氮气空心阴极辉光放电等离子体离子的蒙特卡罗模拟研究

采用蒙特卡罗模型对氮空心阴极放电等离子体鞘层离子(N2+、N+)的输运过程进行了模拟研究,计算了阴极鞘层中氮离子(N2+、N+)的能量及角分布的空间变化和粒子密度及平均能量随放电参数的变化规律。研究结果表明:空心阴极放电产生的氮离子,在鞘层输运过程中,N2+是密度几乎不变的低能粒子;N+是密度逐渐减少的高能粒子。随着电压增加,N+密度减小,平均能量增加;N2+密度和平均能量变化不明显。能量及入射角的相对分布规律与平板电极氮直流辉光放电基本类似,但圆筒空心阴极放电更有利于氮离子的产生。

轰击阴极的重粒子能量分布

采用蒙特卡罗模拟对氮辉光放电等离子体中轰击阴极的重粒子 (N+ 2 ,N+ ,Nf 及N2f)能量分布随放电参数的变化规律进行了研究。结果表明 :阴极壁前诸粒子的能量分布取决于粒子被加速的能量和碰撞频率 ,能量较低的快原子Nf 的密度比高能粒子N+ 的密度高近两个量级。在活性氮粒子 (N+ ,Nf)产率最高的放电条件下 ,适当降低放电气压 ,提高阴极位降和气体温度 ,有利于两种活性氮粒子 (N+ ,Nf)达到阴极。

N_2空心阴极放电向微空心阴极放电转变的PIC/MC模拟

开发了氮空心阴极放电PIC/MC二维自洽模型。研究了N2传统空心阴极向微空心阴极放电转变过程中电势和电场的变化。结果表明,不同尺寸的空心阴极放电的电势及电场分布规律几乎类似,但空心阴极孔径减小且气压增加时,电场近似线性增加;典型微空心阴极电场比传统空心阴极放电电场约大3个量级;微空心阴极放电产生的电子,氮分子离子和氮原子离子的密度比传统空心阴极放电约大3个量级,且微空心阴极放电中,N2+密度比N+密度大8倍以上。

氮气射频放电与直流放电PIC/MC模拟的比较

建立氮气容性射频等离子体过程的PIC/MC模型,将模拟结果与直流放电进行比较.结果表明:射频等离子体粒子(e,N 2+,N+)的平均密度较直流放电约大一个量级,在射频电极附近粒子(e,N 2+,N+)的平均能量比直流放电阴极附近的能量低3倍左右;密度偏低的原子离子N+在两电极附近具较高的能量,能量较低的分子离子N 2+在放电空间具较高密度,N 2+的密度大约是N+的6倍;计算的电子能量几率分布与测量结果一致.

氮气直流辉光放电阴极鞘层区电子行为的蒙特卡罗模拟研究

采用蒙特卡罗模拟对氮气直流辉光放电等电子体阴极鞘层区内电子的输运过程进行了研究 ,计算了阴极鞘层中电子的能量及角分布的空间变化 .模拟讨论了电子密度和电子平均能量在鞘层的轴向分布规律 .结果表明 :在鞘层电子主要以高能束的形式朝前散射 ,电子在输运过程中表现出的这一特征依赖于放电条件 ,电子碰撞电离和离解电离产生的次电子在鞘层边界附近迅速倍增 .

等离子体辅助的金属表面氮化的Monte-Carlo模拟

采用快电子和重粒子(N2+,N+,Nf)混合的Monte Carlo模型,计算了氮直流辉光放电等离子体辅助的金属表面氮化过程中,原子态粒子(N+,N)的产生率及氮化粒子(N+,Nf)轰击靶表面的粒子数密度及入射角随气体温度的变化规律.结果表明,粒子(N+,N)的产生率及在靶表面的密度分布都随着放电气体温度的升高而减少;粒子(N+,Nf)在工件表面的分布均匀且主要表现为小角入射,入射角的分布受温度的影响较小.模拟结果与实验结果符合得较好.

离子(N_2^+,N^+)在氮辉光放电等离子体光辐射中的作用

采用氮辉光放电等离子体电子与重粒子综合的Monte Carlo模型,研究了离子(N2+,N+)与氮分子碰撞产生光辐射的强度分布及其在氮辉光放电等离子体光辐射中的作用。两种离子产生的各种碰撞激发和辐射都分布在鞘层区内,光辐射强度向阴极方向逐渐增加,且总强度随放电电压增加而增强。相对于电子产生的碰撞激发辐射,离子(N2+,N+)引起的辐射在阴极附近引起次最大光强,且原子离子N+的作用较分子离子N2+大。当电压较低时,离子(N2+,N+)引起的辐射可以忽略。模拟结果很好解释了两种典型的N2辉光放电光学发射谱的实验结果,为等离子体诊断研究中的光谱数据分析提供参考。

氮直流辉光放电活性粒子(N^+,N)的产生率

在氮直流辉光放电等离子体中采用快电子和离子(N+2,N+)混合的蒙特卡罗模型,模拟研究了e+N2→N+ N+N+2e e和N+2+N2→N++N+N2过程中粒子(N+,N)产生率的轴向分布随放电参数(工作气压、放电电压和温度)的变化规律。结果表明:两种离解过程中氮活性粒子(N+,N)的产生率都随气压和电压的增加而增大,随放电气体温度的升高而降低;但N+2-N2离解碰撞主要发生在阴极附近。电压较高时,阴极处的离子N+主要由N+2-N2离解过程产生;电压较低时,N+2-N2离解过程可忽略。中性原子N主要由电子碰撞离解过程产生。

宏观放电参数对快原子态氮(N^+,N_f)的影响

采用氮直流辉光放电等离子体中快电子和重粒子(N+2,N+,Nf)混合的蒙特卡罗方法,模拟研究了快原子态粒子(N+,Nf)的产生率及轰击阴极的能量分布随宏观放电参数(P,Vc)的变化规律.结果表明,存在一最佳放电条件,使阴极壁处粒子(N+,Nf)的粒子数密度大且能量高;当电压大于800V时,轰击阴极的活性粒子(N+,Nf),主要由N+2-N2离解过程产生,电压小于300V时,主要由e--N2离解过程产生,模拟结果与实验结果相符合.

等离子体金属表面氮化中放电温度对氮原子态粒子的影响

采用快电子和重粒子(N+2,N+,Nf)混合的Monte Carlo模型,研究了氮直流辉光放电等离子体金属表面氮化过程中.e N2s及N+2 N2s两种碰撞离解过程产生的原子态粒子(N+,N)的产生率和氮化粒子(N+,Nf)轰击靶表面的能量、粒子数密度及入射角分布随气体温度的变化规律.结果表明,使阴极靶处活性粒子(N+,Nf)的能量高且粒子数密度大,存在一个最佳放电温度;粒子(N+,N)的产生率及在靶表面的密度数都随着放电气体温度的升高而减少;有大量中性快原子Nf在工件表面小角入射,且粒子(N+,Nf)角分布受温度的影响很小.

离子(N_2^+,N^+)在阴极壁的能量变化规律的蒙特卡罗模拟

采用蒙特卡罗模拟对氮气辉光放电离子 ( N+ 2 ,N+ )轰击阴极的能量分布 ,随放电参数的变化规律进行了研究 .结果表明 :离子在阴极壁的能量分布与放电参数有关 ,即随着工作气压的增加 ,向低能区压缩 ;随着电压升高 ,向高能区蔓延 ;随气体温度的升高 ,到达阴极壁的离子 N+ 大幅度增加 ,N+ 的能量也显著提高 ;当工作气压 P<2 0 0 Pa时 ,阴极壁上 N+主要以高能粒子出现 ,但粒子数密度很低 ,随着工作气压或电压上升 ,离子

N_2/H_2辉光放电等离子体电子碰撞电离的Monte Carlo模拟

采用N2/H2直流辉光放电等离子体综合的Monte Carlo模型,通过计算N2/H2混合气体直流辉光放电等离子体电子碰撞电离及离解电离率,电子密度及电子能量分布函数,研究了H2的浓度对氮辉光放电等离子体电子碰撞电离过程的影响.研究结果表明：随着H2浓度的升高,电子的电离及离解电离碰撞率减少;但在一定的放电条件下,加入少量的H2,可以提高电子碰撞电离及离解电离率,即选取合适的放电参数,加入少量的氢,可以提高放电空间的电子及离子的密度.模型考虑了12种和电子相关的反应,在氮气中加氢的比例为0-30%.这些影响能通过放电中发生的碰撞过程及鞘层厚度的改变得到解释.研究结果为认识N2/H2混合气体辉光放电等离子体过程机理提供参考依据.

直流辉光放电氮原子离子的Monte Carlo模拟研究

采用氮直流辉光放电等离子体中快电子和离子(N+2,N+)混合的蒙特卡罗模型,模拟研究了e-+N2N++N+2e和N+2+N2N++N+N2过程离子N+的产生率轴向分布随放电参数的变化规律及其轰击阴极的能量分布.结果表明,两种离解过程中氮原子离子(N+)的产生率均随气压和电压的增加而增大,随放电气体温度的升高而降低;但N+2-N2离解碰撞主要发生在阴极附近.在电压较高时,阴极处的N+主要由N+2-N2离解过程产生;在电压较低时,N+2-N2离解过程可忽略.

辉光放电阴极区氮离子(N+2)的蒙特卡罗模拟

采用蒙特卡罗方法对氮气辉光放电等离子体阴极区离子（Ｎ＋２）的运输过程进行了模拟．考虑了离子（Ｎ＋２）与慢分子（Ｎ０２）的电荷交换碰撞和弹性散射，利用由实验数据拟合得到的精确依赖于离子能量的电荷交换和动量输运截面，计算了阴极区中离子（Ｎ＋２）的能量分布及角分布的空间变化。

在超光速坐标变换中电磁场的变换规律

根据快子运动学和超光速粒子的电磁性质 ,对超光速坐标变换中电磁场的变换规律进行了研究。导出了不同超光速惯性系中电磁场变换的一般规律。结果表明 :由于超光速变换对坐标的不对称性 ,其逆变换不能由正变换中将V换成 -V直接得到 ;当V<C时 ,其变换可过渡到亚光速坐标变换中。

在超光速坐标变换中电磁场的变换规律

本文在快子运动学及电磁性质的基础上，导出了不同超光速惯性系中电磁为换的一般规律。

等离子体源离子注入柱形空心阴极内表面的蒙特—卡罗模拟

采用蒙特—卡罗方法对柱形空心阴极的氮离子(N+,N2+)注入进行了研究,考虑了氮离子与中性原子的电荷交换和弹性碰撞,计算了氮离子在不同压强下鞘层内表面的能量分布及角分布.