微波諧振腔低氣壓放電等離子體反應動力學過程*

陳澤煜 彭玉彬 王瑞 賀永寧 崔萬照?

1) (中國空間技術研究院西安分院,空間微波技術重點實驗室,西安 710000)

2) (西安交通大學微電子學院,西安 710049)

低氣壓放電是制約航天器微波部件向大功率、小型化方向發(fā)展的重要問題.針對航天器微波部件低氣壓放電機理尚不明確的關鍵問題,本文搭建了低氣壓射頻放電等離子體發(fā)射光譜診斷平臺,對微波腔體諧振器低氣壓射頻放電的等離子體反應動力學過程,及放電對于微波部件的破壞效應進行研究.獲取不同氣體壓強條件下諧振器內放電等離子體的發(fā)射光譜,發(fā)現(xiàn)等離子體內羥基OH(A-X)、激發(fā)態(tài)氮分子N2(C-B)及氧原子O(3p5P→3s5S0)的密度隨氣壓升高呈現(xiàn)先上升后下降的變化趨勢.對這一現(xiàn)象所蘊含的等離子體反應動力學機理進行了分析,發(fā)現(xiàn)氣體壓強可通過改變粒子生成與消耗路徑及等離子體平均電子溫度的方式對等離子體中各粒子的濃度大小產(chǎn)生影響.研究了等離子體發(fā)射光譜隨輸入功率的變化規(guī)律,發(fā)現(xiàn)了不同氣壓條件下粒子濃度隨輸入功率的增大呈線性增長的趨勢.本研究為探明低氣壓射頻放電機理及航天器微波部件的可靠性設計提供了參考依據(jù).

1 引言

微波部件被廣泛應用在航天器通信系統(tǒng)中,是空間通信的核心功能部件.航天器從發(fā)射到在軌工作期間會經(jīng)歷從大氣層到地球軌道高真空的外部環(huán)境變化,微波部件內部殘存有空氣.同時部件材料表面吸附氣體的脫附也可形成高達數(shù)百帕的氣壓條件[1,2].這些因素造成航天器微波部件可能會工作于放電的敏感氣壓區(qū)間內.近年來,隨著航天器通信系統(tǒng)朝著大功率、小型化的方向發(fā)展,微波部件內部的功率密度大幅上升,導致低氣壓放電效應成為威脅航天器通信系統(tǒng)安全運行的重要因素.因此,微波部件的低氣壓放電效應目前已經(jīng)得到了廣泛的關注和研究[3?7].探明微波部件低氣壓放電的內在機理,對于低氣壓放電抑制手段的開發(fā)、提升航天器通信系統(tǒng)可靠性設計水平具有重要的意義.

發(fā)射光譜法是一種非介入式的在線診斷方法,它利用等離子體中激發(fā)態(tài)粒子發(fā)生躍遷時所發(fā)射的具有特征波長的光信號對放電等離子體的特性參數(shù)進行診斷.由于不需要將探針置入等離子體內部,因此在測量過程中不會對等離子體特性造成干擾,從而可以真實反映放電等離子體的真實狀態(tài).光譜法在等離子體放電機理的相關研究中已經(jīng)得到了廣泛的應用[8?12].然而,對于航天器微波部件的低氣壓放電效應而言,目前還缺乏光譜診斷研究的相關報道.這是因為這類低氣壓放電一般發(fā)生于部件內部,由于金屬外導體等封裝結構的屏蔽,無法對放電等離子體進行直接觀測,而在外導體上設置觀測窗則可能改變部件內部場分布以及部件的微波信號傳輸特性.同時,由于航天器微波部件工作于真空環(huán)境中,在地面上對其實際工況進行模擬則需要搭建真空系統(tǒng),對其進行光譜診斷還需要配備特殊的穿倉裝置以實現(xiàn)光譜信號從真空側向大氣側的傳輸.這些問題限制了航天器微波部件低氣壓放電效應內在機制的探明,進一步制約了航天器微波部件向大功率、小型化方向的發(fā)展.

針對這一現(xiàn)狀,本文通過搭建低氣壓放電光譜診斷系統(tǒng),為微波部件低氣壓放電的光譜學診斷提供基礎條件.通過特殊的諧振腔設計,在不干擾腔內微波諧振特性的前提下實現(xiàn)對低氣壓放電等離子體的光譜學診斷.在此基礎上,對微波諧振腔內低氣壓放電等離子體的反應動力學特性進行實驗研究與分析,并對放電等離子體對于諧振腔的破壞效應進行探究與分析.

2 實驗裝置

為了對微波部件低氣壓放電效應進行研究,本文搭建了低氣壓放電等離子體光譜診斷平臺,其結構如圖1 所示.真空腔室由不銹鋼制成,直徑為25 cm,高度為30 cm.氣壓通過一組機械泵和分子泵調節(jié),可實現(xiàn)最低氣壓為10–5Pa 的高真空環(huán)境.氣體壓力通過一個皮拉尼真空規(guī)監(jiān)測.信號發(fā)生器產(chǎn)生的連續(xù)波信號送入一臺功率放大器,功率放大器的小信號增益約為49 dB,飽和輸出功率為100 W.放大的信號通過環(huán)行器、雙向耦合器傳輸至位于真空腔內的腔體諧振器中,最后通過一個大功率匹配負載吸收.環(huán)行器用于保護測量系統(tǒng)免受放電發(fā)生后所形成的等離子體反射功率的影響.進入腔體和從腔體反射的功率被30 dB 定向耦合器接收,并由功率計測量.同軸電纜和部件之間的適配器損耗在測量后被校準.

圖1 低氣壓放電等離子體光譜診斷平臺結構示意圖Fig.1.Schematic illustration of the experimental setup for the low-pressure discharge plasma diagnosis.

本文采用一個腔體諧振器作為研究對象,其內部結構示如圖2 所示.諧振腔主體材料為鋁合金(2A12),由數(shù)控機床加工而成.諧振腔整體表面采用鍍銀工藝,具有減小插損、提升微放電閾值等優(yōu)點,這一工藝也常用在航天器微波部件的制造過程中.諧振腔尺寸為30 mm×30 mm×30 mm.中心諧振柱直徑為9 mm,通過SMA (subminiature type-A)接頭與同軸傳輸線連接,腔體與饋線過度耦合.腔體的諧振頻率可以通過改變中心諧振柱和調諧螺釘之間的間隙距離來調節(jié).在腔體側壁上有幾個直徑為0.8 mm 的通氣孔,實現(xiàn)諧振腔內氣壓與真空腔室氣壓的一致.在實驗前,使用丙酮、無水乙醇和去離子水在超聲波清洗機中將腔體諧振器清洗15 min,隨后在烘箱中干燥以消除表面雜質.為了實現(xiàn)對放電間隙等離子體的直接觀測,在諧振器腔壁正對氣體間隙的位置開有一直徑為3.2 mm 的探測孔,用以放置光纖探頭.光纖探頭型號為CF100 型,外直徑3.15 mm,插入諧振腔壁上的探測孔并固定,光纖探頭頂部不超出諧振腔內壁平面,以避免光纖探頭對放電通道的影響,此時光纖探頭正對放電間隙的中心位置.

圖2 諧振腔內部結構示意圖Fig.2.Geometry structure of the cavity resonator.

采用一臺雙通道光譜儀(MX2500-2PLUS)對放電等離子體的發(fā)射光譜進行診斷.光譜儀1 通道的光譜測量范圍為200—400 nm,分辨率為0.22 nm.2 通道的測量范圍為400—840 nm,分辨率為0.32 nm.在真空腔室上安裝了一個真空光纖饋通法蘭,以實現(xiàn)將實驗過程中所采集到的光譜信號從真空側向大氣側的傳輸.光纖法蘭盤之間采用真空膠等工藝實現(xiàn)密封,漏氣率滿足10–8Pa·L/s.為了獲得同一點位放電等離子的發(fā)射光譜,在測量過程中首先使用光譜儀的1 通道獲取200—400 nm波段的光譜數(shù)據(jù),再使用光譜儀2 通道獲得400—840 nm 波段的發(fā)射光譜,數(shù)據(jù)后處理過程中再將二者結合,形成完整光譜.光譜信號通過配套的軟件Oceanview 進行采集和可視化處理.測量過程中,光譜的積分時間設定為100 ms 以提高信噪比.

每次檢測完成后,關閉輸入功率,打開真空腔室進氣口閥門,將腔室內氣壓恢復標準大氣壓強.維持3 min 待諧振腔冷卻后,關閉真空腔室進氣口閥門,再打開真空泵,將真空腔氣壓抽至目標壓強并進行下一次放電實驗.以光譜信號出現(xiàn)作為放電發(fā)生的信號,光譜穩(wěn)定后讀取光譜數(shù)據(jù).每次放電維持時間約為10 s.

3 實驗結果與分析

3.1 開孔對諧振腔電場分布及S 參數(shù)影響

腔體諧振器的散射參數(shù)(S參數(shù))由矢量網(wǎng)絡分析儀(ZNB 40,Rohde &Schwarz)測量.當調諧螺釘與諧振柱之間的間隙為4 mm 時,測得諧振器的諧振頻率為2.6 GHz.為了驗證開孔是否會對腔體諧振器的信號傳輸及電場分布特性造成影響,本文采用軟件CST 對未開探測孔和開有探測孔的諧振腔S參數(shù)及電場分布情況進行了仿真.S參數(shù)的仿真結果如圖3 所示.可以看到,開孔前后諧振腔的S11和S21參數(shù)未產(chǎn)生明顯的變化,諧振頻率均為2.6 GHz.這說明探測孔對于諧振腔的傳輸特性沒有顯著影響.

圖3 諧振腔開孔前和開孔后的S 參數(shù)仿真結果Fig.3.Simulated S parameter of the cavity resonator with and without the probe hole.

而電場分布的仿真結果如圖4 所示.結果顯示,當傳輸?shù)男盘柟β蕿?.5 W、頻率為2.6 GHz時,開孔前后諧振器內的電場分布沒有發(fā)生明顯變化,電場強度最高點均分布于諧振柱頂部及其邊緣,開孔后最高場強僅增大了0.05 dB.這些仿真結果說明光纖探測孔的設置,對于諧振器的傳輸特性及電場分布沒有顯著影響,因此采用探測孔對間隙放電等離子體進行診斷的方法有效.

3.2 等離子體發(fā)射光譜診斷與分析

在對腔體諧振器內放電等離子體的發(fā)射光譜進行診斷之前,本文首先檢測了不同氣壓條件下腔體諧振器發(fā)生低氣壓放電的功率閾值.氣壓變化范圍為100—10000 Pa,檢測結果如圖5 所示.可以看出,隨著氣壓的升高,低氣壓放電的閾值呈現(xiàn)先下降后上升的變化趨勢,這一特征與典型的“帕邢曲線”相符.腔體諧振器的最低放電功率閾值出現(xiàn)在氣壓為300—400 Pa 區(qū)間,即在這個氣壓范圍內腔體最容易產(chǎn)生低氣壓放電.在后續(xù)的光譜診斷實驗中,選擇的輸入功率均高于這一最低閾值,以獲得穩(wěn)定的放電及光譜診斷結果.

圖5 不同氣壓條件下諧振腔的放電功率閾值Fig.5.Discharge power threshold of the resonant cavity under different air pressure conditions.

圖6 所示為諧振腔傳輸功率7.9 W、真空腔室氣壓為500 Pa 時諧振腔內間隙發(fā)生發(fā)電后所形成等離子體的發(fā)射光譜.在測試開始前從檢測結果中可以看出,等離子體的發(fā)射光譜主要由氮、氧粒子組成,還包含相當數(shù)量的羥基(OH)粒子.其中含氮粒子主要包括激發(fā)態(tài)氮分子N2(C-B)與N2(BA)、氮分子離子(B-X),含氧粒子主要為氧原子O(發(fā)射波長777.4 nm,來自3p5P 軌道向3s5S0軌道的躍遷),以及氮氧化物一氧化氮分子NO(AX).這是由于空氣的主要成分為氮氣與氧氣,可通過由電子碰撞引起的電離、激發(fā)反應以及重粒子之間的碰撞反應生成.如激發(fā)態(tài)氮分子N2(A)可通過電子碰撞基態(tài)氮分子產(chǎn)生,也可通過振動態(tài)氮分子之間的碰撞反應生成[13,14]:

圖6 氣壓為500 Pa 時諧振腔內放電等離子體的發(fā)射光譜Fig.6.Emission spectrum of the plasma in the cavity when the gas pressure is 500 Pa.

氮分子離子則由電子碰撞并電離氮分子產(chǎn)生[15]:

氧原子O 既可通過電子碰撞解離O2分子生成[15,16]:

也可由其他分子如OH 通過化學反應生成[17]:

NO 可由氮粒子N+和O2反應生成[18]:

也可由氮原子N 和O 在其他粒子M 的碰撞下通過三體反應生成[19]:

此外,從圖6 可以看到顯著的OH(A-X)發(fā)射譜線,說明等離子體中含有大量的OH 粒子,進一步說明放電氣體中存在水分子H2O 的摻雜.事實上,由于諧振腔中的氣體來源于真空腔外的大氣環(huán)境,而外部環(huán)境氣體中存在一定濕度,因此造成放電間隙中H2O 分子的摻雜.而OH 可通過如下路徑產(chǎn)生[17]:

總之,空氣及其水氣等雜質氣體通過放電以及復雜的反應網(wǎng)絡,可產(chǎn)生豐富的粒子種群.這些粒子之間相互反應與轉化,最終達到動態(tài)平衡[20?25].

3.3 粒子密度隨氣壓變化的機理分析

如前文所述,星載微波部件中的氣體有兩個來源,一是衛(wèi)星從發(fā)射到在軌工作期間大氣層氣體環(huán)境帶來的殘余氣體,二是微波部件材料表面的吸附氣體的解吸附,即吸附氣體在部件工作過程中由于熱損耗引起的溫升或電子倍增過程因電子轟擊造成的脫附[26,27].對于放電過程而言,間隙氣壓是間隙內氣體分子密度的宏觀表征,決定了電子自由程、粒子擴散系數(shù)等參數(shù),進而決定了放電等離子體中的各類粒子密度、電子溫度以及反應動力學過程等特性.因此,本文研究了氣壓大小對放電等離子體特性的影響.

圖7 所示為不同氣壓條件下所檢測到的等離子體發(fā)射光譜.檢測過程中維持諧振腔的輸入功率為7.9 W,氣壓變化范圍為100—1000 Pa.從圖7可以看出,波長為337.1 nm 的譜線強度隨氣壓的升高出現(xiàn)了明顯的變化,而這一譜線來自氮分子N2(C3Πu)u′=0態(tài)向N2(C3Πg)u′′=0態(tài)的躍遷[28]:

圖7 不同氣壓條件下的等離子體發(fā)射光譜Fig.7.Emission spectrum of the plasma under different gas pressure.

這一躍遷是空氣放電等離體中發(fā)生最頻繁的過程之一,因此波長337.1 nm 的發(fā)射光譜常見于各種類型的空氣放電等離子體中[29?31].本實驗中,這一譜線具有最高的發(fā)光強度,因此其變化趨勢較為顯著,也表明N2(C3Πu)u′=0粒子濃度隨氣壓升高出現(xiàn)了明顯的變化.為了探究其他粒子的密度是否也受到氣壓變化的影響,本文進一步對所采集到的光譜數(shù)據(jù)進行分析.額外選取了發(fā)射波長為314 nm 的OH(A-X)與發(fā)射波長為777.4 nm 的氧原子O 作為研究對象,將其發(fā)射強度按最高值進行歸一化處理,所得到的發(fā)射強度隨氣壓升高的變化趨勢如圖8 所示.

圖8 O(3p5P→3s5S0),N2(C-B)及OH(A-X)的發(fā)射譜線強度隨氣壓增大的變化趨勢Fig.8.Trend of the emission intensity of O(3p5P→3s5S0),N2(C-B) and OH(A-X) with the increase of the gas pressure.

從圖8 可以看出,3 種粒子的發(fā)射譜線強度隨氣壓的升高均呈現(xiàn)出先增強后減弱的趨勢.不同之處在于O 原子的譜線強度最高點出現(xiàn)在氣壓為600 Pa 時,而另外兩種離子的譜線強度最高點均出現(xiàn)在氣壓為500 Pa 時.且O 原子的譜線強度變化幅度相較另外兩種粒子更小.這些粒子均是以空氣及其雜質氣體通過放電反應產(chǎn)生的.隨著氣壓的升高,作為反應物的空氣及雜質氣體的濃度直線上升,但實驗檢測結果卻顯示這3 種粒子的濃度并未隨氣壓的增大而單調上升.如前文所述,等離子體內各粒子的濃度決定了等離子體的理化特性及能量耗散等過程,因此有必要對這一現(xiàn)象的原因進行分析.

首先,由于放電過程中各粒子之間存在相互轉化的反應,因此一些粒子除了作為放電反應的生成物外,還作為反應物參與到其他粒子的生成過程.O 原子除了以反應(4)和(5)生成外,在反應(7)中還作為反應物參與到NO 的生成中.此外,在氣壓較低時空間內的粒子密度低,粒子之間相互碰撞的概率小,放電反應主要以兩體反應為主[32],而隨著氣壓的升高,空間內粒子密度大幅上升,3 個甚至更多的分子相互碰撞的概率升高,三體反應納入放電反應網(wǎng)絡中并且發(fā)生的概率大幅上升.以O原子為例,它可通過如下三體反應路徑進行轉化[13]:

隨著氣壓的升高,間隙中N2和O2濃度大幅上升,O 的消耗速率顯著增大.這些因素疊加,在生成反應與消耗反應的相互競爭下,共同造成O 原子濃度隨氣壓的增大呈現(xiàn)先上升后下降的變化趨勢.

其次,除了引入三體反應外,氣壓的升高還會引起等離子體中其他特性參數(shù)的變化.在傳輸功率恒定的條件下,諧振腔間隙的電場強度恒定.隨著氣壓升高,氣體分子密度增大,電子與氣體分子發(fā)生碰撞而交出能量的概率增加,即電子的自由程變短.因此隨著氣壓的升高,電子在每個電場交變周期內被加速的距離變短,導致平均電子能量的降低.因此等離子體中的平均電子能量即電子溫度Te將隨著氣壓的升高而降低,這一現(xiàn)象也被其他研究所報道[33].圖9 所示為不同平均電子溫度下的電子能量分布函數(shù)(electron energy distribution function,EEDF),函數(shù)值由軟件BOLSIG+計算得來.BOLSIG+是國際上常用的來計算等離子體碰撞截面和EEDF 的軟件,在等離子體模擬仿真研究中得到了應用[22,34,35].圖9 中計算結果的預設條件電子能量遵循Maxwell 分布,氣體組分為78.48%的N2,20.86%的O2以及0.66%的H2O,以模擬實際放電的氣體環(huán)境(對應的相對濕度為20%).此外,為了直觀顯示不同平均電子溫度條件下EEDF 之間的差別,圖9 中Y軸刻度采用了對數(shù)坐標.

圖9 相對濕度為20%的空氣等離子體中不同平均電子溫度Te 下的電子能量分布函數(shù)Fig.9.Electron energy distribution function at different Te in air plasma with relative humidity of 20%.

波長為337.1 nm 的發(fā)射譜線來自于反應(10)中的躍遷過程,而N2(C3Πu)u′=0是通過如下反應生成[13]:

這一反應中,反應式左邊電子e 的能量需要大于11.1 eV,才能將基態(tài)氮分子激發(fā)為N2(C3Πu)u′=0態(tài).但從圖9 仿真結果可以看出,隨著Te的減小,高于11.1 eV 能量分布的電子數(shù)量大幅減少,這將導致N2(C3Πu)u′=0生成的數(shù)量大幅減少,進一步導致波長為337.1 nm 的光子發(fā)射強度減小.但隨著氣壓的升高,在Te減小的同時,作為N2(C3Πu)u′=0反應物的基態(tài)氮分子密度直線上升,這兩個過程相互競爭下,共同造成N2(C3Πu)u′=0濃度隨氣壓的增大呈現(xiàn)先上升后下降的變化趨勢.

總之,氣壓的變化可以通過多種路徑改變等離子體內粒子的濃度,而這些粒子的濃度變化又決定了放電等離子體對于微波信號的反射特性以及放電對微波部件的損傷效應.

3.4 輸入功率對等離子體發(fā)射光譜特性的影響

諧振腔所傳輸?shù)奈⒉üβ?一部分被放電所形成的等離子體所反射,另一部分通過放電反應消耗.例如,輸入等離子體的能量主要被電子所吸收,也有一部分能量被穿越鞘層的正離子所吸收.電子吸收的能量會通過彈性碰撞、激發(fā)、電離、分解等反應傳遞給重粒子,并在重粒子碰撞中轉化為內能所消耗,也會在粒子碰撞電極的過程中損失.因此除氣壓外,輸入功率對于等離子的特性同樣具有顯著的影響.圖10 所示為氣壓200 Pa 時,在不同輸入功率條件下諧振腔放電所產(chǎn)生等離子體的發(fā)射光譜.可以看出,隨著輸入功率的提高等離子體發(fā)射光譜的強度明顯增強.

圖10 不同輸入功率條件下等離子體的發(fā)射光譜Fig.10.Emission spectrum of the plasma under different input power.

圖11 所示為氣壓分別為200,600 和1000 Pa時,O(3p5P→3s5S0)粒子及OH(A-X)粒子的發(fā)射強度隨輸入功率增大的變化曲線.可以看出,3 種氣壓條件下隨輸入功率的增大,這兩種粒子譜線的發(fā)射強度均呈現(xiàn)增長的趨勢.同時,隨著氣壓的升高,這兩種粒子譜線的發(fā)射強度呈現(xiàn)先增大后減小的變化趨勢,這與圖8 中結果一致.這是由于隨著輸入功率的增大,間隙發(fā)生諧振時的電場強度顯著增強,帶電粒子(包括電子和離子)將從電場中獲得更多的能量,進而可通過碰撞電離等方式增大間隙氣體的電離率,進一步增大帶電粒子的密度;同時需要消耗能量的各種化學反應也更加頻繁地進行,從而導致等離子體中的各種粒子濃度顯著增大.發(fā)射光譜測量的結果則表現(xiàn)為各粒子譜線發(fā)射強度明顯增強.在這一過程中,帶有更高能量的粒子將更加頻繁地碰撞腔體內壁,放電產(chǎn)生的破壞效應隨之增強.這也是低氣壓放電效應會成為制約航天器微波部件向大功率、小型化方向發(fā)展的主要因素.

圖11 不同氣壓條件下粒子發(fā)射譜線強度隨輸入功率增加的變化趨勢 (a) O(3p5P→3s5S0);(b) OH(A-X)Fig.11.Trend of the emission intensity with the increase of the gas pressure under different pressure: (a) O(3p5P→3s5S0);(b) OH(A-X).

3.5 低氣壓放電對諧振腔的影響

在上述光譜診斷實驗完成后,本文對諧振腔的S參數(shù)進行了測量,并與放電前的諧振腔S參數(shù)檢測結果進行了對比,如圖12 所示.結果發(fā)現(xiàn),放電并沒有對諧振腔的傳輸特性產(chǎn)生顯著影響,諧振腔放電等離子體診斷實驗前后的S21參數(shù)幾乎重合.

圖12 光譜測試前后諧振腔S21 參數(shù)檢測結果Fig.12.Tested S21 parameters of the cavity resonator before and after discharge.

雖然放電測試對于諧振腔的信號傳輸特性沒有產(chǎn)生顯著影響,但在打開諧振腔頂蓋后,發(fā)現(xiàn)諧振腔內部出現(xiàn)了明顯的燒蝕痕跡,如圖13 所示.從圖13 可以看出,在經(jīng)過總時長約600 s 的放電后,諧振腔內部鍍銀層表面出現(xiàn)了黑色的燒蝕痕跡,尤其以諧振柱的頂部表面和調諧螺釘頂部平面更為明顯.對比圖4 中電場分布的仿真結果,可以看到這兩處的電場強度是整個腔體空間內最高的,因此這兩處放電也最為劇烈,造成的氧化、燒蝕效果最明顯.而在諧振器頂蓋、調諧螺釘周圍存在環(huán)狀分布的斑圖,這可能是由于等離子體擴散后與腔壁接觸后造成的.

圖13 放電對腔體內部造成的燒蝕痕跡Fig.13.Erosion marks caused by discharge inside the cavity resonator.

從圖6 可以看出,放電后間隙內存在大量的O 原子.而O 原子的氧化性遠高于氧分子O2,因此可以快速氧化諧振腔內壁表面的鍍銀層,形成黑色的氧化銀:

因此實驗完成后,諧振腔內諧振柱頂部表面及調諧螺釘頂部均呈現(xiàn)深黑色.此外,放電所產(chǎn)生的臭氧也可通過擴散作用到達腔壁其他位置,并與鍍銀層反應,產(chǎn)生氧化銀[36]:

除O 外,等離子體中的OH 也具有強氧化性.這是濕潤空氣中的H2O 參與放電后所帶來的另一種對于腔壁材料具有潛在破壞性的粒子.OH 可與鍍銀層發(fā)生反應,產(chǎn)生AgOH,其反應式如下:

但AgOH 因其熱力學不穩(wěn)定,在常溫下會快速分解為Ag2O[37]:

在本實驗條件下,由于放電產(chǎn)生的熱效應,諧振腔壁溫度高于室溫,因此會加速AgOH 的分解,放電結束后AgOH 便轉化為黑色的Ag2O 附著于腔壁上.

雖然圖12 中結果顯示,放電并未對諧振腔的信號傳輸特性產(chǎn)生顯著影響,但圖13 中的照片則說明,放電對于微波部件材料表面可產(chǎn)生顯著的氧化、燒蝕痕跡.若部件中存在填充介質,那么放電產(chǎn)生的破壞效應將會擴大.

4 結論

低氣壓射頻放電的內在機理是重要的科學問題,也是制約航天器微波部件向大功率、小型化方向發(fā)展的重要問題.為實現(xiàn)對微波部件低氣壓射頻放電等離子體的直接觀測,從而進一步探明低氣壓射頻放電機理,本文搭建了低氣壓射頻放電等離子體發(fā)射光譜診斷平臺.設計了帶有光纖探測孔的微波腔體諧振器,并利用CST 軟件對其信號傳輸特性(S參數(shù))及電場分布進行了仿真,發(fā)現(xiàn)探測孔的設置未對諧振器的信號傳輸及電場分布特性產(chǎn)生影響.探究了等離子體發(fā)射光譜隨間隙氣壓增加時的變化規(guī)律.結果發(fā)現(xiàn),隨著氣壓的升高,等離子體中的OH(A-X)、激發(fā)態(tài)氮分子N2(C-B)及氧原子O(3p5P→3s5S0)濃度呈先上升后下降的變化趨勢.對這一現(xiàn)象中的等離子體反應動力學機理進行了分析,發(fā)現(xiàn)氣壓的上升會增加放電過程中的三體反應概率,從而改變粒子的生成-消耗路徑.同時氣壓參數(shù)可影響等離子體中電子的EEDF,進一步改變等離子體中粒子的生成效率.這些因素協(xié)同作用,共同決定了等離子體中的粒子濃度.研究了等離子體發(fā)射光譜隨輸入功率的變化規(guī)律,發(fā)現(xiàn)了不同氣壓條件下粒子濃度隨輸入功率的增加呈線性增長的趨勢.本研究可為揭示射頻低氣壓放電的內在機理、提升航天器微波部件可靠性設計水平提供參考依據(jù).