区域。 如何在辉光模式下保持放电，即保持等离子体在较低的气体温度下均匀，在大气层电介质阻挡放电中始终是一个重要问题。

已经证明，高电压放大和频率可以有效地将放电行为从辉光改变为永久模式。 如上所述，辉光或伪辉光放电与放电之间的主要差异在于其电流脉冲的宽度。 因此，特别需要研究施加电压的幅度和频率对脉冲宽度的影响。

在本文中，提出了一种新的计算方案，通过击穿和熄灭电压之间的时间间隔来计算脉冲宽度。在施加电压的增加阶段，当气体电压而不是施加电压达到峰值时，获得击穿电压，并且在气体电压达到最低值时获得熄灭电压。在气体电压曲线中，在表示击穿电压和灭火电压的点处，气体电压的导数为零。

基于一维流体模型，对大气压力氦气中的DBD进行系统模拟。详细研究了施加电压幅度和频率对纯氦气大气介质阻挡放电特性的影响。在本模拟中，间隙宽度为0.2cm，电介质阻挡层的厚度为0.1cm，介电常数为7.5，二次电子发射也考虑为0.01。

3.1施加电压幅度的影响

通过施加不同的电压幅度，模拟DBD的去电特性。图。图1显示了随着施加电压的增加，击穿电压和灭火电压的演变。从图。 1，击穿电压从955 V增加到1048 V，仅提升了1.1％，因为击穿电压只取决于Pd的产品。然而，灭火电压从900 V降低到326 V，减少了3倍以上，主要是由于额外电流引起的气隙中的电流减少。

图1击穿电压和灭弧电压作为施加电压幅度的函数

当总电流密度增加时，电子密度变大，这表明点火越来越强，脉冲宽度变窄。如图所示。如图2所示，总电流密度从0.48mA / cm 2增加到5.5mA / cm 2，随着施加电压的增加，脉冲宽度从5.2mu;s降低到1.8mu;s。模拟结果能够与MAN-GOLINI的实验观察相关[9]。显然，不可避免地同时发生放电电流密度的增强脉冲宽度减小。为了将脉冲宽度保持在一定值内，电流密度不应该很高。

图2电流密度和脉冲宽度作为施加的电压幅度的函数

当施加的电压持续增加时，均匀的DBD可能在施加电压的每半周期表现出多个电流峰值。仿真结果表明，在1900V时，只有一个电流峰值可以观察到，顶部值约为5.5 mA / cm2，随着施加电压的振幅上升，每半个时间发生两个，三个甚至四个电流脉冲循环，电压为2300 V，2800 V和3600 V。参考文献中已经报道了类似的实验观察结果。 [7]，参考文献中已经对基础物理机制进行了调查。 [11]。对于多脉冲放电，理想的是研究两个连续电流脉冲之间的时间间隔，即最后一个熄灭点与下一个击穿点之间的时间间隔。

图3表示作为所施加电压的函数的两个完全电流脉冲之间的时间间隔。在施加的电压分别为2000V和2400V时，第一电流脉冲和第二脉冲之间的时间间隔分别为12.8和8.5mu;s，如图3所示。图3（a）。然后，随着施加电压的增加，它平滑地减小。图中也给出了类似的变化趋势。图3（b）。第二电流脉冲与第三电流脉冲之间的时间间隔随着施加电压的增加而急剧下降，从2700V急剧下降到3300V。仿真结果可以参考表1中列出的实验数据参考文献[18]。

应该提到的是，具有单个或多个脉冲的大气压DBD中的脉冲宽度通过增加施加的电压而显着降低。因此，施加的电压幅度应保持在适当的范围内，以避免从辉光模式转换到永久模式。也就是说，均匀的DBD不能在非常高的施加电压下发生。

3.2励磁频率的测试

DBD的放电特性也明显受施加电压的激发频率的影响。 我们系统地计算了放电特性的频率依赖性。

图3牵引连续电流脉冲之间的时间间隔作为施加的电压幅度的函数（a）在第一峰值电流和第二峰值电流之间; （b）在第二峰值电流和第三峰值电流之间

在计算中，施加的电压幅度取为1500 V，其他参数与3.1节中使用的相同。

从图中可以看出。 4击穿电压从997V增加到1090V，并且随着频率的增加逐渐变化。 然而，绝对电压从624V下降到272V，约减少了2.3倍，这是由于气隙中空间电荷的积累。 随着激发频率的增加，更多的电子被捕获在放电空间中。 空间电流的增强导致灭火电压急剧下降。

如图所示。 如图5所示，电流密度随着频率的增加而增加，脉冲宽度与频率相反。 在20kHz时，电流密度增加到8.9mA / cm 2，但是脉冲宽度减小，即变窄到1.58mu;s。 已经报道了相应的实验观察结果

参考文献[7]。 仿真结果与RADU获得的实验测量结果非常吻合。 这表明更高的频率不利于稳定的均匀DBD。 因此，激发频率也应保持在适当的范围内，以防止电极之间的产生。 仿真结果表明，当施加的电压频率持续下降时，形成越来越多的电流峰值。 类似地，两个连续电流脉冲之间的时间间隔将被频率所影响。 图。 图6（a）和（b）示出了具有激发频率的时间间隔的变化。 随着激发频率的增加，连续电流脉冲之间的时间间隔减小，这减少了带电粒子的损耗。 因此，更多的带电粒子将被捕获在放电空间中，这导致电流密度增加。 显然，较大的电流

图5电流密度和脉冲宽度作为激发频率的函数

图6两个连续电流脉冲之间的时间间隔作为第一峰值电流和第二峰值电流之间的激励频率（a）的函数; （b）在第二峰值电流和第三峰值电流之间密度不可避免地与脉冲宽度的消除同时发生。 在具有上述参数的本模拟中，当激励频率小于20kHz时，放电以辉光模式工作。

4.结论

通过使用一维流体模型研究了在大气压下具有氦气作为工作气体的多个电流脉冲的均匀DBD。基于计算结果研究了施加电压和激发频率对具有多脉冲的APGD特性的影响。通过考虑APGD中的击穿电压和去除电压，脉冲宽度被确定并显示出相应的变化。通过增加施加的电压和激发频率可以观察到脉冲宽度的快速下降，这意味着当施加的电压或引出频率高时，放电容易受到电流模式的影响。因此，为了保持放电在均匀发光模式下运行，脉冲宽度应保持在一定的宽度。超过特定范围的施加电压和激发频率将破坏二进制等离子体，甚至导致放电。因此，它们应该在适当的范围内操作，以避免转变为“永久模式”。

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