張海寶 尹賢軼 孫 萌 陳 強

(北京印刷學(xué)院等離子體物理與材料實驗室,北京 102600)

引言

隨著以深空和近地軌道探測為標志的新一輪太空探索技術(shù)的發(fā)展,傳統(tǒng)的低能量密度的化學(xué)推進技術(shù)已經(jīng)無法滿足未來太空探索特別是深空探索的需要,而以電推進技術(shù)為代表的新型推進技術(shù)成為目前各國重點開發(fā)的技術(shù)之一.其中,螺旋波等離子體推進器由于比沖大、性能高、無電極燒蝕和使用壽命長等優(yōu)點備受人們關(guān)注.螺旋波等離子體可以在低氣壓(0.01～ 10 Pa)和低磁場(＜1000 G,1 G=1 × 10-4T)的條件下產(chǎn)生密度高達1020m-3,是目前低溫等離子體產(chǎn)生密度最高的等離子體源之一.這些特點使其在材料合成及處理、磁約束聚變以及基礎(chǔ)等離子體物理研究等領(lǐng)域也有廣泛的應(yīng)用[1].

1970 年Boswell[2]首次報道通過射頻場激發(fā)螺旋波產(chǎn)生高密度等離子體,經(jīng)過50 余年的發(fā)展,目前全世界有眾多單位進行螺旋波等離子體放電基礎(chǔ)以及應(yīng)用研究.通過美國科技信息所(ISI)的Web of Science 檢索系統(tǒng),以螺旋波等離子體(helicon plasma)為關(guān)鍵詞檢索近15 年的發(fā)表論文,發(fā)現(xiàn)有約200 所機構(gòu)在開展螺旋波等離子體的研究.其中論文發(fā)表數(shù)量前十的機構(gòu)依次為: 美國能源部、澳大利亞國立大學(xué)、美國橡樹嶺國家實驗室、美國加州大學(xué)、美國西弗吉尼亞大學(xué)、日本東北大學(xué)、中國科學(xué)院、法國國家科學(xué)研究中心、印度等離子體研究所、蘇州大學(xué).

對螺旋波等離子體的研究主要方向為: (1)面向深空探索的推力研究[3];(2)基于高離化率特性的材料合成和刻蝕[4-5];(3)能量耦合機制及放電特性研究[6-7].目前對螺旋波等離子體的放電機制還不是很了解,如對螺旋波等離子體的形成和能量耦合機制還沒有統(tǒng)一的解釋.同時螺旋波等離子體放電中獨有的低磁場密度峰[8]、模式躍遷[9]和無電流雙層現(xiàn)象[10]等特性與能量耦合機制密切相關(guān),對這些具體的放電特性的物理解釋也沒有形成定論.針對這些問題,本文分別從螺旋波等離子體的放電原理和放電特性兩個角度出發(fā),回顧了螺旋波等離子體放電的研究發(fā)展歷程關(guān)鍵時間節(jié)點,重點歸納螺旋波等離子體放電激發(fā)和傳播過程中存在的朗道阻尼、TG (Trivelpiece-Gould)波模式、駐波效應(yīng)等耦合機制,并從低場峰現(xiàn)象、模式躍遷和無電流雙層現(xiàn)象3 個方面回顧總結(jié)近年來螺旋波等離子體放電特性的研究進展,結(jié)合放電耦合機制解釋放電特性的形成原理.

1 螺旋波等離子體的放電原理

1.1 螺旋波等離子體的激發(fā)

螺旋波是一種有界哨聲波,最早對哨聲波的研究可追溯到1919 年[11].螺旋波的頻率(ω)介于離子回旋頻率(ωci)和電子回旋頻率(ωce)之間[1].1959年Aigrain 等[12]首先研究了螺旋波在固體金屬介質(zhì)中的傳播.1960 年 Gallet 等[13]在氣體等離子體中觀察到螺旋波.1965 年 Lehane 等[14]實驗研究了螺旋波在氣態(tài)等離子體中的傳播理論.隨后,Legendy[15]和Klosenberg 等[16]分別獨立發(fā)表了螺旋波在圓柱磁化等離子體中的傳播理論.1970 年 Boswell[2]首次報道在實驗中使用螺旋波在有界條件下激發(fā)產(chǎn)生了密度高達1020m-3、電離率接近100%的螺旋波等離子體.圖1 給出了螺旋波等離子體放電的研究發(fā)展歷程關(guān)鍵的時間節(jié)點.

圖1 螺旋波等離子體放電的研究發(fā)展歷程關(guān)鍵時間節(jié)點Fig.1 The key time node of the research progress of helicon plasma discharge

螺旋波是在有限直徑、軸向磁化的圓柱形等離子體中傳播的具有哨聲波模式的波,其色散關(guān)系可由哨聲波色散關(guān)系式表達如下[17]

式中,k,kz,k⊥分別為波矢、波矢的軸向分量和徑向分量,ω,ωpe和ωce分別為螺旋波 等離子體頻率、電子等離子體頻率和電子回旋頻率,k0=ω/c.在實際的放電過程中,假設(shè)其密度均勻,在容器壁處的邊界條件得到滿足,即=0 (或=0),從而可得

式中,Jm表示貝塞爾函數(shù),撇號代表貝賽爾函數(shù)Jm對其自變量的導(dǎo)數(shù).由色散關(guān)系式和螺旋波邊界條件可以確定不同激發(fā)模式下的k,kz,k⊥和R(其中R為放電管半徑).利用典型的螺旋波等離子體源參數(shù)R=5 cm,f=13.56 MHz 和B=200 G,等離子體密度≈4.0×1012cm-3.對于這種螺旋波等離子體源,當(dāng)n0?時,有k⊥?kz,k≈k⊥,可以得到低密度下螺旋波沿軸向的波長

當(dāng)n0?時,有kz?k⊥,k≈kz,可以得到高密度下螺旋波沿軸向的波長

式中,B,μ0,n0和f分別為磁感應(yīng)強度、自由空間磁導(dǎo)數(shù)、等離子體密度和放電頻率.由式(4)和式(5)可知,在螺旋波波長確定的情況下,n0與B呈現(xiàn)正相關(guān)的關(guān)系,n0隨B變化的線段斜率保持不變.反之,如果n0隨B變化的線段斜率發(fā)生變化,說明螺旋波波長發(fā)生變化,等離子體進入不同的放電模式.外電路參數(shù)如放電功率和磁場強度的變化均可導(dǎo)致等離子體中螺旋波波長發(fā)生變化,從而引起波數(shù)和放電模式的變化.

螺旋波等離子體的激發(fā)與多種因素有關(guān),包括磁場位型和方向[18],耦合天線形狀和模式[19]、放電管長度[20]、端板材料導(dǎo)電性[21]、放電氣體種類[22]、放電氣壓以及進氣端口位置[6]等.螺旋波等離子體源所需的磁場可由銅線圈通直流電或直接外加永磁體來實現(xiàn).銅線圈通電可以產(chǎn)生不同磁場強度的均勻磁場,但是需要配置電力系統(tǒng)和冷卻系統(tǒng),導(dǎo)致放電系統(tǒng)復(fù)雜,而永磁體則可以提供非均勻磁場,不需要電力和冷卻系統(tǒng),放電系統(tǒng)更加靈活輕便,有利于推廣螺旋波等離子體的實際應(yīng)用[7].螺旋波等離子體放電激發(fā)所采用的耦合天線種類較多,典型的有Boswell 馬鞍形天線、Shoji 螺旋形天線、Nagoya Ⅲ天線以及l(fā)oop 線圈形天線[23].不同的天線激發(fā)的螺旋波的角向模式數(shù)(m) 不同,通常m=+1 比m=-1 更容易產(chǎn)生高密度螺旋波等離子體.Ali 等[19]采用4 個尺寸相同但電流路徑不同的天線來確定天線增益對螺旋波等離子體密度的影響,發(fā)現(xiàn)天線增益和等離子體密度之間存在線性的對數(shù)關(guān)系,如圖2(a)所示.這樣通過天線增益就可以預(yù)測等離子體密度,據(jù)此采用改進的有更高增益的4 線螺旋型天線耦合產(chǎn)生了更高密度的螺旋波等離子體,如圖2(b)所示.

圖2 (a) 磁場強度600 G 時5 種不同天線的增益和等離子體密度的對數(shù)關(guān)系;(b) PS 天線和新改進的QH 天線等離子體密度的徑向分布圖;(c)～ (g) 5 種天線分別為: 反平行垂直天線(APS)、分式螺旋天線(FH)、平行分式螺旋天線(PFH)、平行垂直天線(PS)和四絲螺旋天線(QH)Fig.2 (a) Plasma density as a function of the gain of the five antennas in a log-log plot for the magnetic field equals to 600 G;(b) Comparison of plasma density that as a function of radius for the new modified QH antenna and the PS antenna;(c)～ (g) are the five antennas: antiparallel straight(APS),parallel straight (PS),fractional helix (FH),parallel fractional helix (PFH),and quadrifilar helical (QH) antenna,respectively

1.2 螺旋波等離子體的傳播

射頻天線在等離子體激發(fā)螺旋波以后,螺旋波在等離子體中傳播時通過碰撞或無碰撞的阻尼將能量傳遞給電子,實現(xiàn)功率沉積.Degeling 等[24]曾提出電子俘獲機制來解釋螺旋波等離子體的高電離效率,當(dāng)波的相速度在2.0 × 106～ 3.0 × 106m/s 之間時,電離速率最高,電子速率在波的俘獲寬度內(nèi)與波強烈地相互作用.Breizman 等[25]提出徑向局域螺旋波(radially localized helicon,RLH)模式來解釋螺旋波等離子體的高電離效率.他們認為在長-寬比大(L?a)的放電管中,徑向密度梯度對于角模數(shù)不等于0 的螺旋波模式會形成一個勢阱,激發(fā)出RLH 模式放電.目前,螺旋波等離子體的加熱機制還存在爭議,沒有達到統(tǒng)一的認識.常見的作用機制有朗道阻尼、碰撞阻尼、多普勒頻移回旋阻尼及異常多普勒阻尼[26].通過這4 種阻尼效應(yīng)實現(xiàn)螺旋波與TG 波能量在等離子體中的沉積.除此之外,駐波效應(yīng)[27-28]也被用來描述螺旋波等離子體的放電機制.

1.2.1 朗道阻尼

螺旋波的色散關(guān)系很好地描述了等離子體中存在螺旋波時需要滿足的條件,但是沒有解釋螺旋波是怎樣被激發(fā)以及與等離子體中的電子之間的相互作用原理.為了解釋螺旋波等離子體的高電離效率,Chen[29]提出朗道阻尼是螺旋波等離子體射頻能量吸收的重要機制.如圖3 所示[30],當(dāng)電子的熱速率高于螺旋波相速度時,電子失去能量而螺旋波被加速.電子的熱速率小于螺旋波相速度時,電子得到能量而螺旋波被減速.在電子能量分布函數(shù)負斜率部分的螺旋波相速度附近,總是有小于螺旋波相速度的電子數(shù)量多于螺旋波相速度的電子數(shù)量,因此總體來說電子被加速而螺旋波被減速,有凈能量從螺旋波流向電子群從而加熱等離子體中的電子.隨后,Loewenhardt 等[31]通過實驗驗證了朗道阻尼是主要的能量傳輸機制.然而,Chen 等[32]后來又認為由朗道阻尼加速產(chǎn)生的高能電子很少,不足以解釋螺旋波等離子體的高離化效率,推翻了之前提出的螺旋波朗道阻尼機制.

圖3 朗道阻尼機制[30]Fig.3 Landau damping mechanism[30]

由朗道阻尼導(dǎo)致的有效碰撞速率

電子的熱速率為

則朗道阻尼長度為

當(dāng)波的相速度與電子熱速度接近時,朗道阻尼才會有明顯的作用.

Zakeri-Khatir 等[33]從理論上研究了有界磁化等離子體中的朗道阻尼,發(fā)現(xiàn)朗道阻尼隨著電子熱速度的增加而增加,隨著施加的磁場強度的增大而增大,而隨著等離子體柱半徑的增大而略有增大.Soltani 等[34]研究了朗道阻尼對單loop 天線驅(qū)動的螺旋波等離子體源中功率吸收的影響.發(fā)現(xiàn)在低氣壓(如P=1 mTorr,1 mTorr=0.133 Pa)、低磁場強度(B0＜ 200 G)的螺旋波等離子體中,朗道阻尼對功率吸收有較大影響.對于給定的一組等離子體參數(shù),發(fā)現(xiàn)朗道阻尼在功率沉積上會表現(xiàn)出不同的行為.例如,在電子密度為3.0 × 1017～ 3.0 × 1019m-3的范圍內(nèi),增加激勵頻率對無碰撞吸收功率有相當(dāng)大的影響.Li 等[35]通過理論計算發(fā)現(xiàn)中性氣壓對功率沉積機制至關(guān)重要,在0.5 mTorr 的低中性氣壓中,射頻功率能量主要通過TG 波的朗道阻尼機制沉積,并且隨著磁場強度的增加,這種主導(dǎo)作用變得更強.

1.2.2 TG 波理論

TG 波最早由Klozenberg 等[16]提出,后來很多學(xué)者從理論上研究了TG 波和H 波的關(guān)系,如Shamrai等[36]、Borg 等[37]和Chen 等[38].Virko 等[39]在考慮電子間碰撞阻尼后,將螺旋波的色散關(guān)系變?yōu)?/p>

通過色散方程,得到垂直波數(shù)解

Cui 等[9]通過理論分析認為射頻功率沉積主要通過體吸收的螺旋波和表面耦合的TG 波傳遞給等離子體中的電子,二者的相互耦合、轉(zhuǎn)化構(gòu)成普遍存在的模式,螺旋波與TG 波的模式轉(zhuǎn)換會影響到波能量在等離子體中的耦合效率、傳播方式及沉積區(qū)域.李文秋等[40]借助有限溫度等離子體介電張量模型數(shù)值計算發(fā)現(xiàn),電子溫度對螺旋波與TG 波模式耦合層(MCS)的位置有顯著影響,電子溫度的變化對螺旋波與TG 波橫向波數(shù)的影響也不同,如圖4(a) 所示.在遠離MCS 處電子溫度的變化對TG 波橫向波數(shù)的影響較為顯著,而在MCS 附近電子溫度的變化對螺旋波與TG 波兩者橫向波數(shù)的影響均較為顯著.同時,當(dāng)電子溫度給定Tev,e=3 eV 時離子溫度對螺旋波與TG 波耦合色散關(guān)系的影響都極其微小,如圖4(b)所示.這是因為離子質(zhì)量遠大于電子質(zhì)量,而其熱速度遠小于電子熱速度,從而使得離子熱速度與波相速的相互作用較弱.在螺旋波等離子體典型電子溫度范圍TeV,e∈(3 eV,5 eV)內(nèi),對于角向?qū)ΨQ模(m=0),螺旋波與TG 波朗道阻尼致使的功率沉積占據(jù)主導(dǎo)地位,而對于角向非對稱模(m=1),TG 波朗道阻尼致使的功率沉積占據(jù)主導(dǎo)地位.此外,發(fā)現(xiàn)電子溫度各向異性徹底改變了波-粒子相互作用過程,波的傳播特性也隨之發(fā)生變化,即相位常數(shù)和衰減常數(shù)均出現(xiàn)峰值現(xiàn)象,TG 波碰撞阻尼在整個電磁波功率沉積中占據(jù)主導(dǎo)地位[41].

圖4 粒子溫度對螺旋波與TG 波耦合色散關(guān)系的影響Fig.4 Influence of particle temperature on dispersion relation between helicon and TG waves

TG 波一般存在于徑向邊界的很小區(qū)域內(nèi),難以測量.Blackwell 等[42]使用自制的J-dot 探針通過測量等離子體中電流軸向分量的徑向分布,驗證了TG 波的存在,如圖5 所示,其中最下面為簡單純螺旋波理論曲線;中間的點畫線為實驗值;最上面為包含TG 模式的理論模擬曲線.王陳文等[6,17]分別使用頻率比(碰撞頻率與放電頻率之比)和折射率來間接表示TG 波,發(fā)現(xiàn)隨著中性氣壓的增加,頻率比從3.0 × 10-3增大到2.0 × 10-2,中心螺旋波開始減弱,而邊緣的TG 波開始增強,射頻能量傳輸方式從主要由螺旋波傳輸轉(zhuǎn)變?yōu)橛蒚G 波傳輸,表面TG 波的功率沉積占據(jù)主導(dǎo)地位.另外,TG 波在邊緣的折射率隨著氣壓的增加而增加,也表明TG 波邊緣加熱效應(yīng)增強.因此,增加中性氣壓會增強TG 波和相應(yīng)的邊緣加熱效率.

圖5 等離子體中電流Jz 分量在40 G 條件下徑向分布曲線比較[42]Fig.5 Comparison of the radial distribution curve of the current Jz component in plasma at 40 G[42]

1.2.3 駐波效應(yīng)

Chen 等[43]證明可以通過駐波(SHW)激發(fā)產(chǎn)生螺旋波等離子體放電,與徑向密度均勻的情況相比,存在徑向密度梯度時等離子體功率吸收可增加5 倍以上,大約60%的總功率可以被吸收.駐波共振條件可以在有反射邊界情況下得到,也可以在無反射邊界下得到.在有反射邊界下要形成駐波,螺旋波的反射條件至關(guān)重要,金屬端板有助于螺旋波的反射,而絕緣端板則需要在高密度和強磁場條件下反射螺旋波形成駐波.Wu 等[28]認為螺旋波可以在等離子體中長距離傳輸,在等離子體邊界處反射后重疊形成螺旋波駐波(SHWs),如圖6 所示.當(dāng)滿足SHWs的共振條件時

圖6 螺旋波駐波(SHWs)仿真示意圖(粉紅色箭頭表示螺旋波在兩條虛線均有反射)[28]Fig.6 Schematic diagram of the simulation domain and the distribution of SHWs,and the pink arrows indicate the propagation of helicon waves with reflections at both dashed lines[28]

式中Lz是等離子體柱的軸向長度,波幅連續(xù)增大形成寬幅SHWs,激發(fā)模式躍遷,出現(xiàn)功率吸收峰,因為只有在超過閾值的高密度狀態(tài)下才可以形成SHWs,所以W 模式放電往往要求較高的放電功率.Lz越增加,通過等離子體的螺旋波數(shù)量越少,重疊波的幅值降低,導(dǎo)致功率吸收峰值降低,密度躍遷越不明顯.

無反射邊界情況下駐波可以利用快速變化的彎曲磁場形成.Takahashi 等[27]在放電腔室下游出口處設(shè)計永磁垂直磁場(MF),由于磁場的快速彎曲,螺旋波被反射誘發(fā)產(chǎn)生駐波,促使產(chǎn)生熱電子,從而引起等離子體電離率的提高.MF 的位置直接影響著反射折射率快速變化區(qū)、駐波區(qū)、局域電子加熱區(qū)和等離子體高密度區(qū),可以通過優(yōu)化MF 的位置調(diào)控螺旋波等離子體放電下游區(qū)域的高溫電子和高密度等離子體特性.

2 螺旋波等離子體的放電特性

2.1 低場峰

低場峰是指螺旋波等離子體放電中低磁場情況下出現(xiàn)的密度峰值現(xiàn)象.根據(jù)螺旋波等離子體的色散關(guān)系,在波矢不變的情況下,等離子體密度和磁場應(yīng)呈現(xiàn)線性關(guān)系.但實驗中發(fā)現(xiàn)在100 G 以下的低磁場中也存在密度峰現(xiàn)象,如圖7 所示[44],在磁場范圍為10 G ＜B0＜ 30 G 內(nèi),等離子體密度從1.0 × 1016m-3快速地增加到1.5 × 1017m-3,增加了15 倍,說明等離子體放電模式從A或者C處的E 模式直接躍遷為B處的H 模式.由于密度峰的出現(xiàn),可以在外加磁場很小的情況下就能產(chǎn)生很高的等離子體密度,這對于設(shè)計緊湊型永磁螺旋波等離子體非常有利[45].

圖7 放電管中心不同徑向位置處等離子體密度隨施加的最大外加磁場的變化規(guī)律(圖中標記的A 和C 分別為密度峰之前和之后的等離子體狀態(tài),B 為密度峰峰值對應(yīng)的等離子體狀態(tài))[44]Fig.7 Plasma density at a number of radial locations as a function of the maximum applied magnetic field.Marked cases A and C correspond to plasma conditions just before and after the observed density peak,while case B corresponds to the maximum of the peak[44]

低場峰的產(chǎn)生與磁場強度、放電功率、氣壓、放電管徑、端板等因素密切相關(guān)[23,46].另外低場峰還與磁場分布均勻性有關(guān).Yadav 等[47]設(shè)計了不同磁場位型的非均勻磁場,使得天線中心的磁感應(yīng)強度低于100 G,研究磁場非均勻度對低場峰現(xiàn)象的影響規(guī)律.發(fā)現(xiàn)25 G 時耦合效率隨磁場非均勻度的增加而增加,等離子體波長為天線長度的兩倍,然而50 G 時耦合效率與更高非均勻度磁場中相同,等離子體波長與天線長度近似相等.螺旋波等離子體中除了可以產(chǎn)生常見的單個低場峰外還可以有低場多峰現(xiàn)象.Wang 等[48]發(fā)現(xiàn)可以用Boswell 天線和m=-1 半螺旋天線激發(fā)出低場雙峰現(xiàn)象,如圖8 所示.同時他們預(yù)測可能會出現(xiàn)低場三峰現(xiàn)象,不過并未看到相關(guān)的實驗報道.Barada 等[50]在m=+1 半螺旋天線激發(fā)的螺旋波等離子體中也發(fā)現(xiàn)類似的低場多峰現(xiàn)象,兩個低場峰分別出現(xiàn)在約25 G 和50 G 附近,他們認為螺旋波等離子體中低場多峰現(xiàn)象的出現(xiàn)與共振錐邊界的懸浮電位波動有關(guān),正是由于靜電場的波動才將螺旋波能量吸收并傳輸?shù)降入x子體中,從而產(chǎn)生密度峰.

圖8 低場雙峰現(xiàn)象(Ar,0.35 Pa,100 W)[49]Fig.8 Low-field double peaks phenomenon (Ar,0.35 Pa,100 W)[49]

對低磁場密度峰現(xiàn)象,目前的解釋還沒有達成一致,但是可以明確的是,螺旋波等離子體中存在其它的耦合形式.Chen[45]認為低場峰是在高RF 功率和低磁感應(yīng)強度下,波被放電管端板反射,反射波相互干涉增加了等離子體的離化率,等離子體密度出現(xiàn)峰值.Zhu 等[8]認為在低場峰的產(chǎn)生過程中存在兩種耦合機制: H 波和TG 波的共振耦合和TG 波的反共振.特別是H 波和TG 波的共振耦合引起了密度跳變.Lafleur 等[51]認為低場雙峰分別由螺旋波放電模式和感應(yīng)耦合放電模式維持.Wang 等[52]認為低場雙峰的產(chǎn)生和TG 波的轉(zhuǎn)化有關(guān),并提出非共振表面轉(zhuǎn)化或體轉(zhuǎn)化激發(fā)的TG 波引起低場雙峰的理論.

2.2 放電模式躍遷

2.2.1 放電模式躍遷的診斷

螺旋波等離子體通常會隨著放電功率的增加經(jīng)歷多種不同的放電模式: 容性耦合(E-mode)、感性耦合(H-mode)、波耦合(W-mode),對應(yīng)的放電加熱機制分別為碰撞加熱,靜電磁場加熱,波加熱[22].有多種方式可以確認螺旋波等離子體放電模式躍遷,如趙高等[21]采用電子密度、Ar Ⅰ原子譜線強度以及ArII 480.6 nm 譜線強度躍變來確認螺旋波等離子體放電中模式轉(zhuǎn)變,如圖9(a)～ 圖9(c)所示.他們認為ArII 離子譜線和高密度W-模式放電產(chǎn)生的快電子有關(guān),快電子的出現(xiàn)增加了射頻功率的吸收效率,使得激發(fā)態(tài)Ar 離子變得容易出現(xiàn).牛晨等[18]采用功率-電流特性曲線診斷螺旋波等離子體放電模式,如圖9(d)所示,外加磁場為100 G 時,功率-電流的對數(shù)曲線圖發(fā)生跳變,說明放電模式發(fā)生變化,在300 W 功率時放電模式躍遷到波模式.根據(jù)公式P=I2·R,對兩邊取對數(shù)可以得到: lgP=2lgI+lgR,其中,P為放電功率,I為電流,R為天線和等離子體等效電阻,說明圖9(d)中的跳變本質(zhì)為等離子體等效電阻的躍變,這是由于放電進入波模式后耦合效率高,等離子體密度在模式轉(zhuǎn)變處會有明顯的跳躍,從而使得等離子體有效阻抗增大.

圖9 螺旋波等離子體放電模式躍遷 (圖中點劃線為實驗數(shù)據(jù),紅色實線為線性擬合結(jié)果)[18,21]Fig.9 The mode transition of helicon plasma (the dotted lines in the figure represent the experimental data,the solid red lines represent the fitting results of the restricted rows)[18,21]

螺旋波等離子體中放電模式的躍遷也可以采用ICCD 圖像直接觀察.Zhang 等[53]發(fā)現(xiàn)在模式轉(zhuǎn)換期間,放電管內(nèi)等離子體的徑向和軸向分布發(fā)生了很大變化.放電的端視圖和側(cè)視圖圖像如圖10 所示.在E 或H 模式下,由于占主導(dǎo)地位的為Ar 原子,等離子體表現(xiàn)出柔和的粉紅色輝光,伴隨著天線周圍的徑向空心和軸向局部分布.當(dāng)進入W 模式時,由于螺旋波沿磁場傳播,等離子體向下延伸,此時的等離子體外觀呈粉紅色,中心帶有微弱的藍光.進一步增加射頻功率和磁場強度,在1500 W 和600 G 時出現(xiàn)藍色核心.明亮區(qū)域更加強烈,核心具有清晰的徑向邊界,如圖10 所示.

圖10 在E 模式(300 W),H 模式(560 W),W 模式(1000 W),W 模式(1500 W,250 G)和BC 模式(1500 W,600 G)下沒有光學(xué)濾光片的螺旋等離子體的ICCD 圖像,向上磁場為(a) 250 G 和(b) 600 G.上圖為端圖,下圖為每張圖片的側(cè)視圖圖像.這些圖像(a)的曝光時間為2000,500,100 和20 μs,(b)的曝光時間為2000,500,100 和5 μs.圖像的顏色表示光強度而不是光顏色[53]Fig.10 ICCD images of helicon plasma without optical filters in E mode (300 W),H mode (560 W),W mode (1000 W),W mode (1500 W,250 G),and BC mode (1500 W,600 G) with upward magnetic field of (a) 250 G and (b) 600 G.The above is end-on image and the below is side-view image for each picture.The exposure time of these images is 2000,500,100,and 20 μs for (a),and 2000,500,100,and 5 μs for (b).The color of the images indicates the light intensity rather than the color of lights[53]

Wu 等[28]通過流體模型仿真再現(xiàn)了單loop 天線螺旋波等離子體模式躍遷,設(shè)置磁場強度為237 G,放電氣壓為0.3 Pa 和1.06 Pa,研究穩(wěn)態(tài)密度隨施加功率的變化規(guī)律,發(fā)現(xiàn)隨著施加功率的增加,在H 模式后面還有4 個不同的W 模式,特別是在氣壓為0.3 Pa 時這種模式躍遷現(xiàn)象更加明顯,如圖11(a)所示.同時穩(wěn)態(tài)密度隨磁場強度的變化也表現(xiàn)出類似的躍遷規(guī)律,在一定的磁場強度范圍內(nèi),密度和磁場強度有很好的線性關(guān)系,如圖11(b)所示.根據(jù)螺旋波等離子體的色散關(guān)系,可以說明在這一線段磁場強度范圍內(nèi),螺旋波等離子體的波數(shù)保持不變,波數(shù)不變說明放電模式相同.放電功率為2000 W 時,密度和磁場強度的關(guān)系表現(xiàn)為3 段不同斜率的線段,說明存在3 種不同的W 模式.

圖11 單loop 天線螺旋波等離子體模式躍遷Fig.11 The mode transition of helicon plasma with single loop antenna

2.2.2 藍芯放電模式

Zhang 等[53]在螺旋等離子體波模式之后還發(fā)現(xiàn)存在藍芯模式,如圖12 所示.隨著放電功率的增加,等離子體密度、原子發(fā)射光譜譜線強度和離子發(fā)射光譜譜線強度經(jīng)歷從E,H,W 到BC (藍芯)模式的躍遷.從圖12(a) 中可以看到,在磁場強度為250 G 時只能觀察到正常波模式,沒有觀察到藍芯,密度低于3.5 × 1012cm-3,當(dāng)磁場強度為600 G,功率為1200 W 以上時等離子體放電模式從W 模式過渡到BC 模式,最大密度約為1.0 × 1013cm-3.從圖12(b)和圖12(c)可以看出,放電模式從W 模式躍遷到BC 模式時,原子譜線強度和離子譜線強度均有明顯的臺階式跳變.Cui 等[9]對比了W 模式和BC 模式的放電特性,發(fā)現(xiàn)離子譜線是電子密度和溫度的函數(shù),當(dāng)進入波模式后,離子譜線強度顯著增加.在W 模式中電子密度徑向呈V 型分布而電子溫度徑向為均勻分布,在BC 模式中電子密度和溫度均呈現(xiàn)高度的徑向中心峰,認為這與螺旋波增強的中心電子加熱機制有關(guān).

Wang 等[7]用位于藍光區(qū)域的ArII 415.61,420.07,434.81 和480.60 nm 4 條譜線來研究藍芯,發(fā)現(xiàn)藍芯中434.81 和480.60 nm 譜線的變化較為劇烈,434.81 和480.60 nm 譜線的變化趨勢與磁場梯度(dB/dz)的趨勢幾乎相同,如圖13 所示.他們認為螺旋波可以被磁場梯度反射,形成駐波,有利于放電過程中的射頻功率的吸收和能量沉積[27],從而有利于形成藍芯.這與Blackwell[54]的實驗結(jié)果類似,他們發(fā)現(xiàn)在磁場劇烈變化的地方(0.2～ 0.3 m 處)光強最強.

圖13 (a)～ (c) 功率450 W 時,不同磁場結(jié)構(gòu)下藍光譜線強度的軸向變化和(d) |dB/dz|的軸向變化[7]Fig.13 (a)～ (c) the axial variations of blue light spectra line intensities and (d) |dB/dz| under different magnetic field structures at the power of 450 W[7]

藍芯模式的產(chǎn)生與放電氣氛、氣壓、功率、耦合天線、外磁場強度及分布等因素有關(guān),到目前為止沒有一個統(tǒng)一的理論.Zhang 等[49]采用Nagoya III 型天線在1500 W Ar 氣放電中產(chǎn)生了藍芯現(xiàn)象.Takahashi 等[55]發(fā)現(xiàn)使用雙loop 天線可以將Ar 氣藍芯模式放電的功率降低至1000 W.Zhao 等[56]發(fā)現(xiàn)在N2-Ar 混合氣氛螺旋波等離子體中,隨著N2含量的增加,藍芯現(xiàn)象逐漸消失.Wang 等[7]發(fā)現(xiàn)在非均勻磁場中200 W 時即可實現(xiàn)藍芯模式放電.同時,藍芯出現(xiàn)的位置隨著非均勻磁場結(jié)構(gòu)的變化而變化,在相同功率下,他們發(fā)現(xiàn)藍芯更容易在靠近進氣口的一端生成.Antar 等[57]報道了一種雙loop 天線螺旋波等離子體設(shè)備(Polaris)可以在200～ 1000 W,400 G 和1 mTorr 的參數(shù)下保持藍芯模式放電.L u 等[58]采用2000 G 的永磁環(huán)構(gòu)建了一套26 mm 的小型高密度藍芯螺旋波等離子體,輸入功率350 W,電子密度為1018m-3,電子溫度4 eV,依據(jù)無界哨聲波色散公式計算得到螺旋波波長約68 cm,他們認為可能存在半波長共振.Thakur 等[59]認為藍芯的形成與徑向粒子輸運有關(guān).密度梯度驅(qū)動的低頻電阻漂移波將等離子體分為內(nèi)部核心區(qū)和邊緣區(qū).因其邊緣存在不穩(wěn)定的強湍流剪切作用和核心區(qū)的高角向模數(shù)波動,使得等離子體內(nèi)部形成了徑向粒子輸運阻礙,內(nèi)部核心區(qū)和粒子傳輸障礙的徑向范圍與藍芯的半徑相等,這種平衡關(guān)系導(dǎo)致了強藍芯現(xiàn)象的產(chǎn)生.Zhang 等[53]認為藍芯與中心離子密度峰和空心中性密度密切相關(guān),嚴重的中性貧化和強烈的中心加熱是藍芯出現(xiàn)的直接原因,如圖14 所示,在600 G 磁場中,嚴重的中性消耗發(fā)生在藍芯內(nèi)部,徑向中心的離子壓力(～ 0.23 Pa)遠大于中性壓力(～ 0.07 Pa),相比之下,在250 G 磁場中徑向中心離子壓力僅達到0.04 Pa,遠低于0.26 Pa 的中性壓力.Wang 等[6]發(fā)現(xiàn)增加中性氣壓會減弱藍芯亮度,同時氣體離化率從0.08 Pa 時的約30%降低到0.68 Pa 時的約10%,他們認為中性氣壓增加會減弱螺旋波耦合機制主導(dǎo)的中心加熱效率,而增強由TG 波和趨膚效應(yīng)主導(dǎo)的邊界加熱效率.

圖14 離子壓力和中性壓力的徑向分布(功率1800 W,總壓力0.3 Pa)[53]Fig.14 Radial profiles of ion pressure and neutral pressure in power of 1800 W.Total pressures of ions and neutrals in 250 and 600 G both are 0.3 Pa[53]

2.2.3 放電模式躍遷的影響因素

螺旋波等離子體的模式躍遷與放電功率、磁場強度及分布、放電氣氛等都有關(guān)系.Wang 等[7]研究了非均勻磁場中螺旋波等離子體的模式躍遷規(guī)律.他們在所設(shè)計的3 種磁場位型中均可以觀察到等離子體放電依次經(jīng)歷E-H-W 的模式轉(zhuǎn)變,在放電功率約170 W 即可觀察到放電進入W 模式,在約200 W時等離子體密度可達1.80 × 1018m-3.Mukherjee等[60]在磁場強度為200 G 和300 G 的N2螺旋波等離子體中同樣觀察到E-H-W 的模式躍遷,而在無外磁場的情況下,E-H 的模式躍遷不太明顯.通過研究等離子體反射功率、等離子體阻抗以及調(diào)諧電容隨施加功率的變化規(guī)律可以發(fā)現(xiàn),在H-W 模式躍遷發(fā)生時,等離子體阻抗和調(diào)諧電容突然減小,而等離子體反射功率則升高約1%.通過等離子體阻抗和調(diào)諧電容的變化也可以判斷H-W 模式的轉(zhuǎn)變.Wu 等[28]認為寬幅SHW 的形成導(dǎo)致了放電模式的躍遷,在模式躍遷前可以觀察到SHW,等離子體放電處于穩(wěn)態(tài)時SHW 消失.這是因為SHW 形成后使得放電離化率增加,引發(fā)放電模式轉(zhuǎn)變,放電模式轉(zhuǎn)變后不再具備駐波形成的條件,SHW 消失.

2.3 無電流雙層現(xiàn)象

眾所周知,與化學(xué)推進相比,電推進是一種非常安全的推進技術(shù)[61].深空探測任務(wù)中采用電推進可以增加總有效載荷.在電推進中一般有兩種推進器技術(shù),即有電極推進和無電極推進.有電極推進由于荷電粒子的轟擊作用使得電極材料侵蝕而限制了推進器壽命.比如霍爾推進器就存在這個問題.在無電極推進器中,電極和電荷粒子的相互作用較小,相對而言可以延長推進器的使用壽命.螺旋波等離子體推進器(HPT)是一種無電極推進器,等離子體從源區(qū)膨脹到發(fā)散磁場中形成無電流雙層結(jié)構(gòu)(currentfree double layer,CFDL),雙層區(qū)域內(nèi)的電位降加速離子形成高速離子束噴流,從而產(chǎn)生推力[3].

CFDL 存在于由一個靜電邊界將等離子體分成特性不同的兩個區(qū)域的交界處,交界處兩邊等離子體密度和電子溫度高低正好相反,交界處存在的等離子體電勢梯度即為雙層結(jié)構(gòu).Charles 等[62]發(fā)現(xiàn)高度發(fā)散的磁場有利于在螺旋波等離子體中形成CFDL 結(jié)構(gòu),在等離子體出口附近等離子體電位發(fā)生快速且不連續(xù)的變化,伴隨著等離子體密度的下降.雙層上游的電子溫度比下游高約25%,等離子體密度為1016m-3時雙層厚度約50λ,不到1 cm.Sahu 等[63]發(fā)現(xiàn)在一種類鏡面磁場位型中可以形成兩個雙層結(jié)構(gòu),如圖15 所示為各種等離子體參數(shù)的軸向變化曲線.從圖15(d)可以看出,等離子體電位在 6.5 cm ≤z≤14.5 cm 區(qū)間內(nèi)僅僅從約160 V 降低到157 V,然后在 14.5 cm ≤z≤18.5 cm 區(qū)間內(nèi)從約157 V 快速降低到136 V,之后在18.5 cm ≤z≤26.5 cm的區(qū)間內(nèi)保持在136 V.在 26.5 cm ≤z≤30.5 cm 區(qū)內(nèi)等離子體電位發(fā)生第二次快速降低,從約136 V 快速降低到118 V,最終在z≥30.5 cm 后穩(wěn)定在約117 V.圖15(d)清楚地表明形成了兩個雙層結(jié)構(gòu),在z=14.5～18.5 cm 之間的電位降約21 eV,z=26.5～30.5 cm 之間的電位降約18 eV,這兩個位置在圖中用兩條虛線DL1 和DL2 表示.在這兩個位置處,暖電子溫度Tw總變化約為41 eV,兩個雙層結(jié)構(gòu)的等離子體電位降和暖電子溫度Tw總變化相近,意味著雙層結(jié)構(gòu)主要捕獲暖電子.通過射頻補償探針發(fā)現(xiàn)存在電子溫度分別為56.7 eV 和2.4 eV 的兩種類型的電子群.

圖15 相同工作條件下各種等離子體參數(shù)的軸向剖面圖: (a)磁場強度,(b)等離子體密度,(c)電子溫度,(d)等離子體電位,(e) eVp/Te (圖中兩條虛線表示兩個雙層結(jié)構(gòu))[63]Fig.15 Axial profiles of the various plasma parameters at the same operating condition: (a) magnetic field,(b) plasma density,(c) electron temperature,(d) plasma potentian,and (e) eVp/Te.Figure also shows two DLs shown as two dotted lines[63]

CFDL 結(jié)構(gòu)的形成以及雙層電勢的大小受諸多因素的影響,包括耦合天線結(jié)構(gòu)、外磁場位型及分布、射頻電源頻率及放電功率、工質(zhì)氣體種類及壓強等[64].Takahashi 等[65]通過設(shè)計不同構(gòu)型的永磁磁場位型提高了推力器出口處的等離子體密度,如圖16所示,等離子體推力和比沖分別達到15 mN 和2000 s,推力效率達到7.5%.最近,Takahashi 等[66]通過在等離子體源上游區(qū)域設(shè)置尖磁場位型將推力效率提到了約30%,這是目前為止磁噴嘴型推力器最高的推力效率.尖磁場可以將等離子體與源區(qū)壁面分開,減少了等離子體損失面積和放電體積,從而提高了推力以及推力效率.

圖16 (a) 不同構(gòu)型的永磁磁場位型及(b) 對應(yīng)的軸向等離子體密度分布圖Fig.16 (a) Different magnetic field configurations and (b) corresponding axial profile of the plasma density

3 總結(jié)與展望

等離子體源的開發(fā)對于等離子體的研究和應(yīng)用無疑至關(guān)重要.在眾多高密度等離子體源中,螺旋波等離子體可以在較低的外加磁場和較低的氣壓下實現(xiàn)高密度放電,因此在等離子體基礎(chǔ)研究和工業(yè)應(yīng)用領(lǐng)域都吸引了大量的關(guān)注.本文從能量耦合機制和放電特性兩個方面總結(jié)了螺旋波等離子體的基礎(chǔ)研究進展,主要結(jié)論與展望如下.

(1)螺旋波等離子體中射頻功率主要通過表面TG 波和體螺旋波吸收傳遞給等離子體中的電子,此外電子俘獲機制、徑向局域模式、朗道阻尼和駐波效應(yīng)等被用來解釋螺旋波等離子體高離化率的能量沉積機制;同時,螺旋波等離子體中電子溫度反過來也影響射頻功率的沉積機制,電子溫度對螺旋波與TG 波模式耦合層的位置有顯著影響,電子溫度各向異性可以改變波-粒子相互作用過程,從而影響波的傳播特性.

(2)螺旋波等離子體的放電特性主要表現(xiàn)為低磁場密度峰、模式躍遷和無電流雙層現(xiàn)象,放電特性受外磁場強度、放電功率和放電氣壓等因素的影響,可通過調(diào)控放電參數(shù)實現(xiàn)低磁場雙峰現(xiàn)象,藍芯模式等.螺旋波等離子體放電特性發(fā)生變化,本質(zhì)上表現(xiàn)為螺旋波波矢發(fā)生變化,外電路參數(shù)如放電功率和磁場強度的變化均可導(dǎo)致等離子體中螺旋波波長發(fā)生變化,從而引起波數(shù)和放電模式的變化.

(3)螺旋波等離子體射頻功率沉積機制和放電特性相互關(guān)聯(lián),二者對放電裝置及參數(shù)有很強的依賴關(guān)系,如外磁場大小及分布、放電管管徑及長度、放電端板導(dǎo)電性和耦合天線位型等均對功率沉積效率和放電特性產(chǎn)生直接影響,聯(lián)立放電特性有助于加深對放電耦合機制的認識.螺旋波等離子體放電的物理機制比較復(fù)雜,隨放電裝備和放電參數(shù)的不同存在多種能量耦合機制,比如對低場峰和模式躍遷等放電特性目前還沒有統(tǒng)一的解釋,后續(xù)研究需在綜合放電裝備參數(shù)和放電特性的基礎(chǔ)上形成對能量耦合機制的具體理論解釋.

(4)螺旋波等離子體的發(fā)展離不開深入具體了解各種耦合機制,未來需要開發(fā)更加精密的診斷手段以及借助于包括人工智能的數(shù)值模擬技術(shù),如機器學(xué)習(xí)等,實現(xiàn)對螺旋波等離子體時空放電特性的精確診斷和能量耦合機制的深度理解.