碰撞对伴有二次电子发射等离子体鞘层的影响

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二次电子对霍尔推进器鞘层影响的数值模拟的开题报告

二次电子对霍尔推进器鞘层影响的数值模拟的开题报告一、研究背景霍尔推进器是一种高效、环保、低噪音、无惯性、无污染的新型推进器，广泛应用于卫星姿态控制和长寿命卫星的定位控制。

二次电子是指在推进剂分解和电离的过程中，推进剂中的原子或分子在失去电子后的空位上释放出高能电子。

二次电子对于霍尔推进器的推进性能和寿命具有重要的影响，因此研究电子与鞘层的相互作用规律对于提高霍尔推进器的性能非常重要。

二、研究目的本文旨在通过数值模拟的方式研究二次电子对霍尔推进器鞘层的影响，探究鞘层材料和几何形状对二次电子的捕获和反射影响。

同时，本文将研究电子撞击鞘层表面产生的辐射效应对推进器寿命的影响。

三、研究内容和方法本文将采用多物理场有限元分析软件COMSOL Multiphysics建立霍尔推进器模型，模拟二次电子在鞘层中的扩散和反射以及鞘层的辐射散射效应，并对不同鞘层材料和几何形状进行比较分析。

同时，本文将对模拟结果进行统计分析，分析二次电子数目分布和辐射效应对推进器寿命的影响。

四、研究意义通过研究二次电子对霍尔推进器鞘层的影响，可以为推进器的性能优化和寿命提高提供重要的参考。

同时，研究结果也可为设计更好的空间环境辐射抗性材料提供指导，有助于提高卫星长期稳定运行的能力。

五、预期结果通过本文的研究，预计可以探究以下问题：1.不同鞘层材料和几何形状对二次电子的捕获和反射影响；2.电子撞击鞘层表面产生的辐射效应对推进器寿命的影响；3.推进器行星探测任务中的寿命估算和技术支持。

通过对这些问题的探究，可以为推进器的性能优化和寿命提高提供重要的参考，并有助于在行星探测任务中估算推进器寿命并提供技术支持。

Particle-In-Cell模拟的发展 - 物理考虑和计算技术

Particle-In-Cell模拟的发展：物理考虑和计算技术
王虹宇∗
鞍山师范学院物理系，辽宁，鞍山，114007
姜巍
大连理工大学物理系，辽宁，大连，116024
Abstract
粒子云网格(Particle In cell)方法是研究等离子体行为的关键性理论工具之一。它可以看成方便而粗糙的流体力学模拟和严格但困难的动理学方程求解的一种有效的折中。从七十年代建立了PIC技术的基本框架以来，这种技术被应用到不断扩展的领域中，从机理研究到具体设备的设计都从中受益。尽管PIC方法的基本数学框架并没有实质性的变化，但随着使用领域的推广，问题背景的变化对PIC模拟技术的细节提出了越来越多的要求：实际工程模拟和设备设计要求模拟方法提供更快的速度和更好的适应性；新物理现象的机理研究要求模拟必须可以考虑更多的物理效应甚至化学问题；极端条件下的物理问题的理解要求模拟具有更高的精度或者使用全新的物理理论；多尺度问题的存在要求模拟中使用更强有力的数学方法；最后，部分问题的极端复杂性需要使用混合模拟来克服，而这要求PIC方法和其他模拟手段的无缝对接。在现在的模拟技术中，PIC模拟方法向上连接到连续模拟（流体力学等），而向下重叠了纯粹的分子动力学模拟(MD)，在这个庞大的领域中，提供了各种复杂问题的分析方法。在另外一方面，从上世纪末期开始，简单而廉价的并行技术，如集群(cluster)成为计算机技术的亮点之一。集群技术的出现使得高性能计算机变成了能够普及的产品。传统上巨大计算量的PIC模拟技术从中获得了极大的帮助。在近几年，“桌面上的超级计算”进一步地提供了PIC模拟方法的发展希望。相应地，这类非传统的高性能计算技术常常意味着以前的模拟程序框架被彻底地重建（即使数学上没有本质区别）以便发挥硬件的性能。这也对PIC模拟技术提出了新的挑战。本文将概述近年来上述两方面的重要进展，并分析现阶段存在的关键性问题及可能的突破口。

超高速碰撞LY12铝靶产生等离子体的特征参量测量

ｍｉｉｍｌｃｒｎｄｎｉｙａｄｅｅｔｏｍｐｒｔｒｂａｎｄｂａｃｌｔｎｗｅｅａｏｔ１９ｅｎ１０ｒｓｅｔｖｌ．ｎｍｕｅｅｔｏｅｓｔｎｌｅｒｎｔｅｅａｕｅｏｔｉｅｙｃｌｕａｉｒｂｕ０／ｍ３ａｄ６０Ｋｅｐｃｉｅｙｏ
维普资讯
第２８卷
第４期
弹
箭
与
制
导
学
报
Ｖ０１２Ｎｏ．．８４
Ａｕｇ２０８０
２００８年Ｏ８月
Ｊｕｎｌｏｏｅｔｅ，Ｒｏｋｔ，ＭｉｓｌｓａｄＧｕｄｎｅｏｒａｆＰｒｊｃｉｓｌｃｅｓｓｉｎｉａｃｅ
ｇｔｆｏｈｒｏｔｌｌｎ．Ｔａｅｔｅｔｍｅｓａｆｐｏｅ２ｂｔｅ４Ｕｎ２Ｕｆｅｒｇｅｅｓａｘｍｐｅｔｅｅｒｍｏｉｎａａｅｚｐｋｈｉｐｎｏｒｂｅｗｅｎ２５Ｓａｄ３７Ｓａｔｒｔｉｇｒｄａｎｅａｌ，ｈ
超高速碰撞Ｌ１Ｙ２铝靶产生等离子体的特征参量测量
唐恩凌，庆明，张张健
（１沈阳理工大学装备工程学院，阳１０６；沈１１８
２北京理工大学爆炸科学与技术国家重点实验室，京１０８）北００１摘要：改进的扫描Ｌｎｍｕｒ针电路诊断系统对Ｌ２铝弹丸以５９ｋｓ的速度、０的入射角度（用ａｇｉ探Ｙ１．８ｍ／３。与

超高速碰撞产生等离子体的频谱响应特征

113211368631强激光与粒子束第23卷犛狆犲犮狋狉犪犾狉犲狊狆狅狀狊犲犮犺犪狉犪犮狋犲狉犻狊狋犻犮狊狅犳狆犾犪狊犿犪犵犲狀犲狉犪狋犲犱犫狔犺狔狆犲狉狏犲犾狅犮犻狋狔犻犿狆犪犮狋tangenlingyangminghaixiangshenghaililexinzhangweiyuhuizhaoxinying犛犮犺狅狅犾狅犳犈狇狌犻狆犿犲狀狋犈狀犵犻狀犲犲狉犻狀犵犛犺犲狀狔犪狀犵犔犻犵狅狀犵犝狀犻狏犲狉狊犻狋狔犛犺犲狀狔犪狀犵110159犆犺犻狀犪犃犫狊狋狉犪犮狋
压源流过电阻Ｒ、针、探等离子体、板，靶板地靶从
流回电压源，时，Ｈ２的电压与Ｃ此ＣＨ１的电压不
再相同，这就提供了等离子体的有关信息。以弹
丸飞过磁测速线圈的瞬间所激发的电动势脉冲作
中图分类号：０３３８；０５１３文献标志码：Ａｄｉ１．７８ＨＰＩ２１２０．３５ｏ：０３８／ＰＢ０１３５１６
超高速碰撞产生的瞬态等离子体是低温等离子体领域的一个重要研究方向Ｅ；高速碰撞产生等离子体１超３是物质在强动载作用下的物态转变，及冲击动力学、涉固体物理、离子体物理、压物理、体物理等多个学等高天科领域，在航天器对空间碎片的防护方面具有重要的应用价值。低温等离子体技术还在材料制备、表面处理及环境工程等领域有着广泛的应用前景，因此，建立可靠的诊断系统具有重要的理论及应用价值］。本文基于理论分析获得的超高速碰撞产生等离子体的频率特征，立了一种适用于超高速碰撞产生等离子体的探针测建量系统，利用该测量系统获得了超高速碰撞产生等离子体的功率谱特征。并

等离子体鞘层形成的原因

等离子体鞘层形成的原因
等离子体在开始时处在准电中性状态，如果在等离子体中悬浮一个不导电的绝缘基板，此时等离子体中的离子与电子都会朝着这个基板运动，单位时间内到达基板上的电子数要远大于离子个数。

到达基板的电子一部分与离子复合，还有一部分剩余，从而在基板出现净负电荷积累，这样基板表面呈负电势。

该负电势将排斥后续电子，同时吸引正离子。

直到基板负电势达到某个值，使离子流与电子流相等时为止。

由于基板呈负电势，则在基板与等离子体交界处形成一个由正离子构成的空间电荷层，即离子鞘层。

等离子体鞘层在磁控溅射中的作用至关重要。

考虑在一个平行的平板结构，内部有均匀分布的等离子体，由于电子的质量轻，离子的质量远高于电子，在考虑壁面吸收的边界条件下，电子运动到边界，因此壁面带负电，因此在靠近壁面处，电子的数量低于离子的数量，因此相对于边界来说，为正电势，该正电势会阻止电子到壁面的运动，同时会加速离子到壁面，从而造成壁面的溅射，从而完成对对材料的刻蚀以及表面处理。

等离子体的刻蚀在等离子体的研究中具有很重要的作用，几乎所有的放电等离子体都在边界处存在鞘层。

因此鞘层的研究具有重要的意义，对于鞘层的模拟有粒子模拟和流体模拟两种方法。

二次电子发射对稳态等离子体推进器加速通道鞘层的影响

二次电子发射对稳态等离子体推进器加速通道鞘层的影响田立成;石红;李娟;张天平【摘要】稳态等离子体推进器( Stationary Plasma Thruster,SPT)工作时产生的高密度等离子体遇到其加速通道陶瓷器壁时,在陶瓷器壁与等离子体之间形成鞘层.离子会在鞘层电场作用下到达SPT加速通道器壁表面进而复合,而等离子体中的电子由于具有高能可跃过鞘层电场轰击器壁表面,从而产生二次电子发射效应.从器壁表面发射出的二次电子由于受到鞘层电场的排斥,导致其向等离子体源区移动,进而影响等离子体鞘层的特性.建立了考虑二次电子发射效应的无碰撞等离子体鞘层的一维流体模型,研究了二次电子发射对SPT加速通道鞘层特性的影响.计算结果显示,随二次电子发射系数增加,鞘层电势、离子密度、电子密度和二次电子密度增加,而离子速度降低,鞘层中离子密度始终大于电子密度.鞘层中二次电子绝大多数集中在器壁附近,随二次电子穿越鞘层厚度的增加,二次电子密度快速下降.%When the high-density plasma produced as the stationary plasma thruster (abbreviation SPT) works meets the wall of acceleration channel, sheath forms between the wall and plasma. Ions could reach the surface of the channel in the sheath electric field, and they would be compounded at the surface, while electrons in the plasma could impact the surface of the channel due to its high energy, resulting the secondary electron emission effects. Secondary electrons would move towards the plasma source region because of the sheath electric field, which could lead to the variation of the plasma sheath characteristics. One-dimensional collisionless fluid model was built to study the effects of secondary electron emission on the sheath of SPT near the acceleration channel.Calculation results show that with the secondary electron emission coefficient increases, the sheath potential, ion density, electron density and secondary electron density increase, while the ion velocity decreases. The ion density in the sheath is always greater than the electron density. The secondary electrons are mostly concentrated in the zone near the wall. With the secondary e-lectron traversing the sheath thickness increases, the secondary electron density decreases rapidly.【期刊名称】《固体火箭技术》【年(卷),期】2012(035)002【总页数】5页(P193-197)【关键词】稳态等离子体推进器;加速通道;二次电子发射;等离子体鞘层【作者】田立成;石红;李娟;张天平【作者单位】兰州空间技术物理研究所真空低温技术与物理重点实验室,兰州730000;兰州空间技术物理研究所真空低温技术与物理重点实验室,兰州730000;兰州空间技术物理研究所真空低温技术与物理重点实验室,兰州730000;兰州空间技术物理研究所真空低温技术与物理重点实验室,兰州730000【正文语种】中文【中图分类】V439+.2;TP391.9随着长寿命通信卫星、深空探测、星际航行等空间技术的兴起，霍尔推进器作为性能优异的电推进器一直备受人们关注。

二次电子发射对无碰撞等离子体鞘层的影响

１鞘层模型
本文主要讨论稳态等离子体的鞘层，器壁产从生二次电子大多都是由于几十电子伏特的电子与器
壁撞击产生的，电子比较离子能量很低，以可以与所关＝层中二次电子的研究，ｂｓ和Ｗｅ— 忽略离子撞击器壁带来的影响．时鞘层中等离子Ｆ鞘Ｈｏｂｓ此ｓｎ１５Ｓａｇｂ［等人都采取流体模型对其做了体的成分是由电子（）离子（、由壁发射的二次ｏ以）ｔｂｅｙ２Ｌ］￣］ｅ、ｉ和）
Ｖｏ１２５。ｏ．Ｎ．１
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二次电子发射对无碰撞等离子体鞘层的影响
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赵晓云
（阳师范学院物理与电子科学学院，阳阜阜２６４）３０１
摘 ’ ：立了包括器壁发射二次电子的等离子体无碰撞鞘层的基本模型，论了一维稳态等离子体鞘层中二次电要建讨子发射对鞘层结构的影响．果表明：壁电势随着二次电子发射系数的增加而增加．发射系数小于临界发射系结器在数时，层电势随发射系数增加而增加，层是离子鞘；发射系数大于临界系数时，鞘鞘在电场出现反转，电势在鞘层空
维普资讯鞘层环境、促进等离子体工子发射给鞘层带来的变化．于二次电子发射系数关艺技术的改进具有重要意义．等离子体的材料处超过临界系数的情况，在鞘层结构的变化在本文中也

电子发射对稳态等离子体鞘层影响的理论研究和数值模拟

第12卷　第3期强激光与粒子束V o l.12,N o.3 2000年6月H IGH POW ER LA SER AND PA R T I CL E B EAM S Jun.,2000　文章编号:　1001—4322(2000)03—0358—05电子发射对稳态等离子体鞘层影响的理论研究和数值模拟Ξ孟　显,　王友年,　马腾才(大连理工大学三束材料改性国家重点实验室,大连,116023) 摘　要:　建立了一套非线性自洽的流体力学方程组,研究了电子发射对稳态等离子体鞘层的影响,并分别考虑了发射电子及离子同中性原子的弹性和非弹性碰撞过程。

数值结果表明:发射电子的初始束流密度及中性气体密度是描述鞘层空间演化的两个最关键的物理量,特别是发射电子的存在使得鞘层厚度变薄。

关键词:　二次电子发射;　等离子体鞘层;　碰撞效应中图分类号:　O461.2+1 文献标识码:　A 在低温等离子体工艺过程中,在等离子体与固体表面(通常为基体或器壁的表面)之间存在一非中性的等离子体区,即所谓的等离子体鞘层。

等离子体中的离子在进入鞘层区后,将会被鞘层电场加速,并以一定的能量入射到固体表面,从而引发固体表面的电子发射。

发射出来的二次电子将会对鞘层中的电场分布及离子束流分布等物理量的变化产生一定的影响,进而会影响等离子体的工艺过程。

根据入射离子的能量不同,可以将二次电子发射过程分为势发射和动力学发射两种形式[1]。

势发射是由低能离子(其能量通常小于1keV)在固体表面上俄歇中和时引起的,而动力学发射则是由于高能离子(其能量通常大于1keV)与固体表面层中原子发生非弹性碰撞过程而引起的。

对于一般的等离子体工艺,在基片表面上施加的负偏压不是太高,因此势发射是主要的发射过程。

此外,当基片表面受热时,一些热电子也将从固体表面发射出来。

本文将把势发射和热发射出来的电子统称为发射电子。

在近二十年里,人们对发射出来的二次电子对等离子体鞘层的影响进行了一些理论和实验研究[2～6],但在已有的理论研究中都没有考虑二次电子在穿越等离子体鞘层时与中性粒子的碰撞效应。

二次电子发射对稳态等离子体推进器加速通道鞘层的影响

ｔｔｈｇｎｒ，ｒｓｌｎｈｅｏｄｒｌｃｒｎｅｓｉｎｅｆｃｓｅｏｄｒｌｃｒｎｕｄｍｏｅｔｗｒｓｔｅｐａｍａｓｕｃｅｏｉｉｈｅｅｇｓｙｅｕｔｇｔｅｓｃｎａｅｅｔｏｍｉｓｆｔ．Ｓｃｎａｅｅｔｓｗｏｌｖｏａｄｈｌｓｏｒｅｒ — ｉｙｏｅｙｏｇｏｅａｓｆｔｅｓｅｔｌｃｒｃｆｌｉｎｂｃｕｅｏｈａｈｅｅｔｅｄ，ｗｈｃｏｌｅｄｔｈａｉｔｎｏｅｐａｍａｓｅｔｈｒｃｅｉｔｓＯｎ — ｉｎｉｎｌｈｉｉｉｈｃｕｄｌａｏｔｅｖｒｉｆｔｌｓｈａｈｃａａｔｒｉ．ａｏｈｓｃｅｄｍｅｓｏａｃｌｓｏｌｓｕｄｍｏｅｓｂｉｏｓｄｈｆｃｓｏｅｏｄｒｌｃｒｎｅｓｉｎｏｈｈａｈｏＰｅｒｔｅａｃｌｒｔｎｏｌｉｎｅｓｆｉｄｌｉｌｗａｕｌｔｔｙｔｅｅｆｔｆｓｃｎａｙｅｅｔｍｉｓｏｎｔｅｓｅｔｆＳＴｎａｈｃｅｅａｉｔｕｅｏｏｃａｎ１ａｃｌｔｎｒｓｌｈｗｔａｉｈｅｏｄｒｌｃｒｎｅｓｉｎｃｅｃｅｔｎｒａｅ，ｔｅｓｅｔｏｅｔｌｏｅｓｔｈｎｅ．Ｃｌｕａｉｅｕｔｓｏｈｔｗｔｔｅｓｃｎａｅｅｔｍｉｓｏｆｉｎｃｅｓｓｈｈａｈｐｔｎｉ，ｉｎｄｎｉｏｓｈｙｏｏｉｉａｙ，ｅｅｔｎｄｎｉｎｅｏｄｒｌｃｒｎｄｎｉｎｒａｅｌｃｒｅｓｔａｄｓｃｎａｅｅｔｏｅｓｔｉｃｅｓ．ｗｈｌｈｏｅｏｉｅｒａｅ．ＴｅｉｎｄｎｉｎｔｅｓｅｔＳａｗｙｏｙｙｙｉｔｅｉｎｖｌｃｔｄｃｅｓｓｈｏｅｓｙｉｈｈａｈｉｌａｓｅｙｔｇｅｔｒｔａｈｌｃｒｎｄｎｉ．Ｔｅｓｃｎａｌｃｒｎｒｓｌｏｃｎｒｔｄｉｈｏｅｎａｅｗａ１ｒａｅｎｔｅｅｅｔｅｓｙｈｅｏｄｒｅｅｔｏｓａｅｍｏｔｃｎｅｔｅｔｅｚｎｅｒｔｌｈｏｔｙｙａｎｈ．Ｗｉｈｅｏｄｒ — ｔｔｅｓｃｎａｅｈｙｌｃｒｎｔｖｒｉｇｔｅｓｅｔｈｃｎｓｎｒａｅ，ｔｅｓｃｎａｌｃｒｎｄｎｉｅｒａｅａｉｌ．ｅｔｒｅｓｈｈａｈｔｉｋｅｓｉｃｅｓｓｈｅｏｄｒｅｅｔｅｓｔｄｃｅｓｓｒｐｄｙｏａｎｙｏｙＫｅｒｓ：ｔｔｎｒｌｓｈｕｔｒａｃｌｒｔｎｃａｎｌｓｃｎａｙｅｅｔｏｍｉｓｏｐａｍａｓｅｔｙｗｏｄｓａｉａｐａｍａｔｒｓ；ｃｅｅａｉｈｎｅ；ｅｏｄｒｌｃｒｎｅｓｉｎ；ｌｓｈａｈｏｙｅｏ

两种温度电子对稳态等离子体鞘层的影响

电子的温度和密度有关．

已有的研究工作
显示了冷热两种不同温度电子在薄膜制备、二次电子发射以及尘埃等离子体中给
等离子体鞘层带来一定的影响，但在这些文献中都没有具体考虑两种温度电子对鞘层厚度、沉积器壁表面离子动能流以及不同种类等离子体进行分析．而在等离子体刻蚀等加工中鞘层厚度与加工质量的好坏有着直
很透彻
，但对两种温度电子的等离子体鞘层的研究目前还不够充分．近年来，随着等离子体的应用推广，．不论是Ｓｔｏｒｍ研究利用激光加热的等离子体中电
两种温度电子的等离子体得以进一步关注并研究
晕扩张，还是Ｋｕｒｉｈａｒａ等人研究串联镜中利用电子回旋共振加热，都曾观察到两种温度电子的存在．同时在激光聚变等离子体和等离子体薄膜制备中都不同程度地出现过两种温度电子，并且对等离子体的应
２０１３年９月
计
算
物
理
Ｖｏ１．３０．ＮＯ．５Ｓｅｐ．，２０１３
ＣＨＩＮＥＳＥＪＯＵＲＮＡＬ０ＦＣＯＭＰＵＴＡＴＩＯＮＡＬＰＨＹＳＩＣＳ
文章编号：１００１ — ２４６Ｘ（２０１３）０５－０７３３－０６
收稿日期：２０１２—１２— ２３；修回日期：２０１３— ０４—１５基金项目：国家自然科学基金（５１２７１０５９、１１２７３００８），安徽省高等学校优秀青年人才基金（２０１２ＳＱＲＬ１１６）及安徽省高等学校省级自然科

高速撞击梯度电势靶产生等离子体诱发的放电_唐恩凌

北京航空航天大学学报 Journal of Beijing University of Aeronautics and Astronautics

jbuaa@
DOI：10.13700/j.bh.1001-5965.2017-0203
通过长期的
艰难探索，认为选择电源的关键是固有电容和响应利用 LY11 铝弹丸超高速撞击太阳能电池阵产生放电的实验室实验，得出了弹丸在穿透太阳能电池阵衬板的过程中产生的离子流电荷量与弹丸撞击速度的平方成正比的结论。 Akahoshi Y 等
[16]
通过大量的实验，给出了产生持续
放电的条件，即当太阳能电池阵的输入功率高于 110W 时，会产生持续静电放电。沈阳理工大学唐恩凌等
[20-22]
, 开展了超高速碰撞供电太阳能电池阵产
供供供供
供供
靶室
供供供供供供供供供供
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供供
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供供供供
供供供供
供供供供
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ICCD
HSFC-Pro 供供供供供
供供供
图 1 实验系统 Fig.1 Experimental system
5 4
成图像信号，同时传输给专用的图像处理系统进行处理。实验中，相机和背景光源分别置于靶室两侧，调整相机或背景光源的高度使相机和背景光源的镜头分别透过靶室观察窗口正对靶板安装位置，使用相机镜头焦距来调整预览画面清晰度。再结合弹丸碰撞速度、辅助触发到着靶点间的距离和对应条件下放电照片的演化时间，调整相机开始捕捉时刻、采集时间间隔和曝光时间。实验中，当弹丸穿透辅助触发薄膜时，辅助触发电路导通输出电信号触发超高速相机系统开始捕捉碰撞过程的图像。相机可在 Windows 环境下控制，使用自带的 Camware 软件，可以实时显示于数字显示屏上，背景光源在相机采集影像的瞬时发光，给超高速相机采集图像的区域适量的光强以使采集到的图像更清晰。

二次电子对高压太阳电池阵裸露互联鞘层的影响研究

Abstract：The interaction between high voltage solar array and space plasma is a complex nonlinear process，which is dominated by the sheath of metal interconnects of solar array. In order to study the effect of secondary electron emitting from cover material on the sheath，a simplified three- dimensional model of insulator- conductor was constructed. Then through method of particle-in-cell（PIC）and asymptotic boundary conditions the effects of secondary electron emitting on sheath was investigated. The results suggest that the effects of secondary electron on sheath increase with increasing the applied voltage of conductor，and the secondary electron affects the characteristics of sheath by changing the surface potential of the insulator.
子体中的悬浮 Langmuir 探针，航天器太阳电池阵的正偏置裸露互联收集等离子体中的电子，负偏置收集等离子中的离子，由于电子和离子的热运动速度相差较大，导致卫星收集的电子电流大于离子电流，使卫星的结构电位持续下降，直至电子电流与离子电流达到平衡。一般达到平衡时航天器的结构电位可达电池偏置电压的负 90%左右，几十伏甚至上百伏的结构电位能够导致航天器表面热控层击穿、载荷工作异常、威胁航天员的出舱活动等[8-9]。同时，相对于等离子体电位为正的高压太阳电池阵互联从空间等离子体中收集电子电流，与空间等离子体之

平等板等离子体鞘层演化过程的PIC模拟研究

平等板等离子体鞘层演化过程的PIC模拟研究
石峰;王昊
【期刊名称】《真空与低温》
【年(卷),期】2017(023)006
【摘要】为了详细描述等离子体形成过程中鞘层的产生、演化过程,建立了平等板内部等离子体流动过程的PIC模型.在考虑壁面二次电子发射的前提下,模拟得到了放电开始直到放电稳定后的平板等离子体内部和边界处的电场强度、电子密度、离子密度、电势等一系列参数分布,并分析了二次电子发射系数对鞘层厚度的影响分析.模拟结果表明:平等板内部电势相对于边界处较高,中部的电场强度为零,电子密度近似等于离子密度,而在边界处电子密度略低于离子密度,电场方向指向边界处,在等离子体边界处有明显的鞘层.
【总页数】4页(P345-348)
【作者】石峰;王昊
【作者单位】河南理工大学物理与电子信息学院,河南焦作 454000;河南理工大学物理与电子信息学院,河南焦作 454000
【正文语种】中文
【中图分类】V439
【相关文献】
1.基于二维PIC-DSMC的微间隙气体放电等离子体演化过程研究 [J], 徐翱;尚绍环;金大志;谈效华
2.低轨道磁化等离子体中运动航天器等离子体鞘层特性 [J], 曹晋滨;汪学毅;周国成;陈涛
3.基于中压微波氩等离子体的鞘层时空特性研究 [J], 黄润;申庆浩;华伟
4.带有浮动电极的等离子体显示板发光效率数值模拟研究 [J], 王建琪;刘纯亮
5.梯形管内壁等离子体离子注入鞘层扩展MATLAB-PIC数值模拟 [J], 裴宪军;巩春志;汪志健;田修波;杨士勤
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电子的非广延分布对等离子体鞘层中二次电子发射的影响

电子的非广延分布对等离子体鞘层中二次电子发射的影响赵晓云; 张丙开; 王春晓; 唐义甲【期刊名称】《《物理学报》》【年(卷),期】2019(068)018【总页数】8页(P173-180)【关键词】二次电子发射; 非广延; 等离子体; 鞘层【作者】赵晓云; 张丙开; 王春晓; 唐义甲【作者单位】阜阳师范学院物理与电子工程学院阜阳 236037【正文语种】中文1 引言等离子体中的带电粒子撞击到器壁表面会使表面发射二次电子,发射的二次电子在鞘层电场的作用下向鞘层空间运动,能够改变等离子体鞘层的结构,从而影响着等离子体的应用,如等离子体溅射[1]、离子注入[2]以及聚变装置中粒子和能量的传输[3]等.在实验室等离子体中,等离子体作用器壁发射的二次电子导致鞘层结构受到影响.发射探针利用表面电子发射测量等离子体电位,发射鞘层的细节对其研究至关重要[4,5].在托卡马克装置中偏滤器靶板表面的二次电子发射对热损耗和等离子体约束有着显著的影响[6−8].此外,等离子体装置的性能,如霍尔推进器的器壁材料使用性能也与器壁发射的二次电子有着重要的关联[9−12].因此,等离子体与壁相互作用发射的二次电子是边界等离子体研究中一个重要的问题[13−15].关于等离子体与壁面相互作用发射的二次电子,已经有很多文献做了具体的研究[16−25].从器壁发射的二次电子,可以导致鞘层电势增加,鞘层电场强度减小,鞘层厚度变窄,当二次电子发射系数超过临界发射系数之后,鞘层电势出现反转,鞘层空间不再是离子鞘.但是在上述文献的研究中,粒子分布主要考虑为遵守Boltzmann-Gibbs熵为基础的经典统计力学下的麦克斯韦分布[26,27].然而,麦克斯韦分布使用有其局限性,不适用于描述长程相互作用、纯电子等离子体等系统[28−30].针对Boltzmann-Gibbs熵不能很好描述的系统,Tsallis将熵的概念推广到非广延性下的广义上熵[31],非广延性下两个独立子系统的总熵满足其中A,B代表两个独立的子系统; kB 是玻尔兹曼常数; q是描述非广延性质的参数,q<1 ,q=1 和q>1分别对应于超广延、广延和亚广延情形,当q=1时,Sq 回到了经典的Boltzmann-Gibbs熵.近年来,在研究等离子体不稳定性、等离子体鞘层以及非线性波等方面已经考虑了带电粒子呈现非广延性分布的情形[32−39].在等离子体鞘层方面的研究,涉及鞘层玻姆判据、尘埃等离子体以及电负性等离子体等的其中带电粒子呈现非广延性分布的等离子体鞘层特性,结果显示带电粒子的非广延性分布的鞘层物理特性与广延分布下有着较大的区别.但当等离子体鞘层中电子分布满足非广延分布时,电子与金属器壁作用从器壁发射的二次电子目前仍没有研究.正由于二次电子发射对等离子体鞘层物理特性的重要影响,而二次电子发射与等离子体鞘层中电子的分布函数有着重要的关联,在以往的研究中,仅研究了带电粒子呈现广延分布(q=1)情形下的二次电子发射特性,为了更好地了解非广延分布下的等离子体鞘层结构,本文拟利用一维流体模型,通过数值模拟,研究等离子体鞘层中非广延分布的电子与金属器壁相互作用发射的二次电子的特性,其结果对于聚变等离子体以及尘埃等离子体等放电过程中边界等离子体特性的研究有重要的参考意义.2 鞘层模型考虑一维稳态的无限大平板模型,从等离子体垂直指向壁面的方向为x轴方向,x=0 对应等离子体中性区域与鞘层分界面,x<0和x>0 区域分别对应中性等离子体区域和等离子体鞘层区域,xw表示器壁位置处,如图1所示.鞘层中主要包含电子、离子以及电子撞击到器壁发射的二次电子.对于等离子体鞘层区域,由于处于等离子体边界与器壁结合处,离子温度相对较低,故可忽略离子温度的影响,于是离子在等离子体鞘层中的运动,根据连续性方程和运动方程有图1 等离子体鞘层示意图Fig.1.Schematic diagram of plasma sheath.其中ϕ代表鞘层电势; e是基础电荷元电量; mi ,ni和 vi 分别代表离子的质量、数密度和速度.等离子体鞘层中的电子假设遵守Tsallis统计力学模型,一维情形下电子速度非广延性分布函数分布式可表示为[31]其中 me ,ve和Te 分别代表电子的质量、速度和温度;kB 是玻尔兹曼常数.Cq 是归一化无量纲常数,其形式为上述表达式中 ne0 的下标“0”代表处于等离子体鞘层边界 x=0 位置,Γ 代表标准伽马函数.根据电子速度分布函数(4)式,对电子的速度空间进行积分,可得电子密度分布函数[32,37]电子到达等离子体器壁与其作用,将使器壁表面发射出二次电子,二次电子在鞘层电势的作用下将加速离开器壁向鞘层空间运动,在等离子体器壁位置 x=xw 处,由作用到器壁的电子流从器壁发射出的二次电子流满足这里 je ,js和γ 分别代表到达器壁 x=xw 处的电子流、从器壁发射出的二次电子流和器壁表面二次电子发射系数.对于稳态等离子体,根据器壁电流守恒可得[38]这里其中ϕw 代表器壁 x=xw 处电势,ns和vs 分别代表二次电子的数密度和速度.由于电子与器壁作用产生的二次电子,离开器壁要克服器壁材料表面的束缚能,所以由电子撞击器壁发射出的二次电子可看成冷的流体进行分析,二次电子进入鞘层中的运动满足[13]从器壁发射出的二次电子在器壁电势的作用下迅速进入等离子体鞘层,鞘层电势在电子、离子和二次电子的共同作用下满足的方程为其中ε0 是真空介电常数.在等离子体中性区域与等离子体鞘层分界面处(x=0),根据电中性条件,可得在鞘边的带电粒子数密度满足由于描述等离子体鞘层区域的各参数数量级差别较大,为了便于分析,对上述表达式(2)—(16)中各物理量引入下列无量纲化参量:这里λD和Mi 分别是电子德拜长度和离子马赫数,根据无量纲化参量,由表达式(2)—(16)可以得到(21)式中φw 为无量纲化后的器壁电势,可联立器壁位置流守恒表达式(7)—(11)来确定:(22)式中的δ 是等离子体鞘边的电子数密度与离子数密度的比值,对应不同的发射系数γ 以及参量q,可结合(16)与(21)式得到3 数值结果与讨论3.1 玻姆判据玻姆判据是判定等离子体鞘层稳定性的重要条件.对于无碰撞仅含有数密度为麦克斯韦分布(q=1)的电子和冷的离子的等离子体,当鞘层稳定时,离子到达鞘边的速度必定大于或等于离子声速,即Mi≥1 [40].当电子呈现非广延性分布(q=1)时,电子分布偏离了麦克斯韦分布,此时鞘边玻姆速度的变化,可根据(17)式进行分析,对等式(17)两边乘以∂φ/∂ξ ,再对空间变量ξ 进行积分,可得这里其中是塞格捷夫势[40].结合塞格捷夫势在鞘层边界的特点以及联立表达式(17)有化简(26)式,得到鞘边的玻姆判据为表达式(27)给出了从中性等离子体区域进入等离子体鞘层的离子在鞘边必须满足的最小速度(玻姆速度)与等离子体中电子非广延分布参量q的关系.从(27)式可以看出,离子到达鞘边的玻姆判据会跟随非广延分布参量q的变化而变化.当二次电子发射系数γ=0 ,(27)式变为这个结果与文献[34,35]中描述一致,且当q=1时,Mi≥1 ,此时对应电子呈麦克斯韦分布的冷等离子体的鞘层玻姆判据[40].结合方程(22)和(23),根据不等式(27)可以得到在器壁二次电子发射系数不同(γ=0 ,γ=0.4和γ=0.8)时,非广延参量q对鞘边玻姆判据最小值 Mi(min) 的影响,见图2.从图2可以看到,玻姆判据的最小值 Mi(min) 随着非广延参量q的增加而减小,并且器壁二次电子发射系数越大,玻姆判据的最小值越大.q值的增加,对应低速运动的电子数目增多,导致鞘层中净电荷密度增加,于是离子到达鞘边的速度减小.对比图2中三条曲线(γ=0 ,γ=0.4和γ=0.8),发现非广延参量q的变化对不同二次电子发射系数下的玻姆判据最小值的改变程度有所不同,器壁二次电子发射系数越大,非广延参量q对其状态的等离子体的玻姆判据最小值改变幅度越小.3.2 器壁电势当电子分布呈现广延性分布(q=1)时,器壁二次电子发射,导致器壁鞘层和器壁电势增加,这个在许多文献中已经讨论过[9−17].图3显示的是器壁二次电子发射系数不同时,非广延参量对器壁电势的影响.由图3可以发现,随着非广延参量q的增加,尽管器壁二次电子发射系数不同,但器壁电势都是随着参量q的增加而增加,并且增加的幅度有所不同.由图3(a)可得,在器壁二次电子发射系数γ=0.4 情形下,非广延参量 q=0.5 时,器壁电势φw=−26.3; q=1.0 时,器壁电势φw=−2.31 ,可见在参量q 从 0.5 增加到1时,器壁电势增加率为90.2%.由图3(b)可得,对于发射系数γ=0.4 ,q=2.0时,器壁电势φw=−0.65 ,此时在参量q从1.0增加到2.0时,器壁电势增加率为 71.7%.通过比较参量q在0.5→1和1.0→2.0 之间的变化给器壁电势带来的影响,发现在 0.5<q<1 内,参量q的变化对于器壁电势的影响非常明显,在1<q<2内,器壁电势受参量q的变化影响相对较小.此外,对比图3中三条曲线(γ=0 ,γ=0.4 和γ=0.8)可以发现,器壁二次电子发射系数越大,非广延参量对器壁电势的影响越小.在参量q从0.5→2.0的变化中,对于器壁二次电子发射系数γ=0,γ=0.4和γ=0.8 三种情形来说,器壁电势增加的比值分别为98.4%,97.5%和95.3%.图2 二次电子发射系数不同时临界马赫数随q的变化(γ=0 ,γ=0.4和γ=0.8)Fig.2.Critical Mach number versus nonextensive parameter q for different values of secondary electron emission coefficients (γ=0 ,γ=0.4 and γ=0.8).图3 二次电子发射系数不同时器壁电势随参量q的变化 (a) q=0.5—1.0; (b)q=1.0—2.0Fig.3.Wall potential versus nonextensive parameter q for different values of secondary electron emission coefficients (γ=0 ,γ=0.4 and γ=0.8): (a) q=0.5−1.0; (b) q=1.0−2.0.非广延参量的变化,对于器壁电势的影响,可以参见文献[37]中的图2,与 q=1.0 比较,当q>1.0时,电子处于亚广延性分布,低速运动的电子数量增多,且运动速度小于麦克斯韦极限热速度;当 q<1.0 时,电子处于超广延性分布,电子的运动速度可能超过麦克斯韦极限热速度,且高速运动的电子数量增加.所以图3中q值对于器壁电势的影响,主要是由于q值在从0.5到2.0的变化过程中,到达器壁的电子速度在逐渐降低,这将使得形成稳定鞘层时到达器壁的电子数减少,于是器壁电势增加.3.3 二次电子临界发射系数器壁二次电子的发射,导致鞘层电势增加(绝对值减小)、电场强度降低,当器壁二次电子发射系数达到一定的值时,器壁电场(Ew=−∂φ/∂ξ|wex)减小到零,此时对应的发射系数为二次电子临界发射系数γc.对于电子分布呈现广延性分布(q=1)的等离子体鞘层,其器壁二次电子临界发射系数可表示为[13]对于非广延分布(q=1)的等离子体鞘层,根据器壁电场等于零,结合(24)式有联立 (22),(23)和(27) 式,可以得到对应不同非广延参量q时的器壁二次电子临界发射系数γc.图4呈现的是非广延参量q对不同种类(H+,Ar+与Xe+)等离子体器壁的二次电子临界发射系数的影响.随着非广延参量q的增加,器壁二次电子临界发射系数逐渐减小,当电子分布呈现超广延分布(q<1)时,器壁二次电子临界发射系数大于广延分布(q=1)时的值,而当电子分布处于亚广延分布(q>1)时,器壁二次电子临界发射系数则要比广延分布时的值小.对H+等离子体,q=0.5 ,1.0和2.0时的二次电子临界发射系数分别为γc=0.88 ,0.82和 0.77.对比三条图线(H+,Ar+与Xe+),可以发现在同一非广延参量q值情形下,分别含有三种不同种类离子的等离子体的二次电子临界发射系数大小顺序分别为Xe+等离子体中最大,Ar+等离子体中次之,H+等离子体中最小.当 q=1 时,对应H+,Ar+和Xe+等离子体,其器壁二次电子临界发射系数分别为γc=0.82 ,0.97和0.98.同时非广延参量q的变化对H+等离子体的器壁二次电子临界发射系数影响程度最大,对Ar+等离子体影响次之,对Xe+等离子体影响最小,当q从0.5增加到2.0时,由图4可得分别对应H+,Ar+与Xe+这三种离子的等离子体的器壁二次电子临界发射系数减小的比值分别为12.0%,1.1%与0.6%.图4 器壁二次电子临界发射系数γc 随q的变化Fig.4.Critical emission coefficient of secondary electrons versus nonextensive parameter q for different kinds of plasma.非广延参量q对于器壁二次电子临界发射系数的影响,主要是由于参量q的改变,对应电子呈现不同的分布状态,导致鞘层电势降发生变化,在q从0.5增加到2.0过程中,电子分布从超广延性(q<1)到广延性(q=1)、再到亚广延性(q>1),高速运动的电子数目越来越少,于是形成鞘层时器壁电势增加,由于鞘层为离子鞘,电势从鞘边到器壁是单调下降,所以器壁电场强度减小,因此要想器壁电场强度达到零,只需要越来越小的二次电子发射系数即可.而对于H+,Ar+与Xe+这三种离子的器壁二次电子临界发射系数有所不同,则是与这三种离子质量数有关,离子的质量数越大,器壁电场强度越大,因此只有较高的二次电子发射系数才能使器壁电场强度满足等于零的条件.3.4 二次电子数密度图5呈现的是参量q分别等于0.8,1.2和1.3时,等离子体鞘层中二次电子数密度的不同分布曲线,在等离子体鞘层中,尽管电子分布呈现非广延性,但从器壁发射的二次电子在鞘层中仍然是单调变化的,这主要源于非广延性分布的电子并未改变等离子体鞘层离子鞘特性,并且随着参量q的增加,鞘边与器壁之间的距离(鞘层的厚度)有所减小,鞘层中二次电子数密度跟着增加.从器壁发射的二次电子在鞘层电场的作用下,将加速向鞘边运动,从而到达中性等离子体区域.图6显示的是参量q对不同二次电子发射系数下到达鞘边的二次电子数密度的影响.从图6可以看出,随着参量q的增加,从器壁发射而到达鞘边的二次电子数增多,对比γ=0.4 ,γ=0.6 和γ=0.8三条曲线,可以发现,参量q的变化对不同二次电子发射系数下发射的二次电子数密度影响程度不同.对于γ=0.4 ,γ=0.6和γ=0.8 三种情形,当q=0.5时,到达鞘边的二次电子数密度分别为Ns0=0.00248,0.00702,0.02922; 当 q=2.0 时,由器壁发射而到达鞘边的二次电子数密度则分别为Ns0=0.01121,0.02743,0.10616.参量q的增加,运动速度较低的电子数目增多,导致器壁电势增加,所以结合(21)式可得从鞘边的二次电子数密度增加.图5 参量q对鞘层中二次电子数密度的影响(γ=0.4)Fig.5.Normalized density of secondary electrons in plasma sheath versus x for different values of nonextens ive parameter q (γ=0.4).图6 参量q对不同发射系数下到达鞘边二次电子数密度的影响Fig.6.Normalizeddensity of secondary electrons at the sheath edge versus nonextensive parameter q for different values of secondary electron emission coefficients (γ=0 ,γ=0.4 and γ=0.8).4 结论本文采用一维流体模型研究了等离子体鞘层中电子呈现非广延分布时作用器壁发射的二次电子特性,讨论了非广延参量对含有二次电子发射的等离子体鞘层玻姆判据、器壁电势、器壁二次电子临界发射系数以及等离子体鞘层中二次电子数密度的影响.从研究的结果看,q=1 是广延分布,此时鞘层空间回到麦克斯韦分布等离子体鞘层.当电子分布呈现非广延分布(q=1)时,不论是超广延分布(q<1)还是亚广延分布(q>1),随着非广延参量的增加,形成稳定鞘层时鞘边离子临界马赫数和器壁二次电子临界发射系数都减小,并且等离子体鞘层中离子质量数越大,器壁二次电子临界发射系数越大,含有质量数越大的离子种类的等离子体鞘层中,非广延参量对器壁二次电子临界发射系数的影响越小,而器壁电势和发射的二次电子数密度却随着参量q的增加而增加.相比较电子分布处于超广延分布和亚广延分布,超广延分布对等离子体鞘层中二次电子发射特性带来的影响更大.参考文献【相关文献】[1]Hecimovic A,Böke M,Winter J 2014 J.Phys.D: Appl.Phys.47 102003[2]Gupta D 2011 Int.J.Adv.Technol.2 471[3]Gunn J P 2012 Plasma Phys.Controlled Fusion 54 085007[4]Sheehan J P,Raitses Y,Hershkowitz N,Kaganovich I,Fisch N J 2011 Phys.Plasmas 18 073501[5]Sheehan J P,Hershkowitz N,Kaganovich I D,Wang H,Raitses Y,Barnat E V,Weatherford BR 2013 Phys.Rev.Lett.111 075002[6]Lagoyannis A,Tsavalas P,Mergia K,Provatas G,Triantou K,Tsompopoulou E,RubelM,Petersson P,Widdowson A,Harissopulos S,Mertzimekis T J,the JET contributors 2017 Nucl.Fusion 57 076027[7]Ou J,Lin B B,Zhao X Y 2017 Phys.Plasmas 24 012510[8]Ou J,Zhao X Y,Lin B B 2018 Chin.Phys.B 27 025204[9]Raitses Y,Smirnov A,Staack D,Fisch N J 2006 Phys.Plasmas 13 014502[10]Zhang F K,Ding Y J,Qing S W,Wu X D 2011 Chin.Phys.B 20 125201[11]Duan P,Qin H J,Zhou X W,Cao A N,Liu J Y,Qing S W 2014 Acta Phys.Sin.63 085204 （in Chinese） [段萍,覃海娟,周新维,曹安宁,刘金远,卿少伟 2014 物理学报 63 085204][12]Croes V,Tavant A,Lucken R,Bourdon A,Charbert P 2018 Phys.Plasmas 25 063522[13]Hobbs G D,Wesson J A 1967 Plasma Phys.9 85[14]Taccogna F,Longo S,Capitelli M 2004 Phys.Plasmas 11 1220[15]Lü G H,Lu o G N,Li J G 2010 Mater.China 7 42 （in Chinese） [吕广宏,罗广南,李建刚 2010 中国材料进展 7 42][16]Schwager L A 1993 Phys.Fluids B 5 631[17]Ahedo E 2002 Phys.Plasmas 9 4340[18]Sydorenko D,Kaganovich I,Raitses Y,Smolyakov A 2009 Phys.Rev.Lett.103 145004[19]Gyergyek T,Ko vačič J,Čerček M 2010 Contrib.Plasma Phys.50 121[20]Zhao X Y,Liu J Y,Duan P,Ni Z X 2011 Acta Phys.Sin.60 045205 （in Chinese） [赵晓云,刘金远,段萍,倪致祥 2011 物理学报 60 045205][21]Yu D R,Qing S W,Yan G J,Duan P 2011 Chin.Phys.B 20 065204[22]Li W,Ma J X,Li J J,Zheng Y B,Tan M S 2012 Phys.Plasmas 19 030704[23]Langendorf S,Walker M 2015 Phys.Plasmas 22 033515[24]Ou J,Zhao X Y 2017 Contrib.Plasma Phys.57 50[25]Zhao L L,Liu Y,Samir T 2018 Chin.Phys.B 27 025201[26]Moslem W M 2006 Chaos,Soliton.Fract.28 994[27]Asaduzzaman M,Mamun A A 2012 Phys.Rev.E 86 016409[28]Saslaw W C,Arp H 1986 Phys.Today 39 61[29]Huang X P,Anderegg F,Hollmann E M,Driscoll C F,O'neil T M 1997 Phys.Rev.Lett.78 875[30]Cáceres M O 1999 Braz.J.Phys.29 125[31]Tsallis C 1988 J.Stat.Phys.52 479[32]Tribeche M,Djebarni L,Amour R 2010 Phys.Plasmas 17 042114[33]Gougam L A,Tribeche M 2011 Astrophysics Space Sci.331 181[34]Liu Y,Liu S Q,Zhou L 2013 Phys.Plasmas 20 043702[35]Hatami M M 2015 Phys.Plasmas 22 013508[36]Hatami M M 2015 Phys.Plasmas 22 023506[37]Driouch I,Chatei H 2017 Eur.Phys.J.D 71 9[38]Arghand-Hesar A,Esfandyari-Kalejahi A,Akbari-Moghanjoughi M 2017 Phys.Plasmas 24 063504[39]Borgohain D R,Saharia K 2018 Phys.Plasmas 25 032122[40]Riemann K U 1991 J.Phys.D: Appl.Phys.24 493。

等离子体电子工程(15)-等离子体鞘层

入射速度应满足
us Te / mi
（3.57）
这就是形成正离子鞘层的玻姆判据（Bohm criterion），上式右边的速度
uB Te / mi
（3.58）
被称为玻姆速度。通过以上叙述我们知道，等离子体与固体接触时会形成正离子鞘层，这时鞘层边界处的电位至少比等离子体电位低 Te / (2e) 。若以
2.718 作为自然对数的底，则鞘层边界处的密度 nx n0 1/ 2 0.605n0 ，
即下降到等离子体区域的 60.5%。另一方面，鞘层边界处的离子密度就等于玻姆速度，指向容器壁的离子通量为
i ns uB 0.605 Te / mi
（3.59）
这被称为玻姆通量。在限于形成正离子鞘层的讨论时，这个离子通量不依赖于容器壁的电位 w ，而是由等离子体密度 n0 、电子温度 Te 以及离子质量 mi 共同决定。另一方面，通过对公式（3.2）的麦克斯韦分布进行积分可以得到向容器壁入射的电子通量 e
J e i e e
（3.61）
当容器壁为为绝缘物或者是切断外部电路处于悬浮状态下的导体时 J=0，即 i e 。我们把这种状态下的容器壁电位 F 称为悬浮电位（floating potential）。由公式（3.59）和公式（3.60）可知有以下关系：
Te 1/2 1 8Te 1/ 2 eF / Te ) n0 ( ) e mi 4 me
e wx fe( wx )dwx
v0
n0 ve ew /Te e 4
（3.60）
其中，积分下限是克服电位 w 壁垒可抵达容器壁所需的最小速度
v0 2ew / me ， ve 8 Te / me 。

等离子体碰撞

本章主要内容第五章等离子体中的碰撞与输运•二体碰撞类型"前三种碰撞为带电粒子与带电粒子之间的碰撞，库仑力作用，无需粒子直接接触，为库仑碰撞"后三种中碰撞的粒子至少有一方为中性粒子，需要直接接触才会产生相互作用力"电子与原子碰撞主要过程有弹性散射（电子动量改变）和激发、电离等"离子与原子碰撞主要过程有弹性散射（动量和能量交换）和共振电荷转移等"分子气体中还包括分解、分解复合、电子吸附和解吸附e-Ne弹性碰撞截面e-惰性气体原子电离碰撞截面e-Ar激发（488nm辐射）碰撞截面e-Ar动量转移碰撞截面5.3 原子碰撞原子能级•原子中电子与电磁辐射的关系：束缚电子在原子系统的不同能级中跃迁时产生电磁辐射或光子辐射原子碰撞类型生成物"反射"无新的生成物"激发态粒子具有很好的化学活性，有些激发态粒子较稳定，称亚稳态电子碰撞双原子分解"阈值能比电离能低(0~10V) 有助于形成化学活性基"维持等离子体的存在！"只需要较低的电离能！容易产生电离"也称潘宁电离(Penning Ionization)，B的电离能低于A*的激发能"激发态不稳定，发光的重要过程！"光波长决定于能级差"三体碰撞，必须有第三者介入才能同时维持动量、能量守恒"往往容易产生激发态中性粒子"发射出光子同样应该为三体碰撞，另一个粒子没画出"卤族原子和氧原子，相关气体分子如SF等容易发6生也可以为三体碰撞，"这种碰撞产生复合的可能性很小•分子的离解能–气体的标准生成热0252分子碰撞的类型一般要先激发，后离解不是所有气体分子都能直接电离,如CF4+非常不稳定辐射光子，三体复合中多余能量给第三个粒子势能2谷底5.5 等离子体中的输运过程输运过程或输运现象•输运过程包括：扩散过程、热传导过程、粘滞过程根据通量流表达式可得双极电场。

9第九章等离子体鞘层

9.1 无碰撞鞘层
9.1.1 鞘层基本方程
使用如下假设：（1）电子遵守温度 Te 的麦克斯韦分布；（2）离子在鞘层中无碰撞运动，
并且是冷离子（ Ti = 0 ）；（3）在等离子鞘层分界面（在 x = 0 准中性和非中性区域之间的分
界面）处， ne (0) = ni (0) 。像图 9.1 展示的那样，定义在 x = 0 处电势 Φ 为零，那里的离
很弱。例如氩气，在中部气压和等离子体加工鞘层电压范围，λi 是不依赖于速度的。假设 λi
是常量，将（9.26）代入（9.25），得到
ni
=
nsus (2eλi E π M )1 2
将（9.27）式代入高斯定律，得到
（9.27）
dE =
ensus
dx ε0 (2eλi E π M )1 2
（9.28）
子体区域，一定有一个有限的电场加速离子，这个区域要比鞘层宽的多，叫做预鞘层（见图
9.1）。
离子穿越预鞘层加速至玻姆速度，则有
1 2
MuB2
=
eΦ p
（9.11）
这里 Φ p 是相对于鞘层—预鞘层边界处的等离子体电势。由（9.10）式，代入玻姆速度，得
到
105
Φp
=
Te 2e
（9.12）
这在图 9.1 中已划出。鞘层边界和等离子体内部的密度比值可以从玻尔兹曼关系中得出
us 在准中性的预鞘层区域获得。
9.1.2 玻姆鞘层判据
用 dΦ 乘以(9.6)再积分到 x 就可得到第一步积分 dx
∫ ∫ Φ dΦ d ( dΦ )dx = ens
0 dx dx dx
ε0
Φ 0
dΦ ቤተ መጻሕፍቲ ባይዱx

介质阻挡放电等离子体中的电子碰撞能量转换过程

介质阻挡放电等离子体中的电子碰撞能量转换过程
丁伟;于向财;唐岩辉
【期刊名称】《高压电器》
【年(卷),期】2011(47)6
【摘要】通过计算建立的介质阻挡放电等离子体动力学模型,分析了等离子体中电子碰撞过程中的电子能量转换过程,为掌握等离子体强化燃烧机理奠定基础。

结果表明:介质阻挡放电等离子体中的电子能量分布函数主要受约化场强的影响;随着约化场强的变化,电子能量损失于不同碰撞类型的比例不同,且在实验中常用的100～300 Td之间,电子能量主要损失于和N_2、O_2分子间的电子激发态碰撞和离解碰撞过程;对于空气和化学恰当比混合的空气/甲烷混合气介质阻挡放电,在放电结束后约1ms时,分别有约50%和126%的放电能量用于加热气体。

【总页数】5页(P43-47)
【关键词】介质阻挡放电;电子能量分布函数;动力学;电子碰撞;放电能量
【作者】丁伟;于向财;唐岩辉
【作者单位】海军飞行学院
【正文语种】中文
【中图分类】TM85
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