空心阴极放电的电场分布与计算
静电场分布规律
静电场分布规律
静电场是由静止电荷在空间中产生的电场。
静电场的分布规律可以通过电场强度分布、电势分布、电荷分布和介电常数分布等方面来描述。
1、电场强度分布
静电场中某一点的电场强度E是由该点的电荷密度ρ和介电常数ε所决定的。
电场强度分布可以通过对电荷密度和介电常数的空间分布进行积分来计算。
在二维平面上，电场强度分布可以用公式Ex=∫ρ(x,y)z dz，Ey=∫ρ(x,y)x dx来计算，其中Ex和Ey分别表示x和y方向上的电场强度分量。
2、电势分布
静电场中某一点的电势Φ是由该点的电荷密度ρ和介电常数ε所决定的。
电势分布可以通过对电荷密度和介电常数的空间分布进行积分来计算。
在二维平面上，电势分布可以用公式Φ=∫ρ(x,y)z dz来计算。
3、电荷分布
静电场中的电荷分布可以影响电场强度和电势的分布。
在大多数情况下，电荷分布是不均匀的，因此需要通过实验或测量来确定电荷分布。
电荷分布也可以通过对物体进行充电或放电来改变。
4、介电常数分布
介电常数分布可以影响静电场的分布。
在某些情况下，介电常数分布可能是不均匀的，这将对电场强度和电势的分布产生影响。
介电常数分布也可以通过对物体进行掺杂或其他处理来改变。
总之，静电场的分布规律可以通过电场强度分布、电势分布、电荷分布和介电常数分布等方面来描述。
这些分布规律可以通过实验或测量来确定，也可以通过对物体进行充电或放电、掺杂等处理来改变。
空心阴极灯的原理
空心阴极灯的原理引言空心阴极灯是一种高压放电灯，常用于工业和科研领域中的光学实验。
该灯具有明亮、高亮度以及经济实用的特点，因此也受到了越来越多的关注。
本文将对空心阴极灯的原理进行详细的介绍。
空心阴极灯的概述空心阴极灯是一种利用气体放电而发射出高亮光的灯具。
其基本构成由真空室、阴极和阳极组成。
典型的空心阴极灯是由第二代小型的室温氦氖（HeNe）激光器发展而来的，在其激光管中配有一个阴极，阳极则是由几个金属圈环成的。
当阴极被通电时，在阳极中产生了一个电场区域，产生了较高的电压，从而使得气体在电极之间产生放电现象。
空心阴极灯的原理空心阴极灯的工作原理和气体放电灯有些许区别。
气体放电灯通常由一个电杆和一个椭球形反射器组成，并在反射器的中心位置放置一个小管（可以通过窄通道进入）。
在小灯管内加入高压电，从而产生了电弧，从而由放电区辐射而出的光线经由椭球形反射器转向反射，最终形成了强烈的光束。
而空心阴极灯，则是将气体放置在一个外形呈圆筒状的内部空间中，由输入信号调整放电条件的强度和频率，从而产生高亮度的放电激光，同时也具有较高的光斑质量。
因此，空心阴极灯通常被用作光学实验中的光源，它的形状、大小可以根据实验需要调整。
在实际应用中，空心阴极灯还能用于荧光显微镜、半导体加工、合成晶体等领域。
空心阴极灯的特点空心阴极灯具有许多优点，包括：1.衍射和色散比较小，光斑质量高。
2.可以获得大功率的、紧凑的光束，且易于调整与控制。
3.具有持续寿命长、可重复使用性好等特点。
同时，空心阴极灯也存在以下的缺点：1.一般使用气体为氦氖，工作温度较高，升温时间长，使用寿命受到限制。
2.阴极的使用寿命较短，需要定期进行更换。
3.灯的功率与输出强度受到一定限制。
总结综合来看，空心阴极灯是一种常见的气体放电灯，具有高亮度、可调控等优点。
在光学实验、荧光显微镜、半导体加工等领域中被广泛应用，同时其还存在着使用寿命有限，功率、输出受限等缺点。
微空心阴极放电
摘要：微空心阴极放电是空心阴极放电中的一种，它只是将阴极孔径变为了亚毫米量级，是在高气压下进行的辉光放电。
空心阴极放电效应具有一些独特的光学特性：能产生锐线光谱、大电流电子束、离子溅射作用强、高能电子数多。
空心阴极放电效应广泛应用到光谱分析、真空镀膜、表面处理、气体激光器等领域。
高气压下放电有利于三体碰撞形成准分子，产生紫外（UV）或真空紫外（VUV）辐射典型的空心阴极放电装装置：当阴极内径较大且气压较高时，阴极附近将出现阴极暗区和负辉区，而法拉第俺去和正柱区处在中央，此时缩小阴极内径尺寸或减小气压，则法拉第暗区和正柱区消失，处在中央的是负辉区。
即发生了空心阴极效应：负辉区的发光强度和电流密度大大增加，高能电子的密度比正常辉光放电时麦克斯韦分布要大得多。
发生空心阴极效应得机理是电子的摆动.从C1逸出的电子受到C1的电场加速，若能获得足够的能量入射到C2的阴极位降区，它将受到C2的电场排斥而返回C1。
电子的来回摆动大大增加了中性原子被激发和电离的机会。
要发生空心阴极效应PD值（气压和阴极孔径的乘积）有一定的取值范围。
随气压的增加，电子的平均自由程减小。
对于空心阴极放电，为了使负辉区重合，大孔径下必须减小气压；高气压下必须减小孔径。
通过减小阴极孔径到亚毫米量级，我们可以得到大气压下的空心阴极放电。
微空心阴极放电结构：利用微空心阴极放电产生空心阴极效应，不仅要满足PD值的要求，还取决于放电电流的大小。
当电流很小时，电场表现为轴向电场，放电模式为汤生放电模式，随电流的增加，轴向电场减小，而径向电场增加，电场慢慢变为空心阴极放电微分电阻（dv/di）为负值，伏安特性曲线的转折点即为转变的临界点，随电流的继续增加，放电模式转变为反常辉光放电模式。
放电微分电阻为正值。
形成准分子辐射的两个条件：高能分子数目多和气压。
三体碰撞激：R*+R+R→R+R2*激发原子和两个惰性气体原子进行碰撞产生准分子和惰性气体原子。
阴极保护电流分布及电位测量
管道阴极保护电流分布及电位测量施工技术厂家河南汇龙合金材料有限公司1概述在阴极保护中，阳极与保护结构之间的土壤电阻决定了到达保护结构的电流密度，而该电阻又决定于土壤电阻率、埋设位置土壤的截面积，以及阳极到保护结构上某一点的距离。
计算公式为：Ry=r(r/A)(1)式中Ry——阳极与保护结构之间土壤电阻，Wr——土壤电阻率，W·mr——阳极到保护结构上某一点的距离，mA——埋设位置土壤的截面积，m2以位于均匀土壤中的竖直阳极为例，电流以放射状分布，总电流为各方向电流之和。
对于长输管道，由于管道各点距阳极地床的距离不相等，阴极保护电流到达管道各点所经路径的电阻也不相等，因此管道各点的电流密度也不相等。
2阳极与保护结构的距离分析假定其他因素恒定，储罐、管道等保护结构某一点得到的电流与其距阳极的距离成反比。
以储罐底部的阴极保护为例，如果阳极距罐底太近，则电流的分布很不均匀，造成距阳极近的一侧过保护而另一侧保护不够。
如果阳极与罐底的距离增大，则罐底各点与阳极之间的电流回路的电阻差减小，电流分布趋于均匀。
但另一方面，由于阳极与罐底的距离增大，回路的总电阻增大，阴极保护电流减小。
因此需要提高外加电压，从电流分布的角度出发，阳极将有一个最佳位置。
条件允许的情况下，阳极距罐底周边的距离不小于罐直径。
如果做不到这一点，应采用分布式阳极或深井阳极，深井阳极的上端距地面距离不小于10m，以使电流分布均匀。
英国标准BS 7361推荐罐底的阴极保护采用分布式阳极。
对于受阴极保护的长输管道，均匀的电流分布可以通过增大阳极与管道的间距或通过均匀布置阳极来获得。
阳极距管道太近，会使距阳极近的管道部位产生过保护，而距管道远的部位保护不够；阳极距管道太远，会使整条管道欠保护，此时若仍使管道得到充分保护，只有提高外加电压。
阳极的最佳位置应使管道最远端得到有效保护而汇流点处不发生过保护。
由于电流分布还受到土壤电阻率、防腐层状况、管道电阻等多个因素影响，因此阳极与管道的间距应不小于100m，一般为300～500m。
微空心阴极放电的3维数值模拟
微空心阴极放电的3维数值模拟
以《微空心阴极放电的3维数值模拟》为标题，本文将介绍微空心阴极放电（microhollow cathode discharge，MHD）的三维数值模拟方法。
首先，MHD是一种流体动力学通量控制的电放电现象，它可以通过分析电离气体动力学和电磁学的特性来解释。
MHD的性能评估分析依赖于准确的电流和动能流量计算，而由于MHD的复杂性，传统的实验法和理论分析方法无法有效地提供准确的数据，因此近年来数值模拟被广泛应用于MHD的性能评估分析。
其次，为了有效地实现MHD的三维数值模拟，需要建立数学模型来描述MHD的特性，具体过程如下：1.构建具有电离气体和电磁学特性的偏微分方程系统，该系统包括三维电荷守恒方程、温度方程、电流和动能方程等；2.基于有限元方法，对方程进行数值求解，获得电离气体的电流、电位场和温度场等参量的定性和定量的结果；3.通过数据的可视化，可以清晰地描绘出MHD的形态和动态性质。
在实际应用中，MHD的三维数值模拟可以用于研究器件间力学耦合关系，并且可以用于预测周围电磁场对器件的影响，以及电流和动能交换等问题。
同时，它还可以用来提高微空心阴极的节能性能，改善其功率利用率。
最后，微空心阴极放电的3维数值模拟是一种重要的工具，可以有效地评估MHD的性能，获得准确的参数以及研究MHD的动态性质，并可应用于提高微空心阴极的节能性能和功率利用率。
综上所述，本文研究了微空心阴极放电的三维数值模拟，介绍了建立模型的过程，以及实际应用中的准确性、可视化等特性。
未来仍需解决微空心阴极放电数值模拟中的一些具体问题，以确保微空心阴极的效率性和可靠性。
具有空心阴极放电特征的射频放电的两电子组模型
第16卷 第8期强激光与粒子束Vol.16,No.8 2004年8月HIGH POWER LASER AND PAR TICL E B EAMS Aug.,2004 文章编号: 100124322(2004)0821049205具有空心阴极放电特征的射频放电的两电子组模型Ξ余建华1, 赖建军2(1.深圳大学工程技术学院,广东深圳518060; 2.华中科技大学光电子工程系,湖北武汉430074) 摘 要: 运用两电子组模型,考虑了射频放电中的α过程和γ过程两种电离机制,并结合流体模型,研究了中等气压下窄电极间隙容性耦合射频放电在运行模式转变区的等离子体密度以及电离速率分布等特性。
理论研究表明,γ电离过程在高电流模式运行中起主要作用,并证实了此类放电中存在显著的电子摆钟效应,具有类似于空心阴极放电的特征。
关键词: 射频放电; 空心阴极放电; 两电子组模型 中图分类号: O53 文献标识码: A 最近几年,容性耦合射频放电(CCRF )方式被成功地用于激励金属离子激光器,成为在紫外波段获得连续激光最有前途的激励方式之一[1,3]。
CCRF 能够用于激励离子激光器,是因为CCRF 放电存在两种不同的运行模式,即低电流下的α模式和高电流下的γ模式[4]。
高电流模式类似于空心阴极放电,不仅具有可观的高能电子,而且缓冲气体离子密度大,放电电流大,适合于激励离子激光器[2]。
射频放电存在的以上两种电离机制分别对应于两种电子群,即受振荡电场影响的体电子(α电子)和离子轰击电极而发射的高能电子即快电子(γ电子)。
理论上发展了多种模型来模拟射频放电这两种电离过程以及不同模式的转变过程,如分析模型、自洽流体模型,Monte Carlo 模型、PIC 2MC 组合模型等,但是大多数模型针对特殊用途的低气压射频放电[5,6],中等气压下的射频模型较少。
J.P.Boeuf 等[9]用两电子组模型研究了氦射频放电(气压400Pa ,电极间距0.03m )中α和γ模式的转变过程。
空心阴极效应
空心阴极效应
空心阴极效应是一种物理现象，指在一定条件下，阴极表面的电子因
遭受空间电荷效应的限制而无法尽可能地发射，使电流密度非线性增
大的现象。
该现象存在于许多真空设备中，例如电子显微镜，离子束
刻蚀装置，电视机等。
空心阴极效应发生的机理很复杂，但可以简单地概括为以下几个步骤：
1. 阴极表面电子的发射
阴极表面吸附了许多电子，这些电子在受到外界电场的作用下，能够
从表面脱离，并形成电子云。
这个现象称为阴极表面电子的发射。
2. 电子的集束
电子云会被外加电场聚集成一个集束，这也就是“空心”的由来。
在
这个过程中，由于电子的碰撞和散射，一些电子会掉落并落到电极上。
3. 空间电荷效应
当电子密度增加时，它们之间的相互作用会越来越强，最终会限制电
子的发射。
这种相互作用称为空间电荷效应。
随着电子云密度的增加，空间电荷效应也会变得更加强烈。
4. 阴极电流密度的非线性增长
由于空间电荷效应的限制，阴极表面的电流密度即使在外加电场增大
的情况下，也不会线性增大。
这种情况称为阴极电流密度的非线性增长。
空心阴极效应在很多真空设备中都是一个很严重的问题。
这是因为它限制了设备产生的电流密度，从而降低了设备的工作效率。
为了解决这个问题，人们想出了很多办法，例如使用超短脉冲电场，改变电子文化，提高阴极表面的电热发射能力等。
总的来说，空心阴极效应是一个不可避免的物理现象，但在某些情况下可以通过适当的措施来减轻它的影响。
对于研究电子行为和开发高效真空设备的人员来说，深入研究和理解这个现象是非常重要的。
微空心阴极放电及其应用
第：急：：期、激光与光电子学进展２０∞年５月一…………－————…ｊ一’一“＿＊一ｖｏｌ柏№．５Ｍａｙ２００３８ＫｕｍｉｗａＹ，ｓＩｌｇｉｍｏｔｏＮ，ＯｃＭａｊＫ耐以．胁ｉｏｎｓｐＨｃｅａｂｌｅ锄ｄｍ曲ｅ击ｃｉｅｎｔＢｉｎｂ嬲ｅｄＥＤＦｆｏｒｓｈｏｒｔｋｆ蟮出ａｎｄｂｍａｄｂ锄ｄａｐｐｌｉｃ鲥ｏｎｐｕｎｍｅｄａｔ１４８０ｎｒｒＬ０阳’２００１．Ｔｌｌｌ５一ｌ９ＫｏｍｕｂｉＴ，Ｙ甜ｎａｒｎｏｔｏＴ，ＳＩｌｇａｗａＴ晚耐．１４７岬ｂ锄ｄＴ““ｄｏｐｅｄｎｕ０一ｄｅ丘ｂｒｅａｍｐ】访ｅｒ瑚ｉｒＩｇａ１０６４岬ｕｐｃｏｎｖｅ商ｏｎｐｕｒｎｐｉｎ孚砒ｍ攘三日托，１９９３，２９：ｌｌＯ—１１２１０Ｋｏｍｕｋ出Ｔ，ｎ啪ａｍｏｔｏＴ，ｓ１】ｇａｗａＴｅ￡ｍ．．ＥｍｃｉｅｎｔＩ母ｃｏｎｖｅ璐ｉｏｎｐｕｍ叫ｎｇａｔ１．０６４叫ＩｏｆＴｈ３＿＿ｄｏｐｅｄｎｕｏｎｄｅ６ｂｅｒｌ嬲ｅｒ０ｐｅｒａ曲ｇ删ｄ１．４７州Ｌ皿∞加仡工ｅ札１９９２，９：８３０—８３２儿Ｋ０ｍ１１ｂｉＴ，Ｙａｍａｍｄｔ０Ｔ，ｓｕｇａｗａＴ以她Ｕｐｃｏｍ碓ｒｓｉｏｎｐ唧ｅｄⅡ咖ｊ砌一ｄｏｐｅｄｎｕｏ咖ｅ助ｅｒａｍｐｌ访ｅｒ粕ｄｌａｓｅｒｏｐｅｒａ廿ｎｇ砒１．４７岬删，钆勰￡五蚀ｃ帅竹．，１９９５，ｌｌ：１８８０—１８８９１２ＣｏｌｅＢ，ＤｅｎｎｉｓＭＬＳ＿ｂａｎｄａｍｐｌ访ｃａｔｉｏｎｉｎａｍＬｌｌｉｌ】Ｉ【ｌｄｏｐｅｄ枷瑚舱ｆＩｂｅｎ０同Ｆ２００ｌ，ＴｕＱ３一ｌ∞磁慢蚰ａｔｓｕＴ’Ｙａｎｏ一（）ｎｏＴ耐越Ｉ脚一ｍＤｄｅ—ｐｌ珊ｐｅｄＭｇｈｂ一踟ｃｉｅｎｔｇａｉｎ—ｓ¨此ｅｄｌ量ｌ山ｉⅢｎ—ｄｏｐｅｄ脚ｌｅｒ越印监ｅｒ０ｐｅｒ蛳１１９ｍｍｅ１４８０～１５ｌＯｎｍｂ柚ｄ．（１Ｆ∥２００１．ＴｕＱ４—１１４ＳｈｅｎＳ，Ｎａｆ咖ｙＭ，ＷａｌｓｏｎＳＪ甜越．．Ｔｈｌ】ｌｉｕｒｎ—ｄｏｐｅｄｔｅＵｌｌｒｉｔｅｇＬ鹳ｓｅｓｆｏｒＳ—ｈａｎｄａｍｐ蛳ｃａ廿０ｎ．０粥’２００１，ＴｕＱ６～ｌ１５印新达，何万晖，刘水华等．分布式拉曼光纤放大器的分析与实验．光通信研究，２００ｌ，６：１２，１７１６魏淮，童治，简水生．拉曼光纤放大器的几项关键技术光纤与光缆厦其应用技术，２００１，３：２６～２９１引言微空心阴极放电及其应用周俐娜王新兵赖建军姚细林（华巾科技大学激光技术围家重点实验室，武汉４３００７４）州ｆＡ…ｑ提要微空心阴极放电（咖ｃＤ）是指阴极孔径为亚毫米最级时的高气压辉光放电。
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目录中文摘要、关键词…………………………………………（）1、绪论………………………………………………………（）1.1应用前景…………………………………………………（）1.2本课题研究的目的、意义和主要研究内容…………（）2、空心阴极放电原理及一般特性………………………（）2.1模型描述………………………………………………（）2.2快电子模型………………………………………………（）2.3模拟方法…………………………………………………（）2.4算法………………………………………………………（）3、电场的分布及计算………………………………………（）3.1电场的分布………………………………………………（）3.2电场的计算………………………………………………（）3.3讨论………………………………………………………（）4、结论………………………………………………………（）参考文献……………………………………………………（）英文摘要、关键词…………………………………………（）附录…………………………………………………………（）空心阴极放电的电场分布与计算摘要:运用粒子和流体组合模型理论研究了空心阴极放电中阴极面上二次电子发射对阴极面上的电场、离子流和离子密度沿阴极截面的空间分布的影响.得到放电稳定状态时的电场径向分布和带电粒子的密度分布。
利用模拟结果研究了基板偏压为-250 V和-400 V放电条件下的空心阴极放电特性。
结果表明, 从阴极面发射的电子在进入负辉区后,可以形成振荡电子,因而具有增强电离的作用。
放电中存在空心阴极效应,放电时的等离子体区在阴极管的中心轴附近,且改变基板偏压对电子密度、粒子密度的空间分布有所影响,随着基板负偏压增加更有利于沉积均匀致密的薄膜。
关键词: 空心阴极放电,粒子模拟,流体组合模型1绪论空心阴极放电(HCD)是一种特殊形式的辉光放电,其负辉区(NG)和阴极位降区(CDS)被阴极表面包围在管的内部。
由于这种特殊的阴极几何结构,使得负辉区内产生的所有离子几乎都能轰击阴极表面,从而对二次电子发射及阴极溅射产生作用。
而电子在管内阴极表面之间来回摆动,提高了负辉区和阴极暗区内的电离、激发等碰撞过程的几率,使得电流密度和光强度大大增加。
由于它的这些特点使其在光谱分析、真空镀膜、表面处理和气体激光器等领域得到广泛的应用,特别是近几年来在GaN、β-C3N4等新型材料的合成及材料表面改性方面的应用更是受到广泛关注。
为了提高使用效率,人们希望了解其具体的放电过程。
在过去的20年中,大量的一维和二维模拟方法应用于直流和射频放电领域。
而流体模拟、粒子模拟和混合模拟技术则是低温等离子体放电模拟中最常用的模拟技术。
在空心阴极放电领域,赖建军等应用自恰模型(Monte Carlo模型和流体模型的混合体),通过将快电子和慢电子与离子进行分别处理,得到了Ar气在槽型空心阴极放电中的二维模型;Donko Z.也使用了类似的方法,但是他们没有给出电子平均速度的空间分布。
姚细林和周俐娜等分别用MonteCarlo模型和流体模型模拟了亚毫米量级的微空心阴极放电,属于高气压下的空心阴极放电。
本文针对空心阴极放电碳氮薄膜沉积系统,通过XOOPIC粒子模拟软件对Ar气在碳管空心阴极中的低气压放电作二维模拟,并对空心阴极放电的基本特征作一些理论探讨。
1.1应用前景MHCD在平板准分子光源（UV和VUV波段）和等离子体显示领域可望大有用武之地，这也是目前研究的较多的一个应用方向。
与介质阻挡放电相比，它具有如下几点诱人的优势：(1)电极结构简单紧凑。
(2)若采取脉冲激励方式，峰值电压只需要几百伏，而介质阻挡放电需要一千伏以上，相应的半导体开关元件比介质阻挡放电激励要便宜。
(3)采取脉冲激励方式时可获得高的电光转换效率。
(4)可采取串联阵列方式提高辐射出射度。
形成完善的加工工艺，提高工作寿命将是今后的主要目标。
微空心阴极放电自持（MHS）的辉光放电，能解决高气压下辉光放电向弧光放电转换的问题，产生大体积辉光等离子体，广泛应用在电磁波吸收，表面处理，薄膜沉积，气体污染净化，气体激光器等方面。
由于MHCD特殊的空心阴极效应，能产生大量的高能电子，因此有望在此基础上作出电源要求度低、构造简单紧凑的Ar、Xe等惰性气体激光器。
1.2本课题（不恰当）研究的目的、意义和主要研究内容本课题的研究的目的，旨在对不同结构的微空心阴极放电的理论上作出探索性的研究。
在理论上，利用流体模型方法对直流激励下的不同结构微空心阴极放电进行了二维数值模拟，建立了Boltzmann方程和Possion方程的差分格式，利用matlab软件采用求解Boltzmann方程和Possion方程的联立方程组。
利用这种方法可以解出稳定放电时的电子离子浓度、电子能量、电场分布等参数，分析了微空心阴极放电的基本特性，并模拟了压强、放电结构、放电结构对放电结果的影响。
2空心阴极放电原理及一般特性一切电流通过气体的现象就是气体导电或气体放电，气体放电的回路示意如图，电流通过气体时，会发生很多特殊的现象，如发光（辐射波长、发光亮度、发光分布可能不一样），发声效应，化学反应、电极和气体的发热等。
可根据放电中占主要地位的基本过程以及放电时的特有现象对气体放电进行分类。
也可按维持放电是否有外界电离剂而把放电划分为非自持放电与自持放电（由非自持放电发展到自持放电的过程为着火过程或气体击穿）也可以按放电是否随时间变化而分为稳态放电和非稳态放电，稳定放电的一切参数在放电空间的每一定点上均不随时间变化，非稳态正好相反。
在直流电流源作用下发生的稳态放电形式又可以划分为：非自持暗放电、自持暗放电、准辉光放电、正常辉光放电、反常辉光放电、孤光放电、电晕放电等。
而非稳态放电形式有低频交流放电、火花放电、高频放电和脉冲放电等。
具体的放电特性要取决与管内条件和回路条件。
空心阴极放电（Hollow Cathode Discharge ）是一种特殊形式的辉光放电。
它具有工作气压高，维持电压低，粒子反转数多，以及其他一些优点，故在很多地方有用武之地。
正常辉光放电阴极暗区中的电子运动状态象垂直于阴极表面的一组平行电子束，如果把阴极制成圆筒形，即所谓空心阴极，则电子束将彼此汇合，使负辉光并合在一起，发光更明亮且均匀。
随着放电电流密度的增加，往往阴极位降减少，阴极发热一般也不厉害。
这与反常辉光放电时的情况不完全相同。
因此，空心阴极放电是一种特殊形式的辉光放电。
它既不同与一般的正常辉光放电，也不同于反常辉光放电。
空心阴极放电实验装置如图1-3所示。
放电管的阴极是由两个距离可变的并行钼电极组成，阳极是一个直径较大的圆环A 。
管内冲133Pa 的氖气，两个阴极1C 和2C 之间的距离D 较大时，A 和1C 、2C 间都产生正常辉光放电，两者的放电互不影响。
但当D 缩短到一定距离时（在这个实验中D=1.5～1.0cm ），原来互不相干的两个负辉区就并合在一起，发生空心阴极放电现象。
由于空心阴极放电的阴极位降比反常辉光放电的阴极位降小得多，因此放电电流密度的增加并不完全靠正离子轰击阴极所引起的次级电子发射来实现，而是依靠电子在阴极间的来回振荡和紫外光子以及亚稳态原子轰击阴极所引起的次级电子发射。
若电子在1C A 放电空间内受到电场的加速作用，进入2C A 空间将受到电场的减速作用，使电子在1C 和2C 间来回振荡，导致电子与气体原子的碰撞次数增加，电离效率大大增加。
两个阴极间的距离很小，合并的负辉区中产生的紫外光和亚稳态原子，不便到管壁和阳极上，它们很容易落到两个阴极上而引起次级电子发射。
这就是空心阴极放电的原理。
2.1模型描述粒子模型的模拟对象是选定的一定数目的粒子(超粒子),通过跟踪等离子体中这些带电粒子的运动轨迹来建立不同种类粒子的动力学模型。
因为是通过求解基本物理方程(Newton-Lorentz 粒子运动方程和Maxwell方程)来对超粒子进行跟踪,没有做任何关于粒子速度分布的假设,因此求得的各种粒子的动力学状态都是比较精确的。
本模型在考虑放电区粒子之间的相互作用时只考虑电子和气体基态原子之间的碰撞激发和碰撞电 离,忽略电子-电子碰撞和电子-离子碰撞等过程,同时忽略各种复合过程。
并且假设从阴极发射的二次电子主要是由正离子的撞击引起的,取二次电子发射系数γ=0. 5。
考虑由圆筒阴极构成的微空心阴极放电(MHCD)系统,如图1所示,放电空间是圆柱体区域,呈轴对称,为节省计算机资源,取任一通过圆心的矩形截面来反映整个放电现象。
本文采用Boltzmann 方程的简化形式、粒子的连续性方程、动量守恒方程、电子的能量守恒方程以及Pos-sion 方程如下e p p n -=S t∂∇⋅Γ∂ (1) p p p p p =sgn q n -n P E D μΓ∆（） (2),r r P P S C R =∑ (3)B p =k u /e D T (4)5533e e En D n εεεμΓ=--∇ (5) e e r r S e E n k n εε-=-Γ-∑ (6)()()E εενρ∇=-∇∇= (7)式中:n p 是粒子密度;Γp 为粒子流量密度;Sp 为单位时间单位体积内产生的源项,下标p 可以表示电子、离子、中性粒子;E 为电场;qp 为粒子电荷;up,Dp 分别为粒子的迁移系数和扩散系数(其中中性粒子没有迁移系数);cpr 为反应产生粒子的净数目,包括粒子产生和消失(即复合);R 为反应系数;Γε为电子能量流密度;ne 为电子平均能量密度;S ε为电子的能量源项;-εr 表示电离和激发能量阈值。
2.2快电子模型为了能够清楚地说明阴极面发射的电子对整个放电的影响,有必要独立地模拟阴极面的电子发射以及运动动力学,即独立记录和统计阴极面发射的电子产生的电离源项、快电子流等参量以便区分电子的发射对全局的放电特性的贡献和影响.因此快电子的MC 模拟的电子发射源由两部分组成,即两相对的阴极面组成的电子发射源和槽底阴极面上的电子发射源.在模拟中,先对前一发射源的取样电子进行跟踪,当所有的电子跟踪完毕后,再对后一发射源的取样电子进行跟踪.当所有电子都跟踪完毕后,再将两部分结果整合起来,形成统一的最后结果.设两个发射源均匀随机发射电子,电子的初始能量都为10eV,初始速度都垂直于发射的阴极表面.电子在两次连续的碰撞之间的运动轨迹r(t)遵循牛顿运动方程22d r m =-e dtE 在计算中,时间积分步长取为10ps.在每经历一个时间步长后,运用零碰撞技术来判断电子是否发生碰撞,若发生了碰撞,则产生一个随机数来判断碰撞类型.快电子MC 模拟的输出为慢电子产生速率y z e s （，）和离子产生速率y zis（，）.此两速率通过放电总电流归一化.2.3模拟方法粒子模型的模拟对象是选定的一定数目的粒子(超粒子),通过跟踪等离子体中这些带电粒子的运动轨迹来建立不同种类粒子的动力学模型。