非對稱型PDP掃描電極位置的理論研究

顧建鈞

為了研究等離子體顯示板(Plasma Display Panel, PDP)的放電效率，采用流體模型，建立了二維非對稱新型PDP單元的放電模型。利用該放電模型，研究了具有長放電路徑的非對稱型PDP的放電過程。空間電場和粒子濃度分布的分析結(jié)果表明：隨著掃描電極與后開口距離的增加，非對稱新型PDP的放電路徑逐步增加，但放電效率出現(xiàn)先增加后減小的趨勢。在d1=100m時，非對稱型PDP有可能獲得較高的放電效率。

等離子體顯示板；長路徑放電；放電效率；流體模型

PDP目前的主要問題是發(fā)光效率低、功耗高。通過PDP發(fā)光效率的分析[1-2]可知，對于提高PDP的光效來說，最具潛力的是提高真空紫外光子(VUV)的產(chǎn)生效率(也稱放電效率)，這也是目前PDP的一個研究熱點。

由于PDP放電單元非常小，且放電過程十分復(fù)雜，采用實驗的方法研究放電單元的放電特性是非常困難的，而且成本很高。采用數(shù)值模擬的方法研究PDP的放電機理，模擬氣體的放電過程，可節(jié)省大量的時間和經(jīng)費，為實驗提供理論依據(jù)，加快研究步伐。同時，數(shù)值模擬還可以實現(xiàn)用實驗手段難以完成的研究和優(yōu)化設(shè)計工作，為PDP性能的改善提供理論依據(jù)。流體模型的計算簡單、速度較快、適合于工程應(yīng)用和方便于PDP的結(jié)構(gòu)優(yōu)化，因此PDP放電特性的研究主要仍使用流體模型。

1.流體模型及放電效率的計算

流體力學(xué)模型將放電空間內(nèi)的粒子運動看作類似流體的群體運動，粒子運動同流體場一樣用一組表達質(zhì)量、動量和能量守恒關(guān)系的方程來描述，即粒子連續(xù)性方程、動量方程和能量方程[3]。但是流體模型較難解決電子能量分布問題，必須假設(shè)電子的碰撞反應(yīng)系數(shù)和傳輸系數(shù)與E/N（電場和氣體粒子密度的比值）有關(guān)，或者與電子的平均能量有關(guān)。

如下方程為粒子的連續(xù)性方程、電子的能量守恒方程與Poisson方程[4]：

(1)

(2)

(3)

式(1)中，為粒子流通量，為粒子的濃度，為粒子所帶的電荷量，和分別為粒子在場中的遷移系數(shù)和擴散系數(shù)，為電場強度，等式的右側(cè)第一項是粒子的遷移通量，它表示帶電粒子在電場作用下的運動，而中性粒子沒有遷移通量，第二項是粒子的擴散通量，它表示粒子由于空間濃度的不同而產(chǎn)生的變化；為粒子的凈產(chǎn)生量（可正可負），它包括電離、復(fù)合、黏附和脫離黏附等產(chǎn)生或損失的粒子數(shù)目，由反應(yīng)方程和反應(yīng)系數(shù)決定。

式(2)中，為電子的平均能量，為熱通量。方程的源項中的兩項分別代表從電場中獲得的能量和由于碰撞損失的能量，其中為電子碰撞的粒子濃度，為此項反應(yīng)的反應(yīng)系數(shù)，為閾值能量。

當(dāng)放電產(chǎn)生以后，放電空間內(nèi)有大量的帶電粒子存在。每一時刻的電位分布可由Poisson方程(3)求出。其中為放電空間的電位，為放電空間的電荷密度，它們是隨時間變化的。為介電常數(shù)。在不同時刻，放電空間的電荷密度不同，故電位也不同。模擬放電特性，要耦合求解方程(1)~(3)。

由于PDP每個放電單元發(fā)射的可見光是通過放電產(chǎn)生的紫外光子激發(fā)熒光粉發(fā)光產(chǎn)生的，因此發(fā)光效率應(yīng)由輸入的電場能量轉(zhuǎn)化為UV光子的效率dis、UV光子傳遞到熒光粉的效率UV、UV光子被熒光粉吸收產(chǎn)生可見光光子的效率pho和可見光輸出損耗vis這四個連續(xù)發(fā)生的過程決定[5-7]。即 (4)

低Xe濃度條件下，由于PDP中主要的紫外光波長為147nm，而可見光的波長中心為555nm（綠色），兩者的能量(h/)比小于25%，因此轉(zhuǎn)化成可見光的效率(pho)小于25%。另外由于前基板涂敷的MgO膜完全吸收UV光子，因此UV光子傳輸?shù)綗晒夥鄣男?UV)通常小于50%。整體上看，只有提高放電效率(dis)才最具潛力，其他效率的提高余地已不是很大。因此提高放電效率對提高PDP的發(fā)光效率具有重要意義。

放電效率dis定義為 (5)

式中，和分別為紫外光子的能量、電子的能量和離子的能量。

2.非對稱型PDP計算模型

將原有PDP的后開口和掃描電極分別向相反的方向偏移，得到具有長放電路徑的非對稱型PDP結(jié)構(gòu)[8]。使原本垂直于前、后基板的放電路徑發(fā)生傾斜，達到了增長放電路徑的目的；同時也增加了熒光粉涂覆面積，使非對稱結(jié)構(gòu)具備了提高亮度和發(fā)光效率的潛力。其結(jié)構(gòu)如圖1所示。

圖1非對稱型PDP結(jié)構(gòu) 圖2二維模型示意圖

示意圖 （單位：m）

考慮到計算速度，非對稱型PDP結(jié)構(gòu)參數(shù)的計算采用二維計算模型，如圖2所示。圖中為掃描電極的中心，為蔭罩前開口的中心，為蔭罩后開口的中心，為掃描電極中心到蔭罩后開口中心的方向的距離，為掃描電極中心與單元邊緣在方向上的距離，L為掃描電極在方向上的長度。在非對稱結(jié)構(gòu)中，，，三個中心在方向上不在一條直線上，體現(xiàn)出偏心的結(jié)構(gòu)特點。

3.非對稱型PDP掃描電極位置的模擬結(jié)果與討論

在放電空間高度不變的情況下，非對稱結(jié)構(gòu)通過改變后開口和掃描電極的位置，拉長了掃描電極與尋址電極的空間距離，從而使放電路徑增加。很顯然，當(dāng)后開口的長度和位置確定之后，掃描電極的位置不同，放電路徑的長短也不同，從而對放電也會產(chǎn)生相應(yīng)的影響。因此下面研究掃描電極的位置對非對稱結(jié)構(gòu)的放電過程和放電效率的影響。

在氣壓和氣體成份及配比不變的條件下，圖3為=50m時放電情況的模擬結(jié)果。此時，掃描電極和尋址電極間的空間距離很短，并且一部分掃描電極不再受到單元蔭罩壁的屏蔽而直接與尋址電極相對，這時斜拉放電已經(jīng)不十分明顯，放電路徑類似于對稱結(jié)構(gòu)。另外，由于掃描電極和尋址電極都集中在單元的左側(cè)，使強放電區(qū)域也集中在單元的左半部分，放電沒有很好的擴展到涂有大面積熒光粉的單元右半部分，因此亮度和發(fā)光效率受此影響會較低。

圖3非對稱型PDP電場和空間粒子濃度的分布隨時間的變化

（=50m）（起始—發(fā)展—峰值—峰值后—結(jié)束）

=100m時（如圖4），掃描電極剛好完全被單元蔭罩壁屏蔽，掃描電極與尋址電極間的空間距離較長，放電沿掃描電極和尋址電極間的傾斜路徑擴展，放電路徑較長。并且由于掃描電極與后開口距離較近，維持放電需要的電壓升高有限，放電的功耗升高也有限。另外，由于斜拉放電的緣故，使放電在空間內(nèi)得到了有效的擴展，并且比較靠近涂有大面積熒光粉的單元的右半部分，因此亮度和發(fā)光效率受此影響會較高。

圖4非對稱型PDP電場和空間粒子濃度的分布隨時間的變化（=100m）（起始—發(fā)展—峰值—峰值后—結(jié)束）

=180m時（如圖5），觀察圖5（a）所示的等位線分布隨時間的變化情況，可以看出，由于施加的維持電壓太高，與尋址電極大面積接觸的蔭罩已經(jīng)產(chǎn)生感應(yīng)電位，感應(yīng)電位主要作用在蔭罩上開口，即圖示的左上角部位。因掃描電極與蔭罩感應(yīng)電位處的空間距離較近，因此兩者之間首先發(fā)生放電。此時的放電已不是掃描電極與尋址電極間的放電，而是掃描電極與蔭罩間的放電，如圖5（b）所示，電子向放電空間擴散和漂移的幅度較小，表現(xiàn)為在陽極附近聚集。圖5（c）所示的Xe離子隨著放電的進行，沿電力線向?qū)ぶ冯姌O和蔭罩感應(yīng)電位處運動。與紫外輻射密切相關(guān)的Xe諧振態(tài)粒子雖然也沿傾斜路徑運動，但放電區(qū)域明顯減小，尤其是在涂有大面積熒光粉的單元右半部分，放電向掃描電極方向彎曲，遠離了熒光粉層，如圖5（d）所示。

因此=180m時，掃描電極和尋址電極間的空間距離很長，具有傾斜路徑的對向放電變得困難，發(fā)生了掃描電極與蔭罩間的放電。這種異常放電發(fā)生后，限制了放電區(qū)域的擴展，使非對稱結(jié)構(gòu)不能很好的利用較長的傾斜路徑。而且放電區(qū)域遠離熒光粉層，使真空紫外光子的空間損耗增加，所以亮度和發(fā)光效率受此影響會較低。

圖5非對稱型PDP電場和空間粒子濃度的分布隨時間的變化（=180m）（起始—發(fā)展—峰值—峰值后—結(jié)束）

4.結(jié)論

在非對稱型PDP中，由掃描電極位置的改變而引起的放電路徑的增加，可以有效的提高PDP的亮度和放電效率。但放電路徑不是增加的越多越好，理論模擬的結(jié)果表明，d1=100m時，有可能獲得較高效率和亮度。

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