Masarykova univerzita. Optická diagnostika parametrů plazmatu

Masarykova univerzita Přírodovědecká fakulta Diplomová práce Optická diagnostika parametrů plazmatu Dana Skácelová Brno 2009

Prohlašuji,že jsem diplomovou práci vypracovala samostatně, za použití uvedené literatury a podle pokynů vedoucího diplomové práce. V Brně dne: Podpis:

Poděkování: Ráda bych zde poděkovala Mgr. Pavlu Slavíčkovi, Ph.D. za jeho odborné a vstřícné vedení mé diplomové práce, doc. RNDr. Ctiboru Tesaři, CSc. za jeho cenné rady a připomínky, Mgr. Zdeňku Navrátilovi, Ph.D. za program Spectrum Analyzer a samozřejmě i všem ostatním z Katedry fyzikální elektroniky.

Annotace Tato práce se zabývá optickou diagnostikou vysokofrekvenčního neizotermického plazmového zdroje zvaného plazmová tužka. Výboj byl generován v prostředí proudícího argonu za atmosferického tlaku jednak harmonickým napětím o frekvenci 13,56MHz, jednak v pulzním režimu použitím modulační frekvence 27kHz. Byla zkoumána dvě experimentální uspořádání - jednopólové a dvojpólové se zeměnou elektrodou. V kontinuálním režimu bylo vyšetřováno chování rotační, elektronové a vibrační teploty a koncentrace elektronů v závislosti na pracovních podmínkách pro obě experimentální uspořádání. V pulzním režimu byl zkoumán časový vývoj vlastností různých složek plazmatu na základě časově rozlišené optické emisní spektroskopie a elektrických měření. Bylo dosaženo zajímavých výsledků týkajících se chování jednotlivých složek plazmatu, převážně atomu argonu a OH radikálu. Klíčová slova diagnostika plazmatu, plazmová tužka, časově rozlišená spektroskopie, ICCD, jednopólový a dvojpólový výboj. Annotation This work is concerned with optical diagnostics of radiofrequency non-isothermic plasma called the plasma pencil. The discharge was generated at atmospheric pressure in flowing working gas argon, either by AC voltage with frequency of 13,56 MHz, or in pulsed regime with modulated frquency of 27kHz. Two experimental set-ups in both regimes were investigated unipolar and bipolar with grounded electrode. In continual regime electron, rotational and vibrational temperature and electron concetration were measured in various working conditions. The pulsed discharge was futher studied by time resolved optical emission spectroscopy and by electrical measurements. The results bring some interesting information about different particle behaviour in plasma, especially about argon atoms and OH radical. Keywords plasma diagnostics, plasma pencil, time resolved emission spectroscopy, ICCD, unipolar discharge, bipolar discharge.

Obsah 1 Úvod 7 2 Výboj typu plazmová tužka 8 3 Optická emisní spektroskopie 10 3.1 Spektrometr................................... 10 3.2 Měření teplot z emisních spekter....................... 14 3.2.1 Stanovení excitační teploty intenzit atomových čar......... 14 3.2.2 Stanovení rotační teploty z intenzit rotačních čar.......... 15 3.2.3 Stanovení vibrační teploty z vibračních pásů............ 16 3.3 Měření koncentrace elektronů z rozšíření spektrálních čar......... 17 3.3.1 Rozšíření spektrálních čar....................... 17 3.3.2 Určení koncentrace elektronů z rozšíření spektrální čáry H β.... 18 3.3.3 Určení koncentrace elektronů z rozšíření spektrální čáry argonu 549 nm................................. 18 4 Experimentální část 19 4.1 Experimentální uspořádání.......................... 19 4.2 Původ radikálu OH a dusíkových molekul ve výbojovém kanálu...... 21 4.3 Měření v jednopólové konfiguraci....................... 22 4.3.1 Průběh teploty neutrálního plynu................... 22 4.3.2 Teplota a koncentrace elektronů................... 26 4.3.3 Vibrační teplota............................ 28 4.3.4 Měření teploty termokamerou..................... 29 4.4 Měření v dvojpólové konfiguraci........................ 31 4.4.1 Průběh teploty neutrálního plynu................... 31 4.4.2 Teplota a koncentrace elektronů................... 32 4.5 Srovnání jednopólové a dvojpólové konfigurace v kontinuálním režimu.. 34 4.6 Pulzní provoz.................................. 36 4.7 Jednopól v pulzním režimu.......................... 37 4.7.1 Vývoj intenzity v průběhu pulzu................... 37 4.7.2 Vyšetřování časového posunu..................... 41

4.7.3 Vývoj intenzity OH radikálu a argonových čar v průběhu pulzu pro různý duty cycle.......................... 45 4.8 Dvojpól v pulzním režimu........................... 48 4.8.1 Vývoj intenzity v průběhu pulzu................... 48 4.8.2 Vývoj intenzity OH radikálu a argonových čar v průběhu pulzu pro různý duty cycle.......................... 51 4.9 Srovnání jednopólové a dvojpólové konfigurace v pulzním režimu..... 53 5 Závěr 55 Literatura 57 Publikace 59

Kapitola 1 Úvod Během několika posledních let se výboje typu nízkoteplotní neizotermické vysokofrekvenční plazmové trysky dostávají stále více do popředí zájmu. K jeho nejvýznamnějším výhodám patří schopnost pracovat za atmosferického tlaku, čímž dochází k velkému snížení provozních nákladů díky absenci vakuových a čerpacích aparatur. Velmi zajímavou aplikací se nabízí práce pod hladinou kapaliny, přičemž je díky vysoké frekvenci současně zaručena bezpečnost práce. Jedinečné vlastnosti tohoto typu výboje nabízí mnoho technologických aplikací jako například depozice tenkých vrstev, úprava nebo čištění povrchů, úprava kapalin, syntéza nebo odbourávání chemických sloučenin [1, 2]. Nicméně i přes široké využívání těchto kapacitně vázaných radiofrekvenčních plazmových zdrojů v průmyslu není ještě jejich princip plně pochopen a co se týče plazmochemických procesů uvnitř duté trysky, stále přetrvávají jisté nevyřešené otázky. Za zmínku stojí například snaha o lepší pochopení chemické přeměny probíhající v tomto typu plazmatu, určení fyzikálních procesů zodpovědných za tyto přeměny, vysvětlení transportu iontů a elektronů uvnitř plazmatu, podmínky rovnováhy částic a v neposlední řadě vytvoření vhodného funkčního modelu. Tato práce si vzala za cíl kompletní studium vlastností plazmatu nízkoteplotní plazmové trysky za atmosférického tlaku. Byla detailně měřena optická emisní spektra v širokém rozsahu vnějších podmínek výboje a v různých technických uspořádáních, nicméně největší pozornost byla věnována vlastnostem časově modulovaného plazmatu tohoto typu výboje. Na základě informací získaných z časového vývoje různých fyzikálních veličin charakterizujících tento typ výboje bylo možné alespoň částečně pochopit některé další procesy probíhající uvnitř trysky. U některých dalších překvapujících výsledků bylo zatím možné pouze vyslovit domněnky či hypotézy, jež je třeba dále potvrdit nebo vyvrátit dalšími detailnějšími měřeními.

Kapitola 2 Výboj typu plazmová tužka V plazmochemické laboratoři Ústavu fyzikální elektroniky byl vyvinut specifický zdroj neizotermického plazmatu, nazvaný plazmová tužka (obr. 2.1). Základním prvkem uspořádání je speciální dutá elektroda se zabudovanou dielektrickou (křemennou) tryskou. Tato elektroda je napojena na vysokofrekvenční generátor. Skrz křemennou trysku u- vnitř elektrody proudí pracovní médium, kterým může být plyn, kapalina ale i směs rozprášených jemných částic. Právě toto proudící médium stabilizuje vzniklý plazmový kanál uvnitř trysky a unáší jej až do vnějšího prostředí mimo trysku. Speciální konstrukcí elektrody a kapiláry, jako dielektrické bariéry, se plazmová tužka stala zdrojem chemicky čistého plazmatu bez jakékoliv kontaminace materiálem elektrody. Obrázek 2.1: Plazmová tužka Díky jednoduchému konstrukčnímu řešení plazmové tužky je umožněna snadná manipulace libovolně v prostoru. Nabízí se široká oblast aplikací jak ve výzkumu tak v praxi. Mezi základními lze jmenovat modifikace povrchů, například čištění, leptání,

KAPITOLA 2. VÝBOJ TYPU PLAZMOVÁ TUŽKA 9 zvyšování nebo snižování smáčivosti, nanášení tenkých vrstev, konzervování archeologických předmětů, popřípadě jejich regenerace. Jelikož účinná stopa plazmového kanálu ve vnějším prostředí může dosahovat přibližně 0,1-7 mm 2, najdeme její největší uplatnění v oblasti lokálního využití. Lze ji tedy s výhodou využít k nanášení glazury, kresbě, dekoraci keramiky nebo porcelánu bez nutnosti následného vypékání, k jemnému opracování detailů v odvětvých jako restaurátorství, sklářské či šperkařské práci nebo ke zvyšování adheze lepených spojů v mikroelektronice [1]. Jako další možnost se nabízí aplikace v lékařství jako modifikace v praxi již existujícího zařízení, které slouží k řezání živé tkáně, její koagulaci a současně k dezinfekci povrchu [13]. Vzhledem k tomu, že plazmová tužka generuje plazma ve velkém rozsahu vnitřních energií, v závislosti na podmínkách 50 1600 C, byla dále úspěšně zkoumána jako prostředek ke sterilizaci jak nejrůznějších materiálů, tak vodních roztoků nebo vody [12].

Kapitola 3 Optická emisní spektroskopie Optická emisní spektroskopie (OES) je základní metodou diagnostiky plazmatu. Na rozdíl od ostatních metod, jako jsou například sondová měření, hmotnostní spektroskopie nebo laserové diagnostické metody, nijak neovlivňuje procesy probíhající uvnitř plazmatu. Je založená na detekci a analýze záření emitovaného excitovanými částicemi v plazmatu. Je použitelná pro všechny typy výbojů a za nejrůznějších podmínek. Kvalitativní optická emisní spektroskopie je používána ke stanovení jednotlivých složek plazmatu. Kvantitativně nám poskytuje informace o koncentraci atomů, molekul nebo iontů, nacházejících se v základním nebo excitovaném stavu. Dále slouží k určení elektronové teploty, teploty neutrálního plynu, vibrační a rotační teploty jednotlivých molekulových stavů. Vzhledem ke komplikovanosti molekulárních spekter se zpravidla omezujeme jen na spektra dvouatomových molekul, která jsou nejjednodušší. K disociaci molekul, tedy k rozložení molekul na jednotlivé atomární složky, dochází za zvýšené teploty. Takže tyto molekuly se v nízkoteplotním plazmatu vyskytují v podstatě vždy, a proto je lze pro stanovení energetických poměrů v plazmatu snadno použít. 3.1 Spektrometr Následující kapitola byla vypracována s použitím literatury [3]. Elektromagnetické záření emitované nízkoteplotním plazmatem dosahuje širokého rozmezí vlnových délek od FUV (vzdálená ultrafialová oblast) až po IR (infračervená oblast). Moderní OES spektrometry se vyznačují vysokým spektrálním rozlišením, citlivostí blížící se k detekci jediného fotonu, a časovým rozlišením až v jednotkách nanosekund. Spektrometr je zařízení sloužící k oddělení a měření vlnových délek přítomných v elektromagnetickém záření a k zobrazení relativní intenzity jednotlivých vlnových délek. Rozložení intenzity záření v závislosti na frekvenci nebo vlnové délce nazýváme spektrum. V praxi se užívají přístroje, které používají k rozkladu světla hranoly nebo difrakční mřížky, s optikou používající čočky nebo konkávní zrcadla, s různými detektory. Následující výklad se proto bude věnovat převážně uspořádání spektrometru použitého při

Spektrometr 11 měření. Základními prvky každého spektrometru jsou disperzní soustava, která studované záření rozkládá optická soustava, která studované záření kolimuje a fokusuje. Nejběžnější je uspořádání Czerny-Turner (obr. 3.1). Záření je svazkem optických vláken přivedeno na vstupní štěrbinu monochromátoru tak, aby osvětlení štěrbiny bylo homogenní. Po průchodu štěrbinou dopadá záření na konkávní zrcadlo, které ho fokusuje na difrakční mřížku. Zde dochází k rozkladu polychromatického záření na jednotlivé složky difrakcí na soustavě vrypů mřížky. Takto rozložené záření je dalším konkávním zrcadlem fokusováno do výstupní štěrbiny monochromátoru odkud je dále přivedeno na detektor, kterým u většiny moderních přístrojů bývá polovodičový CCD čip (z ang. Charge Coupled Device), popřípadě zesilující ICCD (z ang. Intensified CCD). Obrázek 3.1: Nejběžnější uspořádání spektrometru Czerny-Turner obsahuje kromě difrakční mřížky dvě konkávní zrcadla, která slouží ke kolimaci a fokusaci záření. Převzato z [3]. Detektory CCD se díky schopnosti převádět světlo na elektrický signál staly velmi užitečné a často používané detektory světla. Jejich schopnost akumulace náboje po dlouhou dobu dovoluje postupně nashromáždit dostatek světla i z velmi slabých světelných zdrojů. Pokud se však jedná o opravdu slabý světelný signál, například v případě pulzního provozu, je nutné záření zesílit ještě před dopadem na CCD detektor. K tomu slouží zesilovače jasu, které pro svou funkci využívají fotoelektrickou emisi, sekundární emisi a luminiscenci, tedy fotokatody, sekundární emitery a luminiscenční stínítka. V současnosti dochází k rozšíření přístrojů pracujících s mikrokanálkovými destičkami (MCP z ang. Microchannel plate). Základním detektorem pracujícím s mikrokanálko-

Spektrometr 12 vými destičkami je mikrokanálkový zesilovač. Spojením mikrokanálkového zesilovače a CCD prvku vzniká ICCD detektor, který se používá k měření velmi nízkých intenzit a slabých pulzů záření. Základní principiální schéma zesilovače jasu obrazu je na obr. 3.2. Obraz je promítnut na průhledné vstupní okno (Obr. 3.3). Na evakuované straně tohoto okénka je nanesena tenká poloprůhledná fotoemisní vrstva fotokatoda. Záření absorbované ve fotokatodě Obrázek 3.2: Základní schéma ICCD, jehož nejdůležitější prvky tvoří zesilovač obrazu, CCD senzor, řídící elektronika a vnější konektor. Převzato z [3]. Obrázek 3.3: Detail zesilovacího členu a schéma přiloženého napětí mezi jednotlivými částmi zesilovacího členu. Převzato z [3].

Spektrometr 13 způsobí emisi elektronů, které se podle jejich vzniku často nazývají fotoelektrony. Tyto fotoelektrony jsou pomocí elektrického pole taženy do mikrokanálkového zesilovače (Obr. 3.4). Vysoký potenciál podél kanálků způsobí lavinovitou sekundární emisi fotoelektronů, na výstupu každého kanálku tedy dostáváme elektronový mrak, jehož výsledné zesílení může být až 10 4. Tento elektronový mrak je dále urychlen napětím několika tisíce voltů směrem na luminiscenční stínítko, dochází k emisi fotonů, které jsou soustavou optických vláken přivedeny na detektor CCD. Mikrokanálková destička (Obr. 3.4) je tenká destička skládající se z množství kanálků umístěných vedle sebe. Průměr kanálků používaných v dnešní době se pohybuje v rozmezí 8 45 µm a délka je 40 100 násobkem jejich průměru. Základ mikrokanálkové destičky tvoří tenká destička skla, křemíku nebo hliníku. Vnitřní stěny jsou pokryty vrstvou sekundárně emisního materiálu, kterým bývají např. oxidy olova, cesia, zlata a některých polovodičů. Na čela destičky jsou naneseny kovové elektrody, nejčastěji chromové nebo chromniklové. Obrázek 3.4: Mikrokanálková destička a detail jednoho kanálku s vyznačeným přiloženým napětím V MCP, díky němuž nastává lavinovitá sekundární emise fotoelektronů. Převzato z [3]. Základní parametry, které jsou důležitou charakteristikou každého zesilovače, jsou: Kvantová účinnost určuje, kolik dopadajících fotonů se přeměňuje na fotoelektrony, které budou po zesílení detekovány na detektoru CCD. Kvantová účinnost ICCD použitého v této práci dosahuje nejvýše 18%, na obr. 3.5 je značena jako W. Spektrální citlivost udává frekvenční rozsah, ve kterém je ICCD nejcitlivější a je určena hlavně materiálem fotokatody. Nejužívanější je polovodičová GaAs fotokatoda, jež poskytuje dobrou spektrální citlivost od viditelné do blízké infračervené oblasti (obr. 3.5). Šum ICCD je dán kromě vlastností zesilovače obrazu, především termální generací elektronů z fotokatody, které jsou následně také zesíleny. Velikost šumu tedy velmi závisí na teplotě fotokatody, účinně mu lze předcházet volbou krátkého času, po který je zapnuto zesilovací napětí mezi fotokatodou a mikrokanálkovou destičkou (tzv. gate time).

Měření teplot z emisních spekter 14 Obrázek 3.5: Kvantová účinnost a spektrální citlivost ICCD. W označuje zesilovač použitý v této práci. Jeho kvantová účinnost nepřesahuje 18%, spektrální citlivost je nejlepší v oblasti 180nm až cca 800nm. Převzato z [3]. Nespornou výhodou ICCD oproti jiným podobným zařízením jsou vlastnosti uzávěrek, které mohou velmi rychle reagovat, lze tedy pracovat se signálem řádově v miliontinách sekundy. V tomto případě se však nejedná o tradiční mechanické uzávěrky, uzávěrka je řízena malým napětím přiloženým mezi fotokatodou a MCP. Vhodnou fotokatodou a řídícím elektrickým obvodem lze dosáhnout spínání v časovém intervalu menším než 2ns. Zesílení ICCD je dáno napětím přiloženým podél kanálků na mikrokanálkové destičce. Maximální přiložené napětí je 800V, volba tohoto napětí se ovládá softwarem počítače. 3.2 Měření teplot z emisních spekter Následující kapitola byla vypracována s použitím literatury [4, 5, 6, 7]. 3.2.1 Stanovení excitační teploty intenzit atomových čar Optické emisní spektrum vzniká přechodem nabuzených elektronů atomu mezi energetickými hladinami. Elektronové stavy v molekule mají nejvyšší energie, s typickými vzdálenostmi mezi sousedními energetickými hladinami valenční elektronů o velikosti několika elektronvoltů, a se spektry ve viditelné a ultrafialové oblasti. Podle postulátu kvantové fyziky platí, že rozdíl energií mezi horní E m a dolní E n energetickou hladinou udává energii světelného kvanta o příslušné frekvenci ν

Měření teplot z emisních spekter 15 E m E n = hν = hc λ, (3.1) kde h je Planckova konstanta, c rychlost světla. Za předpokladu lokální termodynamické rovnováhy je rozložení jednotlivých excitovaných stavů popsáno Boltzmannovým rozdělením N m = N gm σ Em e kte, (3.2) kde g m je statistická váha horního energetického stavu, k Boltzmannova konstanta, E m excitační energie horní hladiny, T e excitační teplota, N představuje počet libovolně nabuzených stavů, σ stavová suma základního stavu. Je-li v určitém čase v horním kvantovém stavu m počet N m atomů, je počet spontánních přechodů do nižšího stavu n dán výrazem A mn N m a energie vyzářená za sekundu je dána vztahem I mn = A mn N m hν. (3.3) Dosazením rovnice (3.2) do rovnice (3.3) dostaneme pro intenzitu spektrální čáry obecný výraz I mn = A mn N hν gm σ Em e kte, (3.4) kde A mn je Einsteinův koeficient spontánní emise. Po upravení pomocí vztahu (3.1) a zlogaritmování obdržíme závislost ln I mnλ g m A mn = 1 kt e E m + konst. (3.5) Z této závislosti získáme rovnici tzv. pyrometrické přímky, z jejíž směrnice tan α = 1 kt e (3.6) získáme excitační teplotu, která velmi přesně reprezentuje teplotu elektronů. Intenzita spektrálních čar tedy závisí na počtu excitovaných atomů nebo molekul do vyššího energiového stavu, energii vyzářených kvant a na pravděpodobnosti elektronových přechodů. Vysokou pravděpodobnost mají dva sousední elektronové stavy, základní a nejníže excitovaný. Tyto čáry mají ve spektru největší intenzitu. 3.2.2 Stanovení rotační teploty z intenzit rotačních čar Uvažujeme-li dvouatomovou molekulu jako tuhý rotátor, rotující podél osy kolmé na spojnici jader obou atomů, vyplývá z teorie, že její rotační energie je kvantována. Rotační spektrum molekuly vzniká v důsledku zářivých přechodů právě mezi těmito rotačními energetickými hladinami, a to na základě jistých výběrových pravidel. Rotační stavy jsou odděleny jen malými energetickými intervaly, řádově 10 3 ev. Podle kvantové mechaniky jsou možné energetické stavy dány vztahem E = h2 J(J + 1) 8π 2, (3.7) I

Měření teplot z emisních spekter 16 který je řešením Schrödingerovy rovnice. Zde h je Planckova konstanta, J rotační kvantové číslo, I moment setrvačnosti systému. Při hledání rovnice pro intenzitu rotační čáry vycházíme ze základní rovnice (3.3) pro intenzitu spektrální čáry. Pro vyzařovanou vlnovou délku platí Bohrova podmínka (3.1). Intenzita rotační čáry v rámci jednoho vibračního pásu je tedy dána vztahem I J J = konst.s J J λ 4 e E J ktr, (3.8) kde konst. je konstanta pro danou rotační větev, J, J jsou rotační kvantová čísla horního a dolního stavu, S J J je relativní síla rotační čáry, tzv. Hönlův Londonův intenzivní faktor, k Boltzmannova konstanta, T r rotační teplota a E J je energie horního rotačního stavu, která je v rámci modelu tuhého rotátoru dána E J = hc [B vj (J + 1)], (3.9) kde B v je rotační konstanta horního stavu. Logaritmujeme-li vztah pro intenzitu, obdržíme lineární závislost ln I J J λ4 = 1 E S J J kt J + konst. (3.10) r Grafem této závislosti je opět přímka, a z její směrnice tan α = 1 kt r (3.11) určíme rotační teplotu T r, která dobře reprezentuje teplotu neutrálního plynu v plazmatu. Na tomto principu je založena tzv. Ornsteinova - van Wijkova metoda. Pro stanovení teploty se používají rotační čáry téže větve, které netvoří hranu pásu. Představa tuhého rotátoru je pouze idealizací, ve skutečnosti je třeba zahrnout i vliv prodloužení vazby. Tento fakt vede k tomu, že rotační energetické hladiny elastické molekuly jsou nižší, než odpovídající hladiny tuhé molekuly a rozdíl roste s rostoucím J. Absorbovat nebo emitovat fotony však při přechodech mezi rotačními stavy nemohou všechny molekuly, ale pouze molekuly, které mají elektrický dipólový moment. 3.2.3 Stanovení vibrační teploty z vibračních pásů V dostatečně excitovaném stavu může molekula rotovat, ale i kmitat. Přestavíme-li si dále dvouatomovou molekulu jako vibrující harmonický oscilátor, bude jí příslušet jistá vibrační energie, která bude na základě kvantové teorie také kvantována. Vibrační spektrum molekuly vzniká analogicky vibračními přechody mezi jednotlivými energetickými hladinami, které jsou opět dány řešením Schrödingerovy rovnice: E v = hω e (v + 1 ), (3.12) 2

Měření koncentrace elektronů z rozšíření spektrálních čar 17 kde ω e je konstanta charakterizující vibrační a elektronový přechod daného pásu, v vibrační kvantové číslo. Vibrační stavy jsou odděleny energetickými intervaly řádově desetin elektronvoltů. Při hledání rovnice pro intenzitu vibračního pásu opět vycházíme ze vztahu (3.3) a (3.1). Dostaneme I v v = konst.q v v e E v ktv (3.13) a logaritmováním získáme opět směrnici pyrometrické přímky λ 4 ln I v v λ4 = 1 E q v v kt v + konst. (3.14) v kde v v jsou vibrační kvantová čísla horního a dolního stavu, λ vlnová délka hlavy vibračního pásu, k Boltzmannova konstanta, T v vibrační teplota, q v v představuje relativní sílu pásu, tzv. Franckův Condonův faktor, která je shodná pro všechny pásy jedné sekvence. Protože excitační energie u molekulových rotací jsou značně menší než u vibrací, volně se pohybující molekuly vždycky rotují, nezávisle na svém vibračním stavu. Proto spektra molekul obsahují spoustu hustě rozložených čar vznikajících v důsledku přechodů mezi různými rotačními stavy jedné vibrační hladiny a rotačními stavy druhé vibrační hladiny. 3.3 Měření koncentrace elektronů z rozšíření spektrálních čar 3.3.1 Rozšíření spektrálních čar V ideálních případech přisuzujeme energetickým přechodům mezi přesně definovanými energetickými stavy přesně definované frekvence emitovaných nebo absorbovaných fotonů. Nicméně v reálném světě se s přísně monochromatickým zářením nesetkáme, v důsledku fyzikálních zákonů, působení vlastností vyzařujícího atomu a různých vnějších podmínek vykazuje naměřená čára jisté rozšíření a profil. Minimální hodnota šířky čáry je dána její přirozenou šířkou a je přímo dána Heisenbergovým principem neurčitosti. Přirozená šířka čáry je ovšem prakticky zanedbatelná ve srovnání s ostatními vlivy způsobujícími rozšíření spektrální čáry. Mezi nejdůležitější mechanismy patří Dopplerovo rozšíření spektrální čáry, které je způsobeno pohybem zářící částice, je tedy důsledkem chaotického tepelného pohybu částic. Na základě Dopplerova efektu se frekvence záření zvyšuje, jestliže se zdroj záření pohybuje k pozorovateli a naopak. K dalšímu rozšířeni spektrální čáry, tzv. Starkovu rozšíření, dochází v důsledku působení Coulombovských interakcí mezi zářícím atomem nebo iontem a okolními nabitými částicemi. Nezanedbatelný vliv na šířku spektrální čáry má vlastní konstrukce a nastavení spektrometru, tzv. přístrojová funkce má ovšem mnohem menší šířku než je šířka měřené čáry [9],[8].

Měření koncentrace elektronů z rozšíření spektrálních čar 18 V praxi se rozšíření charakterizuje tzv. šířkou spektrální čáry λ, která je definovaná jako šířka čáry v poloviční hodnotě maxima výšky čáry (FWHM z ang. full width of half maximum), popřípadě pološířkou spektrální čáry (HWHM- half width of half maximum). 3.3.2 Určení koncentrace elektronů z rozšíření spektrální čáry H β Velmi užívanou technikou k určení koncetrace elektronů n e byla počátkem 60.let metoda založená na rozšíření vodíkové Balmerovy beta spektrální čáry (H β = 486,13 nm). Podle [10] je koncentrace elektronů rovna n e = 10 22 ( λs 2 4, 7333 ) 1,49, (3.15) kde n e je koncentrace elektronů v m 3 a λ s Starkovo rozšíření ( λ značí celou šířku spektrální čáry). V případě, že Starkovo rozšíření je malé a srovnatelné s rozšířením Dopplerovským a přístrojovou funkcí, lze dále použít následující vztahy λ s 2 ( ( λm ) 1,4 = 2 ( λdi 2 ) 1,4 ) 1 1,4, (3.16) λ DI 2 ( ( λd ) 2 ( ) ) 2 0,5 λi = +, (3.17) 2 2 λ D 2 = 3, 58 10 7 λ ( ) 0,5 Tg, (3.18) M kde λ m je naměřená šířka spektrální čáry H β v polovině její výšky, λ I je přístrojová funkce, λ D Dopplerovo rozšíření, λ vlnová délka čáry H β (všechny v jednotlách Å), T g teplota neutrálního plynu v K, a M hmotnostní číslo, které je v případě vodíku rovno jedné. 3.3.3 Určení koncentrace elektronů z rozšíření spektrální čáry argonu 549 nm Další možností, jak určit koncentraci elektronů, je z šířky spektrální čáry atomárního argonu o vlnové délce 549,88 nm. Využijeme prvního přiblížení vztahu podle [11] λ = 2ωn e 10 16 (3.19) kde n e koncentrace elektronů v cm 3 a λ je plná šířka čáry v Å, zahrnující v sobě přístrojovou funkci, Dopplerovo rozšíření a Starkovo rozšíření. Je tedy nutné provést opravu podle vztahů (3.16) (3.18). Srážkový parametr elektronů ω je veličina určená experimentálně a liší se pro různou teplotu elektronů. V našem případě se elektronová teplota pohybovala v intervalu pod 5000K což podle [11] odpovídá hodnotě ω = 1, 9.

Kapitola 4 Experimentální část 4.1 Experimentální uspořádání Měření byla provedena pro dvě různá uspořádání plazmové trysky (obr. 4.1). V obou případech se jednalo o dutou křemennou kapiláru o vniřním průměru 2mm a vnějším 4mm. Skrz tuto kapiláru proudil pracovní plyn argon (8) o čistotě 99,999%. V prvním uspořádání (1a) proudil pracovní plyn do volné atmosféry, čímž v trysce vznikalo plazma kapacitně vázané do okolí. Toto uspořádání bude dále v textu označováno jako jednopól. Ve druhém případě (1b) byla proti trysce umístěna uzemněná měděnná elektroda (9), která byla chlazena vodou. Vzdálenost trysky od protielektrody byla 7mm. Toto uspořádání bude dále v textu označováno jako dvojpól. Průtok pracovního plynu byl měřen odporovým průtokoměrem (8). Fotografie obou uspořádání ukazuje obr. 4.2. Výboj byl buzen přes vnější prstencovou elektrodu (2) připojenou přes přizpůsobovací člen VM 600 (3) k vysokofrekvenčnímu generátoru Dressler Cesar 136 (4) pracujícímu na frekvenci 13,56MHz a výkonu do 600W. Naše měření však byla prováděna pouze do výkonu 200W z důvodu velkého zahřívání koaxiálního kabelu. Optická spektra byla snímána jednak spektrometrem Jobin-Yvon FHR 1000 (6) vybaveného dvěma difrakčními mřížkami s hustotou vrypů 2400 vr./mm a 3600 vr./mm, ICCD detektorem a CCD čipem (2048 x 512 pixelů) chlazeným čtyřstupňovým Peltierovým článkem na teplotu -70 C, tak spektrometrem Triax 550 s difrakčními mřížkami se 300 vr./mm, 1200 vr./mm a 2400 vr./mm, CCD čip (2000 x 800 pixelů) chlazený kapalným dusíkem na teplotu -130 C. Všechna optická spektra byla snímána podél kapiláry ve směru kolmém na plazmový kanál (5) ve vzdálenosti 20mm a nebude-li uvedeno jinak, bude v grafech oblasti kapiláry příslušet záporná hodnota. Kladné hodnoty značí oblast mimo kapiláru. Spektra byla dále zpracována programem Spectrum Analyzer [15]. Absolutní chyby, které jsou vynášeny v grafech, jsou určeny metodou nejmenších čtverců a jsou vyjádřeny pro hladinu spolehlivosti 68,3%. Celé předchozí zapojení bylo dále měřeno v pulzním režimu. Jeho detailní popis bude následovat v samostatné kapitole.

Experimentální uspořádání 20 8 2 3 4 9 1a 6 1b 5 7 10 Obrázek 4.1: Schéma zapojení: 1 plazmová tryska a) kapacitně vázaná do okolí, b) se zemněnou elektrodou, 2 dutá elektroda, 3 přizpůsobovací člen, 4 RF generátor (13,56 MHz), 5 spektrometr, 6 optický kabel, 7 počítač, 8 průtokoměr, 9 pracovní plyn, 10 zemněná elektroda Obrázek 4.2: Fotografie experimentálního uspořádání plazmové tužky v jednopólové a dvojpólové konfiguraci.

Původ radikálu OH a dusíkových molekul ve výbojovém kanálu 21 4.2 Původ radikálu OH a dusíkových molekul ve výbojovém kanálu Ve všech předchozích pracích zabývajících se plazmovou tužkou se automaticky předpokládalo, že vodní pára, dusíkové molekuly a ostatní složky pocházející z okolního vzduchu jsou ve výbojovém kanálu měřitelné v důsledku jejich difúze z vnějšího prostředí proti proudu pracovního plynu. Provedená měření, která tento předpoklad měla potvrdit, jej překvapivě vyvrátila. K difúzi částic z okolí sice dochází, ale jejich příspěvěk k naměřené intenzitě je zanedbatelný. Hlavní příspěvěk tvoří atomy a molekuly, které lze označit za nečistoty v přívodních hadičkách a bombě s pracovním plynem. Byl proveden experiment s velmi dlouhou kapilárou, aby plazmový kanál nedosahoval až do vnějšího prostoru, ale hořel pouze do poloviny kapiláry. Na její konec byla napojena silikonová hadička, dále vedoucí do nádoby s tekutým dusíkem (LN 2 ). Probublání LN 2 mělo zabránit difúzi vodní páry do kapiláry proti proudu pracovního plynu. Druhá vymrazovačka, napojená na přívod pracovního plynu, sloužila k vymražení vodní páry obsažené v přívodních hadičkách a bombě s pracovním plynem. Při teplotě LN 2 (77,35K) docházelo ke zkapalnění argonu (teplota varu 87,13 K), bylo tedy nutné volit jiný pracovní plyn s nižší teplotou varu, v našem případě helium (teplota varu 4,22 K). Obrázek 4.3: Snižování intenzity rotačních čar OH radikálu v čase v průběhu vymrazování. V této konfiguraci byla následně snímána v oblasti 1cm za elektrodou emisní spektra OH radikálu v průběhu 60 minut. Pracovní podmínky byly následující: průtok helia Q He = 2,7 l/min, výkon P = 150 W, integrační doba t = 0,5 s. Na obr. 4.3 je vynesena závislost intenzity rotačních čar s kvantovým číslem 3/2, 9/2 a 11/2 v závislosti na čase. Jak můžeme vidět, intenzita rotačních čar klesala v důsledku snižování srážek a nižší počet srážek je důkazem nižšího množství vodní páry ve výbojovém kanálu. Nabízí

Měření v jednopólové konfiguraci 22 se tedy otázka, zda by bylo možné vodní páry z výbojového kanálu zcela odstranit. I kdyby proces vymrazování trval nekonečně dlouhou dobu, nebyla by intenzita těchto čar nulová. V [14] je zkoumána propustnost silikonových materiálů. Všechny silikonové materiály mají velmi dobrou propustnost (tzv. permeaci) pro většinu plynů, dokonce i molekul a tato propustnost navíc roste s teplotou okolí. Na základě zjištěných faktů lze vyvodit závěr, že výskyt komponent okolního vzduchu v čistém pracovním plynu (čistota použitého argonu byla 99,999 %) je způsoben převážně pronikáním okolních plynů a molekul do pracovního plynu skrz přívodní silikonové hadičky. Nicméně nelze zcela vyvrátit ani difúzi proti proudu pracovního plynu, jelikož k jejímu zamezení byla použita právě silikonová hadička. Pro zamezení permeace by bylo nutné použít přívodní hadice z jiného, nepropustného materiálu. Sice by se dosáhlo absolutní čistoty pracovního plynu, která je pro technické aplikace velmi žádoucí, avšak pro diagnostiku plazmatu by tak výhodná být nemusela. Právě díky těmto nečistotám lze získávat cenné informace o vlastnostech plazmatu v podobě rotačních či vibračních teplot. 4.3 Měření v jednopólové konfiguraci 4.3.1 Průběh teploty neutrálního plynu V následující kapitole je přehledný souhrn průběhu teploty neutrálního plynu podél kapiláry. Rotační teplota T roh radikálu OH byla určována z relativní intenzity prvních šesti rotačních čar větve Q 1 přechodu A 2 Π + X 2 Π (rotační čára 7/2 byla vynechána). Použité rotační čáry a jim příslušné konstanty jsou shrnuty v tabulce 4.1 [15]. Tabulka 4.1: Tabulka konstant pro určení rotační teploty. J(Q 1 ) Vlnová délka [nm] f [THz] E v[ev] 3/2 307.843 973,6 0,008 5/2 308.996 973,1 0,033 9/2 308.326 972,0 0,052 11/2 308.518 971,4 0,075 13/2 308.733 970,8 0,102 Délka kapiláry L byla postupně prodlužována od dvou do patnácti centimetrů a spektra byla snímána vždy po dvou milimetrech, aby bylo dosaženo co nejjemnějšího průběhu. Měření bylo provedeno za stejných podmínek (průtok argonu Q A = 1l/min, integrační doba t = 0,5s, mřížka 3600vr./mm), pro dva různé výkony P 1 = 125W a P 2 = 100W. Ve všech případech dochází bezprostředně za elektrodou k prudkému růstu teploty, která se po 0,5 cm ustálí a její průběh je možné pro krátké kapiláry (obr. 4.4) považovat za konstantí podél celého výbojového kanálu uvnitř kapiláry. Pro kapiláry delší než 10 cm (obr. 4.5) se začíná objevovat maximum teploty v oblasti 3/4 délky kapiláry.

Měření v jednopólové konfiguraci 23 Chování teploty u elektrody lze vysvětlit mechanismem vzniku a buzení OH radikálu. Bylo zjištěno [4], že existují dvě skupiny OH radikálu, které jsou charakterizovány rozdílným Bolzmannovým rozdělením rotačních stavů. Jedná se o tzv. horkou skupinu a chladnou skupinu a důvodem jejich existence jsou odlišné mechanismy excitace. Chladná skupina, charakterizovaná rotačním kvantovým číslem J < 10, pochází z jednoduché excitace OH radikálu, který se již v plazmatu vyskytuje. Teplota vypočtená z těchto rotačních čar velmi dobře reprezentuje teplotu neutrálního plynu v plazmatu. Oproti tomu horká skupina OH radikálu vznikne, pokud uvažované radikály jsou přímým produktem disociace výchozí molekuly vody H 2 O. Tato skupina je charakteristická vysokou excitační teplotou nutnou k disociace vodní molekuly nárazem elektronu. Teplota spočtená z rotačních čar s rotačním kvantovým číslem J > 10 může dokonce výrazně převyšovat teplotu elektronů [16]. Chování teploty neutrálního plynu u elektrody je možné vysvětlit tím, že nejprve musí být vysokým elektrickým polem disociováno dostatečné množství molekul vody. Tím se postupně zvýší koncentrace OH radikálů v plazmatu a teprve poté nastane buzení těchto radikálů. Prudký nárůst teploty mimo křemennou kapiláru lze vysvětlit rozdílnými srážkovými procesy. Jelikož se jedná o přechod z prostředí čistého inertního plynu do vzduchu s mnohonásobně vyšší koncentrací vodních par (projevující se v měřených spektrech výrazným zvýšením intenzity OH radikálu) a ostatních složek vzduchu, mění se významným způsobem charakter srážek. S rostoucí délkou kapiláry přestává být tento nárůst zřetelný, což je způsobeno zkracováním plazmového kanálu vně kapiláry a současně růstem teploty uvnitř kapiláry.

Měření v jednopólové konfiguraci 24 Obrázek 4.4: Průběh teploty neutrálního plynu v kapiláře délky 2cm až 9cm pro dva různé výkony.

Měření v jednopólové konfiguraci 25 Obrázek 4.5: Průběh teploty neutrálního plynu v kapiláře délky 10cm až 15cm pro dva různé výkony.

Měření v jednopólové konfiguraci 26 4.3.2 Teplota a koncentrace elektronů Elektronová teplota byla určena z argonových čar uvedených v tab. 4.2 [15]. Jak ukazuje obr. 4.6, teplota elektronů podél plazmového kanálu pozvolna klesá. Podél plazmového kanálu dochází k velkým ztrátám proudu, klesá tedy proudová hustota. Současně klesá i výbojové napětí U V podél kanálu, a jelikož je elektronová teplota T e přímo úměrná přiloženému napětí, projeví se tato skutečnost postupným snižováním teploty elektronů. Tabulka 4.2: Tabulka konstant pro určení elektronové teploty z použitých argonových čar. Argon Vlnová délka [nm] A mn [s 1 ] E m [ev ] g m 433,533 5, 68 10 5 14,688 5 451,073 1, 18 10 6 14,579 1 452,232 8, 98 10 4 14,576 3 555,870 7, 90 10 4 15,515 3 560,673 2, 20 10 6 15,118 3 603,212 2, 46 10 6 15,131 9 667,728 2, 36 10 5 13,480 1 675,283 1, 93 10 6 14,743 5 687,129 2, 78 10 6 14,711 3 714,704 6, 25 10 5 13,283 3 751,465 4, 02 10 7 13,273 1 Obrázek 4.6: Průběh elektronové teploty podél 5cm a 10cm kapiláry. Naměřená teplota se však zdála být hodně nízká, proto byla do pracovního plynu argonu připuštěna směs, která obsahovala 95% kryptonu a 5% xenonu. Průtok směsi byl Q s = 8,2 cm 3 /min, průtok argonu Q A = 0,68 l/min. Následně byla spočtena teplota elektronů také z kryptonových čar (tab. 4.3) [15] a porovnána. Obr. 4.7 ukazuje srovnání elektronové teploty vypočtené z argonových resp. kryptonových čar současně pro dva různé výkony P 1 = 100 W a P 2 = 150 W. Prokázalo se,

Měření v jednopólové konfiguraci 27 že teplota elektronů je opravdu nižší při srovnání s podobnými typy výbojů. V případě T e z vybraných čar argonu se pohybovala v rozmezí 3500K 4400K, z vybraných čar kryptonu byla T e asi o 800K vyšší. Uvážíme-li, že elektronovou teplotu aproximuje teplota excitační odpovídající energii nutné k excitaci atomů, nelze v principu ani shodnou teplotu naměřit. Avšak v rámci absolutní chyby měření, lze elektronovou teplotu T e uvažovat v rozmezí 4000K 5000K. Zvýšení výkonu v tak malém rozsahu patrně nemělo na výslednou teplotu vliv. Tabulka 4.3: Tabulka konstant pro určení elektronové teploty z kryptonových čar. Krypton Vlnová délka [nm] A mn [s 1 ] E m [ev ] g m 427,397 2, 6 10 6 12,815 5 437,612 5, 6 10 6 12,865 1 446,369 2, 3 10 6 12,809 3 556,222 2, 8 10 5 12,144 5 557,029 2, 1 10 6 12,140 3 587,091 1, 8 10 6 12,144 5 758,741 5, 1 10 7 11,666 1 768,524 4, 9 10 7 12,256 1 805,950 1, 9 10 7 12,100 3 819,005 1, 1 10 7 11,546 5 850,887 2, 4 10 7 12,100 3 Obrázek 4.7: Srovnání teploty elektronů vypočtené z argonových resp. kryptonových čar pro dva různé výkony.

Měření v jednopólové konfiguraci 28 Obr. 4.8 znázorňuje průběh koncentrace elektronů, vypočtené z rozšíření vodíkové spektrální čáry H β. Pracovní podmínky byly stejné jako v předchozím případě, pouze integrační doba musela být kvůli velmi malé intenzitě čáry mnohonásobně zvětšena na hodnotu t = 10s. I když koncentrace vykazuje podél kapiláry jistý klesající trend, s přihlédnutím na rozsah kolísání její velikosti v porovnání s řádovou hodnotou lze obr. 4.8 považovat spíše za ilustrativní a lze hovořit o koncetraci v řádu n e 10 20 m 3. Obrázek 4.8: Průběh koncentrace elektronů vypočtené z rozšíření vodíkové spektrální čáry H β. 4.3.3 Vibrační teplota Vibrační teplota byla měřena z relativní intenzity hlav vibračních pásů sekvence v = 2 přechodu C 3 Π u B 3 Π g molekuly N 2. Vlnové délky a použité konstanty jsou uvedeny v následující tabulce 4.4 [15]. Tabulka 4.4: Tabulka konstant pro určení vibrační teploty. v v Vlnová délka [nm] q v v E v [ev ] 2 4 371,05 7, 66 10 39 0,619 1 3 375,54 9, 70 10 39 0,376 0 2 380,49 7, 27 10 39 0,128 Obr. 4.9 znázorňuje vibrační teplotu pro dvě kapiláry délky 5cm a 10cm. Pracovní podmínky byly následující: průtok argonu Q A = 1l/min, výkon P = 125W, mřížka 2400vr./mm, integrační doba t = 0,5s. Podél celého plazmového kanálu by se vibrační teplota dala v rámci chyby měření považovat za konstantní, její velikost se pohybovala v rozsahu 2000K 2400K. Jako další bylo zkoumáno, jaký vliv na vibrační a rotační teplotu má přidání příměsi dusíku N 2 do pracovního plynu argonu. Průtok argonu byl Q A = 2l/min, průtok dusíku byl Q N = 0,02l/min, pracovní výkon byl zvyšován od P = 125W do P = 160W.

Měření v jednopólové konfiguraci 29 Obrázek 4.9: Průběh vibrační teploty podél různých délek kapilár v čistém argonu. Obrázek 4.10: Průběh vibrační teploty a teploty neutrálního plynu podél 5 cm kapiláry v pracovním plynu argonu s příměsí dusíku pro různý pracovní výkon. Ukázalo se, že průběh teploty neutrálního plynu je stejný jako v čistém argonu, pouze nárůst teploty bezprostředně za elektrodou a ve vnějším prostředí kapiláry je mnohem strmější. Tento výsledek je možné přisoudit rozdílným srážkovým procesům, které v plazmatu probíhají za zvýšené koncentrace dusíkových molekul. Četnější srážky mezi molekulou OH a molekulou N 2 v těchto místech zřejmě způsobí zvýšení teploty neutrálního plynu. 4.3.4 Měření teploty termokamerou V rámci spolupráce Masarykovy univerzity a Vysokého učení technického v Brně mohlo být provedeno měření s pomocí termokamery. Termokamera SH-68/HY-6800 byla zapůjčena z Ústavu výkonové elektrotechniky a elektroniky, FEKT VUT. Jelikož nebylo možné přesně určit emisivitu použitého křemenného skla (nebyl znám poměr příměsí), byla použita emisivita skla, která je rovna 0,90. Emisivita čistého skla je pouze nepatrně nižší než skla křemenného, nepředpokládal se tedy výrazný rozdíl v teplotě naměřené

Měření v jednopólové konfiguraci 30 Obrázek 4.11: Snímek 2 cm kapiláry pořízený termokamerou s vyobrazenou teplotní škálou. Střed osového kříže ukazuje maximální teplotu T MAX = 126,86 C. Obrázek 4.12: Snímek 5 cm kapiláry pořízený termokamerou s vyobrazenou teplotní škálou. Střed osového kříže ukazuje maximální teplotu T MAX = 172,14 C.

Měření v dvojpólové konfiguraci 31 a skutečné. Vyfocené snímky byly poté zpracovány přiloženým softwarem (program SatReport). Výsledné snímky uvedené na obr. 4.11 a obr. 4.12 zachycují kapiláry o délkách 2 cm a 5 cm při stejných pracovních podmínkách (průtok argonu Q A = 1l/min, výkon P = 125W). Průsečík osového kříže označuje oblast maximální teploty která se v případě 2cm kapiláry rovnala T MAX = 126,87 C, v případě 5 cm kapiláry vzrostla na T MAX = 172,14 C a vždy se nacházela ve středu výbojového kanálu. Bylo dosaženo velmi podobných výsledků jako při OES při porovnání s teplotou neutrálního plynu. V obou případech bylo dokázáno, že teplota podél plazmového kanálu je téměř konstantní. Pro 2cm kapiláru se dokonce velmi přesně shodovala i velikost zjištěné teploty. Nejednalo se ovšem o teplotu maximální. Ta se vyskytovala v oblasti plazmového kanálu mimo křemennou kapiláru. Tuto oblast však termokamera nedokázála zachytit. Vzhledem k velmi omezeným možnostem přesného určení teploty tohoto typu výboje (nelze použít termočlánek či sondová měření v běžném provedení) bylo použití termokamery významným a zajímavým zdrojem informací vhodných k porovnání se spektroskopickým měřením. 4.4 Měření v dvojpólové konfiguraci 4.4.1 Průběh teploty neutrálního plynu V konfiguraci dvojpólu byla pro určení teploty neutrálního plynu snímána spektra OH radikálu za stejných pracovních podmínek jako u jednopólu, tedy výkon P = 125W, průtok argonu Q A = 1l/min, integrační doba t = 0,5s, mřížka 2400vr./mm, pro čtyři různé délky kapiláry L (2cm, 5cm, 10cm, 14cm). Jak ukazuje obr. 4.13, nastává od budící elektrody pozvolný nárůst teploty neutrálního plynu, který lze vysvětlit obdobně jako u jednopólového výboje. Jediným rozdílem bylo, že kvůli snížení napětí na budící elektrodě byl proces nabuzení dostatečného množtví molekul OH pomalejší. Před zemněnou elektrodou dochází k prudkému spádu teploty neutrálního plynu. Jednou z možností způsobující naměřený pokles teploty bude zřejmě spád potenciálu u zeměnné elektrody. Na budící elektrodě se uměle udržuje konstantní napětí, tzv. U e, ale při přibližování ke druhé elektrodě se mění charakter výboje z jednopólového na dvojpólový. Podle [4], kde je zkoumána změna elektrických makroparametrů při přechodu z jednopólového na dvojpólový vysokofrekvenční výboj, se u povrchu zeměnné elektrody vytvoří elektrodová ploška o tloušt ce asi 0,05mm, na které dochází k obrovskému spádu napětí, řádově 150V. V tomto místě proto dojde k obrovskému zpomalení volných elektronů, což se musí výrazně projevit na jejich výsledné teplotě. Dalším důležitým faktorem, který může mít zásadní vliv na snížení teploty, je samotná teplota zeměnné elektrody. Ta byla chlazena vodou, její teplota se tedy pohybovala kolem 285K. Naproti tomu, teplota v ústí kapiláry se v závislosti na pracovních podmínkách pohybovala v rozmezí 850K 1100K. Na vzdálenosti 7mm byl tím pádem obrovský teplotní rozdíl, musí proto k měřenému teplotnímu spádu docházet.

Měření v dvojpólové konfiguraci 32 Obrázek 4.13: Průběh teploty neutrálního plynu pro různé délky kapiláry pro konfiguraci dvojpól. 4.4.2 Teplota a koncentrace elektronů Obr. 4.14 znázorňuje průběh elektronové teploty a obr. 4.15 průběh koncentrace elektronů podél kapiláry dvojpólu za stejných pracovních podmínek (průtok argonu Q A = 1l/min, výkon P = 125W, mřížka 2400vr./mm, int.doba t = 0,5s). Elektronová teplota byla podél celého plazmového kanálu konstantní, pouze v blízkosti zeměnné elektrody došlo k mírnému snížení pravděpodobně ze stejného důvodu jako v případě teploty neutrálního plynu. V rámci chyby však lze tvrdit, že elektronová teplota měla konstantní hodnotu 4000K po celé délce plazmového kanálu a nezávisela na jeho délce. Koncentrace elektronů, spočtená z rozšíření spektrální čáry H β sice mírně klesala podél délky kapiláry, stejně jako v případě jednopólu ji s ohledem na rozsah tohoto kolísání ve srovnání s řádovou hodnotou koncentrace lze považovat za téměř konstantní. Dosahovala hodnoty řádově n e 10 20 m 3.

Měření v dvojpólové konfiguraci 33 Obrázek 4.14: Průběh elektronové teploty podél různých délek kapilár pro dvojpólovou konfiguraci. Obrázek 4.15: Průběh koncentrace elektronů podél různých délek kapilár pro dvojpólovou konfiguraci.

Srovnání jednopólové a dvojpólové konfigurace v kontinuálním režimu 34 4.5 Srovnání jednopólové a dvojpólové konfigurace v kontinuálním režimu Srovnání průběhu teploty neutrálního plynu v konfiguraci jednopól a dvojpól za stejných pracovních podmínek (výkon P = 125W, průtok Q A = 1,0 l/min) je na obr. 4.16. V obou případech nastává u elektrody nárůst teploty neutrálního plynu, pomalejší průběh u dvojpólu byl vysvětlen na základě obecně nižšího elektrodového napětí při tomto uspořádání. V oblasti vnějšího prostoru je rozdílné chování teploty příčinou odlišných srážkových procesů plynoucích ze samotného uspořádání. Obr. 4.16 také velmi dobře demonstruje Obrázek 4.16: Srovnání průběhu teploty neutrálního plynu podél kapiláry délky L = 5cm při uspořádání jednopól a dvojpól. důsledek použití některé z invazivních metod měření teploty. Použijeme-li k měření teploty např. termočlánek [2], bude jeho sonda umístěná v oblasti plazmového kanálu představovat druhou elektrodu. V důsledku změny kapacity celého uspořádání se výrazně změní nejen průběh ale i velikost teploty, která by v našem případě mohla dosáhnout při stejných pracovních podmínkách rozdílu až 400K. Co se týče teploty elektronů, její Obrázek 4.17: Srovnání průběhu teploty a koncentrace elektronů podél kapiláry délky L = 10cm při uspořádání jednopól a dvojpól.

Srovnání jednopólové a dvojpólové konfigurace v kontinuálním režimu 35 velikost je pro obě uspořádání téměř shodná, v obou případech je však docela nízká. Pro porovnání velikosti koncentrace elektronů byla do obr. 4.17 zanesena také hodnota spočtená z rozšíření spektrální argonové čáry na vlnové délce 549,588 nm. Ukázalo se, že hodnoty koncentrace získané z těchto dvou čar se mírné lišily, obecně vyšší koncentrace odpovídá vždy argonové čáře. Avšak řádově se obě metody výpočtu velmi dobře shodovaly, výsledná koncentrace elektronů v plazmovém kanálu byla n e 10 20 m 3 a byla stejná pro obě zkoumaná experimentální uspořádání.

Pulzní provoz 36 4.6 Pulzní provoz Experimentální uspořádání pro měření vlastností plazmové tužky v pulzním provozu (obr. 4.18) se od původního zapojení lišilo tím, že bylo zapotřebí provést na harmonickém napětí o frekvenci 13,56 MHz dodávaném z generátoru Cesar 136 (4) amplitudovou modulaci obdélníkovým pulzem generovaným funkčním generátorem Agilent 33220A (5). Modulační frekvence f M byla volena 27kHz, bylo však možné pracovat v rozsahu 10kHz - 30kHz. Poté byl výstup napojen na vnější konektor ICCD spektrometru FHR 1000 (7). Frekvence f M současně sloužila jako časový trigger spektrometru ICCD. Časový průběh modulační frekvence byl zaznamenáván digitálním osciloskopem Tektronix TDS 1002 (6). 11 2 3 4 5 9 9 1 7a 6 10 7 8 Obrázek 4.18: Schéma zapojení: 1 plazmová tryska, 2 elektroda, 3 přizpůsobovací člen, 4 RF generátor Cesar (13,56 MHz), 5 funkční generátor Agilent (khz), 6 osciloskop, 7 spektrometr, 7a optické vlákno, 8 počítač, 9 pracovní plyn, 10 průtokoměr, 10 zemněná elektroda Pro všechna měření byla zvolena konstantní délka kapiláry L = 5cm. Vlastní spektra byla snímána v oblasti těsně pod elektrodou (ozn. -49mm), ve středu kapiláry (-25mm) a v oblasti 5mm za ústím kapiláry. U jednopólu byla snímána i oblast ústí (0mm). Z naměřených spekter byla vynesena závislost integrální intenzity na časovém zpoždění triggeru, které bude dále v textu označováno jako delay. V případě OH radikálu se jednalo o integrální intenzitu prvních sedmi čar pásu Q 1, tedy oblast 307,74nm 308,72nm. Časový vývoj intenzity argonových čar byl určován ze tří argonových čar o vlnových délkách 425,936nm, 426,628nm, 427,217nm, jednalo se o integrální intenzitu z oblasti 425,75nm 427,35nm. Nebude-li řečeno jinak, budou všechna následující měření provedena pro duty cycle 50%, což je poměr aktivní části pulzu k celé jeho periodě v procentech.

Jednopól v pulzním režimu 37 4.7 Jednopól v pulzním režimu 4.7.1 Vývoj intenzity v průběhu pulzu Obrázek 4.19 ukazuje, jak se vyvíjela intenzita v průběhu aktivní části periody modulační frekvence pro OH radikál a vybrané tři argonové čáry. Na první pohled je zřejmé, že profil Obrázek 4.19: Průběh integrální intenzity OH radikálu a vybraných tří argonových čar v čase pro různé oblasti kapiláry. naměřené intenzity se v obou případech značně liší od očekávaného obdélníkového profilu a navíc její průběh je pro molekulová a atomová spektra odlišný. Tento rozdíl je způsoben odlišným mechanismem buzení atomů a molekul v plazmatu. V případě molekulových spekter, reprezentovaných v našem případě molekulou OH, docházelo v okamžiku zapnutí budícího pulzu k obrovskému nárůstu intenzity. Ta po krátké době opět klesla na hodnotu mnohem nižší, do konce pulzu již konstantní či nepatrně rostoucí. Konec budícího pulzu nastal v čase 47µs, oblast druhého maxima v čase 50µs představuje nárůst intenzity po skončení budícího pulzu, následný pokles intenzity způsobuje dohasínání výboje. Rozložení intenzity se také měnilo v závislosti na vzdálenosti od elektrody. V její blízkosti (oblast -49mm) intenzita pozvolna roste až do doby vypnutí budícího napětí a její průběh plně koresponduje s představou o postupné disociaci molekul vody. S dobou přiloženého napětí pomalu narůstá koncentrace vzniklých a posléze excitovaných