微波谐振腔低气压放电等离子体反应动力学过程*

陈泽煜 彭玉彬 王瑞 贺永宁 崔万照†

1) (中国空间技术研究院西安分院,空间微波技术重点实验室,西安 710000)

2) (西安交通大学微电子学院,西安 710049)

低气压放电是制约航天器微波部件向大功率、小型化方向发展的重要问题.针对航天器微波部件低气压放电机理尚不明确的关键问题,本文搭建了低气压射频放电等离子体发射光谱诊断平台,对微波腔体谐振器低气压射频放电的等离子体反应动力学过程,及放电对于微波部件的破坏效应进行研究.获取不同气体压强条件下谐振器内放电等离子体的发射光谱,发现等离子体内羟基OH(A-X)、激发态氮分子N2(C-B)及氧原子O(3p5P→3s5S0)的密度随气压升高呈现先上升后下降的变化趋势.对这一现象所蕴含的等离子体反应动力学机理进行了分析,发现气体压强可通过改变粒子生成与消耗路径及等离子体平均电子温度的方式对等离子体中各粒子的浓度大小产生影响.研究了等离子体发射光谱随输入功率的变化规律,发现了不同气压条件下粒子浓度随输入功率的增大呈线性增长的趋势.本研究为探明低气压射频放电机理及航天器微波部件的可靠性设计提供了参考依据.

1 引言

微波部件被广泛应用在航天器通信系统中,是空间通信的核心功能部件.航天器从发射到在轨工作期间会经历从大气层到地球轨道高真空的外部环境变化,微波部件内部残存有空气.同时部件材料表面吸附气体的脱附也可形成高达数百帕的气压条件[1,2].这些因素造成航天器微波部件可能会工作于放电的敏感气压区间内.近年来,随着航天器通信系统朝着大功率、小型化的方向发展,微波部件内部的功率密度大幅上升,导致低气压放电效应成为威胁航天器通信系统安全运行的重要因素.因此,微波部件的低气压放电效应目前已经得到了广泛的关注和研究[3−7].探明微波部件低气压放电的内在机理,对于低气压放电抑制手段的开发、提升航天器通信系统可靠性设计水平具有重要的意义.

发射光谱法是一种非介入式的在线诊断方法,它利用等离子体中激发态粒子发生跃迁时所发射的具有特征波长的光信号对放电等离子体的特性参数进行诊断.由于不需要将探针置入等离子体内部,因此在测量过程中不会对等离子体特性造成干扰,从而可以真实反映放电等离子体的真实状态.光谱法在等离子体放电机理的相关研究中已经得到了广泛的应用[8−12].然而,对于航天器微波部件的低气压放电效应而言,目前还缺乏光谱诊断研究的相关报道.这是因为这类低气压放电一般发生于部件内部,由于金属外导体等封装结构的屏蔽,无法对放电等离子体进行直接观测,而在外导体上设置观测窗则可能改变部件内部场分布以及部件的微波信号传输特性.同时,由于航天器微波部件工作于真空环境中,在地面上对其实际工况进行模拟则需要搭建真空系统,对其进行光谱诊断还需要配备特殊的穿仓装置以实现光谱信号从真空侧向大气侧的传输.这些问题限制了航天器微波部件低气压放电效应内在机制的探明,进一步制约了航天器微波部件向大功率、小型化方向的发展.

针对这一现状,本文通过搭建低气压放电光谱诊断系统,为微波部件低气压放电的光谱学诊断提供基础条件.通过特殊的谐振腔设计,在不干扰腔内微波谐振特性的前提下实现对低气压放电等离子体的光谱学诊断.在此基础上,对微波谐振腔内低气压放电等离子体的反应动力学特性进行实验研究与分析,并对放电等离子体对于谐振腔的破坏效应进行探究与分析.

2 实验装置

为了对微波部件低气压放电效应进行研究,本文搭建了低气压放电等离子体光谱诊断平台,其结构如图1 所示.真空腔室由不锈钢制成,直径为25 cm,高度为30 cm.气压通过一组机械泵和分子泵调节,可实现最低气压为10–5Pa 的高真空环境.气体压力通过一个皮拉尼真空规监测.信号发生器产生的连续波信号送入一台功率放大器,功率放大器的小信号增益约为49 dB,饱和输出功率为100 W.放大的信号通过环行器、双向耦合器传输至位于真空腔内的腔体谐振器中,最后通过一个大功率匹配负载吸收.环行器用于保护测量系统免受放电发生后所形成的等离子体反射功率的影响.进入腔体和从腔体反射的功率被30 dB 定向耦合器接收,并由功率计测量.同轴电缆和部件之间的适配器损耗在测量后被校准.

图1 低气压放电等离子体光谱诊断平台结构示意图Fig.1.Schematic illustration of the experimental setup for the low-pressure discharge plasma diagnosis.

本文采用一个腔体谐振器作为研究对象,其内部结构示如图2 所示.谐振腔主体材料为铝合金(2A12),由数控机床加工而成.谐振腔整体表面采用镀银工艺,具有减小插损、提升微放电阈值等优点,这一工艺也常用在航天器微波部件的制造过程中.谐振腔尺寸为30 mm×30 mm×30 mm.中心谐振柱直径为9 mm,通过SMA (subminiature type-A)接头与同轴传输线连接,腔体与馈线过度耦合.腔体的谐振频率可以通过改变中心谐振柱和调谐螺钉之间的间隙距离来调节.在腔体侧壁上有几个直径为0.8 mm 的通气孔,实现谐振腔内气压与真空腔室气压的一致.在实验前,使用丙酮、无水乙醇和去离子水在超声波清洗机中将腔体谐振器清洗15 min,随后在烘箱中干燥以消除表面杂质.为了实现对放电间隙等离子体的直接观测,在谐振器腔壁正对气体间隙的位置开有一直径为3.2 mm 的探测孔,用以放置光纤探头.光纤探头型号为CF100 型,外直径3.15 mm,插入谐振腔壁上的探测孔并固定,光纤探头顶部不超出谐振腔内壁平面,以避免光纤探头对放电通道的影响,此时光纤探头正对放电间隙的中心位置.

图2 谐振腔内部结构示意图Fig.2.Geometry structure of the cavity resonator.

采用一台双通道光谱仪(MX2500-2PLUS)对放电等离子体的发射光谱进行诊断.光谱仪1 通道的光谱测量范围为200—400 nm,分辨率为0.22 nm.2 通道的测量范围为400—840 nm,分辨率为0.32 nm.在真空腔室上安装了一个真空光纤馈通法兰,以实现将实验过程中所采集到的光谱信号从真空侧向大气侧的传输.光纤法兰盘之间采用真空胶等工艺实现密封,漏气率满足10–8Pa·L/s.为了获得同一点位放电等离子的发射光谱,在测量过程中首先使用光谱仪的1 通道获取200—400 nm波段的光谱数据,再使用光谱仪2 通道获得400—840 nm 波段的发射光谱,数据后处理过程中再将二者结合,形成完整光谱.光谱信号通过配套的软件Oceanview 进行采集和可视化处理.测量过程中,光谱的积分时间设定为100 ms 以提高信噪比.

每次检测完成后,关闭输入功率,打开真空腔室进气口阀门,将腔室内气压恢复标准大气压强.维持3 min 待谐振腔冷却后,关闭真空腔室进气口阀门,再打开真空泵,将真空腔气压抽至目标压强并进行下一次放电实验.以光谱信号出现作为放电发生的信号,光谱稳定后读取光谱数据.每次放电维持时间约为10 s.

3 实验结果与分析

3.1 开孔对谐振腔电场分布及S 参数影响

腔体谐振器的散射参数(S参数)由矢量网络分析仪(ZNB 40,Rohde &Schwarz)测量.当调谐螺钉与谐振柱之间的间隙为4 mm 时,测得谐振器的谐振频率为2.6 GHz.为了验证开孔是否会对腔体谐振器的信号传输及电场分布特性造成影响,本文采用软件CST 对未开探测孔和开有探测孔的谐振腔S参数及电场分布情况进行了仿真.S参数的仿真结果如图3 所示.可以看到,开孔前后谐振腔的S11和S21参数未产生明显的变化,谐振频率均为2.6 GHz.这说明探测孔对于谐振腔的传输特性没有显著影响.

图3 谐振腔开孔前和开孔后的S 参数仿真结果Fig.3.Simulated S parameter of the cavity resonator with and without the probe hole.

而电场分布的仿真结果如图4 所示.结果显示,当传输的信号功率为0.5 W、频率为2.6 GHz时,开孔前后谐振器内的电场分布没有发生明显变化,电场强度最高点均分布于谐振柱顶部及其边缘,开孔后最高场强仅增大了0.05 dB.这些仿真结果说明光纤探测孔的设置,对于谐振器的传输特性及电场分布没有显著影响,因此采用探测孔对间隙放电等离子体进行诊断的方法有效.

3.2 等离子体发射光谱诊断与分析

在对腔体谐振器内放电等离子体的发射光谱进行诊断之前,本文首先检测了不同气压条件下腔体谐振器发生低气压放电的功率阈值.气压变化范围为100—10000 Pa,检测结果如图5 所示.可以看出,随着气压的升高,低气压放电的阈值呈现先下降后上升的变化趋势,这一特征与典型的“帕邢曲线”相符.腔体谐振器的最低放电功率阈值出现在气压为300—400 Pa 区间,即在这个气压范围内腔体最容易产生低气压放电.在后续的光谱诊断实验中,选择的输入功率均高于这一最低阈值,以获得稳定的放电及光谱诊断结果.

图5 不同气压条件下谐振腔的放电功率阈值Fig.5.Discharge power threshold of the resonant cavity under different air pressure conditions.

图6 所示为谐振腔传输功率7.9 W、真空腔室气压为500 Pa 时谐振腔内间隙发生发电后所形成等离子体的发射光谱.在测试开始前从检测结果中可以看出,等离子体的发射光谱主要由氮、氧粒子组成,还包含相当数量的羟基(OH)粒子.其中含氮粒子主要包括激发态氮分子N2(C-B)与N2(BA)、氮分子离子(B-X),含氧粒子主要为氧原子O(发射波长777.4 nm,来自3p5P 轨道向3s5S0轨道的跃迁),以及氮氧化物一氧化氮分子NO(AX).这是由于空气的主要成分为氮气与氧气,可通过由电子碰撞引起的电离、激发反应以及重粒子之间的碰撞反应生成.如激发态氮分子N2(A)可通过电子碰撞基态氮分子产生,也可通过振动态氮分子之间的碰撞反应生成[13,14]:

图6 气压为500 Pa 时谐振腔内放电等离子体的发射光谱Fig.6.Emission spectrum of the plasma in the cavity when the gas pressure is 500 Pa.

氮分子离子则由电子碰撞并电离氮分子产生[15]:

氧原子O 既可通过电子碰撞解离O2分子生成[15,16]:

也可由其他分子如OH 通过化学反应生成[17]:

NO 可由氮粒子N+和O2反应生成[18]:

也可由氮原子N 和O 在其他粒子M 的碰撞下通过三体反应生成[19]:

此外,从图6 可以看到显著的OH(A-X)发射谱线,说明等离子体中含有大量的OH 粒子,进一步说明放电气体中存在水分子H2O 的掺杂.事实上,由于谐振腔中的气体来源于真空腔外的大气环境,而外部环境气体中存在一定湿度,因此造成放电间隙中H2O 分子的掺杂.而OH 可通过如下路径产生[17]:

总之,空气及其水气等杂质气体通过放电以及复杂的反应网络,可产生丰富的粒子种群.这些粒子之间相互反应与转化,最终达到动态平衡[20−25].

3.3 粒子密度随气压变化的机理分析

如前文所述,星载微波部件中的气体有两个来源,一是卫星从发射到在轨工作期间大气层气体环境带来的残余气体,二是微波部件材料表面的吸附气体的解吸附,即吸附气体在部件工作过程中由于热损耗引起的温升或电子倍增过程因电子轰击造成的脱附[26,27].对于放电过程而言,间隙气压是间隙内气体分子密度的宏观表征,决定了电子自由程、粒子扩散系数等参数,进而决定了放电等离子体中的各类粒子密度、电子温度以及反应动力学过程等特性.因此,本文研究了气压大小对放电等离子体特性的影响.

图7 所示为不同气压条件下所检测到的等离子体发射光谱.检测过程中维持谐振腔的输入功率为7.9 W,气压变化范围为100—1000 Pa.从图7可以看出,波长为337.1 nm 的谱线强度随气压的升高出现了明显的变化,而这一谱线来自氮分子N2(C3Πu)u′=0态向N2(C3Πg)u′′=0态的跃迁[28]:

图7 不同气压条件下的等离子体发射光谱Fig.7.Emission spectrum of the plasma under different gas pressure.

这一跃迁是空气放电等离体中发生最频繁的过程之一,因此波长337.1 nm 的发射光谱常见于各种类型的空气放电等离子体中[29−31].本实验中,这一谱线具有最高的发光强度,因此其变化趋势较为显著,也表明N2(C3Πu)u′=0粒子浓度随气压升高出现了明显的变化.为了探究其他粒子的密度是否也受到气压变化的影响,本文进一步对所采集到的光谱数据进行分析.额外选取了发射波长为314 nm 的OH(A-X)与发射波长为777.4 nm 的氧原子O 作为研究对象,将其发射强度按最高值进行归一化处理,所得到的发射强度随气压升高的变化趋势如图8 所示.

图8 O(3p5P→3s5S0),N2(C-B)及OH(A-X)的发射谱线强度随气压增大的变化趋势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.

从图8 可以看出,3 种粒子的发射谱线强度随气压的升高均呈现出先增强后减弱的趋势.不同之处在于O 原子的谱线强度最高点出现在气压为600 Pa 时,而另外两种离子的谱线强度最高点均出现在气压为500 Pa 时.且O 原子的谱线强度变化幅度相较另外两种粒子更小.这些粒子均是以空气及其杂质气体通过放电反应产生的.随着气压的升高,作为反应物的空气及杂质气体的浓度直线上升,但实验检测结果却显示这3 种粒子的浓度并未随气压的增大而单调上升.如前文所述,等离子体内各粒子的浓度决定了等离子体的理化特性及能量耗散等过程,因此有必要对这一现象的原因进行分析.

首先,由于放电过程中各粒子之间存在相互转化的反应,因此一些粒子除了作为放电反应的生成物外,还作为反应物参与到其他粒子的生成过程.O 原子除了以反应(4)和(5)生成外,在反应(7)中还作为反应物参与到NO 的生成中.此外,在气压较低时空间内的粒子密度低,粒子之间相互碰撞的概率小,放电反应主要以两体反应为主[32],而随着气压的升高,空间内粒子密度大幅上升,3 个甚至更多的分子相互碰撞的概率升高,三体反应纳入放电反应网络中并且发生的概率大幅上升.以O原子为例,它可通过如下三体反应路径进行转化[13]:

随着气压的升高,间隙中N2和O2浓度大幅上升,O 的消耗速率显著增大.这些因素叠加,在生成反应与消耗反应的相互竞争下,共同造成O 原子浓度随气压的增大呈现先上升后下降的变化趋势.

其次,除了引入三体反应外,气压的升高还会引起等离子体中其他特性参数的变化.在传输功率恒定的条件下,谐振腔间隙的电场强度恒定.随着气压升高,气体分子密度增大,电子与气体分子发生碰撞而交出能量的概率增加,即电子的自由程变短.因此随着气压的升高,电子在每个电场交变周期内被加速的距离变短,导致平均电子能量的降低.因此等离子体中的平均电子能量即电子温度Te将随着气压的升高而降低,这一现象也被其他研究所报道[33].图9 所示为不同平均电子温度下的电子能量分布函数(electron energy distribution function,EEDF),函数值由软件BOLSIG+计算得来.BOLSIG+是国际上常用的来计算等离子体碰撞截面和EEDF 的软件,在等离子体模拟仿真研究中得到了应用[22,34,35].图9 中计算结果的预设条件电子能量遵循Maxwell 分布,气体组分为78.48%的N2,20.86%的O2以及0.66%的H2O,以模拟实际放电的气体环境(对应的相对湿度为20%).此外,为了直观显示不同平均电子温度条件下EEDF 之间的差别,图9 中Y轴刻度采用了对数坐标.

图9 相对湿度为20%的空气等离子体中不同平均电子温度Te 下的电子能量分布函数Fig.9.Electron energy distribution function at different Te in air plasma with relative humidity of 20%.

波长为337.1 nm 的发射谱线来自于反应(10)中的跃迁过程,而N2(C3Πu)u′=0是通过如下反应生成[13]:

这一反应中,反应式左边电子e 的能量需要大于11.1 eV,才能将基态氮分子激发为N2(C3Πu)u′=0态.但从图9 仿真结果可以看出,随着Te的减小,高于11.1 eV 能量分布的电子数量大幅减少,这将导致N2(C3Πu)u′=0生成的数量大幅减少,进一步导致波长为337.1 nm 的光子发射强度减小.但随着气压的升高,在Te减小的同时,作为N2(C3Πu)u′=0反应物的基态氮分子密度直线上升,这两个过程相互竞争下,共同造成N2(C3Πu)u′=0浓度随气压的增大呈现先上升后下降的变化趋势.

总之,气压的变化可以通过多种路径改变等离子体内粒子的浓度,而这些粒子的浓度变化又决定了放电等离子体对于微波信号的反射特性以及放电对微波部件的损伤效应.

3.4 输入功率对等离子体发射光谱特性的影响

谐振腔所传输的微波功率,一部分被放电所形成的等离子体所反射,另一部分通过放电反应消耗.例如,输入等离子体的能量主要被电子所吸收,也有一部分能量被穿越鞘层的正离子所吸收.电子吸收的能量会通过弹性碰撞、激发、电离、分解等反应传递给重粒子,并在重粒子碰撞中转化为内能所消耗,也会在粒子碰撞电极的过程中损失.因此除气压外,输入功率对于等离子的特性同样具有显著的影响.图10 所示为气压200 Pa 时,在不同输入功率条件下谐振腔放电所产生等离子体的发射光谱.可以看出,随着输入功率的提高等离子体发射光谱的强度明显增强.

图10 不同输入功率条件下等离子体的发射光谱Fig.10.Emission spectrum of the plasma under different input power.

图11 所示为气压分别为200,600 和1000 Pa时,O(3p5P→3s5S0)粒子及OH(A-X)粒子的发射强度随输入功率增大的变化曲线.可以看出,3 种气压条件下随输入功率的增大,这两种粒子谱线的发射强度均呈现增长的趋势.同时,随着气压的升高,这两种粒子谱线的发射强度呈现先增大后减小的变化趋势,这与图8 中结果一致.这是由于随着输入功率的增大,间隙发生谐振时的电场强度显著增强,带电粒子(包括电子和离子)将从电场中获得更多的能量,进而可通过碰撞电离等方式增大间隙气体的电离率,进一步增大带电粒子的密度;同时需要消耗能量的各种化学反应也更加频繁地进行,从而导致等离子体中的各种粒子浓度显著增大.发射光谱测量的结果则表现为各粒子谱线发射强度明显增强.在这一过程中,带有更高能量的粒子将更加频繁地碰撞腔体内壁,放电产生的破坏效应随之增强.这也是低气压放电效应会成为制约航天器微波部件向大功率、小型化方向发展的主要因素.

图11 不同气压条件下粒子发射谱线强度随输入功率增加的变化趋势 (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 低气压放电对谐振腔的影响

在上述光谱诊断实验完成后,本文对谐振腔的S参数进行了测量,并与放电前的谐振腔S参数检测结果进行了对比,如图12 所示.结果发现,放电并没有对谐振腔的传输特性产生显著影响,谐振腔放电等离子体诊断实验前后的S21参数几乎重合.

图12 光谱测试前后谐振腔S21 参数检测结果Fig.12.Tested S21 parameters of the cavity resonator before and after discharge.

虽然放电测试对于谐振腔的信号传输特性没有产生显著影响,但在打开谐振腔顶盖后,发现谐振腔内部出现了明显的烧蚀痕迹,如图13 所示.从图13 可以看出,在经过总时长约600 s 的放电后,谐振腔内部镀银层表面出现了黑色的烧蚀痕迹,尤其以谐振柱的顶部表面和调谐螺钉顶部平面更为明显.对比图4 中电场分布的仿真结果,可以看到这两处的电场强度是整个腔体空间内最高的,因此这两处放电也最为剧烈,造成的氧化、烧蚀效果最明显.而在谐振器顶盖、调谐螺钉周围存在环状分布的斑图,这可能是由于等离子体扩散后与腔壁接触后造成的.

图13 放电对腔体内部造成的烧蚀痕迹Fig.13.Erosion marks caused by discharge inside the cavity resonator.

从图6 可以看出,放电后间隙内存在大量的O 原子.而O 原子的氧化性远高于氧分子O2,因此可以快速氧化谐振腔内壁表面的镀银层,形成黑色的氧化银:

因此实验完成后,谐振腔内谐振柱顶部表面及调谐螺钉顶部均呈现深黑色.此外,放电所产生的臭氧也可通过扩散作用到达腔壁其他位置,并与镀银层反应,产生氧化银[36]:

除O 外,等离子体中的OH 也具有强氧化性.这是湿润空气中的H2O 参与放电后所带来的另一种对于腔壁材料具有潜在破坏性的粒子.OH 可与镀银层发生反应,产生AgOH,其反应式如下:

但AgOH 因其热力学不稳定,在常温下会快速分解为Ag2O[37]:

在本实验条件下,由于放电产生的热效应,谐振腔壁温度高于室温,因此会加速AgOH 的分解,放电结束后AgOH 便转化为黑色的Ag2O 附着于腔壁上.

虽然图12 中结果显示,放电并未对谐振腔的信号传输特性产生显著影响,但图13 中的照片则说明,放电对于微波部件材料表面可产生显著的氧化、烧蚀痕迹.若部件中存在填充介质,那么放电产生的破坏效应将会扩大.

4 结论

低气压射频放电的内在机理是重要的科学问题,也是制约航天器微波部件向大功率、小型化方向发展的重要问题.为实现对微波部件低气压射频放电等离子体的直接观测,从而进一步探明低气压射频放电机理,本文搭建了低气压射频放电等离子体发射光谱诊断平台.设计了带有光纤探测孔的微波腔体谐振器,并利用CST 软件对其信号传输特性(S参数)及电场分布进行了仿真,发现探测孔的设置未对谐振器的信号传输及电场分布特性产生影响.探究了等离子体发射光谱随间隙气压增加时的变化规律.结果发现,随着气压的升高,等离子体中的OH(A-X)、激发态氮分子N2(C-B)及氧原子O(3p5P→3s5S0)浓度呈先上升后下降的变化趋势.对这一现象中的等离子体反应动力学机理进行了分析,发现气压的上升会增加放电过程中的三体反应概率,从而改变粒子的生成-消耗路径.同时气压参数可影响等离子体中电子的EEDF,进一步改变等离子体中粒子的生成效率.这些因素协同作用,共同决定了等离子体中的粒子浓度.研究了等离子体发射光谱随输入功率的变化规律,发现了不同气压条件下粒子浓度随输入功率的增加呈线性增长的趋势.本研究可为揭示射频低气压放电的内在机理、提升航天器微波部件可靠性设计水平提供参考依据.