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正文內(nèi)容

等離子體技術(shù)及應(yīng)用教材(編輯修改稿)

2025-07-04 08:10 本頁面
 

【文章內(nèi)容簡介】 壓降很低,只有數(shù)十伏;而放電電流很大,可以從到數(shù)。同時電極間整個弧區(qū)發(fā)出很強的光和熱。所發(fā)生的等離子體稱為電弧等離子體,屬于熱等離子體。以上是在確定的放電條件下,依伏安特性變化可能出現(xiàn)的各種放電形式。實際上管內(nèi)條件和回路條件的變化對放電的影響很大。(3)電場和氣壓對等離子體性質(zhì)的影響電場強度和氣壓,這兩個可操作的宏觀參量是影響放電的關(guān)鍵性因素。、氣壓、電流密度之間的大致相依關(guān)系,一般來說,在低氣壓、強電場條件下,電流密度小時易產(chǎn)生輝光放電,電流密度增大到一定值后過渡到弧光放電。若在一個大氣壓或者更高氣壓條件下,則往往不經(jīng)輝光放電而直接從電暈放電過渡到弧光放電。在定電流條件下。由圖可見,在從常壓到約(即)的各氣壓條件下電子溫度和氣體溫度相同,即。這是由于在此氣壓范圍內(nèi)電子不可能被電場充分加速,其能量經(jīng)碰撞被高密度的氣體分子有效吸收而變成熱能,使體系達到熱平衡。但在低壓條件下則不同,電子溫度與氣體溫度的差別逐漸增大,以致。圖 射線輻照法利用各種射線或者粒子束輻照使氣體電離也能發(fā)生等離子體。具體有以下幾種:(1)利用放射性同位素發(fā)出的、射線粒子實際上是氦核,因此射線引起的電離相當于高速正離子的碰撞電離,碰撞前后粒子的能量有變化。但一般射線的能量不是太高,往往只導(dǎo)致局部離子化。射線是一束高能量電子流,它所引起的電離相當于高速電子的碰撞電離,但因碰撞作用的時間太短,所以電離能力較低,射線具有極高的能量,在氣體中的穿透能力很強,對氣體的電離作用十分顯著。可以在輻照空間引起均勻離子化。(2)利用射線射線也能像射線一樣引起均勻電離,但難以獲得高密度等離子體。(3)利用帶電離子束經(jīng)加速器加速的電子束或者離子束在與中性粒子碰撞時也能使其電離。這種方法可以對離子束的加速能量、強度、脈沖特性等加以控制。因此比上述幾種射線要優(yōu)越得多。在實際工作中,尤以利用電子束的情況居多。裝置為靜電加速器或電子直線加速器。近年來利用束流強度很高的電子束加速裝置產(chǎn)生的電離氣體密度相當高,而且在納秒量級的瞬間即可發(fā)生。167。 光電離法當入射光子的能量大于某種原子或分子的電離能時,即,便能發(fā)生光電離。顯然,與電離能對應(yīng)的入射光波長為其波長閾值。堿金屬的第一電離勢特別小,接近紫外光源,如低壓水銀燈照射就能電離。但大多數(shù)元素的第一電離勢約為,對分子而言多在左右,因而需用遠紫外到軟射線范圍,即真空紫外光才行。但以前適合此波長范圍的光源和窗材甚少,因此對某些分子來說采用光電離曾經(jīng)是比較困難的。值得慶幸的是,近年來同步輻射光十分引人注目。它是電子同步輻射加速器貯存環(huán)中相對論性加速電子作圓周運動時,沿其運動軌道切線方向輻射的電磁波。輻射頻譜可以從遠紅外直到射線波段。這也就正好彌補了上述光電離所需的波長領(lǐng)域。并以單色性強、輻射強度大、穩(wěn)定性好而著稱,用途極廣,也是發(fā)生等離子體并繼之做工藝技術(shù)應(yīng)用的理想光源。167。 激光等離子體本質(zhì)上說來,激光輻射電離與光電離法一樣也是藉光子能量發(fā)生等離子體的。但因其電離機制和所得結(jié)果與普通光電離法有所不同,故此可單列一類。激光輻射電離的機制比普通光電離復(fù)雜得多,不僅有單光子電離機制還有多光子電離和級聯(lián)機制。因此,連紅外和可見波段的激光輻射也都能用來使氣體擊穿。多光子電離的機制是原子或者分子同時吸收許多個光子,只要這些光子的能量之和等于或者大于電離能,電離過程便能發(fā)生。誠然,對于近紫外光譜區(qū)()的激光來說,一個光子的能量就可以使電離能小的原子電離(如堿金屬),但對紅外或者可見光波長范圍的激光來說,單光子能量遠小于原子、分子的電離能。例如紅寶石激光的波長是,單光子的能量只有,因而靠單光子電離是不可能的。這種情況下,若使用輻射強度高的激光,完全可以實現(xiàn)多光子吸收電離。激光輻射電離的另一個機制是級聯(lián)電離。有多光子電離產(chǎn)生的初期電子,在與原子或離子發(fā)生碰撞時,吸收逆軔致輻射過程的輻射能直至獲得足夠的能量,再通過與中性粒子的非彈性碰撞使其電離。這種電離過程叫做級聯(lián)電離。從激光等離子體的時間特征上來看,又可以分為“脈沖”和“連續(xù)”兩種不同方式。一般來說,激光輻射法易于獲得高溫高密度的等離子體。167。 熱電離法藉加熱來使物質(zhì)發(fā)生狀態(tài)變化應(yīng)該說是人們最為熟悉的方法了。但須指出,熱電離法實質(zhì)上是借助熱運動動能足夠大的原子、分子間相互碰撞因其電離的。也就是說,熱致電離機制也是碰撞相互作用。低氣壓下,對于低電離能的物質(zhì),電離非常容易;但對于高電離能的物質(zhì)而言就不那么容易了。一般需要提供5000K以上的熱平衡溫度,從而使實際應(yīng)用遇到許多問題。例如,高溫燃燒法是人們很早就知道的一種熱致電離法,由此產(chǎn)生的等離子體叫做火焰等離子體。但是單純?nèi)紵幕鹧嫠苓_到的溫度和取得的焓值都是有一定限度的,因此往往不能滿足實際應(yīng)用的需要。此外,直接利用高溫熱電離的難題還在于,用什么樣的材料制造耐高溫容器才不致使容器本身電離,高溫的控制和測量等。因此就熱致電離的實施而言,往往需要采取一些技術(shù)手段或者提供某種特殊條件,包括磁約束方法的運用等。167。 激波等離子體在流體中的某處,如果因該流體所具有的壓力、密度、溫度或者流速度等物理量之一發(fā)生了不連續(xù)的急劇變化,那么其不連續(xù)的界面將以一定速度在流體中移動,這種現(xiàn)象就是沖擊波,當沖擊波在試樣氣體中通過時,試樣氣體因受絕熱壓縮而產(chǎn)生高溫,從而在沖擊波背后形成熱致電離等離子體。這種等離子體稱為激波等離子體(Shock Plasma)。顯然,激波等離子體是通過把機械能轉(zhuǎn)變成熱能來引起電離的,因此實質(zhì)上也屬于熱致電離等離子體。除上述幾種發(fā)生方法外,其它還有一些在實驗室里產(chǎn)生等離子體的方法。如場致發(fā)射,它是利用針狀電極近旁的強電場來使原子、分子離子化的一種方法。在高真空放電中起著重要的作用,常常是高真空中氣體擊穿的緣由。第2章 等離子體中的微觀運動等離子體是由帶電粒子組成的系統(tǒng),電磁相互作用對系統(tǒng)的運動行為起著決定性作用。研究等離子體體系的第一步就是把等離子體視為由大量獨立的帶電粒子所組成的理想氣體,研究單個帶電粒子在給定的電磁場中的行為,即所謂的單粒子運動狀態(tài),這樣,把一個“多體問題”簡化成了一個“單體問題”。應(yīng)用單粒子運動模型,我們必須有兩個假設(shè),其一是忽略帶電粒子之間的相互作用,其二是忽略帶電粒子本身對電磁場的貢獻。顯然,單粒子運動理論是一個近似的理論,比較適合于稀薄等離子體的情況,然而單粒子運動是等離子體微觀運動的本質(zhì),對單粒子運動的分析是等離子物理的基礎(chǔ),成為了人們處理含大量帶電粒子的復(fù)雜系統(tǒng)的先導(dǎo),可以用來解釋等離子體中出現(xiàn)的許多物理現(xiàn)象,從而給出許多等離子體物質(zhì)運動重要的圖像。167。 帶電粒子在電磁場中的運動167。 帶電粒子在電場中的運動在直流放電的時候,通常是給等離子體外加不隨時間變化的電場。這時,其中的正離子就會沿著電場方向作加速運動,而電子則會向相反的方向加速運動。它們不斷和中性粒子發(fā)生碰撞,同時也保持著定向的飄移運動,于是就形成了等離子體中的電流。在下圖21中,取電場的方向為軸,現(xiàn)在考察質(zhì)量為、電荷量為的離子的運動。若初速度為零,則方向的牛頓運動方程為 ()其中,為方向的分速度。對這個方程積分,可得,即速度正比于時間。若離子和中性粒子的平均碰撞次數(shù)為次/秒,那么時發(fā)生碰撞前的瞬間粒子速度為。假設(shè)在碰撞過程中離子將全部動能都傳遞給中性粒子而回到初始狀態(tài),這時離子的速度變化見圖21下圖中的實線,方向的平均速度(漂移速度)為圖中虛線所示,這里。圖21 離子在電場中的漂移上述的碰撞模型雖然比較簡單,但有助于我們對粒子運動的感性認識。進一步的定量描述,需要在式()的基礎(chǔ)上考慮碰撞,即下面的郎之萬方程(Langevin equation)。 ()假設(shè)質(zhì)量為,帶電量為(對于離子和電子,分別取和)的帶電粒子碰撞時損失的動量為,1秒鐘發(fā)生次碰撞,右邊第二項相當于力學中的摩擦力。下面,我們考察高頻電場中帶電粒子的運動,假設(shè)電場隨時間變化為。首先,忽略碰撞的影響,即假設(shè)不發(fā)生碰撞(),令初速度為零,粒子所帶電量為,將式()對時間積分,則有 ()再對上式積分,可求得粒子的位移。這時,粒子像彈簧一樣在位置附近作簡諧運動。這就是說,粒子所受的電場力()和它的速度()間的相位剛好相差,加速和減速運動相互抵消,粒子從高頻電場獲得的平均功率為零。實際上粒子在運動過程中必然發(fā)生碰撞,所以上述相位差就不會是,于是粒子要從電場中獲得一定的功率。這時,為了求解()式的郎之萬方程,利用復(fù)數(shù)表示時間變化,則電場為,速度為。其中,、是復(fù)值振幅,表示取復(fù)數(shù)A的實部。把和分別代入式(),然后兩邊同時除以,則速度的復(fù)值振幅為 ()若把的相位取為基準相位(即把看作實數(shù)),則速度為 ()其中。將上式與式()比較可知,發(fā)生碰撞時粒子受力和速度間的相位差為。由于,故每個離子在一個周期內(nèi)吸收的功率為 ()由此可見,若(無碰撞),離子就不會從電場中吸收功率,電子也是一樣。粒子之間不發(fā)生碰撞意味著等離子體的電阻為零,這時等離子體不消耗電場能量。167。 帶電粒子在磁場中的運動在沒有外加電場的情況下,當?shù)入x子體外加磁場時,電荷為、速度為的帶電粒子受到同時垂直于和的洛侖茲力的作用,粒子的運動方程為 ()帶電粒子形成的運動電流為,方程右邊的洛侖茲力本質(zhì)上相當于磁場中的電流所受的力()。由于洛侖茲力垂直于速度,所以粒子運動的軌道注定要發(fā)生彎曲。最終, 粒子在垂直于磁場的平面上作圓周運動。這種圓周運動稱為回旋運動(cyclotron motion)或拉莫爾運動(Larmor motion);回旋半徑叫做拉莫爾半徑,回旋頻率叫做拉莫爾頻率。為便于討論,我們將粒子速度寫成如下分量形式: ()其中表示粒子在平行于磁場方向上的分量,稱為橫向速度,表示速度在垂直于磁場的平面內(nèi)的分量,稱為縱向速度。這樣方程()可以改寫成: () ()從方程()很容易得到 ()這表明帶電粒子在沿著磁場方向?qū)⒁钥v向速度作勻速直線運動。方程()表示同時垂直于磁場和橫向速度的洛侖茲力提供了粒子作圓周運動的向心力,于是,方程()可寫作 ()由此可得,于是回旋角頻率 ()拉莫爾半徑 ()例如,電子的回旋頻率為,當時,(在SI單位制中,)。 現(xiàn)在我們來比較一下質(zhì)量較大的正離子和質(zhì)量較小的電子在磁場中的運動情況。首先,由于電荷符號相反,所以電子和離子的旋轉(zhuǎn)方向相反,如圖22所示。但兩者形成的電流方向是一致的,由這個環(huán)形電流生成的磁場與外加磁場方向相反,具有抵消外加磁場的作用——等離子體的抗磁性。其次,回旋頻率與質(zhì)量成反比,所以電子的回旋頻率是離子的數(shù)千倍以上。若將取作熱運動平均速度,因為拉莫爾半徑正比于,所以質(zhì)量較大的離子和電子相比,回旋半徑較大、回旋頻率較低。 圖22 離子和電子在磁場中的回旋運動帶電量、回旋半徑為的帶電粒子1秒鐘回旋周,于是所形成的環(huán)形電流所圍的面積。通常,定義環(huán)形電流的磁矩為,由()和()式可得。通過證明可得,帶電粒子在非均勻的磁場中運動時磁矩守恒。用磁矩守恒原理可以解釋磁鏡效應(yīng)——帶電粒子向磁場較強的區(qū)域運動的時候,到達某個位置時就會被反射回來。受控熱核聚變的一個重要研究方向(磁約束,詳見第4章)就是利用磁鏡效應(yīng)把等離子體約束在磁鏡之間,使之達到發(fā)生聚變的臨界溫度。作回旋運動的電子(角頻率為),當外加角頻率的高頻電場時,會產(chǎn)生共振加速現(xiàn)象,即電子回旋共振(Electron Cyclotron Resonance)。其具體加速原理如下所述。例如,若在圖22中的方向上施加電場,那么對電子()而言,在式()的右邊添加電場力就可以得到電子在,方向的運動方程 () ()將以上兩式中的消去,再經(jīng)整理可得 ()若時初速度為零,則該方程的解為 ()把這個解代入式()后進行積分可得 ()經(jīng)過足夠長的時間,即當成立時,可以進一步忽略式()右邊的第二項,所以電子的動能可以寫成 ()由上式可知,電子的動能隨時間而增大。此時,通過對速度積分可求得電子的軌跡為 ()這里,離原點的距離隨時間成正比的增加。圖23 電子回旋加速原理式()所給出的軌跡形狀大體如圖上23所示,電子或離子的加速運動軌跡為螺旋狀曲線。其加速過程如下(以電子為例)
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