等離子體實驗

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1、 . . 一、等離子體-物質第四態如果給物質施加顯著的高溫或通過加速電子、加速離子等給物質加上能量，中性的物質就會被離解成電子、離子和自由基。不斷地從外部施加能量，物質被離解成陰、陽荷電粒子的狀態稱為等離子體。將物質的狀態按從低能到高能的順序排列依次為固體、液體、氣體,等離子體。等離子體是宇宙中物質存在的一種狀態,稱為物質第四態.其中含有電子、離子、激發態粒子、亞穩態粒子、光子等,既有導電性又可用磁場控制,而且能為化學反應提供豐富的活性粒子,總體上是電中性的導電氣體。自然界中，等離子體普遍存在，地球大氣外層的電離層、太陽日冕、恒星部、稀薄的星云和星際氣體都存在等離子體，地球上自然存在的等離子體

2、雖不多見，但在宇宙中卻是物質存在的主要形式，估計宇宙中有99%以上的物質以等離子體的形式存在。二、等離子體的產生獲得等離子體的方法和途徑是多種多樣的。通常把在電場作用下氣體被擊穿而導電的物理現象稱之為氣體放電，如此產生的電離氣體叫做氣體放電等離子體。人們對氣體放電的研究己有相當長的一段歷史，目前世界各國有很多研究者正從各個方面研究和發展氣體放電?，F代氣體放電的研究大致可分為兩個發展時期:第一個時期是1930年左右，人們從理論上集中對各種氣體放電的性質進行了分析和研究，Langmuir首次提出等離子體(plasma)的概念1 Tonks L, Langmuir I. Oscillations i

3、n ionized gases. Phys.Rev., 1929, 33 (2):195-210，即由電子、離子和中性原子組成的宏觀上保持電中性的電離物質;第二個時期是1950年左右，人們對受控熱核反應的研究。近年來，隨著微電子、激光、材料的合成與改性等高新技術的發展，氣體放電得到了越來越廣泛的研究與應用。運用氣體放電獲得等離子體是一種直接、有效的方法。迄今為止，人們在實驗室和生產實踐中產生了各式各樣的氣體放電形式。按工作氣壓的不同，氣體放電可分為低氣壓放電和高氣壓放電;按激勵電場頻率的不同，可分為直流放電、低頻放電、高頻放電和微波放電;按放電形式與形成機制可分為湯森放電、輝光放電、弧光放電、

4、電暈放電和介質阻擋放電等。在等離子體發展的不同階段和從不同的研究角度，它的分類方法也不同，下面介紹按溫度分類的等離子體（見下表）等離子體種類與發生法等離子特性應用電子密度電場強度壓力電子溫度氣體溫度高溫等離子體（平衡等離子體）弧光化學合成，ICP發光分析，金屬的熔融、精煉處理等低溫等離子體（非平衡等離子體）直流輝光50-60000等離子體CVD，等離子體聚合，蝕刻，表面處理高頻微波加熱，殺菌電暈表面處理雷電、極光都可以產生等離子體.等離子體也可以由放電、燃燒、火焰、爆炸、激波等人工方法產生。除電離氣體外，電解質溶液中自由運動的正、負離子也可稱為液態等離子體；金屬中固定在晶格中的正離子和自由運動

5、的電子可稱為固態等離子體。電離后的氣體具有一系列不同于普通氣體的特性。特別是在以下幾方面：（1）除了單個分子間的彈性碰撞之外，還發生大量的非彈性碰撞，它們使分子處于激發量子態，有時則引起分子的解離和電離。（2）這些過程使得化學均勻的氣體轉變為分子、原子、正離子、負離子、電子、光子等不同粒子的氣態混合物。（3）等離子體包含有荷電粒子電子和離子。正是通過這些粒子，電場和磁場能夠作用與電離的氣體：由于氣體混合物是導電的，所以它能從電場或磁場承受能量或者把能量傳給電磁場。因為在每一點處，正粒子和負粒子的濃度大體上是相等的，所以混合物作為整體來說是準中性的。（4）如果荷電粒子的密度不是太小，那么氣體的性

6、質在很大程度上受它們的庫侖相互作用的影響。庫侖作用的特點是隨著粒子間距離的增加，力的減少是比較慢的。因此，每個粒子同時作用于大量的其他粒子理論上來說，作用于所有的粒子（“集體相互作用”）。離子的軌道不再像在理想氣體中那樣是直線了。（5）雖然等離子體宏觀上是電中性的，但是由于電子的熱運動，等離子體局部會偏離電中性，電荷之間的庫侖相互作用，使這種偏離電中性的圍不會無限擴大，最終使電中性得以恢復,偏離電中性的區域最大尺度稱為德拜長度。當系統尺度小于德拜長度時，系統呈電中性，當大于德拜長度時，系統可能出現非電中性。低溫等離子體是一種部分局部熱力學平衡（P-LTE)等離子體，它的突出特點是電子溫度高達數

7、萬度以上，而其中的中性粒子、離子的平動、轉動溫度一般卻接近室溫，這也是低溫等離子體名稱的由來。一方面其中的電子具有足夠高的能量使反應物分子激發、離解和電離，產生電子、離子、激發態的原子和分子、自由基等，為反應提供大量活性成份；另一方面，整個反應體系又得以保持低溫，這樣降低了對設備的要求，節約了能源且實驗條件也容易實現，應用圍更廣，具有其它方法無一比擬的優越性，從而在微電子科學、環境科學、材料科、化學合成等領域具有越來越廣泛的應用。三、等離子體的應用近年耒，隨著科學技術的發展，等離子體的研究日益受到重視，等離子體物理己發展成為物理學的一個重要分支;作為高科技的各種等離子體技術，例如: 受控熱核反

8、應、空間技術、離子體物理（化學）氣相沉積、等離子體表而改性、等離子體刻蝕、等離子體噴涂、等離子體電光源、等離子體隱身等等，己廣泛應用于化學工業、材料工業、電子工業、能源、機械工業、國防工業、生物醫學和環境保護等工業的各個領域，除了在傳統的切割、焊接、照明、冶金、化工、磁流體發電、材料表面改性、鍍膜、高功率CO2激光器等方面繼續擴展其應用外，在計算機芯片制造、等離子體電視、聚合物膜材料、人工關節和動脈支架、高效節能燈具、凈化飲用水、飛向行星、噴氣發動機、實現環境改善、納米材料生產、特種材料和涂料等方面已經產生了極大的社會效益。由于應用廣泛，等離子體科學與工程已成為一個高度跨學科的領域。等離子體的

9、另一重要應用是它為表面材料、半導體材料的生成和制備提供了良好的環境。等離子體表面處理是利用等離子體中產生的活性粒子（諸如帶電粒子、紫外光子、單原子氧、臭氣、氧化氮、中性亞穩態分子、氫氧基等原子基團）對表面材料進行改性。低溫等離子體中存在著大量的、種類繁多的活性粒子，它們比通常的化學反應器所產生的活性粒子種類更多、活性更強、更易于和所接觸的材料表面發生反應，因此被用來對材料表面進行處理。和傳統的方法相比，等離子體表面處理具有顯著的優點：更有效、成本低、無廢棄物、無污染，有時可以得到傳統的化學方法無法得到的處理效果。金屬表面氮化可大大提高金屬材料表面的硬度和抗磨性，延長使用壽命。等離子體源離子注入

10、技術是一種具有很好應用前景的新興的材料處理手段，它以能非線性注入復雜表面材料且操作簡單經濟實惠而得到廣泛認可，但對于復雜表面凹處的陰影問題，特別為長管例如槍炮管子、氣缸、傳輸管道等部等離子體不易擴散進入的工件表面處理仍有許多問題不能解決。柵極增強等離子體源離子注入技術，這種方法直接在管子部產生等離子體，不僅成功地解決了長管部等離子體分布不均問題，而且引入金屬電極產生金屬等離子體，實現表面金屬離子注入和沉積。脈沖高能量密度等離子體薄膜沉積技術是近年發展起來的較新的等離子體材料表面改性技術。與物理氣相沉積、化學氣相沉積與等離子體源離子注入等常規工藝相比，其優勢主要表達在：該技術集高速淬火、濺射制膜

11、和離子注入于同一過程，沉積可在室溫條件下進行，基材基本無形變；沉積速率高，產生的新相不受平衡相圖的限制（在適宜的工藝參數下可獲得介穩相甚至非晶）；由于具有離子注入效應，薄膜與基材之間具有較高的結合強度。螺旋波等離子體（HWP）技術為近年逐漸發展起來的半導體材料加工技術。因其能在較低的氣壓條件下產生高密度的等離子體，已被應用于高質量的ZnO、SiN光學薄膜的沉積。由于高密度、高能量電子和反應氣體的碰撞能夠有效地激發反應氣體，這將有利于較穩定的N2解離，為SiN的合成提供含N反應前驅物，能夠得到含氫較少且品質更好的薄膜，如透光率增加，膜致密性好等。低溫等離子體已經成功地應用于表面處理等工業領域研究

12、說明，等離子體表面處理具有其它傳統方法不可比擬的優勢，但對于大規模的工業應用來說，等離子體裝置中的真空系統尚存在投資、維護費用高、難以進行連續處理等缺點，作為表面處理的理想等離子源，大氣壓下輝光放電的實現具有廣闊的工業應用前景。因此，對等離子體特性的研究無論從理論上還是實踐中都有重要意義。四、輝光放電等離子體輝光放電是自持放電的一種，在電光源和電真空器件中得到廣泛應用。陰極位降區是輝光放電的一個重要放電區。雖然通過壓縮輝光放電管的極間距離可以去掉輝光放電的其他放電區，但要剛好控制在僅存在陰極位降區，其他放電區一點不留的狀態是較困難的。通過對輝光放電的放電主干區的研究，可以知道輝光放電具有“純”

13、陰極位降區的電特性。以下圖為133Pa的氖氣正常輝光放電的空間分布特性。將一對平行平板形電極封入玻璃管中，在管充入適宜的氣體種類和氣體壓強，便可制成放電管。其中放電管工作電流在10-410-1 A 圍的一段曲線是正常輝光放電，簡稱為輝光放電。如下圖圖 典型的氣體放電伏安特性 輝光放電，是在封閉的放電管中，在低氣壓下的放電光源(管壓力一般只有0.110托)。根據所所用電源的不同，輝光放電可分為直流輝光放電和高頻輝光放電等。先簡單介紹一下什么是直流輝光放電。若在一根玻璃管（燈管）的兩端，各裝入一塊平板電極（陰極和陽極），并充入惰性氣體，當加上直流電壓時，在電場的作用下，燈管原來可能存在的少量帶電粒

14、子運動形成電流，隨著電場的增強，荷電粒子運動加速，電流逐漸增大，當電場強度加大到一定程度時，外致電離所產生的帶電粒子全部運動到電極，而使電流達到飽和值。這一階段放電并無新荷電粒子產生，亦無輝光。繼續增大電壓，帶電粒子被大大加速，而與中性氣體原子碰撞并使之電離，得到新的帶電粒子（雪崩式地增加），放電電流迅速增大，引燃輝光，管中的靜態放電轉變為自持的輝光放電，極間電壓稍微下降。引燃放電所需管壓，稱為“著火電壓”，而著火前的靜態放電稱為湯生放電。繼續增大電源電壓或減小外阻，放電電流特繼續增大，輝光的截面積隨之增大，但管壓保持恒定，此段放電稱為“正常輝光放電”。當放電電流增大，輝光布滿整個電極表面時，

15、管壓將隨電流的增大而緩慢升高，此段放電稱為“異常解光放電?！碑旊娏髟鲋聊骋幌薅龋ɡ?.1A）時，輝光放電開始轉變為電弧放電，即管壓隨電流的增大而減?。ㄏ陆档姆蔡匦郧€）。除了低氣壓外，輝光放電的主要特征是具有較小的放電電流，伏安特性曲線不具下降特性。使放電管工作在輝光放電狀態，便可得到圖所示的發光狀態，并可分成3 個大部分，還可細分成8 個小部分。其中的陽極放電區可有可無，取決于放電管的工作電流、陽極形狀和面積，并非輝光放電所固有的放電區。（1）陰極放電區陰極放電區由Aston暗區，陰極輝區和陰極暗區（或稱克羅克斯暗區）三部分組成。極間電壓大部分加在這區，電子被加速與氣體原子碰撞，使原子激

16、發或電離。（2）負輝區負輝區是電極間發光最強的區域，陰極出發的電子到達這里時大部分已經因碰撞損失了能量，而陰極暗區中電離的低速電子也進入該區，形成負空間電荷區。電子速度的減慢加大了激發與復合的幾率，使發光特別強。（3）Faraday暗區與負輝區相比，該區電子和離子密度較小，電場很弱，激發和復合的幾率都比較小。（4）正柱區正柱區電子和離子濃度相等，近理想等離子體。（5）陽極區陽極區包括陽極暗區和陽極輝區。陽極暗區實質上是陽極與正柱區等離子體間的鞘層；陽極輝區由陽極加速電子引起激發和電離而產生。短間隙放電極間距離縮短時，正柱區和法拉第暗區將縮短直至消失，而陰極暗區和負輝區不受影響，這種情況稱為短間

17、隙輝光放電。輝光放電中光強最大的兩個區域是負輝區和正柱區。前者主要是構成陰極的金屬原子蒸氣的輻射，該區與陰極之間存在最明顯的電壓降（即所謂陰極降），具有最大的電子密度和電子動能(電子溫度最高)，所以氣體強烈電離和激發發光，但輝光不均勻；而后者的輻射則主要是輝光管充氣體的離子激發產生的，該區與陽極之間也存在明顯的“陽極降”，電子動能比前者?。娮訙囟容^低），但輝光均勻，長度最長，陰極降區（包括阿斯登暗區、陰極輝區和陰極暗區）和陽極降區（包括陽極暗區和輝區）雖然亮度較小，不能直接用于分析，但是前者是維持輝光放電基本過程和造成負輝區高電子密度、高電子能量所必須的；后者是正輝柱離子的供給者。陰極與陽極

18、之間距離減小時，正輝柱將顯著縮短，法拉第暗區亦變小，而陰極降保持不變；降低放電管的氣壓，陰極降區特增長，而其他各區縮短。輝光放電時，產生的惰性氣體陽離子在電場作用下可獲得足夠的動能，當其轟擊陰極時，不僅將使陰極表面的電子逸出，而且將從陰極物質表面逐出一些原子并形成蒸氣云，這一過程稱為濺射。發射光譜分析用輝光放電光源，就是把樣品置于陰極上或直接作為陰極，利用濺射效應把樣品氣化，并采用負輝區的輻射進行分析的。雖然，當放電電流較大時（一般采用異常輝光放電壓），陰極物質除濺射外，同樣可能因受熱（歐姆熱）而蒸發。（6） 氦氖放電管He-Ne激光是充有He，Ne混合氣體的器件，其中Ne為產生激光的物質，而

19、He是提高泵浦效率的輔助氣體?；鶓B時，He的兩個核外電子都處于最低能態（電子組態1s1s），原子態為。當氦原子從外界獲得能量使其中一個1s電子激發到2s態時，電子組態改變為1s2s，相應的原子激發態有兩個，分別由能級和表示，這兩個能級離基態最近，是與基態之間禁戒輻射躍遷的亞穩態能級。由于亞穩態原子的壽命比其它能級能級原子的壽命要長，這為Ne原子激發上能級積累粒子提供了有利條件。 圖3.2中給出氖原子的有關能級，氖原子部有十個電子，在基態時電子組態為，正好填滿第一和第二殼層，基態能級為是偶態，當氖原子從外界獲得能量使其中一個2p電子激發到3s或3p或更高的電子態時，相應的電子組態改變為或或。圖中

20、給出與激光有關的較低的五個激發電子組態。在每組能級下方給出相應簡寫電子組態符號，如等。電子組態為是奇態，均由四個能級組成。電子組態為是偶態，均由十個能級組成。圖3.2 與氦氖激光產生有關的能級圖11實驗發現，在Ne原子2S，3S能級和2P，3P能級之間可以產生上百條譜線，然而要想輸出激光，獲得光的放大，就要在原子的兩個特定能級間形成粒子數反轉分布。對于四能級系統的He-Ne激光器來說，反轉分布應滿足閾值條件為：在介質中某一對能級的增益系數12為 其中、各表示上下能級單位體積中的粒子數（以下簡稱粒子數），、各表示上、下能級的統計權重，是介質中的光速，是發射光子能量，是發射譜線的線性函數因子，是能

21、級2到能級1的受激發射系數，與自發發射系數有以下關系由于氣體原子的譜線線寬很窄，的增益線寬只有，而實驗中所用測量儀器（單色儀）的極限光譜寬度略小于，比被測線寬大幾十倍，實驗上無法分辨被測線型，只能測量線型分布的總和。線性函數因子有歸一化性質 用波長代替原式的得：由此可見，不考慮線性函數的影響，增益系數與上、下能級粒子數差成正比，與能級間的自發發射系數成正比，與波長的二次方成正比。滿足輻射躍遷選擇定則的兩能級之間，其自發輻射光譜線的強度有以下關系為上能級粒子數。光譜線的自發輻射強度只與上能級粒子數成正比，而與下能級粒子數無關。如果已知光譜線的自發發射強度，用下式即可求得該譜線上能級的粒子數13，

22、即五、介質阻擋放電(Dielectric Barrier Discharge, DBD)等離子體介質阻擋放電(DBD)是有絕緣介質插入放電空間的一種非平衡態氣體放電又稱介質阻擋電暈放電或無聲放電。介質阻擋放電能夠在高氣壓和很寬的頻率圍工作，通常的工作氣壓為104106Pa。電源頻率可從50Hz至1MHz。電極結構的設計形式多種多樣。在兩個放電電極之間充滿某種工作氣體,并將其中一個或兩個電極用絕緣介質覆蓋,也可以將介質直接懸掛在放電空間或采用顆粒狀的介質填充其中，當兩電極間施加足夠高的交流電壓時，電極間的氣體會被擊穿而產生放電，即產生了介質阻擋放電。DBD不僅在惰性氣體中可以實現，在開放的空氣環

23、境下也可以進行，而且由于介質的存在阻礙了電流的快速增加，避免了弧光放電的出現。在實際應用中，管線式的電極結構被廣泛的應用于各種化學反應器中，而平板式電極結構則被廣泛的應用于工業中的高分子和金屬薄膜與板材的改性、接枝、表面力的提高、清洗和親水改性中。介質阻擋放電通常是由正弦波型(sinusoidal)的交流 (alternating current, AC)高壓電源驅動，隨著供給電壓的升高，系統中反應氣體的狀態會經歷三個階段的變化，即會由絕緣狀態(insulation)逐漸至擊穿(breakdown)最后發生放電。當供給的電壓比較低時，雖然有些氣體會有一些電離和游離擴散，但因含量太少電流太小，不

24、足以使反應區的氣體出現等離子體反應，此時的電流為零。隨著供給電壓的逐漸提高，反應區域中的電子也隨之增加，但未達到反應氣體的擊穿電壓(breakdown voltage; avalanche voltage)時，兩電極間的電場比較低無法提供電子足夠的能量使氣體分子進行非彈性碰撞，缺乏非彈性碰撞的結果導致電子數不能大量增加，因此，反應氣 體仍然為絕緣狀態，無法產生放電，此時的電流隨著電極施加的電壓提高而略有增加，但幾乎為零。若繼續提高供給電壓，當兩電極間的電場大到足夠使氣體分子進行非彈性碰撞時，氣體將因為離子化的非彈性碰撞而大量增加，當空間中的電子密度高于一臨界值時與帕邢(Paschen)擊穿電壓

25、時，便產生許多微放電絲 (microdischarge)導通在兩極之間，同時系統中可明顯觀察到發光(luminous)的現象，此時，電流會隨著施加的電壓提高而迅速增加。在介質阻擋放電中，當擊穿電壓超過帕邢(Paschen)擊穿電壓時，大量隨機分布的微放電就會出現在間隙中，這種放電的外觀特征遠看貌似低氣壓下的輝光放電，發出接近蘭色的光。近看，則由大量呈現細絲狀的細微快脈沖放電構成。只要電極間的氣隙均勻，則放電是均勻、漫散和穩定的。這些微放電是由大量快脈沖電流細絲組成，而每個電流細絲在放電空間和時間上都是無規則分布的，放電通道基本為圓柱狀，其半徑約為0.10.3mm，放電持續時間極短，約 為101

26、00ns，但電流密度卻可高達0.11kA/cm2，每個電流細絲就是 一個微放電，在介質表面上擴散成表面放電，并呈現為明亮的斑點。這些宏觀特征會隨著電極間所加的功率、頻率和介質的不同而有所改變。如用雙介質并施加足夠的功率時，電暈放電會表現出“無絲狀”、均勻的蘭色放電，看上去像輝光放電但卻不是輝光放電。這種宏觀效應可通過透明電極或電極間的氣隙直接在實驗中觀察到。當然，不同的氣體環境其放電的顏色是不同的。雖然介質阻擋放電已被開發和廣泛的應用，可對它的理論研究還只是近20年來的事，而且僅限于對微放電或對整個放電過程某個局部進行較為詳盡的討論，并沒有一種能夠適用于各種情況DBD的理論。其原因在于各種DB

27、D的工作條件大不相同，且放電過程中既有物理過程，又有化學過程，相互影響，從最終結 果很難斷定中間發生的具體過程。由于DBD在產生的放電過程中會產生大量的自由基和準分子，如OH、O、NO等，它們的化學性質非?；钴S，很容易和其它原子、分子或其它自由基發 生反應而形成穩定的原子或分子。因而可利用這些自由基的特性來處理材料表面，在環保方面也有很重要的價值。另外，利用DBD可制成準分子輻射光源，它們能發射窄帶輻射，其波長覆蓋紅外、紫外和可見光等光譜區，且不產生輻射的自吸收，它是一種高效率、高強度的單色光源。在DBD電極結構中，采用管線式的電極結構還可制成臭氧發生器?，F在人們已越來越重視對DBD的研究與應

28、用。大氣壓下介質阻擋放電需要使用交流電，它的放電總是著火和淬滅交替進行。所以從嚴格意義上來說，大氣壓下介質阻擋放電不能形成嚴格意義上的等離子體，因為嚴格意義上的等離子體在時間上要大于它的振蕩周期、空間上要大于德拜半徑。因此我們通常所說大氣壓下介質阻擋放電是一種等離子體僅僅是籠統的從時間平均意義上而言。六、等離子體診斷研究等離子體有三種手段，它們是實驗診斷、理論解析和數值模擬。實驗診斷是以某種可控制的方式擾動該系統，借助于儀器觀察它的性質；理論解析使用解析的數學方法通過已經被假設的局部瞬間規律出發，利用計算機將局部規律組合成長時間規律的一種方法。由于等離子體中的物理化學過程與其復雜，各粒子之間發

29、生碰撞、激發、電力和輻射，同時還時刻處于無規則熱運動、擴散運動、漂移運動之中。另外產生等離子體的方式的多樣性、反應器的復雜性、氣體壓強的寬泛性、氣體種類的不同，也使得理論解析以與計算機數值模擬很難準確的獲得等離子體的各種參數，這就顯現了等離子體實驗診斷的極端重要性。為了為研究等離子體中的基元物理-化學過程與改進等離子體工藝流程，有必要對其中的各種參數進行測量，這就是所謂的等離子體診斷。常用的等離子體診斷方法主要有三種：探針法、光譜法和質譜法。按功能分，實時、原位的等離子體診斷分為三種：一是對等離子體中的基本參量（如電子和離子的溫度與密度、鞘層電位）的測定。這時等離子體被看作是一種靜電體系、光學

30、介質，可以用靜電探針和波譜（微波、激光）探針來診斷；二是對等離子體中的基本參量（如原子、自由基、離子與其激發態等），這時等離子體被看成是一種化學體系，可用吸收光譜（紅外與紫外光譜、拉曼光譜、激光誘導熒光、光腔衰蕩光譜）和分子束質譜診斷，三是既能診斷等離子體的參量有能探測活性物種，這時等離子體被看作為一種輻射光源，可以用發射光譜診斷，發射光譜一般只能診斷激發態物種，同時對光譜的解析還能獲得諸多等離子體參數的信息。等離子體的應用研究已發展成為當前一個重要而又活躍的研究領域，與之相關的等離子體過程診斷也顯得非常重要。測試等離子體參量的方法稱為診斷。由于等離子體含有大量正、負帶電粒子，其電磁性質也變得

31、比較復雜：外加穩恒電場時，其表現為優良的導體；而在交變電磁場中它卻呈現出電介質的性質，所以對它的性質和狀態的描述往往不能從單一參量的測量直接得出準確的結論，應用不同診斷方法測量同一等離子體參量也會有較大差別，這正是測量等離子體的困難之處。（1） 探針法自從1924年Langmuir和H.M.Mott-Smith系統地提出單探針理論之后，探針就成為測量等離子體參量的重要工具。探針法又分為單探針法，雙探針法，三探針法和發射探針法等幾種。靜電探針(又稱朗謬爾探針)是最早被用來測量等離子體特性的一種診斷工具。靜電探針理論相當復雜，但簡單條件下，可以從探針的伏安特性曲線計算出等離子體的電子溫度、密度、空

32、間電位和懸浮電位等重要參數。它結構十分簡單，又有一定的空間分辨率。特別是在低溫等離子體研究中，它是一種極其有用的診斷工具。靜電探針的結構很簡單，常常就是一根細的金屬絲，除端點的工作部分外，其余部分都復套著瓷或玻璃絕緣套，如圖22所示。靜電探針根據它端部工作部分的形狀可分為平面探針、柱面探針和球面探針。圖22 靜電探針測量原理圖Langmuir探針是利用探針附近的靜電場與等離子體的相互作用而引起電荷重新分布所形成的探針電流變化作為診斷依據的。由于等離子體電子質量遠小于離子質量，因而電子速度遠大于離子速度，這將導致懸掛在等離子體中的金屬絲的表面在極短的時間積累相當數量的負電荷，從而使探針相對于其附

33、近未被擾動的等離子體的電位為負值，此負電位排斥電子而吸引離子，從而在探針表面附近形成一正的空間電荷層(離子鞘)?？臻g電荷層逐漸增厚,直到單位時間進入探針表面的電子數與離子數相等為止。這時探針電流為零,且其表面的負電位將不再改變,此時的負電位稱為懸浮電位VF。當外加電源使探針相對于空間電位的電位差VP不等于VF時探針上就會有電流。取VP為橫坐標,探針電流I為縱坐標,就可得探針的伏安特性曲線。應用靜電探針測量等離子體特性，一般應滿足以下基本條件：1）探針所測的點不存在靜磁場。2）電子和離子的平均自由程遠大于探針半徑。3）探針表面的鞘層為薄鞘層 ,即探針周圍的空間電荷鞘的厚度遠小于探針尺寸。4）空間

34、電荷鞘層以外的等離子體基本上不受探針干擾，其中電子和離子速度分布仍服從麥克斯韋速度分布律。5）對于探針的材料，要求探針是理想吸收體，即要求探針材料滿足功函數大、濺射率小，二次電子發射系數小等條件，電子和離子打到探針表面后都被完全吸收，不產生次級電子也不與材料反應。另外，還要求探針材料的密度、比熱和熱導系數大，熔點高。A、單探針法當外加電源使探針相對于空間電位的電位差不等于懸浮電位時探針上就會產生電流。假設調節探針電位的過程中，等離子體的狀態保持穩定，對應探針電位由負到正的每個值，記錄一個流過探針的電流值，取探針電壓為橫坐標,探針電流為縱坐標，可得探針的伏安特性曲線。62 / 62 . . 圖

35、單探針法測量的原理圖單探針法是用單電極插人等離子體中，另外再用一個與等離子體接觸良好的極作為參考點。由于等離子體的電子質量遠比離子質量小，而其運動速度遠比離子高，這樣將導致懸浮插在等離子體中的金屬絲上積累了相當數量的負電荷，以致產生了明顯的懸浮負電位。由分子運動論，可知在單位時間落在金屬絲表面單位面積上的離子數遵循余弦定律： （2）其中，ne為電子密度，ni為離子密度，ve為電子平均熱運動速度， vi為離子平均熱運動速度。兩式兩邊均乘以電子電荷e，可得流向金屬絲的電子電流密度je與離子流電流密度ji的表達式： （3） （4）我們知道ve vi ，故je ji ，因此，金屬絲剛插入等離子體的很短

36、的時間，金屬絲表面會出現凈負電荷，該電荷產生的電場排斥電子而吸引正離子，當達到平衡時，金屬絲的電位為0。飛向金屬絲的正離子不受鞘層的影響，而電子在穿越鞘層時，受到排斥場的作用，只有動能能克服這個勢壘的那部分電子才能到達金屬絲表面，根據玻爾茲曼分布函數，能穿過這個勢壘的電子密度為: （5）因為n0=ni，粒子平均熱運動速度為（6）（7）正離子穿越鞘層獲得動能為：（8）我們無法直接測量探針相對于等離子體電位差，而只能測量探針相對于某一極(如陽極A)的電位差。再假設等離子體的電位相對于陽極的電位，畫出VI曲線。對單探針I-V特性曲線分為三個區域進行詳細分析：圖24 理想探針I-V特性曲線A區:飽和離

37、子電流區。在該區，探針電位遠遠小于等離子體空間電位，此時，全部電子都受到鞘層排斥場的作用而不能到達探針表面，只有正離子能被探針收集，這些到達鞘層表面的正離子數目由余弦定律決定，因此，它由等離子體的離子密度鑄和離子熱運動平均速度vi決定，而與鞘層電場大小無關，離子電流密度也就是探針所能收集到的最大離子電流密度，稱為飽和離子電流密度，將其乘以探針暴露在等離子體里的總面積即得到探針飽和離子電流。C區:飽和電子電流流區。全部的正離子受到鞘層排斥場的作用而不能到達探針表面，只有電子能被探針收集。同樣，該數值由等離子體的電子密度n。和電子熱運動平均速度ve決定，而與鞘層電場大小無關，電子電流密度也就是探針

38、所能收集到的最大的電子電流密度，稱為飽和電子電流密度，將其乘以探針總面積即為探針飽和電子電流。B區:過渡區。該區的情況稍微復雜。落在鞘層表面的正離子全部都能到達探針表面，構成探針電流I的一部分;由于它在數量上較電子電流小得多，實驗中往往忽略它對探針電流的貢獻，只考慮電子電流。在該區，等離子體中電子具有接近Mxawell分布的速度分布，則電子的動能也是Mxawen分布，當稱越來越小的時候，能夠克服排斥場到達探針表面的電子數也就越來越少，實際上，能夠克服排斥場的作用而到達探針的電子數是對Maxwell分布函數的積分，顯然，此積分具有指數函數的性質，所以在過渡區的探針電流呈指數函數的形狀。因此，La

39、ngmuir單探針的I-V特性函數攜帶了電子分布函數的信息(即電子溫度的信息)和等離子體性質的其它信息。由前面的分析可以得知，當VpVs時，探針電流達到電子飽和電流；當VpVs時，探針電流按指數函數衰減。故在VI特性曲線上會出現一個拐點，此拐點對應的橫坐標即為等離子體空間電位Vs，I-v特性曲線與橫坐標的交點即為懸浮電位Vf。l 求電子溫度:在過渡區，探針電流Ip與鞘層電場Vp-Vs之間是指數關系，即： （9）式中為探針飽和電流，對上式取對數得： （10） （11）即，如果將實驗測得的VI特性曲線取對數，得lnIp=f(Vp)，則過渡曲線應該呈線性關系，該直線的斜率即為等離子體的電子溫度kTe

40、。求電子密度與離子密度：等離子體空間電位Vs對應縱坐標即為電子飽和電流Ies，為： （12） （13）公式中，n0為等離子體密度，Ap為探針表面積，單位為(mm)2，Ies單位為mA，kTe單位為ev。B、雙探針法最初的Lnagmuri探針是收集探針，有許多技術弊端： 測量等離子空間電位不準確。在等離子體電位隨時間變化的系統中不能保持恒定的探針一等離子體電勢差，測定困難或誤差大。電子飽和電流的測量也有很大的隨意性。需有一個電極或金屬壁作參考點。這樣，在玻璃管中的射頻或微波等離子體中便無法使用。因此基本上不用于診斷電子密度和空間電位。為了解決這些問題，逐步發展了雙探針。雙探針的測量回路于等離子體

41、之間是懸浮的，因此對等離子的干擾很小，用于測量電子溫度與飽和離子電流非常適合，優點是阻斷了探針與等離子體之間的導電回路，避免了探針尖的二次輝光問題；缺點是應用于等離子電子密度診斷不太準確，空間分辨率不高，并且無法克服探針污染的問題。雙探針法在氣體等離子放電管的靠近陽極附近放置兩個懸浮的探針,調節兩探針之間的電壓，從測得放電管處于穩定狀態下的伏安特性曲線，即可推出電子溫度和電子密度等重要信息。假設我們在此之前已得到兩個探針分別作為單探針時的V I特性曲線。電路中：探針，等離子體，電源三者構成一個回路，等離子體流過探針2的電流必然準確的等于由探針1流出而達到等離子體的電流。為了保證電流大小相等方向

42、相反,兩探針應分別工作與以下圖所示的區域中。探針診斷只適合于中等密度的等離子體。若粒子密度非常高，以致電子的平均自由程與探針直徑相比差不多時，上述討論不再成立。另外，討論中沒有考慮外加磁場的存在，否則各計算公式都要修正。雙探針通常用在沒有適宜的接地電極的等離子體中，其凈電流值絕不會超過離子飽和電流，所以能最大程度的降低對放電的干擾。而其缺點在于不能反應出等離子體的空間電位。實驗中使用的雙探針測量電路如圖26。圖26 雙探針實驗裝置簡圖（2）光譜法各種不同的光譜診斷法是以利用一些已知關系為基礎的，這些關系式建立起等離子體的參數和輻射特性，如光譜線的強度、吸收系數和寬度之間的關系。各種方法的應用圍

43、取決于這些關系是否普遍適用，或者只在平衡條件下適用的。表1.2給出光性薄層等離子體的各種光譜診斷法的特性。3C.B.德列斯文低溫等離子體物理與技術：科學，1980.103.等離子體的診斷方法幼桐; 杜凱; 菲; 宋國利; 萬鵬程; 艷春; 學院學報, Journal of Harbin Teachers College, 編輯部 2005年 10期.表1.2 光學薄層等離子體各種光學診斷方法方法測量的量直接確定的參數進一步計算確定的參數原子或離子譜線強度絕對強度相對強度（一次電離）相對強度（多次電離）連續或全輻射強度電子-離子連續絕對強度電子-離子連續譜相對強度電子-原子連續譜絕對強度在給定光

44、譜區間全輻射絕對強度分子帶譜和線譜的強度分子譜帶絕對強度旋轉結構中的相對強度振動結構中的相對強度分子譜帶和原子譜線相對強度或或（化學平衡）譜線輪廓多普勒半寬度多普勒位移斯塔克半寬度斯塔克位移斯塔克半寬度與位移的比值洛倫茲展寬折射指數具有一個波長的折射譜線附近的折射具有兩個波長的折射或和輻射散射湯姆遜散射強度列耶夫斯散射強度湯姆遜散射譜線輪廓列耶夫斯基散射譜線輪廓集體散射的伴線譜線的展寬機制 等離子體輻射光譜學中,一個很重要的物理現象是譜線在其中心頻率附近展寬。展寬的機制是多種多樣的，理解了展寬的不同機制，有助于根據測得的頻率寬度去推斷不同效應下等離子體的參數。以下簡單分析不同效應造成的展寬。譜

45、線的自然展寬 減幅振動必然造成頻率展寬，這是自然展寬的經典解釋。譜線的自然展寬還可用量子力學的觀點進行解釋。有海森堡測不準關系改寫，得到：,即 要測準能級的能量，即較小，必然是量度的時間較長，而在做實驗的較短有限時間，是較大的，因此能量是測不準的，也就是不可能精確地確定任意受激能級的能量，這樣，粒子在向低能級躍遷時發射的頻率也會有一定變化圍，只能平均的求得一個中心頻率，在其附近有展寬。如ik能級躍遷時，中心頻率為：,譜線展寬以后，其寬度為：,如果有任何外來輻射場的影響，粒子本來就存在由高能級向低能級躍遷的“自發發射”，類似于放射性衰變，這種自發發射就會造成譜線的自然展寬。譜線的壓力展寬 在較稠

46、密的部分電離氣體中，氣體“壓力”較高，壓力展寬效應較強，常常掩蓋自然展寬效應。壓力展寬又由以下多種效應共同貢獻：（a）霍茨瑪克（Holtsmark）展寬，也稱共振展寬或自身展寬。這種展寬較多發生在稠密等離子體中，在等離子體中由于發射原子與同類中性粒子（原子或分子）相互作用產生擾動而引起。（b）洛侖茲展寬或德瓦爾展寬，由于輻射離子與非同類中性粒子（或分子）相互作用產生擾動而引起。（c）斯塔克（Stark）展寬，由于輻射離子與帶電粒子（離子或電子）相互作用產生擾動而引起。等離子體中至少有總密度的百分之一為帶電粒子，因此常常是長程的庫侖力占優勢，斯塔克效應就非常顯著。當然在較低電離度的稀薄等離子體中

47、，霍茨瑪克展寬和洛侖茲展寬也很顯著。根據Stark展寬計算電子密度7 是確定電子濃度最可靠的方法之一。當不存在熱平衡時，我們應用這個方法。所測得一些量是整個譜線的輪廓、半寬度（或在任一個輪廓高度上的譜線寬度）和位移。通常應用氫譜線的巴爾末系的展寬來測定電子濃度?？捎萌缦录词构絹碛嬎阄灰屏亢桶雽挾龋号c分別為實驗所得的半寬度與位移量，、M與分別稱為離子展寬參數、電子碰撞半寬度與線移，這些參數在Griem的著作中都有計算。上述公式在以下條件下成立：但是兩種計算之間會存在一定的系統誤差，這是由于光譜線的線移是由符號不同的幾種效應的共同貢獻。因此計算得電子密度的精度要差一些。譜線的多普勒展寬部分電離氣

48、體中，由于溫度較高，多普勒效應較強，通常也掩蓋自然展寬。這種展寬是由于輻射粒子的無規則運動引起的，當輻射粒子朝向或背向觀察者運動時導致發射譜線的波長位移，成為多普勒位移。這樣造成譜線展寬。等離子體中多普勒展寬也可以由非熱運動引起，如由于等離子體中微觀擾動、脈沖等離子體的總質量運動引起，這些非熱運動也有多普勒效應，進一步造成附加多普勒展寬。根據多普勒展寬可計算離子溫度8。當等離子體的溫度比較高，譜線的線型又是高斯線型，發射光譜的譜線展寬主要是輻射離子運動造成的多普勒展寬。其公式如下：在利用半峰寬做計算的時候，要特別仔細的比較各種因素對譜線展寬的影響，否則計算結果的誤差會比較大。A）發射光譜法測量

49、的基本原理發射光譜，是物質的分子、原子、離子、離子團等粒子從高能態躍遷到低能態，釋放出光子所形成的光譜。通常情況下，物質的分子、原子、離子、離子團等粒子使處于基態的，然而，當由大量的原子、分子、離子、離子團所組成的粒子系統中，粒子在進行熱運動。離子相互之間或離子與容器壁之間不斷的碰撞，達到熱平衡狀態，由統計物理學的知識可知，能級i上離子原子的布居數為：為統計權重因子，即能級的簡并度?？梢?，處于高能態的粒子是非常少的，而且能級越高，粒子數越少，并且各能態上的粒子數與絕對溫度T有關。這些處于高能態的粒子在沒有外界作用的情況下，以輻射的形式返回基態的過程就是自發發射過程。其形成的光譜就是自發發射光譜

50、。外界可以通過放電、輻照、化學反應、高能粒子的碰撞等過程對粒子系統原本處于熱平衡狀態的布居數情況產生影響，使得此時粒子在能級之間的分布偏離平衡時的波爾茲曼分布，從而導致處于激發態的粒子數發生變化。顯然，這種外界作用會使處于的激發態的粒子數大大增加，當粒子去激發時產生的光譜也越強。與激發態粒子的形成過程類似地，粒子從能量較高的激發態躍遷到能量較低的態過程也包括兩種：自發輻射和受激輻射。由于粒子處在激發態的時間是非常短的，一般只有左右，因此，激發態的粒子可以在沒有外界影響的情況下，以輻射釋放光子的方式返回基態，這一過程形成的就是自發發射光譜。這一過程的特點就是其完全是自發的過程，沒有外界的作用?？?/p>

51、慮兩個能級1和2，1代表離子的基態，2代表離子的激發態。自發發射的是一個頻率為的光子，假設有一個粒子系統，在時刻t處于激發態2上的粒子數為，則由于自發發射，單位時間激發態上的粒子損失率為：為愛因斯坦自發發射系數，它表示單位時間通過自發發射從激發態返回基態的粒子數。積分上式得：為t=0時刻，處在激發態2上的粒子數，于是能級2的平均自發發射壽命為。 受激輻射使之處于激發態的粒子吸收外界的光子，從而釋放出與所吸收的光子的能量、偏振方向完全相同的光子的過程。這樣的過程形成的就是受激輻射光譜。這個過程是非自發的，需要外界的激發。發射光譜分析是根據試樣中不同原子發射的特征光譜，來測定物質的組成。根據光譜的

52、檢測方式，發射光譜分析有看譜法、攝譜法和光電直讀法?？醋V法是直接用眼睛來觀察光譜的，現已很少使用。攝譜法是用感光片記錄光譜的，光電直讀法是用光電元件記錄光譜的，它把記錄、測量和計算三個環節連接在一起，可以從儀器直接獲得分析結果。如以下圖所示。根據實際實驗需要,可采用不同類型的光譜測量儀器對所產生的等離子體進行光輻射測量,再由光電轉換器件將光信號轉化為電信號,最后采集到計算機里儲存下來以備數據處理。圖光譜測量流程示意圖實驗測得的光譜數據包含的信息主要有譜線波長、譜線的相對強度和譜線的輪廓與寬度,在目前光譜法研究等離子體的數據分析方法中,這些信息都在考察圍之列。利用譜線的波長可以確定在產生等離子體

53、的氣體放電過程中存在哪些物質成分,并且可以用來分析相應的能級躍遷與輻射通道,從而推斷出放電的微觀過程與等離子體的形成途徑。B) 用發射光譜法確定等離子體的參量利用等離子體的發射光譜研究等離子體特性要求在等離子體中建立起熱平衡或至少局部熱平衡（LTE）。等離子體中達到熱平衡主要是由粒子間的碰撞造成的。LTE假定，原子和離子在不同能級上的布局全部由電子的碰撞所控制，由此可以由等離子體狀態的均分原理所決定而不會快速的變化。能量為E1和E2的原子或離子的兩個態和布居由波爾茲曼分布關系式確定用某種方法（如放電）將組成物質的原子或分子激發，然后記錄下已被激發系統（如等離子體）所發射的光譜，這就是發射光譜。

54、對于低溫等離子體，線狀特征輻射為等離子體發射光譜主要組成部分，等離子體的激發物種躍遷到低能狀態時會輻射發光。據此可獲得發射光譜。而發射光譜攜帶著大量的信息：一是光譜線的頻率，據此可確定等離子體的激發物種。二是光譜線的強度與強度分布，三是光譜線的線型。等離子體發射光譜是一種無干擾方法可用于多種等離子體物理特性的診斷。對發射光譜的分析，可獲得大量信息，如等離子體的電子溫度，電子密度，激發溫度，離子溫度（也即表觀溫度）甚至某些動力學過程。C）用光譜的相對強度來確定電子溫度為了獲得粒子密度的數值，測量光譜的絕對強度是必要的；但是就測定電子溫度而言，測量光譜的相對強度就可以了，而且輻射強度的相對測量在技

55、術上要容易得多。因而它廣泛地用于測定等離子體電子溫度。通過光譜測量和分析可以推斷等離子體的一些重要參數，如溫度、密度、元素成份與電離狀態等。不過要考慮到等離子體發光機制的多樣性和復雜行與采用分析模型的合理性。本實驗利用光譜測量獲得低溫等離子體電子溫度，這種方法也成為“二譜線法”。已知譜線的強度可表示為:（16）從等離子體中光譜輻射強度、亮度的表達式可知，它們是溫度的函數，通過對兩個不同頻率的連續輻射或線光譜的相對強度測量可獲得電子溫度。在低溫等離子體中線光譜輻射明顯，因此對線光譜的相對強度的測量成為獲得電子溫度的有效診斷。在低溫等離子體實驗中，等離子體的穩定時間通常大于等離子體的碰撞時間，因此

56、適用于局部熱平衡模型。對于同一電離態的兩條譜線的強度比可表示為 （17）其中為從n能級躍遷到m能級所輻射的光頻率，Anm為躍遷幾率，Nn為處于n激發態的粒子數，N0為處于基態的粒子數。gn，g0分別為n激發態和基態的統計權重，En為激發電位。由以上兩個公式可知，對于同一條譜線，頻率和躍遷幾率不變，譜線強度的變化是等離子體中相應激發態的原子數目變化的表征。假設等離子體是處于局部熱力學平衡的光學薄等離子體，根據原子發射光譜理論，受激原子從高能級向低能級躍遷時，將以光的形式輻射出能量，產生特定的原子光譜。選擇同種原子或離子的兩條光譜線(如果兩條譜線屬同一電離級次，其配分函數; 基態數密度就分別相等)

57、，在熱力學平衡狀態(TE)或局部熱力學平衡狀態(L TE)下，兩條光譜線的輻射強度比滿足下式 （18）式中I1和I2分別為兩條譜線的發射光譜強度;A1和A2為躍遷概率;g1和g2為統計權重;1和2為兩譜線的波長,E1和E2為兩譜線激發態能量,k為Boltzmann常數,Te為等離子體電子溫度。參數A,g和E值可以從光譜常數表,化學或物理常數手冊中查到。通過實驗測定出兩條譜線的強度后，代入相關光譜常數值,就可以獲得等離子體的電子溫度。以代入，取對數，頻率換算為波長，上式改寫為： （19）上式中,E的單位是eV。取上式對數，可得同一原于兩條譜線強度之比的對數與相應的能級間距成正比關系，常稱為玻耳茲

58、曼斜線。其斜率就是溫度。因此就可以利用該原子的一組譜線的相對強度來確定等離子體電子溫度。參數A，.g和E值可以從光譜常數表，化學或物理常數手冊中查到。通過實驗測定出兩條譜線的強度后，代入相關光譜常數值，就可以獲得等離子體的電子激發溫度，電子激發溫度略低于電子溫度，因而可用電子激發溫度來估計電子溫度。使用雙譜線法進行測溫時，需要知道躍遷概率等光譜參數，但是這些光譜參數的理論計算值往往有很大的不確定性，因此得到的電子溫度可能會有較大的誤差。實驗中如果能夠選擇可靠的光譜參數，所選擇的兩條譜線波長比較近，且譜線具有顯著的線性特征，改進計算方法與儀器設備等，可以大大減少實驗誤差。根據兩根譜線來計算，誤差

59、比較大，多譜線斜率法是目前等離子體溫度測量技術中采用最為廣泛的光譜方法。從原子發射光譜原理知,在TE或LTE狀態下，其中I是光譜線的相對譜線強度，是光譜的波長，g是譜線的上能級統計權重，A為躍遷概率，Ep是上能級能量，k是Boltzmann常數，T是等離子體電子溫度，C是常數。上式表示ln(I/gA)和Ep成線性關系,使用某一原子的若干條光譜線,測得它們的光譜線的相對譜線強度,繪成直線圖求其斜率,由此可計算出等離子體電子溫度。根據多條譜線通過最小二乘法擬合的直線斜率即是電子溫度。采用譜線強度法測量等離子體溫度,應該注意到6: （1） 所選譜線的躍遷幾率或相對躍遷幾率應有可靠的值；（2） 譜線應

60、無自吸收效應的影響；（3） 所選譜線組的激發能差值應盡可能大些；（4） 所選譜線的強度隨等離子體溫度的變化應該很靈敏；（5） 所選譜線組的各譜線波長應盡可能靠近，譜線強度相差不宜太大，以減少測光引進的誤差。）用多譜線斜率法測等離子體溫度時，由于應用了多條譜線的信息，因此測溫精度較高。值得注意的是，用此類方法測定溫度的誤差主要是由躍遷概率A值的不準確性所引起，所以實際應用中要求：要查到可靠的躍遷數據；譜線應盡可能靠近,以減少檢測系統的誤差；上能級激發能之差要大一些以便提高溫度測量的精確度。光譜測量時一個重要工作就是光譜譜線的識別，找出每根譜線波長、對應的原子（離子與其躍遷能態。對單種氣體放電產生

61、的等離子體光譜，我們首先從文獻中獲得該氣體原子極其各階離子的輻射光譜（元素周期表中的大部分元素的光譜數據都能從文獻中獲得）。然后把實驗中攝得的光譜與獲得光譜資料對照，特別是那些高亮度的強線的對照。電離態一定的離子在一定波段它往往具有一些亮度相對較高的亮線。那么有一根亮線存在，其他亮線也必須存在。這樣通過對亮線的識別，可以粗略定出光譜元素的成份和相應的電離階數，然后再對光譜進行更為仔細的標定。對多原子等離子體譜線的識別，由于不同原子與其離子的譜線重疊交錯，因此相對單原子光譜具有一定的難度。有關原子的電離態能級之間自發輻射躍遷系數A,各能級的統計權重g 與各能級的激發能等光譜數據可到以下文獻中查詢

62、。-amdis.iaea.org/GENIE實驗一；氬汞放電管等離子體特性研究用雙Langmuir 探針與霍爾效應法測量電子溫度; 光譜法測量原子激發溫度,進行比較測量.等離子體放電管 為氬、汞混合成份, 體管總長約 275 mm, 正輝區等離子體徑向厚度( 鞘層外側) 約 6 mm, 探針端面有效直徑約 0. 4 mm. 等離子體放電管實物圖。等離子體實驗系統示意圖光譜法通過實驗測定氬汞混合氣體的光譜圖如下：選用Hg的404.656nm和435.835nm譜線原子波長(nm)譜線強度I自發輻射躍遷系數A（106s-1）g帕型符號Ne585.3322336.82812P1-1S2594.130031.13552P4-1S5615.682441.46632P2-1S3626.123582.49332P5-1S3667.127902.33652P4-1S3691.913001.74352P6-1S3Ar696.117236.393