輝光放電離子輸運(yùn)過程的研究

1、. .氮?dú)廨x光放電陰極鞘層重粒子輸運(yùn)過程研究于威X連珠李曉葦韓理陳艷梅傅廣生采用蒙特卡羅模擬對(duì)氮?dú)廨x光放電等離子體陰極鞘層內(nèi)離子(N2+,N+)和快中性分子(N2f)的輸運(yùn)過程進(jìn)展了研究，計(jì)算了陰極鞘層中離子(N2+,N+)和快中性分子的能量及角分布的空間變化，較好地解釋了實(shí)驗(yàn)結(jié)果.得到了氮?dú)廨x光放電等離子體陰極附近主要存在著能量較低的荷能分子、密度較低的高能原子離子及密度和能量居中的分子離子.諸粒子狀態(tài)隨放電條件而變化.模擬結(jié)果為分子氣體輝光放電等離子體過程的機(jī)理的認(rèn)識(shí)提供了參考依據(jù).PACC： 5240K； 5265； 5280HEAVY PARTICLE TRANSPORT PROCES

2、S IN CATHODESHEATH OF NITROGEN GLOW DISCHARGEYU WEIZHANG LIAN-ZHULI XIAO-WEIHAN LICHEN YAN-MEIFU GUANG-SHENG(Department of Physics, Hebei University, Baoding071002)ABSTRACTThe ions(N2+,N+) and fast nitrogen molecular (N2f) transport process in cathode sheath of nitrogen glow discharge plasma is stud

3、ied by using Monte Carlo simulation. Spatial variation of energy distribution and angular distribution are simulated for ions(N2+,N+) and fast molecules (N2f) in cathode sheath, their variation behavior are investigated, and the results are pared with the results of experiment.PACC：5240K; 5265; 5280

4、1引言輝光放電等離子體技術(shù)已被廣泛用于材料加工、薄膜沉積、等離子體刻蝕及外表改性等領(lǐng)域.陰極鞘層是應(yīng)用中最重要的區(qū)域，研究與弄清鞘層區(qū)粒子的行為，對(duì)了解輝光放電規(guī)律及其在材料領(lǐng)域的應(yīng)用有重要意義.因此，多年來國(guó)內(nèi)外從實(shí)驗(yàn)和理論方面作了大量工作，在理論模擬方面，用蒙特卡羅方法研究處理陰極鞘層的粒子行為較動(dòng)力學(xué)模型、流體力學(xué)模型具有更能細(xì)致地描述粒子輸運(yùn)過程中的碰撞效應(yīng)等優(yōu)點(diǎn).近年來，在對(duì)He,Ar輝光放電陰極鞘層特征的描述中得到了開展13。由于氮?dú)廨x光放電在離子注入、微電子器件等領(lǐng)域得到了廣泛應(yīng)用，特別是近幾年來GaN,-C3N4等新型材料合成及材料外表改性方面研究的深入，研究N2分子氣體輝光放

5、電機(jī)理，弄清輝光放電等離子體內(nèi)粒子的行為，為實(shí)驗(yàn)研究提供科學(xué)依據(jù)具有重要意義.由于N2構(gòu)造的相對(duì)復(fù)雜性，文獻(xiàn)4采用類似于原子氣體輝光放電模型對(duì)N2+,e-兩種粒子能量分布進(jìn)展了初步的模擬，而其碰撞截面采用幾何形狀確定的參數(shù)；Wang等5也只對(duì)等離子體源注入的N2+粒子行為進(jìn)展了模擬，但對(duì)氮?dú)夥肿託怏w輝光放電陰極鞘層完整確切的描述尚未見報(bào)道.本文擬建立氮?dú)夥肿託怏w輝光放電陰極鞘層主要粒子輸運(yùn)過程的蒙特卡羅模擬模型，在考慮粒子間相互作用及相互轉(zhuǎn)換的根底上，對(duì)氮?dú)廨x光放電等離子體的主要粒子(e-，N2+,N+及N2f)在陰極鞘層中的運(yùn)動(dòng)進(jìn)展描述.本工作主要研究了重粒子(N2+,N+及N2f)在陰極鞘

6、層的能量及入射角分布的空間變化(對(duì)電子的模擬結(jié)果另文發(fā)表)，分析了諸粒子在陰極外表能量及粒子數(shù)密度的分布規(guī)律.為對(duì)以輝光放電為根底的等離子體過程的認(rèn)識(shí)提供了參考依據(jù).2根本模型2.1根本假設(shè)在室溫下，放電氣體氮電離度較低，所以，N2+及高次離子密度極低，故可忽略其奉獻(xiàn).等離子體主要由6種粒子組成：均勻分布于整個(gè)放電空間的中性基態(tài)氮分子(慢分子-N2s)、電子(e-)、帶單個(gè)正電荷的分子離子(N2+)、原子離子(N+)和荷能中性氮分子(快分子-N2f)及中性氮原子N0.注意到慢分子的密度比電子、離子(N2+,N+)和快分子的密度大得多，因此，僅考慮電子、離子及快分子與慢分子的碰撞，而忽略電子、離

7、子及快分子之間的作用.此外，電子與慢分子之間的碰撞有振動(dòng)激發(fā)、電子激發(fā)、電離、離解、離解電離及彈性碰撞.離子與慢分子之間的碰撞類型有電荷交換和彈性碰撞，快分子與慢分子之間只有彈性碰撞，其余碰撞類型由于碰撞截面相對(duì)較小被忽略6.陰極鞘層電場(chǎng)分布為7(z)=2Vcz/d2c,(1)式中Vc為陰極位降，dc為陰極鞘層的厚度，z是到等離子體鞘層邊界的距離.2.2蒙特卡羅模擬用蒙特卡羅程序模擬大量粒子(N2+,N+及N2f)的運(yùn)動(dòng)規(guī)律.取步長(zhǎng)s小于粒子平均自由程的1/20，粒子經(jīng)過運(yùn)動(dòng)s后新位置和新能量為z=z+s cos,E=E+q(z)s cos.(2)在垂直于Z軸的平面內(nèi)，粒子的動(dòng)量守恒，粒子的新

8、方向與電場(chǎng)方向(Z軸)的夾角由下式確定mv sin=mv sin,(3)m為粒子的質(zhì)量.粒子在s內(nèi)的碰撞概率P=1-exp(-ntot(E)s),(4)其中n為慢分子的密度，tot(E)是粒子具有能量E時(shí)和一個(gè)慢分子的總碰撞截面.取隨機(jī)數(shù)r1，假設(shè)r1P，那么粒子發(fā)生碰撞.為確定碰撞類型，用總截面除各種碰撞過程的分截面，可計(jì)算出相應(yīng)的碰撞分概率.由此決定發(fā)生的碰撞類型.碰撞后新能量和新方向由其它隨機(jī)數(shù)確定.碰撞后的下一個(gè)s內(nèi)，重復(fù)計(jì)算過程.1)離子(N2+,N+)模擬在電子與慢分子電離或離解電離的碰撞過程中，產(chǎn)生次電子的同時(shí)也形成了一個(gè)離子(N2+或N+)，而且在陰極鞘層邊界附近氣體放電具有最

9、大電離率，我們從這個(gè)位置開場(chǎng)跟蹤離子運(yùn)動(dòng)到陰極.在陰極鞘層邊界(z=0)，離子速度遵守麥克斯韋分布，由該分布抽樣選取初始能量，方向指向陰極，碰撞后的新能量和新方向取決于碰撞類型.電荷交換碰撞：N+2f(或N+f)+N2sN2f(或N0f)+N2+.新離子的能量用麥克斯韋分布抽樣，散射角相對(duì)于原離子的入射方向各向同性5.彈性碰撞：離子(N2+,N+)與慢分子的彈性碰撞采用剛球模型E=E0,i1-k(1-cosc)，(5)式中E0,i是離子碰前能量，k是能量傳遞系數(shù)8.離子相對(duì)于質(zhì)心系的散射角c由隨機(jī)數(shù)決定cosc=1-2r2.(6)碰撞后離子的運(yùn)動(dòng)方向cos=coscos+sinsincos，(

10、7)式中,分別表示碰撞前后離子運(yùn)動(dòng)方向與Z軸的夾角，碰撞后的方位角在0,2間隨機(jī)分布,為實(shí)驗(yàn)室坐標(biāo)系下離子散射角.2)快分子模擬N2+經(jīng)歷了電荷交換或彈性碰撞，N+經(jīng)歷了彈性碰撞，便產(chǎn)生快分子.在N2+的電荷交換碰撞中，快分子具有離子N2+碰撞前的能量和方向，在離子(N2+,N+)的彈性碰撞中，快分子的新方向與離子的計(jì)算方法一樣.彈性碰撞后快分子的新能量Em由能量守恒定律給出，Em=E0,i-Ei,其中E0,i,Ei分別是離子碰撞前后的能量.在模擬離子期間，可同時(shí)計(jì)算出快分子的初始分布.注意到快分子不受電場(chǎng)力的作用，只有彈性碰撞一種碰撞類型，除此之外，與模擬離子方法一樣.快分子與慢分子的彈性碰

11、撞之后，又有新的快分子形成，其新方向和新能量的計(jì)算方法，與離子與慢分子彈性碰撞的計(jì)算方法一樣.跟蹤快分子直到它們到達(dá)陰極或鞘層邊界，或直到它們的能量小于0.025eV.如果能量小于0.025eV就可以認(rèn)為這個(gè)分子已達(dá)熱平衡，放入背景氣體之中.2.3碰撞截面離子(N2+，N+)的彈性碰撞截面和電荷交換截面、快分子的彈性碰撞截面，都采用文獻(xiàn)6報(bào)道的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù).從文獻(xiàn)6可以發(fā)現(xiàn)，其它碰撞類型的截面遠(yuǎn)遠(yuǎn)小于以上幾種碰撞截面，故不予考慮.3結(jié)果與分析模擬放電條件取工作氣體壓強(qiáng)133Pa、電壓500V、電極間距2cm，陰極鞘層厚度為0.35cm9，10.3.1離子N2+的分布電子與慢分子的碰撞電離截面比離解

12、電離截面平均大3倍左右11，12，所以，陰極鞘層中N+的密度比N2+小.雖然離子N+和慢分子的電荷交換過程也形成離子N2+，N+N20Nf0+N2+,但由于N+的密度小，而且N+電荷交換截面比N2+的總碰撞截面小得多6，根據(jù)計(jì)算結(jié)果，N+與慢分子的電荷交換過程形成的N2+所占比例很小，予以忽略.因此，我們只跟蹤離子N2+與慢分子碰撞形成的離子N2+.圖1是離子N2+穿過陰極鞘層時(shí)在不同位置的能量分布(圖1(a),(c),(e)及角分布(圖1(b),(d),(f).圖1(a),(c),(e)說明，N2+由鞘層邊界(z=0)向陰極(z=0.35cm)運(yùn)動(dòng)的過程中，由于電場(chǎng)的加速，低能離子N2+逐漸

13、變?yōu)槟芰枯^高的離子.但是，能量分布的最大值在低能區(qū)，并隨著能量的增加單調(diào)減少，粒子最高能量小于80eV.這說明在N2+向陰極輸運(yùn)的過程中，N2+不遭受任何碰撞的概率極小，而且N2+的碰撞過程(電荷交換和彈性碰撞)對(duì)降低和傳遞N2+的能量是很有效的.N2+的入射角主要分布于060之間(圖1(b),(d),(f)，而絕大多數(shù)是接近與電場(chǎng)方向平行的小角入射，入射角大于90的粒子非常少.由此可見，電場(chǎng)的聚*用使得絕大多數(shù)粒子直接朝著陰極運(yùn)動(dòng)，并在輸運(yùn)過程中繼續(xù)向小角方向壓縮.3.2離子N+的分布圖2是離子N+在陰極鞘層區(qū)不同位置的能量分布及角分布.從結(jié)果可看出其分布有兩個(gè)特點(diǎn)：(1)能量分布和角分布都

14、說明，N+向陰極運(yùn)動(dòng)的過程中粒子的數(shù)目逐漸減少；(2)離子N+主要分布在高能區(qū)，與之對(duì)應(yīng)的角分布是絕大局部N+垂直入射，即離子N+主要從電場(chǎng)中獲得能量，通過碰撞過程損失的能量很少.在離子N+的電荷交換碰撞中，N+N20Nf0+N2+.碰撞后形成的新粒子是中性氮原子N0和離子N2+，因此N+的電荷交換碰撞使其離子數(shù)目逐漸減少.另外，如果放電氣體的壓強(qiáng)越高，粒子N+碰撞概率越大，N+向陰極運(yùn)動(dòng)的過程中粒子數(shù)目減少的速度就越快，那么到達(dá)陰極的離子N+的數(shù)目將越少.與離子N2+的情況相比，N+的彈性碰撞截面比N2+的總碰撞截面(電荷交換截面與彈性碰撞截面之和)小得多6，例如，能量為100eV時(shí)，N+的

15、彈性碰撞截面只有2.910-20m2，而N2+的總截面為9410-20m2.另外，慢分子的質(zhì)量(等于離子N2+的質(zhì)量)是離子N+質(zhì)量的兩倍，所以在N+與慢分子N20的彈性碰撞過程中，N+的能量損失較少(與N2+的彈性碰撞中損失的能量相比).因此，盡管電場(chǎng)對(duì)離子N2+和N+加速所增加的能量是一樣的，但N+碰撞概率小(只有彈性碰撞)，且碰撞過程能量損失少，離子N+到達(dá)z=0.1cm,z=0.22cm，以及到達(dá)陰極(z=0.35cm)處，仍有大局部N+沒有經(jīng)歷任何碰撞，在相應(yīng)的最大能量處都對(duì)應(yīng)一最大值(粒子到達(dá)陰極的最大能量是eVc=500eV)(圖2).與之對(duì)應(yīng)的角分布主要是垂直入射.圖1氮離子N

16、2在陰極鞘層區(qū)距鞘層邊界不同位置的能量分布及角分布(a),(c),(e)為能量分布；(b),(d),(f)為角分布3.3快分子N2f的分布圖3是快分子N2f穿過陰極鞘層區(qū)時(shí)在不同位置的能量分布及角分布.可見，快分子的數(shù)目在輸運(yùn)過程中是逐漸增加的.這主要是由于N2+由鞘層邊界向陰極運(yùn)動(dòng)的過程中，每經(jīng)歷一次碰撞(電荷交換或彈性碰撞)就有一個(gè)快分子產(chǎn)生；而每個(gè)快分子和慢分子的彈性碰撞，又將產(chǎn)生一個(gè)新的快分子.雖然快分子在輸運(yùn)中亦存在損失過程，例如一個(gè)經(jīng)歷了屢次彈性碰撞的“快分子將被熱化而成為“慢分子，而計(jì)算說明，一個(gè)N2+從鞘層邊界運(yùn)動(dòng)到陰極，平均產(chǎn)生約100個(gè)快分子.此外，N2f的能量分布定性地類

17、似于離子N2+的分布，因?yàn)榭旆肿又苯佑呻x子N2+形成.但快分子的能量分布向低能區(qū)移動(dòng)(比較圖3與圖1)，較高能量的分子是相應(yīng)位置(特別是陰極)附近高能N2+與慢分子碰撞的結(jié)果.從入射角分布來看，由于快分子經(jīng)歷了屢次散射又不受電場(chǎng)的作用，分子入射角分布于0150之間.在接近陰極(z=0.35cm)時(shí)，各分子以小于90入射到達(dá)陰極；在鞘層邊界附近(z=0.1cm)時(shí)，局局部子入射角大于90而向負(fù)輝區(qū)擴(kuò)散.在0出現(xiàn)極大的現(xiàn)象，是由于N2+在0有最大值，在相應(yīng)位置附近，離子N2+與慢分子電荷交換之后形成的快分子中有一局部再?zèng)]有遭受碰撞，就形成了這種分布.N2+與慢分子的電荷交換截面確實(shí)比分子之間的彈性

18、碰撞截面大得多6.圖2離子N+在陰極鞘層區(qū)距鞘層邊界不同位置的能量分布(a)及角分布(b)圖3快分子N2f在陰極鞘層區(qū)不同位置的能量分布(a)及角分布(b)密度較低的氮原子N0由于向陰極運(yùn)動(dòng)的過程中不受電場(chǎng)作用，將具有與中性分子類似的行為.3.4與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的比較在圖4中，曲線a是Riemann等10通過離子能量分析器測(cè)量所得的離子(N2+和N+)在其陰極壁的能量分布；曲線b是我們?cè)谙鄳?yīng)條件下對(duì)離子N2+能量分布的蒙特卡羅模擬的結(jié)果.可見，兩者在低能區(qū)符合，但在高能區(qū)出現(xiàn)偏差.這是因?yàn)殡x子分析器所測(cè)出的是N2+和N+兩種粒子總的能量分布，而模擬結(jié)果只是離子N2+的能量分布.由圖2可見，在陰極(z

19、=0.35cm)N+只分布于高能區(qū)，而且粒子數(shù)很少，假設(shè)考慮了N+的奉獻(xiàn)，我們的模擬結(jié)果將與實(shí)驗(yàn)結(jié)果較好地符合.圖4離子(N2+和N+)在陰極能量分布的實(shí)驗(yàn)結(jié)果(曲線a)及離子(N2+)的模擬結(jié)果(曲線b)氣壓P=6Pa，Vc=58V4結(jié)語對(duì)以氮?dú)廨x光放電為根底的等離子體陰極殼層內(nèi)粒子的行為，在建立了分子氣體輝光放電粒子輸運(yùn)過程的蒙特卡羅模型根底上，模擬討論了陰極殼層中重粒子的能量分布及角分布的空間變化趨勢(shì)，得到如下主要結(jié)論：1)在陰極附近，主要分布著能量較低的荷能“快分子N02f，在輸運(yùn)過程中，隨著其與陰極距離的減小，粒子數(shù)密度逐漸增加，能量分布類似于離子N+2的分布，但平均能量較低，以大角

20、散射占主要成分；2)N+雖然能量很高，但密度很小，在輸運(yùn)過程中粒子數(shù)密度逐漸減小，而粒子能量逐漸增加，且近似于垂直入射陰極，表現(xiàn)為近似于“粒子束的行為；3)在我們的模擬條件下，氣壓越高到達(dá)陰極的N+與N2+的粒子束密度越小，氣壓越低，“粒子束的特征越顯著.上述結(jié)果說明，在以N2輝光放電為根底的外表氮化、材料合成等領(lǐng)域的應(yīng)用中，作為主要的活性氮粒子N+,N+213，其粒子數(shù)密度較低，為提高其產(chǎn)率應(yīng)采用參加適宜的緩沖氣體等有效措施.而較低氣壓下有利于活性氮的滲入.*省自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號(hào)：597058)資助的課題.作者單位：于威李曉葦韓理陳艷梅傅廣生*大學(xué)物理系，*071002X連珠*師范大學(xué)物理系.參考文獻(xiàn)1M.Chuchi, T.Kubota, J.Phys.D,16(1983),1705.2R.T.Farouki, S.Harmaguchi, M.Daluie,Phys.Rev.,A44(1991),2664.3