直流辉光等离子体系列实验报告-复旦大学物理教学实验中心

直流辉光等离子体系列实验报告陈金杰合作者张帆指导老师乐永康（复旦大学物理系上海 200433）摘要：利用直流辉光等离子体实验装置,获得等离子体。

并研究直流低气压放电现象，测量等离子体伏安曲线，测定气体击穿电压验证帕邢定律，利用Langmuir单探针和Langmuir双探针测量等离子体的密度、温度和德拜长度等参数。

并就相关现象进行讨论。

关键词：直流辉光等离子体气体放电伏安特性击穿Langmuir探针引言：关于等离子体等离子体（Plasma）是一种由大量正、负带电粒子和中性粒子组成的准中性气体，广泛存在于宇宙中，常被视为是物质的第四态，被称为等离子态，或者“超气态”。

等离子体具有很高的电导率，与电磁场存在极强的耦合作用。

等离子体是由克鲁克斯在1879年发现的，1928年美国科学家欧文·朗缪尔和汤克斯（Tonks）首次将“等离子体（plasma）”一词引入物理学，用来描述气体放电管里的物质形态。

严格来说，等离子是具有高位能动能的气体团，等离子的总带电量仍是中性，借由电场或磁场的高动能将外层的电子击出，结果电子已不再被束缚于原子核，而成为高位能高动能的的自由电子。

等离子体可通过放电、加热、光激励等方法产生,它有以下特点: [1](1) 电子温度高于离子温度由于电子和离子的质量差别悬殊,电子更容易从电场中获得能量,因此电子的平均动能远大于离子的平均动能,即电子和离子有各自独立的不同平衡温度。

电子温度比离子温度高得多,而离子温度与等离子体中中性粒子温度一样。

引入等离子体中的极板也可以保持较低的温度。

等离子体高度电离，是电和热的良导体，具有比普通气体大几百倍的比热容。

(2) 具有丰富的活性粒子通过与电子的非弹性碰撞,各种粒子得到活性激发。

这些活性粒子具有不同能量,可在固体表面发生各种物理和化学效应。

所以需要在很高温度下才能进行的化学反应在等离子体中很容易完成。

(3) 存在等离子体鞘层在等离子体中引入负(或正) 电极,为屏蔽外电势对等离子体的影响,在电极周围形成正(或负) 电荷层,称为等离子体鞘层。

以等离子体电位为零电位,则外加电压完全降落在这一鞘层上。

进入这一鞘层的正离子受到加速,得到数值上相当于电势能的动能。

调节外加负电压的数值,正离子获得不同的能量,可实现对电极材料的溅射、刻蚀和注入。

引入等离子体中的绝缘极板表面也会形成正离子鞘层。

这是电子的热运动速度大于离子的热运动速度决定的。

根据电子温度,正离子从这一鞘层中获得的能量在3115～83ev 之间。

在PECVD中,借助于离子轰击,可使沉积薄膜更加均匀致密。

鞘层的存在对等离子体加工应用非常重。

正是由于等离子体具有以上的特殊性质，等离子体的研究已经发展成为当前国际上重要而活跃的研究领域。

了解其与材料的相互作用的基本物理和化学过程是发展微电子学、表面改性、聚变、空间及其他关键技术的核心。

等离子体工艺是现代微电子学的关键技术，如等离子体刻蚀和等离子体化学气相淀积就是制造超大规模集成电路的重要工艺。

要了解等离子体和暴露于等离子体中的固体表面首先需要对等离子体的特性进行诊断和表征。

因此，等离子体参量的测定不仅对等离子体的基础研究，而且对于应用等离子体的工艺研究也是十分重要的。

实验装置及原理本实验采用 DH2005型直流辉光等离子体实验装置（杭州大华仪器制造有限公司制造）。

是在经典直流放电管的基础上加以改进而成的，工作气体、工作气压、电极距离等影响等离子体产生和等离子体参数的因素均可灵活地加以单独或组合调控。

直流辉光等离子体装置由真空、电源与测量、水冷和供气等系统组成,其核心在于设计了工作气压可调、电极距离可变、电极材料可更换、放电气体可选择的等离子体激发管,其原理如图1 所示。

本装置真空系统由旋片式机械泵及相应的阀门组成;电源及测量系统由直流稳压电源及电压和电流数显表组成;水冷系统自带循环冷却水,通过自带水箱、水泵对整个系统的冷却水进图1 低气压直流辉光等离子体装置原理图1. 水冷法兰；2. 阴极；3.两组Langmuir双探针；4. 等离子体；5. 阳极；6. 玻璃管；7.真空获得与测量行循环；供气由浮子流量计来控制。

工作时，先打开机械泵抽本底真空，将玻璃管内真空度降为十几Pa至几Pa，然后通入工作气体。

利用浮子流量计、隔膜阀及微调阀将工作气压调到所需值，待稳定后通过直流电源在阴阳两极施加高压。

此时工作气体在强电场作用下被击穿,产生辉光放电等离子体。

放电管内的两放电电极可在轴线50至150mm范围内移动。

玻璃管上的Langmuir 双探针用来测量等离子体参数。

实验内容一、直流低气压放电现象及伏安曲线的测量。

电流通过气体的现象称为气体放电。

具有一定能量的电子与中性原子发生非弹性碰撞时，电子把一部分动能传给原子，使该原子激发或电离，即e-+G0→G*+e-e-+G0→G++2e-激发原子G*会产生特定颜色的辉光；产生的气体离子G+成为等离子体的一部分。

等离子体图2 实验电路图实验电路图如图2所示气体低压放电可分为三个阶段：暗放电、辉光放电和电弧放电。

其中各个阶段的放电在不同的应用领域有广泛的应用。

这三个阶段的划分从现象上来看是放电强度的不同，从内在因素来看是其放电电压和放电电流之间存在着显著差异。

在暗区和放电区的电流-电压关系如图2所示。

图3 暗放区的电流-电压关系图当放电管上电压超过C点后，电流将呈指数律上升，在C和E 之间的指数增长电流区称为汤森放电区。

这一电流增长规律可用汤森第一电离系数来分析。

正常辉光放电区分为明暗相间的8个区域，名称分别为（1）阿斯顿暗区，（2）阴极辉光区，（３）阴极暗区，（４）负辉光区，（５）法拉第暗区，（６）正辉光区(即正柱区)，（７）阳极暗区，（８）阳极辉光区。

管内区域分布及两个电极间的光强、电位和场强分布如图4所示。

正辉光区是我们感兴趣的等离子区。

其特征是：气体高度电离；电场强度很小，且沿轴向有恒定值。

这使得其中带电粒子的无规则热运动胜过它们的定向运动。

所以它们基本上遵从麦克斯韦速度分布律。

由其具体分布可得到一个相应的温度，即电子温图4度。

但是，由于电子质量小，它在跟离子或原子作弹性碰撞时能量损失很小，所以电子的平均动能比其他粒子的大得多。

这是一种非平衡状态。

因此，虽然电子温度很高（约为105Ｋ），但放电气体的整体温度并不明显升高，放电管的玻璃壁并不软化。

在低气压下（几Pa 至几十Pa ），调节高压大小和获得不同的辉光放电现象。

当气压为40Pa ，极板间距为100mm ，逐步增加高压，获得的现象为：1、 当放电管电压较小时，辉光电流一直为零，无明显现象；2、 高压增至315V 时，辉光电流突然增至0.82mA ，开始出现辉光，共4个辉光区，阳极处有3个淡红色球冠状，阴极有1个蓝紫色柱状。

如图5所示（左极板为阳极）。

3、 391V 时，辉光电流为2.99mA ，仍有4个辉光区，但是靠近阳极板的两个辉光区间距减小。

如图6所示。

4、 430V 时，辉光电流为5.14mA ，靠近阳极板的两个辉光区合并。

5、 450V 时，辉光电流为6.78mA ，靠近阳极板的辉光区分裂成4个凸起。

如图7所示。

6、 499V 时，辉光电流为11.76mA ，靠近阳极端仅剩一个辉光区。

如图8所示。

7、 520V 时，辉光电流为15.33mA ，靠近阳极板的辉光区成柱状。

8、 528V 时，出现不稳定，随着高压的增加，阳极辉光逐渐减小至几个晃动的小点，最后完全消失。

总体来说辉光强度随着高压的增加而增加，但辉光区图5图6 图7图8域相对位置不断改变。

测量等离子体伏安曲线在不同气压环境下，改变放电管高压大小，记录辉光电流获得伏安特性曲线。

1、20Pa的气压下，高压由小至大增加，电流随之变化的关系图，如图9。

由图看见，电压较小时电流随之呈线性变化，电压较大时电流随电压指数变化。

图9 20Pa2、41Pa的气压下，高压由小至大增加，电流随之变化的关系图，如图10。

由图看见，电压与电流关系与20Pa时类似，只是转变点减小了。

图10 413、41Pa的气压下，高压由大至小减小，电流随之变化的关系图，如图11。

由图看见，电流随电压指数变化。

图11 414、80Pa的气压下，高压由大至小减小，电流随之变化的关系图，如图12。

由图看见，电压与电流关系与41Pa时类似。

图12 80由以上实验可知，等离子体在电压上升和下降时伏安特性有所不同，这可能是由等离子体对电压升降的不同响应造成的，也就是改变高压测量是之前的等离子体状态并未完全恢复过来，可能等待足够长时间后两者会趋于一致。

但无论是上升还是下降，电流在电压较低时呈线性，较高时呈指数关系，且电流较大时波动也较大。

这一点与汤森理论相符合。

当电压较小时，从阴极出发的电子能量较小，与管内气体分子的碰撞为弹性碰撞，其行为类似于一般良导体，所以V-I 特性曲线近似为直线；电压较高时，电子获得的动能增大，与气体分子的碰撞会导致电离，产生更多带电粒子，此时导电机制较复杂，带电粒子还可能在电场加速作用下轰击极板产生更多电子，这些机制使得电流随电压的增加而越来越快的增加。

从实验过程中来看，快速增长这一段发光强度大且不稳定，能够说明确实存在以上带电粒子间的相互作用。

此外，由不同气压下的数据对比发现在相同高压下，气压越大电流越大，这是气压越大带电粒子越多，进而电流越大。

事实上，实验中发现80Pa 是，在量程范围内可测得的数据点已经非常有限了。

等离子体的阻抗基本10K Ω量级。

二、测定气体击穿电压并验证帕邢定律。

在直流气体放电中，气体击穿电压由下式决定：()ln[/ln(11/)]b CpdV f pd Apd γ==+由上式可知对于特定气体的击穿电压仅依赖于pd 的乘积，这一现象被称为帕邢（Paschen ）定律。

最小击穿电压：将帕邢定律对pd 微分并使微商等于零，得到最小击穿电压发生时的pd 值：min1 2.7181()ln(1)ln(1)e pd A A γγ=+=+,min 11ln(1) 2.718ln(1)b C C V eA A γγ=+=+ 1、 测量pd 乘积不变时击穿电压：取p ×d = 6000 Pa ×mm 所得测量数据如下表：由此，画出此时p-U 关系条形图，如图13；及在3维坐标内p-d-U 关系，如图14所示。

图13表明击穿电压基本一致，保持在400V 左右；图14也表明数据点基本在平行于X-Y 的平面内。

由以上数据可看出pd 乘积不变时，击穿电压基本一致，也就由此验证了帕邢定律。

2、改变p和d，使两者的乘积单调变化，测量击穿电压。

所得数据如下表：由此，绘得U-pd关系图，如图15由图15可知，击穿电压与pd乘积呈复杂关系。

由于实验的精度问题，图中的曲线可能并不是很精确，也不是很完整。