介质阻挡放电及其应用

第35卷第1期2009年󰀁󰀁1月

高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术

HighVoltageEngineeringVol.35No.1Jan.󰀁2009

1

介质阻挡放电及其应用

王新新

(清华大学电机系,北京100084)

摘󰀁要:为使读者比较全面地了解介质阻挡放电,根据气体放电理论和实验结果,对介质阻挡放电进行了综述。首先提出了只有拍摄曝光时间为10ns左右的放电图像才能判断放电是否为均匀放电,即使是均匀放电,也不能统称其为大气压辉光放电,还必须进一步区分它是辉光放电还是汤森放电。其次,说明了只有增加放电的种子电子,使放电在低电场下进行才有可能实现大气压下均匀放电。最后,根据放电图像、电流电压波形、数值模拟结果,证明了大气压氦气均匀放电为辉光放电,而大气压氮气均匀放电为汤森放电。最后还简要介绍了3种介质阻挡放电的主要工业化应用󰀂大型臭氧发生器、薄膜表面的流水线处理、等离子体显示屏。关键词:介质阻挡放电;大气压辉光放电;汤森放电;辉光放电;气体放电;等离子体表面处理中图分类号:TM213;TM89文献标志码:A文章编号:1003󰀁6520(2009)01󰀁0001󰀁11

DielectricBarrierDischargeandItsApplications

WANGXin󰀁xin

(DepartmentofElectricalEngineering,TsinghuaUniversity,Beijing100084,China)

Abstract:InordertocomprehensivelyunderstandDBD,wereviewedtheinvestigationsofdielectricbarrierdischarge(DBD)byfocusingonthephysicsrelatedtotheuniformdischargeatatmosphericpressure.Itissuggestedthatthebestwaytodistinguishauniformdischargefromafilamentaryoneistotakeapicturewithanexposuretimeofabout10ns.Evenforarealuniformdischarge,itisimportanttofurtherdistinguishaglowdischargefromaTownsenddischarge.Theonlywaytogetauniformdischargeatatmosphericpressureistomakethedischargeatalowerelec󰀁tricfieldbyincreasingtheseedelectronsinitiatingthedischarge.Recently,theuniformdischargesatatmosphericpressurehavebeenobtainedinheliumandnitrogen,i.e.,subnormalglowdischargeinheliumandTownsenddis󰀁chargeinnitrogen.Moreover,webrieflyintroducedthreeindustrialapplicationsofDBDplasmas,includingthead󰀁vancedozonegenerator,continuousdouble󰀁sidedtreatmentoffoilsurface,plasmadisplaypanel.

Keywords:dielectricbarrierdischarge;atmosphericpressureglowdischarge;Townsenddischarge;glowdischarge;gasdischarge;plasmasurfacemodification

0󰀁引言

近20年来,气体放电产生的低温等离子体得到越来越广泛的应用,等离子体处理技术应运而生。而介质阻挡放电(DielectricBarrierDischarge:DBD)可以在大气压下产生低温等离子体,特别适合于低温等离子体的工业化应用[1]。虽然人们对DBD的研究已经有100多年的历史,仍然有一些问题没有解决。因此,DBD至今还是气体放电领域的研究热点。目前,DBD的研究可分为放电物理研究和应用技术研究两个方面。前者主要集中在放电属性的界定(细丝放电、均匀放电、汤森放电、辉光放电);大气压下均匀放电产生的条件和物理机制等。

基金资助项目:国家自然科学基金重点项目(50537020);博士点专项基金项目(20040003011)。

ProjectSupportedbyNationalNaturalScienceFoundation(50537020),SpecialResearchFundfortheDoctoralProgramofHigherEducation(20040003011).后者主要集中在如何提高等离子体处理效率,减小能耗等。本文将根据本人和他人的研究成果,对DBD及其应用进行综述,重点集中在放电物理方面的最新研究成果。本文结构安排如下:首先简要回顾DBD研究的历史,接着介绍DBD细丝放电模式的产生机制和主要物理参数,然后重点论述DBD均匀放电模式的关键问题,包括均匀放电的判定方法、均匀放电的分类、均匀放电产生的物理机制和条件、大气压氦气辉光放电和氮气汤森放电的认定。最后对DBD等离子体的3种工业化应用作简要介绍。

1󰀁介质阻挡放电研究简史

所谓介质阻挡放电(DielectricBarrierDis󰀁charge:DBD)如图1所示,它是在两个金属电极之间的气隙中插入至少一块绝缘介质,以阻挡贯穿气隙的放电通道,故称之为介质阻挡放电,或简称DBD。DBD通常采用两种电极结构,平行平板电极结构和同轴圆筒电极结构。 2

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DBD的研究已有很长的历史[2]:1857年,Sie󰀁mens利用同轴圆筒电极结构的DBD产生臭氧;1860年,Andrews将此放电命名为无声放电(silentdischarge)。从1860年到1900年的40年间,对DBD的研究基本停留在利用其产生臭氧和氮氧化物(NOx)。

20世纪初,Warburg开始了对DBD本身放电特性的研究。1932年,Buss利用平行平板电极结构研究了大气压空气DBD放电特性,同时拍摄了长曝光时间的放电图像,即所谓的Lichtenburg图,并用示波器记录了放电电流波形。结果表明:放电是由大量发光细丝(即流注)组成,与此相对应,电流波形是由大量的窄脉冲组成。1943年,Manley在DBD电流回路中串联一个电容器以收集放电电荷Q,将对应于Q的电压信号送到示波器的x输入;同时将外加电压U送到示波器y输入。在每一个外加电压周期T,示波器上得到一个封闭的四边形图形,即Lissajous图形。Manley提出可以利用Lissajous图形所包围的面积S计算放电能量W或功率P,即

W=

图1󰀁介质阻挡放电的电极结构

Fig.1󰀁Configurationofdielectricbarrierelectrodes

!Uidt=!UdQ=

0

0

TT

S;(1)(2)

图2󰀁DBD抑制电弧的原理图

Fig.2󰀁Equivalentcircuitdemonstratingthedielectrics

actingasquenchersofgasdischarge

P=fW=fS。

上式中f是外加电压的频率,Hz。

1970年以后,人们开始对DBD进行物理诊断和数值模拟,以研究DBD等离子体中发生的物理和化学过程。直至20世纪80年代末,DBD的主要工业应用仍然是产生臭氧。

1987年,日本的Kanazawa利用含氦气的混合气体进行大气压下DBD实验,并用肉眼观察到了均匀放电现象

[3]

若放电发生在两个金属裸电极之间的大气压气隙中,人们通常观察到单根明亮的电弧,其原因是:若气隙中某个放电细丝剧烈发展而成为电弧,电弧通道的电导率很大,维持电弧所需的电压非常低。这相当于用一根导体将两个裸电极短接起来,气隙上的电压降将不足以维持流注放电。因此,除该电弧之外,其余放电细丝都将熄灭。

为了避免大气压气体放电形成电弧,人们在气隙中引入绝缘介质,构成介质阻挡放电。DBD抑制电弧的原理可以用图2来说明:气隙击穿前,DBD相当于阻挡介质等效电容Cd和气隙等效电容Cg串联;气隙击穿后,图中开关闭合,Cg并联上1个随时间变化的等离子体电阻R(t)。

显然,气隙上电压Ug可以用下式表示:

Ug=Ua-Ud=Ua-1idt。Cd

。从此以后,人们认识到:除了细丝放

电模式外,大气压下DBD还存在均匀放电模式,并且将此均匀放电统称为大气压下辉光放电(Atmos󰀁phericPressureGlowDischarge:APGD)。目前,DBD的主要应用包括:杀菌消毒、等离子体表面处理、废气处理、紫外准分子灯和无汞荧光灯、等离子体显示屏等。

2󰀁细丝模式的介质阻挡放电

虽然大气压下DBD存在两种放电模式,即细丝模式和均匀模式,但最常见的还是细丝模式,这是由大气压下气体放电特性所决定的。根据气体放电理论[4],气体中电子的平均自由行程󰀁e反比于气压p,大气压下󰀁e非常短。因此,电子在距离为d的气隙中从阴极漂移到阳极所经历的碰撞次数N=

e∀pd非常多,电子雪崩将强烈发展而转变为d/󰀁

流注(即细丝)。

!(3)

式中,Ua和Ud分别是外加电压和阻挡介质上电压。

当气隙击穿后,电流i迅速增大,阻挡介质上堆积的电荷及产生的Ud随之迅速增大,导致Ug急剧下降,放电熄灭,这也就阻碍了电弧的形成。

当放电气隙中引入绝缘介质后,人们通常观察

󰀁2009年1月高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术第35卷第1期

3

图4󰀁DBD的等效电路

Fig.4󰀁Equivalentcircuitofdielectricbarrierdischarge

图3󰀁大气压空气DBD的细丝放电图像Fig.3󰀁End󰀁viewoffilamentarydischargeinanairgap

betweentwodielectricbarrierelectrodes

到了大量稍现即逝、此起彼伏、随机分布的放电细丝。图3是从透明电极底部拍摄的大气压空气DBD的细丝放电图像,曝光时间为20ms。导致这种细丝模式的原因是:阻挡介质的绝缘特性使得DBD实际上应该等效成如图4所示的电路,它由大量的局部微电路并联而成。各微电路所对应的气隙可以独立地放电并迅速熄灭,形成大量的时空随机分布的放电细丝。只有当整个气隙同步均匀放电时,即各微电路中的开关同时闭合,并且R(t)相同时,DBD才能采用图2所示的等效电路。

图5给出了典型的DBD实验布置。用电容分压器测量外加电压;在电流回路中串联50󰀂的电阻以间接测量放电电流;用ICCD高速相机拍摄放电图像。图5(a)和图5(b)中的相机分别位于侧面拍摄和底面拍摄的位置,图5(b)下电极为氧化铟锡(ITO)薄膜构成的透明电极。

DBD的实验参数为:大气压气体,气隙为0󰀂1mm到几cm。典型的阻挡介质材料有耐热玻璃(pyrex)、石英、陶瓷、有机薄膜、硅橡胶,甚至还有电阻性阻挡介质。阻挡介质厚度为几 m至几mm。根据公式(3),我们知道:阻挡介质可以被看成放电的#熄灭器∃,即放电电流给阻挡介质充电,使气隙上电压迅速下降,导致放电熄灭。显然,若施加直流恒定电压,气隙中放电一次并熄灭后,因堆积在阻挡介质上的电荷没有消失,下一次放电难以发生。因此,DBD的外加电压通常为交变电压,其频率为50Hz~10MHz。

图6是大气压氮气1mm间隙DBD细丝放电的电压和电流波形,众多的电流窄脉冲对应于放电图像中大量的放电细丝。若将电流脉冲展开,可以看到电流脉冲的半高宽为20~30ns,这也就是每根放电细丝的寿命。放电细丝寿命如此之短的原因是:每根细丝对应于图4中的1个局部微电路,由于图6󰀁DBD细丝放电的电压和电流波形Fig.6󰀁Appliedvoltageanddischargecurrent

forfilamentarymodeofDBD

[4]

图5󰀁DBD的实验布置Fig.5󰀁ExperimentalsetupofDBD

微电路中阻挡介质的等效电容非常小,而对它充电的放电细丝的电流密度却比较大,这使得对应气隙上的电压迅速下降,放电细丝马上熄灭。

单根放电细丝的典型参数是:寿命几十ns,直径约100 m,电流密度0󰀂1~1kA/cm2,电子数密度(10~10)cm14

15

-3

,输送电荷约100pC,输运能量 4 为几 J。

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最后应该指出的是:除了交变电压源之外,也可以采用单极性的脉冲电压,但其电压幅值必须足够高,以致于可以使阻挡介质上的最高充电电压大于气隙击穿电压。这样,在外加电压Ua的下降沿,当Ua降到足够低时,仅靠阻挡介质上残留电荷产生的电压,便可使气隙反向击穿,这消除了阻挡介质上的残留电荷,以便下一个外加电压脉冲到来时气隙再一次放电。

3󰀁均匀模式的介质阻挡放电

均匀模式的DBD对于等离子体表面改性技术的应用至关重要。等离子体表面改性是指利用气体放电等离子体中的活性粒子改善薄膜、纺织品、纤维等的表面性质。此处活性粒子主要包括电子、离子、激发态及亚稳态粒子、单原子氧、臭氧、光子、OH、原子基团等,表面性质主要包括可湿性、可印染性、抗静电性等。

首先,我们应该定义什么是均匀放电。均匀放电必须是充满整个放电空间,并且没有放电细丝。根据气体放电理论,我们知道:只有汤森(Townsend)放电和辉光放电属于均匀放电,而细丝放电属于流注放电。汤森放电是非常微弱的放电,用肉眼几乎无法观察到,故过去称之为#暗放电∃。随着高增益的ICCD(IntensifiedChargeCoupledDevice)相机的出现,汤森放电也成为了可视放电。辉光放电是汤森放电的进一步发展,其外观特点是柔和的光充满了整个放电气隙,霓虹灯管和日光灯中的放电就属于辉光放电。均匀放电等离子体用于表面改性的优点为处理均匀和不损坏试品。在以往DBD研究中,人们对均匀放电的判断存在误区。首先,常常仅凭肉眼观察和长时间曝光照片来判断放电是否均匀,殊不知该方法看到的只是时间积分的图像。图7是我们用ICCD相机的不同快门时间拍摄的大气压空气放电图像,其中图(a)和(b)中都上下排列着两个图像,上方的窄矩形条图象是从侧面拍摄的,下方的圆形图象是从透明电极底面拍摄的;图(c)和(d)中只有侧面拍摄的图象,并且侧面图象的上部是阳极,下部是阴极。从图中可以看到,虽然各照片中的放电对应的实验条件完全相同,放电细丝的数量及其分布的均匀度却均随着曝光时间的增大而增加。因此,对于细丝放电,仅凭长曝光时间的图象或肉眼观察,可能给人一种均匀放电的假象。

人们对均匀放电判断的另一个误区是依据电流波形或Lissajous图形。如图8所示,在外加电压的[6]

[5]

图7󰀁采用不同快门时间拍摄的放电图像Fig.7󰀁Dischargeimageswithdifferentexposuretime

图8󰀁外加正弦电压的每半个周期内1个电流脉冲Fig.8󰀁Onlyonecurrentpulseduringeachhalfcycle

oftheappliedvoltage

每半个周期内,如果只有一个电流脉冲,则认为其属于均匀放电。该方法比前面的肉眼观察方法前进了一步,但仍然不够准确。因为它只能判断气隙中放电是否同步进行,而不能判断放电是否均匀地分布于整个电极表面。简单地说,它只能判断放电在时间上的一致性,而不能判断放电在空间上的均匀性。

至于Lissajous图形判断法[7],它将放电电荷在阻挡介质上产生的电压作为示波器y输入,外加电压作为x输入。若所得到的四边形的左右两边陡直向上,则判断为均匀放电。显然,该方法和上面提到电流波形法没有本质区别,因而存在相同的缺陷。

综上所述,只有拍摄曝光时间10ns左右的放电图像,才是气隙中真实的放电图像,才能准确判断放电是否存在细丝。

人们对大气压DBD均匀放电的属性判断也存在误区,即把它们统称为大气压辉光放电。实际上󰀁2009年1月高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术第35卷第1期

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均匀放电包括汤森放电和辉光放电两种不同的放电形式。

长期的DBD研究结果表明,实现大气压下均匀放电的难度非常大。目前,人们仅在大气压氦气和氮气中分别实现了辉光放电和汤森放电,其余的都是细丝放电。导致这种结果的原因是:电子雪崩中电子数ne的倍增可以用下式表示:

ne=exp(!d)=exp(

!pd)。p

(4)

图9󰀁气流直抵放电气隙

Fig.9󰀁Gasflowdirectlythroughthedischargegap

式中,!是电子碰撞电离系数。

前面提到,电子从阴极到阳极经历的碰撞次数为N∀pd,大气压下N的数值非常大。!/p∀!󰀁e代表电子每一次碰撞平均产生的电子数,也就是电子平均碰撞电离的能力。既然大气压下电子经历大量的碰撞不可避免,只能靠降低!/p(即减弱电子碰撞电离能力)来减少每一次碰撞产生的电子数,以抑制电子雪崩的过度发展而转变为流注。因此,大气压下抑制细丝形成的唯一途径是降低!/p。

根据气体放电理论[5],我们知道:

!=Aexp(-Bp)。

Ep

(5)

稳态。

对于彭宁电离产生种子电子而言,高能量和亚

稳态两者缺一不可。首先,只有高能量粒子才足以碰撞电离其它粒子。例如,氦原子亚稳态(He23S)能量为19󰀂8eV,超过几乎所有其它气体原子或分子的第一电离能。其次,只有亚稳态其寿命才可能长达外加电压的半个周期,即上一个电流脉冲期间产生的亚稳态存活到气隙下一次击穿之前并发生彭宁电离。

2)选择∀系数大的阻挡介质。一般情况下,∀系数是指金属阴极的二次电子发射系数。但是,对于DBD而言,金属电极通常被绝缘介质覆盖,正离子和光子难以直接轰击阴极而产生二次电子发射。理论研究[9]和实验研究[10,11]表明:由于正离子和光子的轰击,覆盖阴极的阻挡介质也可能发射二次电子,只不过这些电子不是来自绝缘介质本身的束缚电子,而是来自阻挡介质表面浅位阱(<1eV)内的入陷电子,这些入陷电子是在上一个电流脉冲期间从气隙进入介质表面浅位阱的。若阻挡介质表面浅位阱多,则∀系数大。

3)平行气流直达气隙。从事DBD研究的很多人都观察到这么一个实验现象:向放电气隙吹气可以明显地改善放电的均匀程度。但并不是很多人都认识到:吹气管道不应该仅仅接到放电室为止,而必须进入到放电室内直接抵达放电气隙,如图9所示。这样才能提高气隙中的流速,增大对放电均匀度的影响。

通常认为气流可以减少气隙中杂质及其对亚稳态的过度消耗,延长亚稳态寿命,使亚稳态能够存活到气隙下次击穿前发生彭宁电离和产生种子电子。

气隙中杂质通常有两个来源:首先是放电室气密性不够,导致室外大气向室内微量渗透。其次,放电轰击阻挡介质,导致杂质从介质表面被刻蚀下来。式中,E是电场;A和B都是依赖于气体种类的常数。

显然,在大气压下降低!/p意味着降低放电时的电场,也就是说必须在低电场下发展电子雪崩。下面分析降低DBD放电电场的方法。DBD的电极面积通常远大于气隙距离,并且气隙击穿前气隙中的空间电荷及其产生的空间电荷场通常可忽略不计。这样,可以认为气隙中为准均匀电场。均匀电场的气隙击穿条件为[5]:

∀(exp(!d)-1)=1。

(6)

式中,∀是阴极的二次电子发射系数。

若增大∀,则!可以减小,即满足式(6)要求的电场E可以降低。对于DBD,阴极通常被绝缘介质覆盖,∀应该推广到气隙中所有途径产生的#种子∃电子,即放电开始前气隙中的电子。因此,降低DBD放电电场的方法就是增加种子电子。

气体放电理论和DBD的实践均表明,有以下几个具体措施可以达到增加种子电子的目的。

1)选择具有高能亚稳态粒子的气体。彭宁(Penning)电离是A粒子的激发态碰撞电离B粒子。选择具有高能量亚稳态原子或分子的气体,利用这些亚稳态粒子的彭宁电离是增加种子电子的有效方法。

亚稳态也是一种激发态,但它难以通过自发跃迁回到低能级,而只能通过和其它粒子碰撞返回低能级。因此,这些激发态粒子寿命很长,故称之为亚

[8]

6

Jan.2009High󰀁Voltage󰀁EngineeringVol.35No.1󰀁

研究结果表明:对于不同的工作气体,气流作用的机理可能略有不同。对于氮气,平行于气隙的气流以足够高的流速通过气隙时,由于粘滞,气隙内气流呈平行于气隙的层状流动,从阻挡介质表面刻蚀下来的杂质只能呆在紧挨介质表面的气流层中,难以横跨平行气流层而进入气隙内部,使得气隙中大部分区域杂质较少,亚稳态得以存活下来[12]。对于氦气,起主要作用的杂质是放电室内残留的氮气[13]。高纯度的氦气直接流过气隙,使得气隙中氮气杂质数密度远少于放电室内的氮气杂质数密度,提高了气隙中亚稳态的寿命。

显然,用高能射线(如紫外射线)照射气隙,也可以增加种子电子。另外,冷却阻挡介质可能有利于避免介质表面浅位阱内的入陷电子过早逃逸。

下面分别介绍大气压氦气和大气压氮气DBD的均匀模式。图10是大气压氦气DBD的外加电压Ua、放电电流id以及气隙电压Ug的波形。其中,Ua和id是测量得到的,Ug是将Ua和id代入公式(3)进行计算得到的。

图10所示的放电特征是外加电压的每半个周期内出现了一个电流脉冲,这是均匀放电的必要条件。从Ug的波形可以看到:气隙电压首先上升到约1250V,然后开始急剧下降,同时放电电流脉冲出现,这意味着5mm氦气间隙的击穿电压为1250V,对应的击穿场强为2󰀂5kV/cm,此数值远小于大气压空气的击穿场强30kV/cm。如此之低的击穿场强是大气压氦气实现均匀放电的保证,而导致大气压氦气在低场强下击穿的原因是氦原子亚稳态(He23S)和作为杂质的氮气分子之间的彭宁电离:

2+

Hem+N2%N+2(B#u)+He+e。

图10󰀁大气压氦气DBD的电压电流波形Fig.10󰀁Waveformsofvoltageandcurrentfor

uniformDBDinatmospherichelium

图11󰀁大气压氦气DBD的发射光谱Fig.11󰀁EmissionspectrumfromDBDplasmain

atmospherichelium

(7)

󰀁󰀁图11是实验拍摄到的大气压氦气放电等离子

体发射光谱,从中观察到了波长为391󰀂4nm的谱线,该谱线是上述彭宁电离产物氮分子离子激发态

2+

N+2(B#u)自发跃迁回基态时发出的,见式(8),这

证实了式(7)所描述的彭宁电离的存在。

2++2+

N+2(B#u)%N2(X#g)+h∃(391.4nm)。

(8)

图12󰀁大气压氦气DBD的发展过程Fig.12󰀁EvolutionofDBDinheliumat

atmosphericpressure

为了进一步确认该放电是均匀放电,我们用ICCD高速相机拍摄了气隙中的放电图像,见图12。图中共有6张照片,它们代表不同时刻的放电图像,曝光时间均为20ns。若以放电电流最大值为时间参考点,即t=0,6幅照片拍摄时刻分别为-460ns,-260ns,-140ns,-60ns,0和80ns,如图13所示,图中波形是放电电流脉冲沿时间轴的展开图。显然,在所有放电图像中自始至终没有出现放电细丝。因此,大气压氦气DBD确实是均匀放电。

图12的6幅照片中,阳极均位于照片的上方,

阴极位于下方。仔细观察放电起始阶段图像,即图12(a)和(b),可以发现:靠近阳极处有一微弱的发光薄层,(本文后面将说明)这是典型的汤森放电特征。而在图12(d)、(e)和(f),靠近阴极处出现明亮的发光薄层。尤其在图12(f),气隙从下至上(即从阴极到阳极),光强分布依次为最明亮层、暗层、相对明亮层,这是典型的辉光放电特征,它们分别是负辉光

󰀁2009年1月高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术第35卷第1期

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图13󰀁电流脉冲上标注着图12中各照片的拍摄时刻Fig.13󰀁GatinginstantsforthephotosofFig.12

relativetothepulseofdischargecurrent

区、法拉第暗区、等离子体正柱区。因此,大气压氦气DBD是从汤森放电向辉光放电的过渡过程[14,15]。

我们知道

[5]

:辉光放电外观图像的上述特征(负

图14󰀁两种放电的气隙内部物理参量的比较Fig.14󰀁Comparisonoftheparametersbetween

辉光区、法拉第暗区、等离子体正柱区)是由气隙内部物理参量(电子数密度ne、离子数密度ni、电场E)的分布决定的。由于在大气压下这些内部物理参量不好直接测量,我们通过对放电进行一维数值模拟,得到这些参量的分布,并把它们和低气压辉光放电的相同物理参量的分布进行比较,见图14。显然,图14(a)和(b)非常相似。两者在靠近阴极处都存在一个离子的高密度区及其产生的强电场区(阴极位降区),紧接着的是电场几乎为0的法拉第暗区,最后是ne=ni的等离子体(正柱)区。

从图12和14可以看到:不论是放电的外观特征,还是内部的物理参量分布,大气压氦气DBD都和低气压辉光放电非常相似。因此,大气压氦气DBD确实属于辉光放电。值得注意的是:从14(a)可以看到:大气压氦气DBD的阴极位降区厚度约为0󰀂5mm,远大于大气压氦气正常辉光放电的数值0󰀂07mm。由此我们可以得到结论:大气压氦气DBD是亚正常辉光放电[14],并且是由于阻挡介质使得放电过早熄灭,难以充分发展到正常辉光放电。

和大气压氦气DBD相比,大气压氮气实现均匀放电的难度比较大。图15(b)是用ICCD高速相机拍摄的大气压氮气均匀DBD图像,曝光时间10ns,阳极在图的上方,阴极在下方。图15(a)是对应的电压、放电电流波形;图15(c)是对放电过程进行一维数值模拟得到的结果

[12,16]

。

大气压氮气均匀DBD和大气压氦气辉光放电有以下3个明显的差别:&两者的放电电流和气体电压波形差别很大,见图15(a)和图10。在电极面积大致相同的条件下,氮气的电流幅值仅7mA,明图15󰀁大气压氮气均匀DBD

Fig.15󰀁UniformDBDinatmosphericnitrogen

8

Jan.2009High󰀁Voltage󰀁EngineeringVol.35No.1󰀁

显低于氦气的42mA。尤其重要的是,氮气间隙击穿后气体电压几乎不变,而氦气击穿后气体电压从1250V急剧下降到约450V。这些都说明大气压氮气DBD比大气压氦气辉光放电弱得多,并且其伏安特性呈现典型的汤森放电特征,即气隙击穿后电流迅速上升而电压几乎不变。∋两者气隙中光强分布明显不同,见图15(b)和图12(d~f)。氮气气隙中最明亮光层靠近阳极,而氦气最明亮的负辉光区靠近阴极。阳极发光是汤森放电的典型特征,下面将会对此给予说明。(两者气隙内部物理参量分布明显不同,见图15(c)和图14(a)。氦气辉光放电中由于空间电荷的积累和迁移,特别是靠近阴极的高密度离子区,强烈地畸变了原来的均匀电场分布,而呈现极不均匀电场分布,即靠近阴极处出现强电场的阴极位降区。氮气放电中,由于放电微弱,空间电荷对电场分布的影响不明显,气隙中仍然保持准均匀的电场分布,即图15(c)中电场曲线接近一条水平线。从图15(c)中,我们还可以看到:随着电子雪崩从阴极向阳极发展(即从右向左),空间电子数密度在半对数坐标系中呈线性上升(即指数上升),这是汤森放电的典型特征。气隙中准均匀的电场分布和靠近阳极处的高电子数密度是阳极发光的原因,说明如下:均匀电场分布使得气隙中电子的平均动能(∀E/p)处处相等,导致电子碰撞激发的能力也处处相同。在此条件下,气隙中的光强分布便决定于电子密度分布,即电子越多的地方发光越强。靠近阳极处电子最多,因而阳极发光最强。导致大气压氮气DBD均匀放电的原因可能是以下两种彭宁电离产生了种子电子。

3++

N2(!)1∗-u)+N2(A∗u)%N4+e;+N2(!)1∗-u)+N2(!)1∗-u)%N4+e。

3+

式中,N2(!)1∗-u)和N2(A∗u)均为氮分子亚稳态。

[4]

图16󰀁大型DBD臭氧发生器Fig.16󰀁Advancedozonegenerator

图17󰀁大型臭氧发生器中DBD单元结构

Fig.17󰀁ConfigurationofDBDtubesinatechnical

ozonegenerator

DBD单元并联而成,见图16[2],其能耗1~10kW/m2,总功率几个MW,臭氧产额最大可达100kg/h。图17是大型DBD臭氧发生器中DBD放电单元的结构图。阻挡介质为一端封闭的耐热玻璃管或其它绝缘材料管,管内壁有一金属镀层作为高电压电极。管长度1~3m、直径20~50mm。将此阻挡介质管插入直径略大于它的金属管道中,金属管道作为接地电极。阻挡介质管的外壁和金属管道内壁之间的放电气隙为1~3mm,工作气流从此气隙中通过,并带出臭氧。驱动电源频率为0󰀂5~5kHz,金属管道外壁采用流动水冷却。

等离子体表面改性一直是DBD应用研究的热点,其目的通常是提高材料(聚酯薄膜、纤维、纺织品)的表面能,增大其亲水性,以便印染。该方法的优点是可以干式印染,减少污水排放。

图18是利用DBD对薄膜进行双面改性的原理图。整个处理装置暴露在大气环境中,以便工业化流水作业。图左边是待处理薄膜卷,右边是处理后薄膜卷,中间是两套DBD,分别处理薄膜的上下表面。其DBD结构为:一个滚筒作为接地电极,几个细陶瓷管作为阻挡介质,陶瓷管内壁为金属镀层作为高电压电极,并且陶瓷管内进行水冷。电源频率10~50kHz,功率50kW。放电在陶瓷管和接地滚筒间发生,幅宽<10m的薄膜通过放电等离子体[2]

由于氮分子亚稳态能量较低,其彭宁电离通常发生在两个亚稳态粒子之间。

4󰀁介质阻挡放电应用举例

前面提到,DBD等离子体有许多应用,下面简要介绍其工业应用。

首先,DBD产生臭氧以消毒饮用水是其最古老的工业应用,已经有100多年历史。1897年法国巴黎、1904年法国尼斯和1910年俄国彼得堡先后开始了利用DBD产生臭氧以消毒饮用水。至今为止,产生臭氧来消毒饮用水仍然是DBD最主要的工业应用。目前,全世界,主要在欧洲,运行着几千台大型DBD臭氧发生器用于处理饮用水。

目前,大型DBD臭氧发生器通常由上千个󰀁2009年1月高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术第35卷第1期

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图18󰀁DBD对薄膜进行流水线双面改性

Fig.18󰀁Continuousdoubled󰀁sidedfoiltreatmentwithDBD

图19󰀁利用差分真空系统实现低气压放电等离子体

被表面处理。处理速度+10m/s,处理后表面能从10~30mJ/m提高到50~70mJ/m。

需指出的是:上述产生在大气压下的DBD为细丝模式,难以对表面进行均匀处理。如果对处理的均匀度有较高的要求,则必须采用均匀放电等离子体。但工业化处理要求流水线作业,使得DBD放电不能密闭在放电室内,而必须在大气环境下进行。前面提到,目前大气压下均匀DBD只能发生在氦气和氮气中,限制了它们的大规模工业化应用。

图19是利用低气压均匀放电等离子体对羊毛纤维进行表面改性的示意图[1]。采用4级差分真空(differentialpumping)系统,相邻级之间有一个狭缝相通,狭缝宽度仅够羊毛纤维通过。每一级都有独立的真空机组在运行,使得相邻级的气压大约差1个数量级,达到从外界大气压空气到等离子体处理室低气压(266~800Pa)的过渡。这样,既满足了工业生产流水线作业的要求,又在处理室内得到了在低气压,可以很容易地产生均匀放电等离子体。该装置的羊毛处理率为60kg/h,对应于处理表面积3,10m/h。

与传统的借助化学活化溶液的处理方法相比,上述等离子体干式处理法有许多优点。若以每年处理120t羊毛估算,可节省水12000t、次氯酸钠44t、亚硫酸氢钠16t、硫酸11t,更重要的是不产生污水。

等离子体显示屏(PlasmaDisplayPanel:PDP)是迄今为止DBD最重要的工业化应用。等离子体显示屏的工作原理简述如下

[17]

4

22

2

对羊毛纤维的流水线处理

Fig.19󰀁Continuoustreatmentofwoolwithuniformdischargeplasmaproducedatlowpressureobtainedbyusingfour󰀁stagedifferentialvacuumpumping

图20󰀁PDP中两种DBD单元

Fig.20󰀁TwoDBDconfigurationsusedinPDP

:PDP是由大量微型

(亚mm)荧光灯组成的矩阵,其中每一个荧光灯的发光时刻和强度均独立可控。每个荧光灯实际上是一个微型DBD单元,放电在含氙气(Xe)的混合气体中进行,其等离子体中准分子Xe2辐射波长为172nm的真空紫外(VUV)谱线,这些谱线照射荧光层使其发光。为了达到彩色显示的目的,PDP荧光灯矩阵中的每个(像素)点实际上是由4个微型DBD单元构成的,分别负责发出红、绿、蓝、红光。*

PDB中的DBD单元分为对面放电型(oppositedischarge)和共面放电型(co󰀁planardischarge)两种形式,见图20。图20(a)是对面放电型,它是传统的DBD形式,放电发生在相对的两个阻挡介质之间的

气隙中。图20(b)是共面放电型,电极埋在同一个阻挡介质内,放电发生在埋藏电极的阻挡介质的另一个表面,即沿面放电。

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Jan.2009High󰀁Voltage󰀁EngineeringVol.35No.1󰀁

图22󰀁共面型PDP中一个像素点的简化结构Fig.22󰀁SimplifiedviewofacoplanarPDP

图21󰀁PDP中的DBD矩阵构成Fig.21󰀁MatrixofDBDinPDP

图23󰀁PDP中DBD的放电时序控制Fig.23󰀁DBDcontrolledbyasequenceofwriting,

sustaininganderasingpulses

PDP的荧光灯矩阵是这样构成的:两组相互垂直的电极,见图21,它们的交叉处就是一个个荧光灯,通过在这些电极上施加不同的脉冲电压,控制不同位置的DBD单元放电。

图22是PDP一个像素点的简化结构。从上到下依次为:玻璃前面板、透明ITO共面电极及金属母线、阻挡介质、MgO保护层、放电气隙、荧光层、阻挡介质、数据电极、后面板。

上述各部分的关键参数和作用简介如下:放电气隙中的工作气体为通常为He󰀁Ne混合气体和少量(约10%)Xe气,利用氦气高能量亚稳态原子彭宁电离Ne原子,降低工作电压。Xe气的作用是用来产生准分子Xe*2,其辐射的波长为172nm的真空紫外(VUV)谱线照射荧光层使其发光。气隙距离约0󰀂1mm,气压(66󰀂5kPa)。虽然气隙中气压p接近1个大气压(101kPa),但由于气隙d很小,相应的pd很小,仍然可以产生均匀辉光放电。对于42吋的显示屏,ITO透明电极宽0󰀂2~0󰀂3mm、长约1m。由于ITO有一定的电阻,电流流过时将产生一定的电压降。为了避免同一根ITO电极上电压差别较大,故并联相对很窄的良导体电极,使电流主要流过良导体电极,减小电压降,以达到均压的目的。阻挡介质厚度仅20~40 m,因此镀上一层厚度约500nm的MgO保护层,使阻挡介质免遭放电溅射。由于MgO的电子逸出功很低,MgO层的另一个重要作用是提供大量的二次发射电子,以进一步降低DBD工作电压。数据电极宽度约40 m,其作用是触发放电。红、绿、蓝、红放电单元之间放置绝缘隔条,防止相互干扰。

PDP中各DBD单元的放电由加在电极上的脉冲电压控制。下面以对面放电型DBD为例,说明放电控制原理,见图23。平时电极上施加约150V的维持电压脉冲Us,其频率约50~100kHz。并且,仅凭Us不足以使气隙击穿。当希望该DBD单元放电时,则另外加上约250V的单脉冲触发电压(Writing脉冲),气隙击穿放电,在阻挡介质上堆积电荷Q并产生电压Ud。此后,每当Us极性反转一次,由于Us和Ud相叠加,气隙便击穿放电一次。若希望停止放电,则另外施加电压较低的单脉冲扫除电压(Erasing脉冲),以清除介质表面电荷Q。

显然,通过改变触发脉冲和扫除脉冲之间的时间间隔,可以改变该时间间隔内的放电次数,以控制该单元的平均光强。通过控制每一个像素点中3种颜色DBD的相对光强,可以调制出该像素点所需要的任意颜色。󰀁2009年1月高󰀁电󰀁压󰀁技󰀁术第35卷第1期

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5󰀁结语

尽管DBD是一种很古老的放电形式,但它在大气压下产生低温等离子体的优点及其日益增多的应用前景,使它至今仍然是研究的热点。目前,DBD研究可分为放电基础研究和应用技术研究。

DBD的放电基础研究主要集中在产生大气压均匀放电的机理、条件和方法。迄今为止,只有氦气和氮气两种气体中可以实现大气压下均匀放电,并且前者为亚正常辉光放电;后者为汤森放电。对于最具工业化应用前景的大气压空气放电,若不能大幅度地降低其高达30kV/cm的击穿场强,不可能实现均匀放电。

DBD的应用技术研究主要集中在DBD等离子体源在大规模工业化生产中的应用。迄今为止,DBD产生臭氧和作为等离子体显示光源是两个最为成功的范例,技术已经比较成熟,下一步努力的方向只是进一步提高能量效率。目前,利用DBD进行灭菌消毒、废气处理、材料表面改性等是研究的热点,对于这些技术的工业化应用而言,还有许多问题尚待解决。

lectrodesondielectricbarrierdischarge[J].PlasmaSourcesSciTechnol,2006,15(4):845󰀁848.

[8]王新新,卢明泽,蒲以康.空气中大气压下均匀辉光放电的可能

性[J].物理学报,2002,51(12):2778󰀁2785.

WANGXin󰀁xin,LUMing󰀁ze,PUYi󰀁kang.Possibilityofat󰀁mosphericpressureglowdischargeinair[J].ActaPhysSinica,2002,51(12):2778󰀁2785.

[9]GolubovskiiYB,MaiorovV,BehnkeJF.Influenceofinterac󰀁

tionbetweenchargedparticlesanddielectricsurfaceoverahom󰀁ogeneousbarrierdischargeinnitrogen[J].JPhysD:ApplPhys,2002,35(8):751󰀁761.

[10]LiM,LiCR,WangXX,etal.Effectofsurfacechargetrap󰀁

pingondielectricbarrierdischarge[J].ApplPhysLett,2008,92(3):031503.

[11]LiCR,WangXX,LiM,etal.Dielectricbarrierdischargeu󰀁

singcorona󰀁modifiedsiliconerubber[J].EurophysLett,2008,84(2):25002.

[12]GherardiN,MassinesF.Mechanismscontrollingthetransi󰀁

tionfromglowsilentdischargetostreamerdischargeinnitro󰀁gen[J].IEEETransonPlasmaScience,2001,29(3):536󰀁544.

[13]LuoHY,LiangZ,WangXX,etal.Effectofgasflowindie󰀁

lectricbarrierdischargeofatmospherichelium[J].JPhysD:ApplPhys,2008,41(20):205205.

[14]LuoHY,LiangZ,WangXX,etal.Observationofthetran󰀁

sitionfromaTownsenddischargetoaglowdischargeinheliumatatmosphericpressure[J].ApplPhysLett,2007,91(22):

参考文献

221504.

[15]LuoHY,LiangZ,WangXX,etal.Radialevolutionofdie󰀁

lectricbarrierglow󰀁likedischargeinheliumatatmosphericpressure[J].ApplPhysLett,2007,91(23):231504.[16]MassinesF,SegurP,GherardiN,etal.Physicsandchemis󰀁

tryinaglowdielectricbarrierdischargeatatmosphericpres󰀁sure:diagnosticsandmodelling[J].SurfaceandCoatingsTechnol,2003(174/175):8󰀁14.

[17]BoeufJP.Plasmadisplaypanel:physics,recentdevelopments

andkeyissues[J].JPhysD:ApplPhys,2003,36(6):R53󰀁R79.

王新新

1958󰀂,男,博士,教授

研究方向为气体放电与等离子体,脉冲功率技术

E󰀁mail:wangxx@mail.tsinghua.edu.cn

[1]RothJR.Industrialplasmaengineering[M].Bristol:Institute

ofPhysicsPublishing,1995.

[2]KogelschatzU.Dielectric󰀁barrierdischarges:theirhistory,dis󰀁

chargephysics,andindustrialapplications[J].PlasmaChemis󰀁tryandPlasmaProcessing,2003,23(1):41󰀁46.

[3]KanazawaS,KogomaM,MoriwakiT,etal.Stableglowplas󰀁

maatatmosphericpressure[J].JPhysD:ApplPhys,1988,21(5):838󰀁840.

[4]WangXX,LiCR,LuMZ,etal.Studyofatmosphericpres󰀁

sureglowdischarge[J].PlasmaSourcesSciTechnol,2003,12(3):358󰀁361.

[5]RaizerYP.Gasdischargephysics[M].Berlin:Springer󰀁Ver󰀁

lag,1991.

[6]罗海云,王新新,毛󰀁婷,等.用PET薄膜覆盖金属丝网电极实

现大气压空气中均匀放电[J].物理学报,2008,57(7):4298󰀁4303.

LUOHai󰀁yun,WANGXin󰀁xin,MAOTing,etal.RealizationofhomogeneousdischargeinairatatmosphericpressureusingwiremeshelectrodescoveredbyPETfilm[J].ActaPhysSini󰀁ca,2008,57(7):4298󰀁4303.

[7]WangXX,LuoHY,LiangZ,etal.Influenceofwiremeshe󰀁

WANGXin󰀁xinPh.D.,Professor

收稿日期󰀁2008󰀁11󰀁18󰀁修回日期󰀁2008󰀁12󰀁06󰀁编辑󰀁卫李静