基于密度泛函理論計(jì)算的二次電子發(fā)射對(duì)放電等離子體特性的影響

汪 劍，鐘 安，戴 棟，朱明睿

(華南理工大學(xué)電力學(xué)院，廣東 廣州 510641)

低溫等離子體在能量轉(zhuǎn)換[1]、材料科學(xué)[2]、醫(yī)學(xué)[3]和許多其他領(lǐng)域[4]都受到了極大的關(guān)注，并逐漸顯示出巨大的潛力。隨著等離子體技術(shù)的新興應(yīng)用，等離子體表面相互作用變得越來越復(fù)雜，這給等離子體基礎(chǔ)研究和進(jìn)一步應(yīng)用帶來了巨大挑戰(zhàn)。為了更好地調(diào)節(jié)低溫等離子體的放電參數(shù)并充分利用它，人們通過實(shí)驗(yàn)和模擬研究了影響等離子體放電特性的因素。

在等離子體介質(zhì)表面的物理和化學(xué)過程中，電介質(zhì)層上積聚的表面電荷和離子誘導(dǎo)二次電子發(fā)射(SEE)是對(duì)等離子體放電產(chǎn)生影響的兩個(gè)重要物理過程。根據(jù)之前的工作，介質(zhì)表面電荷會(huì)影響等離子體的時(shí)空特性[5]。Dong等人[6]和Boeuf等人[7]的研究結(jié)果表明，介質(zhì)表面電荷將導(dǎo)致介質(zhì)阻擋放電(DBD)空間模式的轉(zhuǎn)換。關(guān)于等離子體射流，Viegas等人[8]發(fā)現(xiàn)表面電荷會(huì)影響電場(chǎng)和電介質(zhì)的電離波傳播。至于SEE，大量研究表明，它是影響放電特性的一個(gè)重要因素。為了探索SEE對(duì)等離子體特性的影響，已經(jīng)建立并發(fā)展了相應(yīng)的實(shí)驗(yàn)和理論[9-11]。由于電子在電介質(zhì)表面電荷的形成中起著重要作用，二次電子發(fā)射系數(shù)(SEEC)應(yīng)與電介質(zhì)表面電荷有關(guān)[5]。然而，一方面，表面電荷引入SEE過程分析等離子體特性變化的研究十分有限[12,13]。另一方面，前人的計(jì)算方法采用近似簡(jiǎn)化，忽略了實(shí)際表面電荷和電子結(jié)構(gòu)的影響，無法獲得表面電荷對(duì)SEE和等離子體特性相關(guān)變化的真實(shí)而準(zhǔn)確的影響。例如，Yao等人[12]報(bào)道了氦DBD模型中二次電子發(fā)射系數(shù)與介質(zhì)表面電荷之間的函數(shù)變化關(guān)系，并討論了對(duì)放電特性的相關(guān)影響。然而，他們使用的模型用能帶結(jié)構(gòu)間隙中的簡(jiǎn)化參數(shù)代替了表面電荷的影響，由于表面電荷對(duì)電子結(jié)構(gòu)的改變[14]，這一計(jì)算模型無法準(zhǔn)確反應(yīng)SEE與表面電荷之間的關(guān)系。為了探索等離子體放電的實(shí)際動(dòng)力學(xué)過程，迫切需要一種更精確的SEE過程計(jì)算方法。

本研究基于密度泛函理論和俄歇中和理論進(jìn)行了分析計(jì)算，以研究氧化鎂(MgO)電介質(zhì)的表面電荷對(duì)SEE的影響。在此基礎(chǔ)上，將計(jì)算得到的SEEC與表面電荷的關(guān)系函數(shù)代入流體模型，分析更精確的SEE過程對(duì)等離子體特性的相應(yīng)影響。本文采用含氮摻雜的氦氣大氣壓介質(zhì)阻擋放電(DBD)作為研究案例，并選擇正弦電壓作為激勵(lì)源。此外，zhang等人研究發(fā)現(xiàn)在削波電壓下放電殘留的表面電荷較少[15]。為了更直觀地分析二次電子發(fā)射過程考慮表面電荷積聚是否會(huì)對(duì)ADBD的時(shí)空特性產(chǎn)生影響，本文中引入削波電壓和正弦電壓進(jìn)行對(duì)比[15-17]。

仿真結(jié)果進(jìn)一步證實(shí)了介質(zhì)表面電荷通過改變SEE過程極大地影響了放電等離子體的動(dòng)力學(xué)行為。此外，引入真實(shí)表面電荷的SEEC計(jì)算方案保證了放電等離子體特性的準(zhǔn)確探索，這為進(jìn)一步研究在對(duì)表面過程敏感的廣泛物理場(chǎng)景中等離子體的動(dòng)力學(xué)奠定了理論基礎(chǔ)。

1 DBD仿真模型介紹

使用COMSOL Multiphysics搭建了一個(gè)二維軸對(duì)稱模型，如圖1所示。

圖1 仿真模型Fig.1 simulation model

該模型寬為4 mm，長(zhǎng)為10 mm，上下介質(zhì)層厚度均為1mm，在介質(zhì)層表面有一層MgO介質(zhì)，如圖1所示。模型內(nèi)部的圓柱形腔厚度為2mm，長(zhǎng)為10 mm，腔內(nèi)充滿溫度為300 K的常壓空氣。在此基礎(chǔ)上，在模型上極板施加幅值為1.5 kV、頻率為10 kHz的正弦激勵(lì)源。

本文使用的電壓波形有兩種：正弦電壓和削波電壓，其中削波波形是在前人研究的基礎(chǔ)上修正得來[15]。我們通過設(shè)置平頂階段的初始時(shí)刻t0來對(duì)初始正弦波形進(jìn)行調(diào)制，調(diào)制后的波形如圖2所示。修正后的削波波形在正、負(fù)半周期之間保持對(duì)稱，每半周期平頂持續(xù)的時(shí)間為2t0，電壓幅值為1.5 kV、頻率為10 kHz。另一種施加電壓為正弦電壓，電壓幅值同樣為1.5 kV、頻率為10 kHz。

t/μs圖2 削波電壓波形Fig.2 Illustration of peak-leveled applied voltage

本文使用的二維DBD模型基于等離子體流體方程搭建而成，其中電子遷移等相關(guān)粒子參數(shù)通過玻爾茲曼方程解析，在遷移擴(kuò)散近似下簡(jiǎn)化為連續(xù)方程：

(1)

(2)

Γe=-μeneE-De?·ne

(3)

(4)

式中，ne和nε分別為仿真中的電子數(shù)密度和電子能量，初始值分別設(shè)置為2×106m3和3 eV。Гe和Гε分別表示電子通量和電子能量通量。源項(xiàng)Se表示由化學(xué)反應(yīng)引起的電子密度凈變化率的源項(xiàng)，Sε是電子能量的源項(xiàng)，代表電子與重物質(zhì)碰撞產(chǎn)生的能量增益或損失。E代表電場(chǎng)強(qiáng)度，E·Гe代表焦耳熱。μe表示電子遷移率[18-19]。

重粒子輸運(yùn)受多組分輸運(yùn)方程[19]控制

(5)

(6)

其中ρ是混合物的密度；ωk代表物種k的質(zhì)量分?jǐn)?shù)；Mn表示混合物的平均摩爾質(zhì)量；Jk是質(zhì)量分?jǐn)?shù)為ωk的通量矢量，電荷量為zk；Sk表示重物質(zhì)的源項(xiàng)。遷移率μk和擴(kuò)散系數(shù)Dk是從之前的研究中得到的[20-21]。

表1 仿真模型中的表面反應(yīng)Tab.1 Surface reaction in simulation model

2 MgO二次電子發(fā)射系數(shù)計(jì)算

2.1 DFT計(jì)算及俄歇中和理論

本文基于俄歇中和理論和密度泛函理論計(jì)算MgO二次電子發(fā)射系數(shù)[12,23-28]。

首先，基于第一性原理軟件VASP進(jìn)行了DFT計(jì)算，計(jì)算中采用贗勢(shì)平面波方法和PBE泛函構(gòu)建了MgO模型，其中晶胞的棱長(zhǎng)a、b、c分別為a=b=c=2.976 97 ?，三組棱長(zhǎng)之間的夾角α、β、γ分別為α=β=γ=90°。

對(duì)MgO結(jié)構(gòu)進(jìn)行優(yōu)化時(shí)，布里淵區(qū)k點(diǎn)網(wǎng)格設(shè)置為11×11×11，平波截止能量為400 eV且高斯變換設(shè)置為0(ISMER=0)。計(jì)算態(tài)密度(DOS)時(shí)，布里淵區(qū)k點(diǎn)網(wǎng)格設(shè)置為22×22×22，ISMER=-5，進(jìn)而分別得到Mg和O的分態(tài)密度和MgO的總態(tài)密度。最后進(jìn)行真空能級(jí)計(jì)算時(shí)，MgO表面設(shè)置的真空寬度大于20 ?以防止垂直于表面方向上的各平行板之間存在相互作用[13,29]。

本文對(duì)二次電子發(fā)射過程的分析基于Hagstrumd勢(shì)能模型展開。由于文中考慮的大氣壓介質(zhì)阻擋放電外施電壓較低，且氣隙內(nèi)部離子能量較低，所以主要考慮離子自身的勢(shì)能(電離能)，入射離子的發(fā)射能量及發(fā)射方向在本文中暫不考慮[23,26]。

計(jì)算中主要考慮兩個(gè)主要因素，一個(gè)是不同的帶電離子在背景氣體中的作用，另一個(gè)是在介質(zhì)表面上是否存在電荷積聚。具體的物理過程如圖3所示。

當(dāng)正離子接近電介質(zhì)表面時(shí)，價(jià)帶中的電子(電子A)在具有勢(shì)能Ei(S)的正離子的作用下被激發(fā)到真空水平，然后被正離子中和。中和過程中釋放的能量可以激發(fā)表面勢(shì)壘中的另一個(gè)束縛電子(電子B)達(dá)到真空水平，這是二次電子激發(fā)過程。俄歇中和理論包括兩種激發(fā)電子的方法：去激發(fā)與俄歇中和。其中，俄歇中和貢獻(xiàn)率占90%，因此在這項(xiàng)工作中，我們主要考慮俄歇中和的過程。

圖3 基于俄歇中和理論的二次電子發(fā)射過程Fig.3 SEE of Auger neutralization

如圖3所示，電介質(zhì)中電子A和電子B的初始能量分別為ε1和ε2。在兩個(gè)電子被正離子激發(fā)之前，它們?cè)陔娊橘|(zhì)中的分布由導(dǎo)帶密度Nc(ε)和價(jià)帶密度Nv(ε)表征[13]。為了確定金屬中受激電子的分布，在離子撞擊金屬介質(zhì)之前就要考慮電子各種能量分布的可能性，引入俄歇變換如式(8)所示。當(dāng)電子受到離子的激發(fā)之后，其能量分布可以用方程(7)來描述[13,26]。當(dāng)電子被激發(fā)時(shí)，受激發(fā)的電子根據(jù)其自身的速度矢量具有不同的逃逸概率Pe(εk)[13,26]。當(dāng)電子具有足夠的能量逃逸出電介質(zhì)表面時(shí)，就成為了“逃逸電子”。

εk=ε1+ε2-E0+EiNk(εk)=

(7)

T(ε)=

(8)

式(8)中ε和Δ含義如下：

Δ=ε1-ε

(9)

(10)

N0(εk)=Nk(εk)Pe(εk)

(11)

(12)

逃逸電子的分布N0(εk)可以簡(jiǎn)單的通過對(duì)激發(fā)態(tài)電子的分布和逃逸概率進(jìn)行乘積得到，如式(11)所示。最后對(duì)式(11)進(jìn)行積分，可以得到二次電子發(fā)射系數(shù)γ，如式(12)所示。上文提到的諸如Nc(ε)和Nv(ε)等變量均來自于DFT模型，其物理含義如表2所示[13,26]。

表2 符號(hào)變量含義Tab.2 Symbolic variable

進(jìn)一步地，使用MATLAB軟件對(duì)式(7)～(12)進(jìn)行編程，將通過DFT軟件計(jì)算得到的MgO的電子結(jié)構(gòu)參數(shù)代入到程序中，即可得到二次電子發(fā)射系數(shù)。

2.2 表面電荷對(duì)二次電子發(fā)射系數(shù)的影響

相比于之前的學(xué)者利用簡(jiǎn)化參數(shù)或簡(jiǎn)化方程模擬介質(zhì)表面電荷的計(jì)算方法[12-13]，本研究使用了一種更精確的方法計(jì)算介質(zhì)表面有電荷積聚的SEEC。通過在金屬表面設(shè)置電子來調(diào)節(jié)表面電位以模擬介質(zhì)表面的電荷積聚。該方法被廣泛應(yīng)用于等離子體催化領(lǐng)域，已被證明是可靠的[30]。

在DFT模型中，表面電荷密度與電子和能級(jí)的態(tài)密度有關(guān)，σ=eNeldEe，其中e是基本電荷，Ne是陷阱密度，dEe是被占據(jù)電子陷阱的能量帶寬，l是設(shè)置為1×10-10m的陷阱深度[12-13]。在下文的計(jì)算中，通過改變介質(zhì)表面電子e的數(shù)量模擬不同表面電荷積聚量σ。進(jìn)而計(jì)算此時(shí)的態(tài)密度和真空能級(jí)，在此基礎(chǔ)上得到相應(yīng)的二次電子發(fā)射系數(shù)，如表3所示。

進(jìn)一步地，基于表3的數(shù)據(jù)使用插值法擬合出表面電荷密度和二次電子發(fā)射系數(shù)之間的函數(shù)關(guān)系，將其代入到流體模型中進(jìn)行計(jì)算。

在下文的仿真中，使用控制變量法對(duì)比二次電子發(fā)射系數(shù)不考慮表面電荷影響、為定常數(shù)的模型(UN-CONS模型)和二次電子發(fā)射系數(shù)考慮表面電荷影響的模型(CONS模型)，兩者放電時(shí)空特性的區(qū)別并分析其原因。上述兩個(gè)模型除二次電子發(fā)射系數(shù)不同之外，其余參數(shù)不變。

σ/(μC/m3)

σ/(μC/m3)圖4 He+和離子在UN-CONS模型和CONS模型的二次電子發(fā)射系數(shù)對(duì)比Fig.4 The comparison of SEEC of He+ and ions between the UN-CONS simulation and the CONS simulation

由圖4可知，在UN-CONS模型中，當(dāng)二次電子不考慮表面電荷影響時(shí)為定常數(shù)。在CONS模型中，二次電子發(fā)射系數(shù)在表面積聚負(fù)電荷時(shí)增加。在表面積聚電荷正電荷時(shí)減少，因?yàn)榇藭r(shí)介質(zhì)內(nèi)部靠近真空層的電子會(huì)大大減少進(jìn)而使得電子更難逃逸介質(zhì)表面[23,26]。

表3 非定常二次電子發(fā)射系數(shù)計(jì)算值Tab.3 calculated values of real-time change secondary electron emission coefficient

3 仿真結(jié)果及分析

本節(jié)通過比較削波電壓和正弦電壓下兩個(gè)模型的電流波形以及電子空間分布，以分析SEE過程中是否考慮介質(zhì)表面電荷對(duì)放電時(shí)空特性會(huì)產(chǎn)生什么影響以及背后的機(jī)制。圖5和圖6比較了正弦電壓和削波電壓下CONS模型和UN-CONS模型的電流幅值以及放電峰值相位，t1-t8為兩種外施電壓下放電達(dá)到穩(wěn)態(tài)時(shí)的電流峰值時(shí)刻。

可以發(fā)現(xiàn)，考慮介質(zhì)表面電荷的SEE過程對(duì)正弦電壓下的放電電流波形有一定的影響。放電峰值時(shí)刻相位提前，電流幅值減小。然而在削波電壓下，放電相位和電流幅值變化不大。此外，可以看出，第一次主放電并不明顯，因?yàn)榈谝淮畏烹姷妮x光結(jié)構(gòu)被破壞，種子電子數(shù)減少。然而，第二主放電顯著增強(qiáng)，這與Zhang等人[31-32]的研究結(jié)果一致。電流波形的變化以及放電峰值時(shí)刻提前與表面電荷之間的關(guān)系可通過以下方程式(12)～(15)[31,32]進(jìn)行簡(jiǎn)單分析：

t/10-4 s圖5 正弦電壓下UN-CONS模型和CONS模型的電流幅值對(duì)比Fig.5 The comparison of current amplitude of the UN-CONS simulation and the CONS simulation under sinusoidal voltage

t/10-4 s圖6 削波電壓下UN-CONS模型和CONS模型的電流幅值對(duì)比Fig.6 The comparison of current amplitude of the UN-CONS simulation and the CONS simulation under peak-leveled applied voltage

Egdg=Vg

(13)

ε0εrE1-ε0Eg=ρs1

(14)

ε0Eg-ε0εrE2=ρs2

(15)

E1db+Egdg+E2db=Vamsinφm

(16)

式中，Eg表示放電擊穿時(shí)刻氣隙中的電場(chǎng)強(qiáng)度，dg表示氣隙厚度，Vg表示擊穿時(shí)刻的氣隙電壓；E1和E2分別為擊穿時(shí)刻電源電極側(cè)附近電介質(zhì)層中的電場(chǎng)強(qiáng)度和接地側(cè)附近電介質(zhì)層中的電場(chǎng)強(qiáng)度；ρs1和ρs2是擊穿時(shí)刻氣隙上下壁上的電荷密度，φm是擊穿時(shí)刻的相位。

通過將等式(12)～(15)代入(16)，可以得到：

φm=arcsin

(17)

提取方程(16)中所示的間隙電壓Vg和上下層表面電荷密度ρs1，ρs2，以分析潛在的物理機(jī)制(圖7)。

d/mm圖7 正弦電壓下峰值放電時(shí)刻UN-CONS模擬與CONS模擬的|ρs1|+|ρs2|對(duì)比Fig.7 The comparison of |ρs1|+|ρs2| between the UN-CONS simulation and the CONS simulation under sinusoidal voltage at peak discharge moment

t/10-4 s圖8 正弦電壓下峰值放電時(shí)刻UN-CONS模擬與CONS模擬的電勢(shì)對(duì)比Fig.8 The comparison of potential between the UN-CONS simulation and the CONS simulation under sinusoidal waveform at peak discharge moment

根據(jù)方程式(16)，Vg、ρs1和ρs2是影響放電相位的主要參數(shù)。如圖7所示，CONS模型的|ρs1|+|ρs2|遠(yuǎn)大于UN-CONS模擬。另一方面，CONS模型和UN-CONS模型的氣隙電壓幅值在圖8中幾乎相同。可以推測(cè)在正弦電壓下，當(dāng)|ρs1|+|ρs2|項(xiàng)較大時(shí)，φm較小，相位提前，這與前面的分析一致。

為了進(jìn)一步分析電流波形幅值變化的影響因素，比較了正弦電壓和削波電壓下穩(wěn)態(tài)放電周期內(nèi)的空間電荷密度分布圖，如圖9和圖10所示。

t/10-4 s圖9 正弦電壓下UN-CONS模型與CONS模型空間電荷密度對(duì)比Fig.9 The comparison of space charge density between the UN-CONS simulation and the CONS simulation under sinusoidal voltage

t/10-4 s圖10 削波電壓下UN-CONS模型與CONS模型的空間電荷密度對(duì)比Fig.10 The comparison of space charge density between the UN-CONS simulation and the CONS simulation under peak-leveled applied voltage

圖9是正弦波電壓下CONS模擬和UN-CONS模擬第三放電周期的空間電荷密度比較。從圖9(a)和圖9(b)可以看出，當(dāng)SEE過程與介質(zhì)表面電荷相關(guān)時(shí)，CONS模擬的種子電子密度在預(yù)電離階段較高。較高的種子電子密度降低了后續(xù)放電峰值的電流幅值，放電階段提前[33]。當(dāng)種子電子密度較高時(shí)，放電提前熄滅而未充分發(fā)展，導(dǎo)致氣隙電壓較弱[33]。

另一方面，電子雪崩過程中電子密度ne的函數(shù)關(guān)系如等式(17)[31-32]所示：

其中ne0表示種子電子密度，α表示碰撞電離率：

(18)

式中，p表示排出氣體的氣壓，E表示場(chǎng)強(qiáng)，A和B為湯森系數(shù)。

理論上，放電實(shí)現(xiàn)自我維持所需的條件是：

(19)

方程式(19)僅適用于直流湯森放電，但當(dāng)γ擴(kuò)展到為下一次放電提供二次電子的所有過程系數(shù)時(shí)，它可用于DBD。在這種情況下，預(yù)電離階段的種子電子密度增加相當(dāng)于γ值的增加，因此放電將發(fā)生在α較小的時(shí)候。然而，α和E正相關(guān)。在擊穿過程中，隨著種子電子數(shù)的增加，氣隙中的場(chǎng)強(qiáng)將受到抑制。因此，在較低場(chǎng)強(qiáng)下發(fā)生的放電具有較小的電流幅值。

圖10是削波電壓下CONS模擬和UN-CONS模擬中的空間電荷對(duì)比圖。從該圖可以看出，當(dāng)在二次電子發(fā)射過程中考慮介質(zhì)表面電荷時(shí)，空間電荷密度在峰值放電時(shí)刻略有降低，放電相位變化不大，這與圖5中的電流波形基本一致。

從圖5和圖9可以發(fā)現(xiàn)，當(dāng)施加的電壓波形為正弦時(shí)，表面電荷積聚對(duì)二次電子發(fā)射過程有較大影響。當(dāng)外加電壓為削波電壓時(shí)，無論SEE過程中是否考慮介質(zhì)表面電荷，它對(duì)DBD的時(shí)間和空間特性幾乎沒有影響。造成這個(gè)現(xiàn)象的原因是削波電壓下的放電過程中，介質(zhì)表面殘留的表面電荷較少。為更直觀地觀察此現(xiàn)象，我們?cè)趫D11中畫出了削波電壓和正弦電壓下峰值放電時(shí)刻表面電荷密度對(duì)比。

從圖11可以看出，與正弦電壓下相比，削波電壓下放電峰值時(shí)刻的表面電荷密度大大降低。由此可見，我們引入削波電壓作為比較，的確可以幫助我們更直觀地揭示表面電荷不僅會(huì)對(duì)二次電子發(fā)射系數(shù)產(chǎn)生影響，并且會(huì)進(jìn)一步影響ADBD的時(shí)空特性，之前的研究已經(jīng)發(fā)現(xiàn)了類似的現(xiàn)象[17]。

為進(jìn)一步分析考慮表面電荷積聚的二次電子發(fā)射過程對(duì)DBD時(shí)空特性的影響，我們?cè)趫D12和圖13中畫出了放電峰值時(shí)刻的電子密度分布圖，圖中的t1到t8對(duì)應(yīng)圖5和圖6中放電峰值時(shí)刻的時(shí)間點(diǎn)。

上圖是正弦電壓下放電峰值時(shí)刻的電子密度空間分布圖，可以發(fā)現(xiàn)當(dāng)二次電子發(fā)射過程不考慮表面電荷積聚時(shí)，放電出現(xiàn)明顯的主放電柱，此時(shí)是不均勻放電。當(dāng)二次電子發(fā)射過程考慮表面電荷積聚時(shí)，放電變得更加彌散，此時(shí)的放電為均勻放電。

d/mm圖11 削波電壓和正弦電壓下峰值放電時(shí)刻表面電荷密度對(duì)比Fig.11 The comparison of surface charge density at peak discharge moment under peak-levelled applied voltage and sinusoidal voltage

圖12 正弦電壓下CONS模型和UN-CONS模型的放電峰值時(shí)刻電子密度對(duì)比Fig.12 The comparison of electron density at peak discharge time between cons model and un-cons model under sinusoidal voltage

圖13 削波電壓下CONS模型和UN-CONS模型的放電峰值時(shí)刻電子密度對(duì)比Fig.13 The comparison of electron density at peak discharge time between cons model and un-cons model under clipping voltage

上圖是削波電壓下電子密度的空間分布圖，可知在削波電壓下二次電子發(fā)射過程是否考慮表面電荷積聚對(duì)電子密度分布影響不大。但是二次電子發(fā)射過程考慮表面積聚的影響之后，電子密度依舊下降，放電同樣變得更加彌散。造成該現(xiàn)象的原因是，當(dāng)表面積聚電荷為負(fù)電荷時(shí)，二次電子發(fā)生系數(shù)增大使得電子通量增加，進(jìn)而使得放電更加均勻、彌散[12]。

綜上所述，是否考慮表面電荷積聚不僅對(duì)二次電子發(fā)射系數(shù)(SEEC)有影響，也會(huì)進(jìn)一步對(duì)放電形式產(chǎn)生一定的影響，使得放電變得更加彌散。正弦與削波電壓激勵(lì)下放電過程的對(duì)比進(jìn)一步驗(yàn)證了本研究采用的DFT計(jì)算方案的有效性。

3 結(jié)論

本文研究了介質(zhì)表面電荷控制的SEE過程對(duì)DBD放電特性的影響。使用了一種更精確的方法來計(jì)算SEEC，該方法通過DFT模型中的計(jì)算來考慮實(shí)際的表面電荷效應(yīng)，并將得到的SEEC代入二維流體仿真模型中進(jìn)行計(jì)算分析。此外，為了更直觀地分析電介質(zhì)表面電荷在二次電子發(fā)射過程中的作用，我們引入了在放電期間攜帶少量表面電荷的削波電壓，作為與正弦電壓的比較。

模擬結(jié)果表明，在二次電子發(fā)射過程中考慮介質(zhì)表面電荷時(shí)，DBD放電相位提前，電流幅值減小，并進(jìn)一步影響放電特性。本研究發(fā)現(xiàn)介質(zhì)表面電荷會(huì)影響SEE過程，并進(jìn)一步改變放電等離子體的演化過程。本研究引入了更精確的SEEC計(jì)算方案，確保了DBD時(shí)間和空間特性的精確探索，這為進(jìn)一步研究等離子體在廣泛的物理過程中對(duì)表面過程敏感的動(dòng)力學(xué)問題奠定了理論基礎(chǔ)。