交直流电压下微间隙气体放电特性研究

刘绪光，孙岩洲，董克亮，蒋智化，2，谢春玮

(1.河南理工大学 电气工程与自动化学院，河南 焦作 454000；2.新能源电力系统国家重点实验室，北京 102206；3.国网安徽省电力有限公司 阜阳城郊供电公司，安徽 阜阳 236000)

0 引 言

微放电(micro-discharge)是指放电电极间隙或电极尺寸为微米量级时的一种气体放电形式[1-2]。微间隙气体放电能够在大气压环境中产生低温等离子体，在材料表面改性、杀菌消毒等方面有着广泛的研究与应用[3-7]。另外,随着微电子器件的不断更新换代，其内部空间尺寸越来越小，从而其击穿电压就会随之改变，因此需要了解微间隙气体击穿机制，以防止在制造、使用设备期间导致其发生故障[8-10]。

目前，国内外学者对微间隙气体放电下的研究越来越多：吴冲若等[11]通过改变环境气氛以及电极间隙距离，测量了5，50，70，100 μm下的击穿性能，并得出电极之间的距离对击穿特性影响很大，距离较小时的击穿场强比大间距时要高；孙志等[12]利用原子力显微镜对大气压空气环境中的微放电进行了研究，认为微间隙放电具有极性效应；成永红等[13]研究了金属铝电极5～40 μm间距时，其放电特性仍然符合巴申曲线，并认为此时放电起主导作用的是碰撞电离产生电子雪崩的汤森放电；LI Yingjie等[14]最近的研究表明，在微间隙电极间隙中积累的正电荷增强了电场，进而增强了阴极的场致电子发射；T.Asokan等[15]研究了空气中交直流不同电源作用下的微间隙气体放电行为，发现其与传统的宏观放电有很大不同，并且在试验中发现微小间距下有更高的击穿场强；L.M.Radmilowi等[16]通过千分尺试验,研究了电极间距在1～100 μm时不同气体情况下的击穿特性，并通过场发射理论讨论了电极击穿时的现象。

为进一步深入探究微间隙气体放电机理，本文采用直流、高频交流2种不同类型电压,对不同电极间距在大气压空气环境中进行放电机理试验研究，对比分析交直流电压作用下，气隙击穿时的电压电流波形以及击穿电压与电极间距之间的变化规律，并对不同情况下的间隙击穿场强进行研究分析；通过计算，分析约化电场以及电场倒数与有效电子产额之间的变化关系；最后，通过Fowler-Nordheim(F-N)理论分析，证明在1～5 μm电极间距下，场致电子发射过程是间隙击空的主导因素。

1 电极制备

本文试验所用的电极结构为板-板光滑平面电极，其微米间隙电极结构为：板电极为直径6 mm,长度10 mm的不锈钢，试验前把电极用5 000目砂纸打磨光滑，并用无水乙醇和去离子水分别进行超声波清洗，最后用酒精进行擦拭，降低电极材料表面粗糙程度，减少试验误差。

2 试验装置

试验在普通大气压空气环境中进行，试验装置结构如图1所示，试验所用的等离子体驱动电源分别为直流高压电源和高频交流电源，其中直流高压电源型号CTP-2000KD，输出电压0～10 kV；高频交流电源型号PSPT-2000K，为低温等离子体电源，输出电压0～30 kV，频率1～100 kHz。试验中电压采用Tektronix P6015A高压探头(衰减系数为1 000)进行测量，电流由型号为PT-710电流探棒测量，测得的电压电流信号由GDS-2204A数字示波器进行记录，示波器带宽100 MHz,采样率1 GS/s。

图1 微米间隙试验平台

电极微间隙距离采用精密距离控制仪器(分辨率1 μm，距离0～1 000 μm)进行控制。试验过程为：首先判断出两电极间距为0的位置，通过移动电极并在其上施加10 V左右电压，当看到示波器中有电流突增现象的波形出现时停止移动，此时默认两电极接触；然后开始移动增加两电极间距，逐个测量不同间距下的击穿电压，并通过示波器记录其电压电流波形；最后，重复进行以上试验过程，并记录试验数据。

3 试验结果分析

3.1 交直流电源微间隙下的击穿电压

击穿电压是研究微间隙气体放电机理的重要参数，为了研究交直流电压作用对微间隙击穿电压大小的影响，试验中测量了板-板平面电极在直流、高频交流(8.5 kHz)2种电源下不同电极间距(1～100 μm)的击穿电压，间距3 μm放电时的电压电流波形如图2所示。为减少试验带来的误差，试验各组数据分别测量5次，取平均值绘制，并与巴申曲线进行对比，结果如图3所示。由图3可知，交直流电压作用下，击穿电压随着电极间距的增加而增加，1～5 μm时电压上升缓慢，5～100 μm时电压上升较快。在同样试验条件下，可以看出，当电极间距相对较大时，直流电源下的击穿电压略高于交流电源，但上升趋势均符合巴申曲线；电极间距较小时，两电源击穿电压相差不大，但均与巴申曲线之间出现了明显的偏差，说明巴申定律不适用于1～5 μm的小间距。

由放电时的波形(图2)可以看到，在交流电的情况下，第一个放电电流在0.03 ms左右时观察到，放电电压从峰值衰减到放电停止时间约为0.02 ms,且从放电开始到下一次放电所需时间约为0.1 ms。在直流电的情况下，第一个放电电流峰值在0.05 ms左右观察到，从击穿放电开始到下一次放电的时间为0.13 ms左右。

图2 交直流电压下的放电波形

图3 不同电极间距的击穿电压曲线

3.2 微间隙击穿场强

传统大气压空气环境中板-板平面电极的击穿场强为3×106V/m。由图3试验所测击穿电压，计算出交直流电压作用下电极间隙击穿场强大小，结果如图4所示。由图4可知，随着电极间距的减小，交直流电压作用下的击穿场强均有明显增大，1～100 μm击穿场强在107～108V/m间，明显大于传统情况下的3×106V/m，这与吴冲若和孙志等学者研究结果一致[11-12]。用试验记录的击穿电压数据估算大气压(取101.3 kPa)空气环境下，有效电子产额和约化电场E/p=U/(pd)以及电场倒数1/E之间的关系，如图5～6所示。有效电子产额公式为[17]

γ=Ke-D/E，

(1)

α电离系数与约化电场E/p之间的关系为

(2)

K和D是与气体和材料有关的常数，常数D由式(3)决定，

D=6.85×107φ3/2/β，

(3)

式中：β为场增强因子；φ为金属的功函数，eV。

根据式(1)，当阴极区电场大于D给出的阈值时，二次电子发射系数迅速增大，有效电子产额也迅速增加。

由图5可知，估算的有效电子产额从100 μm时的约1.5×10-4增加到1 μm间隙时的1.2左右，这表明随着微间隙距离的减小，场强E不断增大，有效电子产额也随之增加，且在1～5 μm时，有效产额值约为1，这与国外学者的研究一致[16-17]。在较低的约化电场数值时，直流击穿电压的有效电子产额略高于交流电场；在较高的约化电场E/p值时，有效电子产额值之间没有太大的差异。由图6同样可以看出，随着场强增大而有效电子产额的增加，当离子接近阴极时，它可以缩小电子在金属中的势垒，通过量子力学隧穿从金属电极表面释放电子，从而产生了场致电子发射，并且在大气压环境中电子平均自由程为0.5～1 μm，因此，在较小的电极间距下，击穿不是由电子雪崩过程引起的，当电场足够大时，场致电子发射成为击穿过程的主导机制。由以上分析可知，在微间隙放电中，有效电子产额与约化电场及场强之间的依赖关系大致相同，既适用于直流电领域，也适用于高频交流电领域。

图4 不锈钢电极不同间距下的击穿场强Fig.4 Breakdown field strength of stainless steelelectrodes at different spacing

图5 不同约化电场下的有效电子产额Fig.5 Effective electron yields under differentreducedelectric fields

图6 不同电场倒数下的有效电子产额

3.3 场致电子发射

气体放电是一个很复杂的过程，主要由3种关键机制造成，包括电子碰撞电离(electron impact ionization，EII)、二次电子发射(secondary electron emission，SEE)和场发射(field emission，FE)，气体放电过程中电荷产生的物理原理如图7所示。

图7 微间隙中3种放电机制示意图

巴申定律并未考虑场致电子发射对气体击穿过程的影响，而由试验数据及分析可知，当电极间距小于5 μm时，击穿场强达到了108V/m，这也被认为是导致巴申曲线在小间距下偏离的主要原因[13,18]。

金属电极的场发射电流密度可用Fowler-Nordheim(F-N)方程[19]描述，

(4)

式中：J为场致发射电流密度；φ为金属功函数；a，b为常数参量；E为电场强度；y=3.79×10-4E1/2/φ;一般情况下，t2(y)=1.1;V(y)=0.95-y2。场发射电流为：I=J·S；且E=U/d，同时代入式(4)并在两边取对数，可得

(5)

式中：S为场发射有效面积；U为所加电压；d为电极间距；I为场发射电流。由ln(I/U2)和(1/U)之间的曲线关系知，当F-N曲线表现负斜率性时[20]，电极间距之间的电子发射为场致电子发射。图8为试验计算得出的1～5 μm间隙时F-N曲线，由图8可知，该情况下的放电为场致电子发

图8 不同电极间距下的F-N曲线Fig.8 F-N plots at different electrode gaps

射主导。场致发射产生时,随着外加电场的不断增加，金属电极表面的势垒随之降低,从其表面逸出的电子越来越多,这样场致发射电流就越来越大。通过F-N方程预测了不锈钢电极在1，3，5 μm间隙及不同电压下的场发射电流密度，结果如图9所示，该结果与其他学者的研究结果相一致[17],由此可知，随着微间隙尺寸的减小，电压增加时，场发射的贡献逐渐增大。

图9 不同间距及电压下的电流密度

4 结 论

本文研究了大气压空气环境下，在交直流电压作用时1～100 μm不同电极间隙的放电特性，通过计算分析，得到以下结论：

(1)1～5 μm微间距的交直流击穿电压整体低于巴申曲线预测的电压；5～100 μm时直流击穿电压略大于交流，且随着微间隙距离的增加，两者击穿电压上升趋势与巴申曲线大致相同。

(2)1～100 μm间距时交直流电压作用下,随着间距的减小，微间距气体的击穿场强都迅速增加，1～5 μm间距时击穿需要达到108V/m量级。

(3)当电极间距在1～5 μm时，由高场强引起的场致电子发射是巴申曲线偏离的主要原因；通过F-N曲线可知，此间距下的放电过程是由场致电子发射起主导作用，并且随着电极间隙距离的减小，场发射的贡献逐渐增大。