氣壓對微束射頻容性放電模式調制的研究*

黃就歡 高飛 王友年

(大連理工大學物理學院, 三束材料改性教育部重點實驗室, 大連 116024)

微束射頻容性放電在納米晶體顆粒等離子體增強氣相合成有著潛在的應用前景.本論文利用ICCD、單反相機、高壓探頭和電流探頭等對微束射頻容性放電特性進行了實驗診斷研究.結果發現: 在純氬氣微束射頻放電中, 隨著氣壓的增加, 放電從輝光放電模式向多通道絲狀放電模式轉換; 在99%氬/1%氫混合氣體微束射頻放電中, 絲狀放電模式消失, 而是從低氣壓全空間分布的輝光放電模式, 到中等氣壓向軸心收縮的輝光放電模式, 最后到高氣壓的“環狀”輝光放電模式; 而在純氫氣微束射頻放電中, 隨著氣壓的增加, 放電模式直接從全空間分布的輝光放電模式向“環狀”輝光放電模式轉換.最后通過射頻電場中電子加熱、趨膚效應和氣體熱傳導的共同作用解釋了產生不同放電模式的物理機制.

1 引 言

微束射頻容性放電[1]是指在微束管(內徑1 cm 左右的介質管)上套有兩個環狀電極, 在電極上施加射頻電壓, 其產生的射頻電場擊穿管內的工作氣體, 并維持放電.由于微束射頻容性放電能夠產生含有許多化學活性基團的等離子體, 因此人們嘗試用該放電進行納米材料的合成.Mangolini 等[2]和Jurbergs 等[3]利用微束射頻放電在中/低氣壓下(186—1860 Pa)實現了將SiH4解離, 并合成測定峰值波長為789 nm 的納米硅晶體, 其量子產率為62% ± 11%.Kortshagen[4]和Gresback 等[5?7]通過微束等離子體在266 Pa 合成了平均直徑在4—50 nm 的Ge 晶體顆粒, 并通過調節功率實現對納米晶體顆粒生長尺寸的精準調控.他們還分別利用CH4/SiCl4以及SiCl4/H2作為原料合成納米硅晶體.此外, Shen 等[8]用SiBr4合成納米硅.綜上所述, 在中低氣壓下采用微束射頻容性放電可以對化學活性氣體進行解離, 產生高濃度的化學活性基團, 然后再聚合成納米晶體顆粒.

關于微束放電特性研究的報道更多集中在微波放電, 如Djermanova 等[9]在微波氬氣放電中觀察到了絲狀放電現象.Ogle 等[10]從氣體加熱和高能電子的角度研究了SF6的微波絲狀放電條件.Kabouzi 等[11]與Ogle 和Woolsey[12]發現了多種稀有氣體在大氣壓微波放電中存在絲狀放電現象,并研究了絲狀放電對解離SF6的影響.Maximov和Schlüter[13]通過粒子擴散驅動的絲狀放電模型提出了絲狀放電在應用上的幾種可能.陳兆權等[14,15]在氬氣微波大氣壓放電中, 通過在石英管內增加銅電極增強局部電場, 從而產生更高效地等離子體射流.然而關于微束射頻容性放電特性的研究, 主要集中在大氣壓條件下開展研究工作[16?20],研究發現大氣壓微束射頻容性放電具有較高的電子密度和較低的氣體溫度且易出現條紋狀多層放電模式.

中低氣壓微束射頻容性放電是高品質納米晶體顆粒的合成條件, 如工作氣壓過低, 放電產生的等離子體中分子大多被解離成原子或離子, 導致合成晶體過程的前驅物過少, 不利于形成納米晶體顆粒; 工作氣壓過高, 放電存在多通道絲狀放電模式,放電及其不穩定, 也不利于納米晶體顆粒的合成.因此如何選擇合適的工作氣壓, 控制放電的穩定性是生產出需求的納米晶體顆粒的關鍵, 所以本文將重點研究氣壓對微束射頻容性放電特性的影響.

2 實驗裝置

所采用的微束射頻容性耦合放電裝置如圖1所示.該裝置由射頻放電系統、真空系統、氣體流量控制系統和數據采集系統組成.其中真空系統是由機械泵和真空腔室構成, 真空腔室分為放電腔室和擴散腔室, 放電腔室是一個外徑為13 mm、內徑為9 mm、長度為100 mm 的石英管; 擴散腔室是由高度為200 mm、內徑為100 mm 的不銹鋼制成,在擴散腔室上開有若干法蘭窗口.在石英管外側套有兩個銅質空心環狀電極(內徑為13 mm、外徑為29 mm、厚度為8 mm), 兩個空心環狀電極的間隙是5 mm, 其中靠近擴散腔室的電極為地電極,直接與大地相連; 遠離擴散腔室的電極為高壓電極, 其經過匹配網絡與射頻功率源相連.射頻功率源的頻率為60 MHz、功率0—500 W 可調.氣體流量控制系統主要由氣體存儲高壓鋼瓶、質量流量計及閥門和管道組成, 工作氣體為99.999%的氬氣和氫氣.氣壓計采用了英福康的薄膜規, 其安裝在擴散腔室, 實時顯示腔室內的氣壓.

工作時, 將氣體充入石英管內, 并通過套在石英上的高壓電極上將射頻功率輸入到放電管中, 并使氣體擊穿放電, 從而產生等離子體.為了測量高壓電極上的電壓和流過高壓電極的電流, 在高壓電極上方并聯高壓探頭(泰克P6015 A)和串聯電流探頭(Pearson 6600).在石英管軸向方向的末端放置一臺單反相機(尼康7100)和在石英管放電區域的側面放置一臺ICCD(Andor), 用來拍攝放電后等離子體發光的徑向空間和軸向空間分布圖像.

3 結果與討論

圖1 實驗裝置示意圖Fig.1.Schematic diagram of the experimental setup.

圖2 500 V 放電時, 不同氣壓下氬氣等離子體的軸向分布圖Fig.2.Axial distributions of argon plasmas for different pressures at 500 V.

圖3 500 V 放電時, 不同氣壓下氬氣等離子體的徑向分布圖Fig.3.Radial distributions of argon plasmas for different pressures at 500 V.

圖2 和圖3 給出的是500 V 純氬氣中微束射頻放電軸向分布和徑向分布的圖像.其中圖2 中每張圖片由ICCD 拍攝而成, ICCD 的累計曝光時長為50 μs, 增益為200; 圖3 中每張圖片是由單反相機拍攝, 設置的曝光時長均為1/90 s, 故圖2 和圖3 中每張圖片累計曝光的時間遠大于射頻周期(16.7 ns),因此圖像顯示的結果是射頻周期時間平均下的等離子體空間分布形貌.圖2 中3.5 及4.5 cm 附近的暗區是由于電極不透明, 遮住了等離子體的光線.結果顯示, 在 1×103Pa 時, 等離子體在軸向上充滿從高壓電極上游到地電極下游整個區域, 而且等離子體在徑向上彌散地分布在整個空間上, 此時放電處于典型的低氣壓輝光放電模式.隨著氣壓逐漸升高至 1.7×104Pa, 從軸向分布圖像觀察, 在高壓電極的上游, 發光圖像出現一個明顯地極大值點,但等離子體依舊充滿從上游到地電極下游的整個區域, 而從徑向分布圖像上能夠發現等離子體已經向軸心處收縮, 同時在中心亮區的兩翼出現了兩個次級發光亮點: 其中一個較為明顯、另外一個幾乎與中心亮點重合在一起; 結合軸向分布圖像分析,這兩個發光亮點應該是高壓電極上游等離子體收縮后出現了兩個絲狀放電通道; 即該條件下的等離子體先在高壓電極上游出現兩個絲狀的放電通道,然后高壓電極下游等離子體又匯聚在一起, 并收縮在軸心區域, 向下輸運; 此時放電處于輝光放電與絲狀雙通道放電模式轉換過程, 因此是輝光放電與絲狀放電共存模式.繼續增加氣壓至 4.3×104Pa,從軸向分布圖像上可以清晰地觀察到, 在高壓電極的上游和下游出現了明顯地兩個絲狀放電通道, 而且高壓電極和地電極之間的等離子體分布像一個水平的字母“Y”; 徑向分布圖像顯示, 中心亮區在收縮, 而兩翼的兩個次級發光亮點在增強; 綜合軸向和徑向的分布可以得出: 等離子體從高壓電極上游先出現兩個絲狀放電通道, 然后在兩個電極之間又匯合成一個放電通道, 放電逐漸由絲狀放電主導.進一步增加氣壓至 4.35×104Pa, 軸向上等離子體在地電極上游都是多通道絲狀放電, 在地電極附件匯聚成一個通道; 徑向圖像顯示, 等離子體軸心亮區進一步縮小, 而周邊出現了三個發光亮點.這說明等離子體在高壓電極附近出現了3 個絲狀放電通道, 然后在地電極附近再匯聚成一個通道.進一步持續增加氣壓的過程中, 會發現等離子體在軸向上逐漸收縮, 漸漸的只在兩個電極之間有等離子體, 在徑向上持續向軸心收縮, 同時3 個絲狀放電通道出現“游動”現象, 即3 個絲狀放電像旋轉的葉片一樣快速的旋轉, 如圖3 中 6.5×104Pa圖像所示.再繼續增加氣壓到一定值時, 500 V 產生的射頻電場不足以維持放電, 等離子體熄滅.

綜上所述微束射頻容性氬氣放電中, 隨著氣壓的增加等離子體會經歷四個過程: 1)低氣壓條件下, 放電是輝光放電模式, 等離子體彌散在整個放電空間及其下游區域; 2)中等氣壓條件下, 等離子體在高壓電極附近形成多絲狀放電通道, 然后在下游重新匯合成一個放電通道, 此時放電是輝光和絲狀混合放電模式; 3)較高氣壓條件下, 等離子體收縮在兩個電極之間, 放電模式完全是多絲狀放電模式, 甚至等離子體處于不穩定的狀態—放電通道旋轉“游動”; 4)高氣壓條件下, 射頻電場不足以維持放電, 等離子體熄滅.在這四個過程中, 產生模式轉換及放電圖像變化的物理機制是等離子體中電子加熱、趨膚效應和氣體的熱傳導過程共同作用.在低氣壓下, 雖然氬氣的熱傳導系數較低[10],但是電子的平均自由程較長, 等離子體彌散在整個空間, 熱量不會聚集在某一區域.在氣壓達到一定值時, 等離子體區受到電子加熱的作用與低熱傳導系數的限制, 熱量在放電通道上集聚, 即導致放電通道上中性氣體的溫度逐漸增加, 由于腔室內壓力是恒定的, 根據氣體狀態方程可知, 中性氣體溫度越高的地方, 氣體數密度越低, 從而導致該區域電子自由程增加, 使得該區域的電離率增加和電子密度增加, 進而導致放電通道繼續向軸心收縮.繼續增加氣壓時, 放電通道上的電子密度會繼續增加,增長的電子密度會抑制射頻電場的穿透, 當電子密度足夠高時, 射頻電場不能穿透等離子體到達軸心, 即趨膚效應顯著地存在.而且趨膚效應導致電子密度的峰值偏離軸心, 由于高的電子密度和低的熱傳導系數又導致該放電通道上熱量進一步集聚,該區域氣體溫度較其他區域更高, 氣體電離率亦隨之增加, 使得該區域產生更高的電子密度, 這種正增益的疊加導致形成雙通道或多通道絲狀放電.隨著氣壓進一步的增加, 電子自由程越來越小, 導致電子從射頻電場獲得的能量有限, 氣體電離率下降, 等離子體出現抖動, 開始出現旋轉的絲狀放電通道.再增加氣壓, 射頻電場不足以維持等離子體,導致放電熄滅.

圖4 和圖5 給出的是500 V 下99%氬/1%氫混合氣體微束等離子體軸向分布和徑向分布的圖像.其中圖4 中每張圖片由ICCD 拍攝而成, ICCD的累計曝光時長為50 μs, 增益為200; 圖5 中每張圖片的曝光時長依次分別為1/350, 1/180, 1/90,1/60, 1/45, 1/45, 1/30 和1/30 s, 故圖4 和圖5 中每張圖片累計曝光的時間遠大于射頻周期(16.7 ns),因此圖像顯示的結果是射頻周期時間平均下的等離子體空間分布形貌.結果顯示, 在氣壓為 5×102Pa時, 等離子體在徑向和軸向上呈現彌散分布, 此時放電為等離子體全空間分布的輝光放電模式.隨著氣壓的增加( 2.5×103— 2×104Pa), 等離子體在徑向上逐漸向軸心收縮, 在軸向上逐漸向兩個電極之間收縮, 尤其在 2×104Pa 時等離子幾乎全部在兩個電極之間, 此時放電為收縮的輝光放電模式.隨著氣壓進一步的增加, 等離子體在兩個電極之間的徑向分布上不再收縮在軸心處, 而是逐漸彌散開, 然后向石英管壁收縮.尤其是當氣壓增加到5.3×104Pa 時, 由于趨膚效應射頻電場不能穿透局域在管壁附近的等離子體, 從而使得軸心處幾乎沒有等離子體存在, 即出現軸心“空洞”, 等離子體的徑向分布像一個“環狀”, 因此放電為“環狀”輝光放電模式.進一步增加氣壓, 500 V 射頻電場不足以維持等離子體, 放電熄滅.與純氬氣放電相比較,隨著氣壓的增加混合氣體放電中不再出現多通道絲狀放電模式, 導致這個現象的主要原因是, 氫氣的熱傳導系數遠大于氬氣的熱傳導系數, 從而使得在高氣壓放電等離子體收縮時, 熱量不再局部持續累積, 不再出現局部電離增強的通道, 從而不會產生絲狀放電通道.而隨著氣壓的增加, 電子密度增加, 趨膚效應逐漸顯著, 導致射頻電場不能到達軸心處, 而較高氣壓使得電子自由程也較短, 從而石英管壁附近電子密度逐漸升高, 軸心處電子密度逐漸下降, 最終出現軸心“空洞”的“環狀”等離子體的徑向分布形貌.

圖4 500 V 放電時, 不同氣壓下99%氬/1%氫混合氣體等離子體的軸向分布圖Fig.4.Axial distributions of argon/hydrogen (99%/1%)plasmas for different pressures at 500 V.

圖5 500 V 放電時, 不同氣壓下99%氬/1%氫混合氣體等離子體的徑向分布圖Fig.5.Radial distributions of argon/hydrogen (99%/1%) plasmas for different pressures at 500 V.

圖6 和圖7 給出的是500 V 下純氫氣微束射頻放電等離子體軸向分布和徑向分布的圖像.其中圖6 中每張圖片每張圖片由ICCD 拍攝而成, ICCD的累計曝光時長為50 μs, 增益為200; 圖7 中每張圖片的曝光時長依次分別為1/750, 1/350, 1/250,1/180, 1/60, 1/45 和1/30 s, 故圖6 和圖7 中每張圖片累計曝光的時間遠大于射頻周期(16.7 ns), 因此圖像顯示的結果是射頻周期時間平均下的等離子體空間分布形貌.結果顯示, 在低氣壓時, 等離子體在軸向和徑向上呈現彌散分布, 此時放電是輝光放電模式; 隨著氣壓的增加, 等離子體在軸向上逐漸收縮到兩個電極之間.當氣壓達到 9.5×102Pa時, 等離子體在徑向上收縮到石英管壁處, 中心形成“空洞”; 而且隨著氣壓進一步增加, 中心“空洞”越來越明顯, 即放電轉換到“環狀”放電模式.和混合氣體放電一樣, “環狀”放電模式的出現主要是由射頻電場的趨膚效應和氫氣的高熱傳導率所致.

圖6 500 V 放電時, 不同氣壓下氫氣等離子體的軸向分布圖Fig.6.Axial distributions of hydrogen plasmas for different pressures at 500 V.

圖8 —圖10 給出了這三種氣體放電下, 流過高壓電極的射頻電流隨氣壓的變化曲線.其中圖8是不同電壓下, 氬氣放電中射頻電流隨氣壓的變化曲線.結果顯示, 在等離子體軸向上未完全收縮到兩個電極間之前, 射頻電流隨著氣壓的增加是緩慢下降的.這主要是由于氣壓的增加, 電子的碰撞頻率增加,導致等離子體的電抗增加, 從而降低了射頻電流.而當等離子體收縮到兩個電極之間的同時, 射頻電流出現一個“臺階式”的跳躍下降.這主要是因為在等離子體在充滿兩個電極之間以及地電極和擴散腔室之間時, 放電是一個三電極結構, 即高壓電極與地電極之間是一個回路; 高壓電極與擴散腔室(第二個地電極)之間是第二個回路.因此當高壓電極與擴散腔室之間的等離子體消失時, 射頻電流少了一個回路, 從而導致射頻電流跳躍下降.

圖7 500 V 放電時, 不同氣壓下氫氣等離子體的徑向分布圖Fig.7.Radial distributions of hydrogen plasmas for different pressures at 500 V.

圖8 不同電壓下, 氬氣放電中射頻電流(峰峰值)隨著氣壓的變化曲線 (a) 1 ×103 Pa 輝光放電; (b) 出現雙通道絲狀放電的臨界點; (c) 出現三通道絲狀放電的臨界點; (d) 等離子體收縮在兩個電極之間的臨界點Fig.8.Evolution of radio-frequency current (peak-to-peak)with pressure in argon discharges for different voltages: (a) The glow discharge at 1 ×103 Pa; (b) the occurrence of doublechannel filament discharge; (c) the occurrence of threechannel filament discharge; (d) the plasma contraction between two electrodes.

圖9 不同電壓下, 99%氬/1%氫混合氣體放電射頻電流(峰峰值)隨著氣壓的變化曲線 (a) 5 ×102 Pa 輝光放電;(b) 等離子體收縮在兩個電極間的臨界點; (c) 等離子體熄滅前Fig.9.Evolution of radio-frequency current (peak-to-peak)with pressure in argon/hydrogen (99%/1%) discharges for different voltages: (a) The glow discharge at 5 ×102 Pa;(b) the plasma contraction between two electrodes; (c) the plasma extinction.

圖10 不同電壓下, 氫氣等離子體射頻電流(峰峰值)隨著氣壓的變化曲線 (a) 1 ×102 Pa 輝光放電; (b) 等離子體收縮在兩個電極間的臨界點; (c) 等離子體熄滅前Fig.10.Evolution of radio-frequency current (peak-to-peak)with pressure in hydrogen discharges for different voltages:(a) The glow discharge at 1 ×102 Pa; (b) the plasma contraction between two electrodes; (c) the plasma extinction.

圖9 為不同電壓下, 99%氬/1%氫混合氣體放電射頻電流隨氣壓的變化曲線.結果顯示, 射頻電流隨著氣壓的增加先迅速下降, 在等離子體收縮到兩個電極之間后再緩慢下降; 尤其是在等離子體收縮到兩個電極之間時, 射頻電流出現了明顯的“轉折點”, 這是因為在等離子體未完全收縮到兩個電極間之前, 放電依舊是三電極結構.圖10 為不同電壓下, 氫氣放電中射頻電流隨氣壓的變化曲線.結果顯示, 隨著氣壓的增加, 射頻電流先較為迅速的下降, 然后是緩慢下降.出現中間的轉折點與混合氣體放電原因一致.對比三種氣體情況, 射頻電流在氬氣放電中最高, 在氫氣放電中最低, 這是因為氬氣放電中氬原子電離碰撞截面大, 電離率更高, 即電子密度更高.

4 結 論

本文研究了氣壓對氬氣、氫氣和氬/氫混合氣體微束射頻容性放電的模式調制.結果表明: 1)在氬氣放電中, 低氣壓下等離子體充滿整個微束放電管, 此時放電是輝光放電模式; 隨著氣壓的增加,等離子體逐漸收縮, 發光區域逐漸變短、變細; 繼續增加氣壓, 等離子體在高壓電極附近會收縮成兩個絲狀放電通道, 然后向地電極輸運時再匯聚成一個放電通道, 此時放電是輝光放電與絲狀放電的混合模式; 進一步增加氣壓, 等離子體逐漸收縮到兩個電極之間, 并且出現明顯的兩個或者三個絲狀放電通道, 而且等離子體在微束管內旋轉游動, 此時放電是多通道絲狀放電模式; 2)在氬/氫混合氣體放電中, 低氣壓是全空間分布的輝光放電模式, 到中等氣壓向軸心收縮的輝光放電模式, 最后到高氣壓的“環狀”輝光放電模式; 3)在氫氣放電中, 低氣壓是全空間分布的輝光放電模式, 高氣壓是“環狀”輝光放電模式.放電模式的轉換是由電子加熱、趨膚效應和氣體的熱傳導過程共同導致的; 尤其是氫氣的熱傳導系數遠高于氬氣的熱傳導系數, 從而使得在高氣壓氬氣放電中的多通道絲狀放電模式不在混合氣體和氫氣放電中出現.