图1 伪火花开关的典型结构[3]
摘要 伪火花放电是一种工作于巴申曲线左半支、引燃于空心阴极结构、具有弥散的主放电通道的特殊低气压放电，在脉冲功率和等离子体等领域得到广泛应用。该文综述了近年来有关伪火花放电物理机制和典型应用的研究。首先分析伪火花放电主要过程的典型特征、微观机制和影响因素，依次为预放电、空心阴极放电、超密集辉光放电和真空电弧放电四个阶段；其次讨论当前伪火花放电研究中仍存在的问题，如电流淬灭和阻抗波动等；然后介绍伪火花放电的典型应用，包括伪火花开关、电子束源、极紫外光源等，并着重介绍相关装置的参数水平和技术特点；最后探讨伪火花放电研究今后的发展趋势。
关键词：伪火花放电 物理机制 伪火花开关 电子束源 极紫外光源
伪火花放电是一种特殊的低气压放电，既具有辉光放电的弥散特征，又具备火花放电大电流、短时延和低抖动的特点，同时能够运行于高重复频率下。伪火花放电现象自20世纪70年代末被发现以来[1]，受到了国内外众多学者的广泛关注，在脉冲放电开关、电子束源等方面获得了广泛应用[2-3]。
伪火花放电装置具有如下特征：阴极为中空带孔结构，孔直径、孔深度、主间隙距离均在2～10mm之间；孔的个数可以是一个或多个，形状可以是圆形，也可以是环形槽或其他类型；同样地，装置可以是仅由阴、阳极构成的单间隙结构，也可以插入中间悬浮电极构成多间隙结构；常用的气体介质有氢气、氦气、氮气、氩气和空气等，工作气压一般在1～100 Pa之间，击穿特性位于巴申曲线左半支。与高气压火花放电中少量电子引发雪崩电离并形成流注等贯穿性放电通道不同，在伪火花放电的结构和气压条件下，电子的平均自由程大于或接近主间隙距离，间隙中少量电子难以引发足够数量的雪崩电离并促使流注形成[2]。图1所示[3]为典型的单间隙伪火花放电装置，触发单元布置在阴极腔内部，在触发脉冲作用下产生初始电子，这些电子在自身动能和透入电势的牵引下穿过阴极孔并进入主间隙，在运动过程中与气体分子发生碰撞电离，进而引燃整个间隙。与霍尔推进器、离子溅射源等装置中稳态或亚稳态的空心阴极放电不同[4]，伪火花放电关注的是大电流脉冲放电过程，空心阴极放电作为重要的等离子体倍增阶段，为后续超密集辉光放电等阶段中阴极表面形成数量众多的微阴极斑点提供了必要条件。
图1 伪火花开关的典型结构[3]
1—触发单元 2—绝缘支撑 C—阴极 A—阳极 C0,L0,R0—放电回路参数 C1—触发阴极 A1—触发阳极 R1—限流电阻 PC—等离子体区 V0—充电电压 VT—触发脉冲
Fig.1 Schematic of the pseudospark switch[3]
伪火花放电研究可分为机理和应用研究两类，前者借助光电诊断及仿真等手段阐明放电发生和转变的物理机制，后者集中于伪火花放电在气体开关、电子束源、极紫外光源等中的应用。
伪火花放电子过程多且转变迅速，国内外学者提出了多种理论试图解释相关现象，但仍然没有获得广泛认可的清晰物理图像。尤其是在小电流、低能量条件下，关于电流淬灭和阻抗波动的发生机制和抑制措施研究还很不充分。此外，基于伪火花放电的气体开关、电子束源和极紫外光源的关键参数和运行稳定性等亟需提升，相关调控方法和应用仍有待进一步研究。
本文对伪火花放电的物理机制和典型应用进行综述，指出当前存在的主要问题，并提出今后可能的发展方向。
伪火花放电具备明显的阶段特征，根据放电特征和物理机制的不同可以划分为四个阶段[6,8-11]：预放电、空心阴极放电、超密集辉光放电和真空电弧放电，如图2所示。
图2 伪火花放电各阶段的典型特征[7]
Fig.2 Properties of sub-phases of pseudospark discharge[7]
当工作于巴申曲线左半支时，间隙约化电场强度E/N（E为电场强度，N为气体密度）越高，电子与气体分子发生碰撞电离的概率越小[6]。对典型的伪火花放电间隙而言，E/N可达10-15 V·m2，阴极表面发射的少量电子不能在主间隙中引发有效的雪崩电离并促使主间隙击穿。另一方面，对于阴极孔和阴极空腔，由于透入电势有限，E/N远小于主间隙，且电子运动到阳极表面的路径较长，触发注入到空心阴极内部的大量初始电子（密度应大于109/ cm3）[12]能够引发强烈的碰撞电离。所产生的二次电子向阳极迁移并最终被吸收，正离子因质量较大几乎未发生移动。该阶段的放电模式类似于汤逊放电，电子电流的产生主要由电离系数α和离子轰击阴极表面造成二次电子发射的γ系数主导，电流密度约为10-6～10-4A/cm2。此时，阳极电压尚未跌落，回路电流几乎可以忽略。随着放电的发展，正离子在主间隙和阴极孔区域不断累积，逐渐形成了正空间电荷区（虚阳极），等效于主间隙距离被压缩，阴极侧的电场得到加强。由于虚阳极内部电场强度较低，电子碰撞电离的概率大大增加。阴极表面发射的电子在电场中加速后进入虚阳极与气体分子发生剧烈的碰撞电离。因而，虚阳极内部的等离子体密度不断增大并逐渐从阳极侧向阴极侧扩展。最终，虚阳极透入到阴极空腔内部，回路电流迅速增加，阳极电压迅速跌落。气压、阴极材料、孔径、孔深和主间隙距离等均会影响电势透入或虚阳极的扩展过程。
在预放电阶段，有两个问题需要予以关注，其一是伪火花放电的气压阈值，其二是弱触发及自击穿条件下的电离机理。
A. V. Kozyrev和Y. D. Korolev等认为伪火花放电发生时气压必须高于某阈值，当气压低于该值时，即使初始电子充足，也不能引发上述虚阳极形成及扩展过程，此时间隙中的过程类似于具有等离子体阴极的真空二极管[12]。假设阴极具备无穷大电子发射能力（强烈的触发放电促使阴极腔内部充满初始等离子体），临界气体密度的计算公式为
（1）式中，m/M为电子与离子的质量比；σi为电子与气体分子发生碰撞电离的平均截面积；d为主间隙距离。
在强触发条件下初始电子较为充足，触发时延一般在数十到数百纳秒，可只考虑电子碰撞气体分子和离子碰撞阴极表面引起的电子发射过程，基于该假设的仿真模型能够较好地预测不同条件下的触发时延[12-13]。在弱触发及自击穿条件下初始电子数量有限，触发时延达数微秒或更长，离子和快原子可引发显著的碰撞电离和电极表面发射，以及电子、离子和快原子在电极表面的背向散射等过程对放电发展的贡献将不可忽略，甚至起到主导作用[14]。目前针对这方面的研究仍很不充分，仅H. Pak和M. J. Kushner等做了非常初步的探索[15]。
经过预放电阶段的发展，虚阳极经阴极孔扩展到阴极腔内部，空心阴极放电开始发生，其典型特征在于阴极空腔和阴极孔结构对电子倍增具有明显的增强效果。放电通道呈现弥散状，放电形式也被称为密集辉光放电，电流密度可达1kA/cm2。J. P. Boeuf和L. C. Pitchford等率先建立了混合流体-粒子（蒙特卡洛）模型对伪火花放电的初始阶段进行了较为深入的研究[16]。图3所示为在氦气0.5 Torr（1Torr=133.322Pa）、阳极电压2 kV条件下仿真得到的伪火花放电在不同时刻下的碰撞电离和电势分布。从仿真结果中，确定了一系列导致电流快速上升和伪火花放电模式起始的物理机制，即依次为初始汤逊放电（图3a），虚阳极形成和扩展（图3b），电子不断倍增并引起空心阴极放电（图3c），然后鞘层逐渐收缩（图3d），并导致阴极电子发射模式发生进一步转变。此后，该团队进一步研究了初始电子的能量、密度、位置等参数与触发时延和抖动之间的关系，与实验结果获得了良好吻合[13]。
图3 伪火花放电不同时刻的碰撞电离和电势分布[16]
Fig.3 Collisional ionization and potential distribution of pseudospark discharge at different times[16]
从仿真结果可以看出，空心阴极特殊的结构和电势分布能够对电子起到束缚作用。一侧阴极表面由于正离子碰撞阴极发射的电子及其在鞘层中发生碰撞电离新产生的电子均可在鞘层电场中获得加速，垂直于轴线方向运动并穿越虚阳极后，会被另一侧的鞘层电场减速并反射回来。在被从阴极孔抽出之前，电子得以在阴极腔和阴极孔区域进行多次“钟摆”运动，等效运动路径大大增长，与气体分子发生碰撞电离的概率和次数大大增加，大部分的电子能量以激发和电离的形式被消耗掉，显著增强电离效果，并产生更多的二次电子。上述过程是空心阴极阶段等离子体团密度迅速增加的主要原因，且大部分的电子电流由等离子体团所维持。该阶段鞘层厚度仍然较大，鞘层内部也存在大量的碰撞电离，随着等离子体团密度不断增大，阴极鞘层逐渐收缩，阴极表面电场强度持续增大，使得阴极表面的电子发射过程逐渐增强并起到主导作用，放电机制将转变为超密集辉光放电。由于放电区域的导电性急剧增强，部分电子通过虚阳极进入阳极，因而回路电流明显上升，回路阻抗降低至约几欧，如图2中阶段Ⅱ所示。该阶段的主要影响因素是孔径、孔深、气体密度等。此外，阴极发射的部分电子在鞘层中获得加速后直接穿越主间隙，在阳极孔后方可观测到能量高、密度小的电子束流。
在强触发条件下，预放电和空心阴极放电阶段的建立过程非常迅速。暂态过程和复杂电极结构给实验诊断带来很大困难。为了揭示实验中难以观测的微观过程和等离子体参数，多位学者进一步开发了基于粒子模拟和蒙特卡洛碰撞方法的仿真模型[17-20]，研究了碰撞电离的时空演变、初始电子能量分布对放电发展的影响、电子束流的特性等，仿真结果能够很好地预测诸多实验现象。
随着阴极鞘层的进一步收缩，阴极表面不仅有离子碰撞引起的二次电子发射，也出现了爆炸式电子发射和离子溅射等电极表面过程，放电转入超密集辉光放电阶段，并伴随有阳极电压的再次突降和放电电流的明显增大，如图2所示。在一些文献中，该阶段也被称为阴极孔阶段，或辉光向电弧转变的暂态阶段[6]。
该阶段的放电通道宏观上仍呈现出均匀且弥散的形态，电流密度为103～104 A/cm2，单孔结构下参与放电的阴极表面积可达1 cm2以上，电极烧蚀速率约10 μg/C，远小于真空电弧和火花放电。相较于空心阴极放电，该阶段电子束流密度更大，但能量较低。光学观测表明，空心阴极阶段以气体分子发射谱线为主，发光区域从阴极孔中心向孔边缘扩展；超密集辉光放电阶段，气体分子发射谱线和阴极原子发射谱线共存，且前者相对强度逐渐降低，后者不断增大。图4是加滤光片拍摄的伪火花放电不同时刻的高速相机图像[7]，曝光时间30 ns，其中1～3为Cu I-510.7 nm，采用半高宽5.8 nm的滤光片，4～6为Cu II-776.9 nm，采用半高宽22.2 nm的滤光片。在空心阴极阶段末期，阴极孔环形内壁开始出现铜原子的发射谱线。直到超密集辉光放电末期，谱线强度持续增大。当阳极电压再次发生突降后，环形发光区域消失，转变为孤立的宏观阴极斑点。影响超密集辉光放电阶段的主要因素是阴极孔尺寸和电极材料。
图4 伪火花放电高速相机图像[7]
Fig.4 Fast-shutter images of pseudospark discharge[7]
W. Hartmann等根据宏观上均匀融化的阴极表面和弥散的放电通道等实验现象，认为该阶段的物理机制是离子面源轰击冷阴极表面所引起的均匀场增强热电子发射[11]。该模型后将发射面源修正为数量众多的、被离子轰击加热的微发射点。G. A. Mesyats和V. F. Puchkarev等根据低电极烧蚀速率等实验现象，认为大电流密度是由阴极表面大量的爆炸式发射中心提供的[21]。阴极鞘层的高电场强度保证了较大的场致发射电流密度（约108 A/cm2），进而对微凸起进行欧姆加热并引发微爆炸，该过程也被描述为“Ecton”模型[22]，电流上升时间取决于阴极表面发射中心的倍增过程。该观点认为数量众多、连续不断产生的“Ecton”能够维持超密集辉光阶段的大电流密度。
A.Anders等[23]修正了爆炸式电子发射模型，指出超密集辉光放电与真空电弧放电的相似性，并认为大电流密度是由数量众多且均匀分布的真空电弧状微阴极斑点所提供。即使没有观察到丝状通道或电弧，该阶段对应的物理过程依然是电弧而非辉光。图5是该模型描述的阴极表面过程示意图[24]，其中，1为初始斑点，2为新斑点。与真空电弧放电不同，伪火花放电中阴极表面覆盖着密集的等离子体团，且鞘层厚度很小（几微米到几十微米）。在阴极孔附近，电极表面的微凸起和缺陷处场增强系数可达10～1000。在高电场强度下，这些位置首先爆炸发射产生直径在微米量级的微阴极斑点，而这些初始斑点并不会导致整个鞘层的消失，其他位置的电场强度仍足以促使新的微阴极斑点不断产生。最终，数量众多的微阴极斑点支撑了外回路所需的大电流密度，并在宏观上表现出弥散的特点。
图5 超密集辉光放电阶段阴极表面过程示意图[24]
Fig.5 Schematic of the process of cathode surface during superdense glow discharge[24]
上述模型均认为电流主要由阴极发射的电子分量提供的，这就要求阴极表面具备非常高的电子发射能力。与之相对的，A. Anders等又提出了离子自持自溅模型[9]。该模型认为从阴极表面溅射出的金属原子的平均电离自由程可能小于主间隙距离，能够被阴极鞘层加速后的电子所电离，新产生的离子在鞘层中获得加速，能够回到阴极表面并发生二次溅射，并且自溅射系数大于1。大部分阴极表面电流可以由均匀的离子流提供，而并不需要阴极表面具备很高的电子发射密度。
此外，Y. D. Korolev等将伪火花放电当作可以根据外回路电流自动重构的系统，认为是阴极表面的微爆炸引起了超发射，并考虑了金属材料自溅射的作用[8]。图6是该模型描述的超密集辉光放电阶段阴极孔区域等离子体、径向电势和轴向电势的分布情况，其中，A为等效阳极（表示等离子体和阳极的综合作用），C为阴极孔，MP为金属蒸气等离子体，NG为负辉光等离子体，Vd为放电电压，Vam为最大电压，VC为阴极电压降。模型定义了广义二次电子发射系数，以描述不同阶段电子发射机制转变带来的电子倍增效果的变化，并定量估算了各阶段的等离子体参数。
总的说来，大多数学者均认为超密集辉光放电的大电流密度和弥散的放电通道，主要是由阴极表面数量众多的微发射点引起的，并强调了金属材料的自持自溅过程。该阶段物理机制的研究目前存在的主要问题是，同一现象的解释并不唯一，并且这些理论更多的是定性描述，并未给出很好的定量估算，当前对超密集辉光放电过程的仿真研究几乎未见报道，主要原因在于电极表面过程起主导作用，多物理场耦合在一起，仿真模型的搭建困难。
图6 超密集辉光放电阶段等离子体与电势示意图[8]
Fig.6 Schematic of the plasma and potential distribution during superdense glow discharge[8]
随着放电电流继续增大，数量众多的微阴极斑点有可能合并为孤立的大阴极斑点，其直径为数十到数百微米，此时的电流密度可达10kA/cm2以上。如图4中点3和6及对应电压电流波形所示，这些强烈的局部发光区域（阴极斑点）首先分布在阴极孔边缘，然后随着放电电流的进一步增大，逐渐扩展到电极平面上；放电波形表现为阳极电压的再次突降和电流上升速率的明显增大。在大阴极斑点存在的同时，整个阴极孔内表面和孔边缘附近平面仍存在连续的强度较弱的金属谱线发射。此时，主间隙中光谱发射仍以气体原子谱线为主，并逐渐沿径向扩展。这表明间隙中放电通道仍以气体分子电离产生的等离子体为主，且呈现出弥散的状态。
当单通道放电电流峰值大于40kA时，放电通道将收缩到阴极表面某一局部位置，该位置的电子密度可达3×1016/cm3，阳极表面过程的作用也逐渐凸显。同时，放电通道的阻抗和能量沉积随之增大，电极烧蚀速率从10μg/C 显著增加到100μg/C，放电通道中等离子体团也由气体离子占主导转变为金属离子占主导。通道直径小于1mm，电子密度可达4×1017/cm3。值得注意的是，在不同次放电中，金属蒸气等离子体区域随机分布在约数平方厘米的阴极表面，这使得电极的烧蚀非常均匀且具有相当长的寿命[6]。
伪火花放电形成阶段的电荷产生机制可以归纳为：预放电阶段为汤逊放电，空心阴极放电阶段为离子碰撞二次电子发射和电子的“钟摆”运动，超密集辉光放电阶段为微阴极斑点发射和离子自持自溅，以及真空电弧阶段为阴极斑点发射。前两个阶段以气体中的等离子体过程为主，后两个阶段以阴极表面过程为主。在非极端的电流密度下，放电通道始终呈现出弥散的状态，并伴随着高强度的电子束流和光辐射。
伪火花放电中每个阶段的起始均依赖其前一阶段的充分发展。当暂态的转变过程发展不顺利或不稳定时，便会出现相应的异常放电现象。目前，伪火花放电存在的主要问题是电流淬灭和阻抗波动，尤其是小电流情况下，出现概率很高。阐明异常放电的发生机制并采取相应抑制措施显得尤为迫切。
电流淬灭表现为放电电流突然跌落，并伴随着感性电压尖峰的出现[25]，如图7所示[26]。图7中，Vd为放电电压，
为放电电流，VF为阳极后方用于测量电子束的法拉第杯上的电压。该现象表明，放电通道中带电粒子不足以维持外回路所需要的电流。淬灭的发生具有统计性，且与多个参数有关，如电极结构、气压、气体种类、阳极电压等[2]。
图7 伪火花放电的淬灭现象[26]
Fig.7 Current quenching in pseudospark discharge[26]
W. Hartmann和K. Frank等认为：淬灭是由等离子体与冷阴极表面的相互作用造成的，与阴极孔表面附近的离子耗尽关系密切，即阴极鞘层附近等离子体团产生的离子小于流向阴极表面的离子通量[25]。时间分辨发射光谱表明，淬灭发生时阴极附近伴随有金属蒸气的产生，这也被认为从侧面支持了离子耗尽的解释[27]。A. Anders等认为，当放电进入超密集辉光阶段时，阴极表面数量众多的微阴极斑点，使得放电电流持续增大且鞘层压降进一步降低。这导致阴极表面场强减小，不利于新斑点的产生，并导致电流减小[23]。只有当鞘层压降增大或鞘层厚度减小促使电场强度重新增大后，电流才能够继续增加。阴极斑点的寿命通常在2～20ns之间，这也与电流淬灭的特征时间相近。此外，Y. D. Korolev等认为是主间隙中正电荷区域的电子耗尽导致了电流淬灭，而与阴极孔区域的物理过程无关[26]。这一解释的证据是，淬灭发生时，正电荷区和负辉光区之间的双电层增大，且在阳极后方出现强电子束流。
由上述可知，关于淬灭机制的解释存在很大差异，所依托的实验证据亦各不相同。造成这一现象的原因在于：①淬灭的过程非常迅速且具有随机性，难以进行有效的实验观测；②有关超密集辉光放电等阶段的物理机制仍存在争议，而依托于不同机制进行的解释必然存在差异；③不同学者研究淬灭的实验条件（如气压、放电电流等）差别巨大，有可能产生不同的电学和光学特征，从而使得相关解释较为片面。
事实上，实验过程中观察到的电流淬灭根据发生阶段和表现特征不同，可分为三种类型：空心阴极阶段，超密集辉光放电阶段和电流换向阶段。上述物理模型讨论的一般为超密集辉光放电阶段的淬灭现象，并不适用于另外两种。在假设超密集辉光放电机制是微阴极斑点发射的基础上，有关微阴极斑点产生不足引起淬灭的解释可能更接近正确，但仍有待进一步的研究。
虽然目前淬灭发生的机制尚不明确，但一些学者已经获得了气压、电极结构等参数对淬灭发生概率的影响规律，并提出了行之有效的抑制措施[2]：①改善触发系统，包括提升注入电子密度和缩短注入时间，这可以改善空心阴极阶段发生的电流淬灭[28]；②采用混合气体，有研究表明，在氢气中混入少量氩气（体积分数＜5%）或在氘气中混入少量氪气可有效地降低淬灭发生概率，其原因可能是不同粒子间存在协同效应，能够加强气体的电离；③增大有效放电区域分子数，即提高气压或增大孔径，前者的原因可能是能够获得更高的碰撞电离概率和等离子体密度，后者的原因可能是面积更大的阴极孔表面存在更多微凸起和缺陷，这有利于增大微阴极斑点产生的概率。
典型的阻抗波动现象如图8所示，阳极电压在跌落的过程中，开关阻抗从几欧姆突变为几十毫欧，但电压突变的时刻在不同次放电中存在较大差异[29]。阻抗波动会造成相同条件下不同次放电转移到负载上的能量有所差异，进而影响负载的运行性能，这对于一些对能量精确度要求高的应用（如准分子激光器）来说是难以接受的。造成该现象的原因是放电从超密集辉光放电阶段进入真空电弧放电阶段的时刻不同，也就是，阴极孔边缘宏观阴极斑点的出现时刻不同。
图8 伪火花放电的阻抗波动现象[29]
Fig. 8 Impedance fluctuations in pseudospark discharge[29]
研究结果表明，阻抗波动现象与气压、电极结构、电极材料和放电电流存在密切关系。减小孔径、采用低逸出功和低熔点的金属材料、增大放电电流等措施，均可缩短超密集辉光放电阶段持续的时间，减小阳极电压突变时刻的抖动，一定程度上起到抑制阻抗波动的作用[2, 29]。
当前，脉冲功率技术除继续向单次超高功率水平方向发展外，也在向高平均功率重复脉冲方向发展。这对其核心部件之一的开关提出了极高的要求。与其他气体开关如高气压火花间隙开关、真空触发开关和氢闸流管等相比, 伪火花开关具有结构简单、电流上升速度快（～1012A/s）、电流导通能力大（大于100kA）、流通反向电流能力强（可达100%）、放电抖动小（可小于1 ns）、电极烧蚀速率低（小于100μg/C）、重复运行频率高（可达10kHz）等优势[3]。单间隙伪火花开关的耐压极限约为30kV，多间隙结构可进一步提升开关耐压。单孔维持超密集辉光放电模式的电流极限约10kA，对于大电流应用场合来说，一般采取多通道结构以减小单孔的电极烧蚀。与半导体开关相比，伪火花开关具有功率大、结构简单和无需复杂串并联电路等优点。
3.1.1 关键参数分析
1）自击穿电压
伪火花开关自击穿电压除了与气压和间隙距离有关外，也受到孔径、孔深和腔深等参数的影响。相关研究主要集中在探索电极结构参数及气压与自击穿电压之间的关系，并获得相应的半经验公式，其基本形式为[30-32]。
（2）式中，
为伪火花开关的自击穿电压；p为气压；L为主间隙距离；t为电极厚度；d为孔直径；h为空心阴极深度；A、α、β、δ、γ和λ均为系数。这些研究中采用的气体种类和电极结构各异，所获得的半经验公式各项系数差别巨大，尚未获得统一的形式。
2）重复频率
重复频率工作是伪火花开关最重要的特性之一。在电流脉冲结束后，放电产生的带电粒子通过复合和扩散过程逐渐消失，绝缘恢复的快慢直接影响伪火花开关器件的重复工作频率[33-34]。研究表明，绝缘恢复速度与气体种类和压强、电极结构和材料等因素密切相关。
（1）气体的种类和压强。通常来讲，采用相对分子质量小、电荷吸附能力强的气体，以及低气压，均有利于提升等离子体消散和气体绝缘恢复速度。
（2）电极结构。绝缘恢复时间trec与空心阴极深度L和直径r0满足如式（3）所示的关系[35]。在空心阴极内部设置阻断电极，并施加正极性电势，可以有效地抽取阴极腔体内部的自由电子，抑制主间隙中的预放电电流并提升器件的绝缘耐受能力，加快气体间隙绝缘恢复速度[36]。相比于单通道，多通道结构可以有效地增大参与放电的电极面积，降低载流子密度和电极温度，加快电极表面附近的复合过程。
（3）3）电极烧蚀
电极烧蚀速率决定了开关的寿命和运行稳定性。一方面，多次放电烧蚀后，电极表面粗糙度上升，可能导致开关失效；另一方面，金属蒸气有可能沉积在绝缘材料表面，造成沿面闪络概率增大。
得益于放电通道的弥散特征，伪火花开关的寿命可达106～107C，比一般的高气压开关和真空开关高两个数量级。烧蚀过程主要集中在阳极孔和阴极孔边缘，呈现出同心圆形状，距离孔越近，烧蚀越严重。烧蚀形貌整体较为均匀，典型痕迹和蚀坑尺寸在微米到数十微米之间。
降低电极烧蚀速率的方法主要有两种：①采用多通道结构，使放电通道保持弥散状态，但需考虑多通道同步触发和放电通道移动汇合的问题；②选用钼、铜钨合金等高熔点金属[38]，或者选用能够抑制放电通道向电弧转变的石墨和碳化硅等新型材料[39]，但这些材料存在吸气和污染问题。
3.1.2 触发方法
高性能的伪火花开关应具有低触发时延和抖动。触发时延是指从初始电子产生到阳极电压开始跌落（或回路电流快速上升）的时间段，抖动是时延的标准差或极差。根据初始电子产生方式不同，触发方法可以分为电触发和光触发。触发方法及系统对开关性能影响巨大，除时延和抖动外，也会影响电压下降速率、放电稳定性、电极烧蚀和淬灭等。
1）电触发
电触发系统包括触发单元和脉冲发生电路两个部分。对触发单元的要求是：结构简单、寿命长、重复频率高，且对气压不敏感。触发单元的种类较多，有沿面闪络触发[40-41]、辉光放电触发[42-43]45]、脉冲电晕触发[45-46]、铁电体触发[47]等，表1对不同电触发单元的性能参数进行了对比。
表1 电触发单元性能参数比较
Tab.1 Comparison of performance parameters of electric trigger unit
触发单元时延/ ns抖动/ ns重复频率/ Hz触发能量/ mJ寿命/次 沿面闪络3011022106 直流辉光15011040.5109 脉冲辉光10051040.2109 脉冲电晕8011030.3108 铁电体10011062107
触发单元常布置在阴极腔内部，并设置阻挡结构，保护其免受主放电的影响；相比于布置在阳极腔内部，具有更小的触发时延和抖动[50]。
触发脉冲对触发性能也有重要影响。同一触发单元在不同类型触发脉冲作用下，发生放电的形式和触发效果会有所不同。例如，图9所示的触发单元由锯齿状电极、平板电极和高介陶瓷薄片构成[48-49]，在纳秒脉冲作用下，三结合点处会产生密集的强场发射，宏观上放电面积大且均匀，沉积能量小，重复频率高；在微秒脉冲作用下，某一锯齿位置与平板电极边缘沿高介陶瓷片表面发生闪络，形成贯穿的火花通道，沉积能量大，产生高密度等离子体，但对陶瓷薄片的烧蚀较大，且放电通道不稳定，抖动大。通常，高幅值、快前沿和低抖动的触发脉冲更有利于降低触发时延和抖动。
图9 电晕等离子体触发单元[48]
Fig. 9 High-dielectric trigger unit based on corona plasma[48]
2）光触发
光触发伪火花开关也被称为背光闸流管，自20世纪80年代起，因结构简单、寿命长、重复频率高等优点受到持续关注[51]。南加州大学的M. A. Gundersen团队对此开展了深入研究[52-54]。触发光源包括紫外闪光灯和各类激光器，由光纤引入或石英玻璃透射。典型的光触发伪火花开关结构如图10所示[52]，阴极背部覆盖了一层镁箔作为光触发阴极，激光器产生的光脉冲照射到镁箔上，产生初始电子并触发开关导通。
图10 涂敷镁箔的背光闸流管示意图[52]
Fig.10 Backlight thyratron with photocathode magnesium[52]
影响光触发效果的因素包括光脉冲能量、波长（光子能量）、光能量密度（汇聚）、光斑作用位置、光阴极材料等。表2是采用不同光源和阴极材料时触发参数的对比[52]。可以看出，采用波长短、能量高的激光脉冲和低逸出功阴极材料，有利于降低触发时延和抖动。
表2 典型背光闸流管触发参数对比
Tab.2 Comparison of trigger parameters of typical backlight thyratron
激光器波长/nm阴极材料触发能量/J时延/ ns抖动/ ns XeCl 308钼4.4´10-3780.4 KrCl222钼10´10-6780.4 UV闪光灯＜300钼0.1525020 XeCl308黄铜12´10-32 0004～6 XeCl308黄铜50´10-3804～6 Nd:YAG266钼7´10-3858
由于不需要在阴极腔体内部布置触发单元，光触发开关的体积可以大大小于电触发伪火花开关，Gundersen团队曾研发了一款有效体积仅15cm3，耐压40kV，通流4.5kA的光触发伪火花开关[54]。当前，光触发最大的问题在于高性能脉冲激光器造价昂贵，难以大规模应用。降低触发光源造价和提高光电转化效率是未来的研究重点。
3.1.3 成品化开关
当前，德国和俄罗斯的研究所及公司已成功开发出伪火花开关系列产品。根据应用场合不同，可分为高重频和大电流两类，前者常采用辉光放电触发，后者则常采用沿面放电触发。表3是几款典型伪火花开关的关键参数对比。值得注意的是，表中所列参数为单项可达到的最大值，各项参数之间存在相互制约关系，不能同时达到最优。表中，FS系列为德国ALSTOM公司与埃尔朗根大学K. Frank团队共同开发[55]，TPI和TDI系列则为俄罗斯Pulsed Technologies公司与俄罗斯大电流电子研究所Y. D. Korolev团队共同开发[56-57]，最大电压和电流分别可达150kV和300kA。这些成品化开关已广泛应用于各类脉冲功率系统当中，如激光器、等离子体点火装置、同步加速器励磁装置等。
图11是TPI10k-50伪火花开关的结构图[3]。该开关采用双间隙多通道结构和辉光放电触发单元，氢气气压通过氢储存器的灯丝电流进行调节，采用氧化铝陶瓷做绝缘支撑并通过金属-陶瓷焊接密封。图中电极边缘存在多处弯曲结构，可屏蔽放电等离子体对绝缘支撑的轰击，避免长期运行时绝缘破坏。该公司在最新产品的氢储存器上采用了特殊的金属半透膜材料，开关工作时无需灯丝加热电源，进一步简化了开关使用过程[57]。
图11 TPI10k-50伪火花开关的结构图[3]
A—平板阳极 G—栅极 C—空心阴极 A1—触发阳极 C1—触发阴极 EC—高发射系数材料
Fig. 11 Schematic of the TPI10k-50 pseudospark switch[3]
表3 典型成品化伪火花开关的关键参数比较
Tab.3 Comparison of key parameters of commercial pseudospark switches
FS2000FS3000TPI10k/50H①TPI10k/75HTDI4-100k/75HTDI3-200k/25H 阳极电压/kV3～323～322～502～752～753～25 最大阳极电流/kA301501010100200 最大脉宽/μs0.515510100100 平均阳极电流/A0.40.40.30.50.50.5 时延/抖动/ns500/5300/5**/1**/5**/3**/3 最大电流上升速率/(A/s)8×10115×10111×10125×10111×10123×1012 反向电流(%)10010095959595 最大重复频率/Hz2 000120 00010 000300300 单脉冲转移电荷量/C, 能量/J2×10-3,—2,——,——,——,2×104—,4×104 寿命/C＞2×105＞6×105＞5×105＞5×105＞1×106＞1×106
注：①带H的型号表示电流反向能力可达95%，不带H的型号表示电流反向能力为10%。
国内自1997年起，西安交通大学的邱毓昌团队对伪火花开关的放电特性开展了研究[5, 58]。赵会良等研究了空腔悬浮电极对双间隙伪火花开关耐压的影响[59]。姚学玲等研究了采用沿面闪络型触发器的伪火花开关的性能[41]。北京真空电子技术研究所的张明和周亮等开发的伪火花开关[60]，为双间隙多通道结构，采用沿面放电型触发器，耐压50kV，通流50kA，可工作于单次或低频条件；同时，对激光触发伪火花开关进行了初步的研究，获得了聚焦和非聚焦模式下，激光能量与触发时延和抖动的关系[61]。目前西安交通大学丁卫东团队和江西景光电子有限公司正在开发高重频低抖动的成品化伪火花开关，已实现的参数包括耐压大于50kV，通流大于40kA，抖动小于1ns[62]。今后伪火花开关研究的重点是进一步提升开关各项参数，尤其是寿命和运行稳定性。
与光电阴极、热阴极及等离子体斑点阴极等相比，基于伪火花放电的电子束源在电流密度和亮度等方面有着综合性的优势，在太赫兹、材料处理和医学等领域有广泛的应用[63]。
基于伪火花放电的电子束源的典型结构如图12所示，一般采用多间隙结构以提升装置耐压和电子束能量，阴极接负高压，阳极接地，主电容的容量一般在nF量级。电子束的典型放电波形如图13所示[64]，第一个峰所示的电子束的特点是能量高密度低，第二个峰能量低密度高，与前文机制分析所述一致。为了提升后一阶段电子束流的能量，英国思克莱德大学的Yin H.和西安交通大学的赵军平等设计了带有后加速作用的双间隙伪火花放电结构，对大量低能电子进行加速[65]。
图12 基于多间隙伪火花放电的电子束源典型结构[63]
Fig.12 Electron beam source based on multi-gap pseudospark discharge[63]
图13 伪火花放电产生电子束的典型放电波形[64]
Fig.13 Typical waveforms of electron beam produced by pseudospark discharge[64]
基于伪火花放电的电子束源的研究主要集中在两方面。一方面，集中在电极结构（腔深、孔径、孔深、间隙数等）、外回路参数（电压、主电容、气压、气体种类等）和电压形式（直流、微秒脉冲、纳秒脉冲）等因素对于电子束密度和能量时空分布的影响规律的研究[32, 66-68],。实际应用中，一般要求电子束的密度大、能谱窄或可控、稳定性好。因此，如何测量和灵活调控电子束参数是研究的重点。电子束的电流密度一般采用罗氏线圈和法拉第杯的方法进行测量，电子束的能量分布采用外加偏置电压或偏转磁场直接测量，或采用自偏置电极结构并反卷积运算间接获得[69-71]。测量时应注意屏蔽放电等离子体对法拉第杯信号的干扰。值得注意的是，当前电子束能量分布测量的研究中，未考虑偏置电压和偏转磁场对电子束输运的影响，即外施电场或磁场会改变电子到达接收装置的时间，且对不同能量电子的影响程度不同。在今后的研究中，需要对测量结果进行修正。
另一方面，电子束在微波和太赫兹辐射源、超导薄膜材料沉积、金属刻蚀、加速器、X射线源等方面有着广泛的应用[72-74]。图14是英国思克莱德大学H.Yin等利用伪火花放电电子束驱动的切伦科夫激射器[73]，得到脉宽100ns、峰值功率约2kW，中心频率为25.5GHz的微波，验证了该方法用于产生毫米波甚至太赫兹微波辐射的可行性。在最新的研究中，该团队利用伪火花放电产生条状的电子束，用于驱动扩展交互振荡器，最终得到脉宽约20ns、峰值功率1.2kW、频率范围在104～106GHz的高功率微波。
图14 伪火花放电电子束用于驱动切伦科夫激射器[73]
Fig.14 Electron beam used to drive Cherenkov maser based the pseudospark discharge[73]
极紫外（Extreme Ultraviolet，EUV，中心波长13.5nm）光源是下一代光刻技术的核心设备，目前业界主要采用两种技术来产生极紫外光，一种是激光等离子体技术，另一种是放电等离子体技术。激光等离子体技术面临的最大挑战是数千赫兹重复频率的高功率激光器和靶材碎片污染问题。相较而言，基于伪火花放电的方案能够在很大程度上克服上述问题[75]。
特殊的空心阴极结构使得伪火花放电等离子体径向箍缩，箍缩后的等离子体密度达到1018～1019/cm3，电子温度达到几十电子伏。在此过程中，氙气分子受激发后能够产生较多中心波长13.5nm的极紫外辐射。此外，基于伪火花放电的极紫外光源具有放电能量低和等离子体不直接与绝缘材料接触的特征，容易获得数千赫兹的高重复工作频率。与伪火花开关相比，极紫外光源工作气体通常采用氪气、氙气等大分子量稀有气体，且放电通道需要发生箍缩，不再追求弥散的效果。
德国夫琅和费激光研究所的K. Bergmann等[35,76-79]自20世纪90年代至今与飞利浦和ASML等公司展开合作，先后研发了多款基于伪火花放电的极紫外光源样机。在绝缘恢复和重频运行等研究的基础上，研究了气体种类、脉冲能量、电极结构等参数对出光效率、碎片污染、运行稳定性等方面的影响规律。图15是该团队于2012年搭建的装置[78]，在重频3.3kHz、脉冲能量6J的输入功率下，能够获得中心波长13.5nm（半高宽2nm）、输出功率21W/mm2sr的极紫外光源。图16是实验中获得的极紫外光辐射特性。
此外，俄罗斯的Y. D. Korolev和美国的JiangChunqi等也在对伪火花开关进行深入研究后，对伪火花放电极紫外光源开展了探索性研究[80-81]，但仍然较为初步。国内目前尚未见到基于伪火花放电的极紫外光源研究的相关报道。
总体而言，基于伪火花放电的极紫外光源具备和其他技术方案相当的能量转化效率，并且在重复频率、电极烧蚀、寿命、碎片污染、造价等方面具有优势。在低脉冲能量下，伪火花放电方案的出光效率高，电极的烧蚀小。为保证出光的一致性和稳定性，要求光源达到很高的的工作频率，而高重复频率正是伪火花放电的突出优点之一，但目前的出光总功率和运行稳定性均与商用标准具有较大差距。虽然当前已有基于激光等离子体技术的的商用光刻机，但造价十分昂贵，具备小脉冲能量（J级）、高重复频率（kHz级）特征的伪火花放电极紫外光源仍是一种具有较大潜力的方案。
图15 基于伪火花放电的极紫外光源[78]
Fig.15 EUV light source based on pseudospark discharge[78]
图16 伪火花放电的极紫外辐射特性[78]
Fig.16 EUV radiation of pseudospark discharge[78]
本文综述了伪火花放电的物理机制和典型应用。伪火花放电装置中电子的平均自由程大于主间隙距离，单个的电子不能引燃主间隙。放电通道呈现出弥散状态，显著区别于火花放电和电弧放电的细丝状通道，在预放电、空心阴极放电、超密集辉光放电和真空电弧放电等阶段，维持电流的主要机制依次为汤逊放电、电子钟摆运动、微阴极斑点爆炸式电子发射和宏观阴极斑点发射。各个阶段的转变依赖于等离子体团密度的持续增大和阴极鞘层的不断压缩，放电机制逐渐由气相过程占主导转变为等离子体与阴极表面相互作用占主导。目前，有关超密集辉光放电的物理机制仍未形成公认的理论，相应的淬灭的物理机制也不清晰。
伪火花放电的应用主要有伪火花开关、电子束源和极紫外光源等。
1）伪火花开关适合于高重频和大通流的应用场合，已被广泛应用于多种脉冲功率系统，如激光器、等离子体点火装置、同步加速器励磁装置等。
2）基于伪火花放电的电子束源在电流密度和束流亮度等方面有着综合优势，在时间分布上依次存在高能低密和低能高密的两种主要组分的电子，其在太赫兹、材料处理和医学研究等领域有着广泛的应用。
3）在下一代光刻技术中，基于伪火花放电的极紫外光源发展潜力巨大，具有结构简单、无靶材污染和寿命长等优点，目前已达到21W/mm2sr的出光功率，距离工业应用需求的115W/mm2sr仍有进一步提升的空间。
今后的主要发展方向有：一是阐明超密集辉光放电阶段和淬灭的物理机制；二是采用新工艺和新方法进一步提升伪火花开关的寿命和工作稳定性；三是改善基于伪火花放电的电子束源的束流特性、修正能量分布测量并拓展其应用场景；四是提升基于伪火花放电的极紫外光源的平均出光功率、运行稳定性和连续运行时间。
参考文献
[1]Christiansen J, Schultheiss C. Production of high current particle beams by low pressure spark discharges[J]. Zeitschrift fur Physik A (Atoms and Nuclei), 1979, 290(1): 35-41.
[2]Frank K, Dewald E, Bickes C, et al. Scientific and technological progress of pseudospark devices[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1999, 27(4): 1008-1020.
[3]Korolev Y D, Koval N N. Low-pressure discharges with hollow cathode and hollow anode and their applications[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2018, 51(32): 323001.
[4]Kaganovich I D, Raitses Y, Sydorenko D, et al. Kinetic effects in a Hall thruster discharge[J]. Physics of Plasmas, 2007, 14(5): 057104.
[5]邱毓昌. 伪火花开关的发展与应用[J]. 电工电能新技术, 1997(4): 11-14, 20. Qiu Yuchang. Development and applications of pseudospark switches[J]. Advanced Technology of Electrical Engineering and Energy, 1997(4): 11-14, 20.
[6]Stetter M, Felsner P, Christiansen J, et al. Investigation of the different discharge mechanisms in pseudospark discharges[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 283-293.
[7]Urban J, Bickes C, Frank K, et al. The borehole phase of the pseudospark discharge-a transition between hollow cathode and high current phase[C]//18th International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, IEEE, Eindhoven, Netherlands, 1998, 1: 402-405.
[8]Korolev Y D, Frants O B, Landl N V, et al. High-current stages in a low-pressure glow discharge with hollow cathode[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2013, 41(8): 2087-2096.
[9]Anders A, Anders S, Gundersen M A, et al. Self-sustained self-sputtering: a possible mechanism for the superdense glow phase of a pseudospark[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 275-282.
[10]Korolev Y D, Frank K. Discharge formation processes and glow-to-arc transition in pseudospark switch[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1999, 27(5): 1525-1537.
[11]Hartmann W, Gundersen M A. Origin of anomalous emission in superdense glow discharge[J]. Physical Review Letters, 1988, 60(23): 2371.
[12]Kozyrev A V, Korolev Y D, Rabotkin V G, et al. Processes in the prebreakdown stage of a low-pressure discharge and the mechanism of discharge initiation in pseudospark switches[J]. Journal of Applied Physics, 1993, 74(9): 5366-5371.
[13]Pitchford L C, Ouadoudi N, Boeuf J P, et al. Triggered breakdown in low-pressure hollow cathode (pseudospark) discharges[J]. Journal of Applied Physics, 1995, 78(1): 77-89.
[14]Xu L, Khrabrov A V, Kaganovich I D, et al. Investigation of the Paschen curve for helium in the 100–1000kV range[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24(9): 093511.
[15]Pak H, Kushner M J. Breakdown characteristics in nonplanar geometries and hollow cathode pseudospark switches[J]. Journal of Applied Physics, 1992, 71(1): 94.
[16]Boeuf J P, Pitchford L C. Pseudospark discharges via computer simulation[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1991, 19(2): 286-296.
[17]Cetiner S O, Stoltz P, Messmer P, et al. Dependence of electron peak current on hollow cathode dimensions and seed electron energy in a pseudospark discharge[J]. Journal of Applied Physics, 2008, 103(2): 023304.
[18]Huo Weijie, Hu Jing, Cao Xiaotong, et al. Theoretical model and experimental investigation of optically triggered hollow cathode discharge formation[J]. Plasma Science and Technology, 2020, 23(1): 015402.
[19]Cross A W, Ronald K, Pal U N. PIC simulation of pseudospark discharge-based plasma cathode electron source for the generation of high current density and energetic electron beam[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2020, 67(4): 1793-1796.
[20]闫家启, 孙国祥, 申赛康, 等. 伪火花放电初始发展过程的仿真研究[J/OL].高电压技术:1-11[2021-01-26].https://doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve.20200218.Yan Jiaqi, Sun Guoxiang, Shen Saikang, et al. Simulation investigations on initial processes of pseudospark discharge[J/OL]. High Voltage Engineering, 1-11[2021-01-26].https://doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve. 20200218.
[21]Mesyats G A, Puchkarev V F. On mechanism of emission in pseudospark[C]//15th International Symposium on Discharge and Electrical Insulation in Vacuum, Darmstadt, Germany, 1992: 488-489.
[22]Mesyats G A. Ecton mechanism of the vacuum arc cathode spot[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(6): 879-883.
[23]Anders A, Anders S, Gundersen M A. Electron emission from pseudospark cathodes[J]. Journal of Applied Physics, 1994, 76(3): 1494.
[24]Puchkarev V F. Fast processes on cathode surface resulting in pseudospark discharge[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1993, 21(6):0-730.
[25]Hartmann W, Kirkman G F, Gundersen M A. Current quenching in the pseudospark[J]. Applied Physics Letters, 1991, 58(6): 574-576.
[26]Korolev Y D, Frants O B, Geyman V G, et al. Mechanism of the current quenching phenomenon in pseudospark discharge[C]//20th IEEE International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Tours, France, 2002: 491-494.
[27]Felsner P, Christiansen J, Frank K, et al. Correlation of current quenching and occurrence of metal vapor in a pseudospark discharge[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 305-308.
[28]Dwivedi H K, Urban J, Frank K. Role of trigger to avoid current quenching in pseudospark switch[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2002, 30(3): 1371-1375.
[29]Urban J, Frank K. Minimization of impedance fluctuations in cold-cathode pseudospark switches (PSS)[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2004, 32(1): 203-207.
[30]Taguchi H, Sato T, Itagaki M, et al. Effects of electrode geometry on breakdown voltage of a single-gap pseudospark discharge[J]. Japanese Journal of Applied Physics, 1998, 37(1R): 303.
[31]Luo Chengmu, Wang Xinxin, Zhao Huiliang, et al. Effect of the cavity structure on the discharge features of pseudospark switches[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2002, 30(5): 1872-1875.
[32]Zhang Jia, Zhao Junping, Zhang Qiaogen. Fast electron ionization effect in multigap pseudospark discharge under nanosecond pulsed voltages[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2015, 43(11): 3921-3924.
[33]Li Longjie, Zhao Zheng, Liu Yuhao, et al. Repetitive gas-discharge closing switches for pulsed power applications[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2019, 47(9): 4237-4249.
[34]Bauville G, Bendiab F, Delmas A. Pseudospark discharge in long time current pulse: electrical characterization and recovery phenomena[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 358-361.
[35]Rosier O, Apetz R, Bergmann K, et al. Frequency scaling in a hollow-cathode-triggered pinch plasma as radiation source in the extreme ultraviolet[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2004, 32(1): 240-246.
[36]Korolev Y D, Frants O B, Geyman V G, et al. Investigation of the electric strength recovery process in the pseudospark switch with a high pulse repetition rate[C]// 2006 International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, IEEE, Matsue, Japan, 2006, 1: 25-28.
[37]Heo H, Park S S, Nam S H. Experiments with a radial multichannel pseudospark switch for extremely high Coulomb transfer[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2004, 32(1): 196-202.
[38]Lins G, Hartmann W. The densities of neutral and ionized metal vapor in a recovering pseudospark switch[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 1995, 28(2): 319.
[39]Weisser W, Frank K, Schroder G. Silicon carbide as electrode material of a pseudospark switch[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2001, 29(3): 524-528.
[40]Iberler M, Bischoff R, Frank K, et al. Fundamental investigation in two flashover-based trigger methods for low-pressure gas discharge switches[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2004, 32(1): 208-214.
[41]胡上茂, 姚学玲, 陈景亮. 沿面闪络触发真空开关初始等离子体特性实验[J]. 电工技术学报, 2012, 27(9): 271-276. Hu Shangmao, Yao Xueling, Chen Jingliang. An experimental study on initial plasma characteristics of surface flashover triggered vacuum switch[J]. Transactions of China Electrotechnical Society, 2012, 27(9): 271-276.
[42]秦风, 常安碧, 丁恩燕, 等. 辉光放电触发赝火花开关的时延及抖动特性[J]. 强激光与粒子束, 2011, 23(5): 1402-1406. Qin Feng, Chang Anbi, Ding Enyan, et al. Delay and jitter of pseudospark switch triggered by glow discharge[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2011, 23(5): 1402-1406.
[43]Korolev Y D, Landl N V, Geyman V G, et al. Methods of triggering for the cold-cathode thyratrons with a trigger system based on an auxiliary glow discharge[J]. AIP Advances, 2019, 9(8): 085326.
[44]Korolev Y D, Landl N V, Frants O B, et al. Low-pressure discharge in a trigger unit of pseudospark switch[J]. Physics of Plasmas, 2020, 27(7): 073510.
[45]Stroh J, Hartmann W. The characteristics of pulsed hollow cathode discharges used for pseudospark switch triggering[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 335-340.
[46]Legentil M, Postel C, Thomaz J C, et al. Corona-plasma triggered pseudospark discharges[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1995, 23(3): 330-334.
[47]Krokhmal A, Gleizer J Z, Krasik Y E, et al. Low-pressure, high-current hollow cathode with a ferroelectric plasma source[J]. Applied Physics Letters, 2002, 81(23): 4341-4343.
[48]Yan Jiaqi, Shen Saikang, Wang Yanan, et al. A novel trigger for pseudospark switch with high repetition rate, low jitter, and compact structure[J]. Review Science. Instrument, 2018, 89(6): 065102.
[49]Yan Jiaqi, Shen Saikang, Ding Weidong. High-power nanosecond pulse generators with improved reliability by adopting auxiliary triggering topology[J]. IEEE Transactions on Power Electronics, 2019, 35(2): 1353-1364.
[50]Frank K, Korolev Y D, Kuzmichev A I. Mechanism for initiation of pseudospark discharge by ions ejected from the anode side[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2002, 30(1): 357-362.
[51]Kirkman G F, Gundersen M A. Low pressure, light initiated, glow discharge switch for high power applications[J]. Applied Physics Letters, 1986, 49(9): 494-495.
[52]Sozer E B, Gundersen M A, Jiang Chunqi. Magnesium-based photocathodes for back-lighted Thyratrons[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2012, 40(6): 1753-1758.
[53]Jiang Chunqi, Sozer E B, Umstattd R J, et al. Photocathodes for compact optical triggering of back-lighted thyratrons[C]//IEEE International Power Modulators and High-Voltage Conference, Las Vegas, NV, USA, 2008: 477-479.
[54]Chen Hao, Jiang Chunqi, Kuthi A, et al. An ultra-compact back-lighted thyratron for nanosecond switching applications[J]. IEEE Transactions on Dielectrics and Electrical Insulation, 2009, 16(4): 1043-1047.
[55]Urban A, Frank K. Cold cathode thyratron development for pulsed power applications[C]// Conference Record of the Twenty-Fifth International Power Modulator Symposium, Hollywood, CA, USA, 2002: 217-220.
[56]Boehkov V D, Korolev Y D, Shemyakin I A. High-current ceramic-metal sealed-off pseudospark switches (designs and applications)[C]//Proceedings of 17th International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Berkeley, CA, USA, 1996, 2: 977-980.
[57]Bochkov V D, Bochkov D V, Dyagilev V M, et al. Development of high-power gas discharge and electronic vacuum devices for pulsed electrophysics. Current status and prospects[C]//AIP Conference Proceedings, AIP Publishing, 2016, 1771(1): 070005.
[58]谢建民, 陈景亮, 邱毓昌, 等. 伪火花放电开关的实验研究[J]. 西安交通大学学报, 2002, 36(12): 1227-1231. Xie Jianmin, Chen Jingliang, Qiu Yuchang, et al, Experimental investigation of the pseudospark switch[J]. Journal of Xi’an Jiaotong University, 2002, 36(12): 1227-1231
[59]赵会良, 王幽林. 空腔悬浮极对二极赝火花开关耐受电压的影响[J]. 高电压技术, 1998, 24(1): 25-27. Zhao Huiliang, Wang Youlin. The effect of hollow intermediate electrode on the withstand voltage of two stage pss [J]. High Voltage Engineering, 1998, 24(1): 25-27.
[60]张明, 周亮, 栾小燕, 等. 伪火花开关大电容脉冲放电的测试与研究[J]. 真空电子技术, 2017, 4: 30-34. Zhang Ming, Zhou Liang, Luan Xiaoyan, et al. Measurement and research of large capacity pulse discharge of pseudospark switches[J]. Vacuum Electronics Technology, 2017, 4: 30-34.
[61]周亮, 张明, 孙承革. 激光触发伪火花开关的研究[J].强激光与粒子束, 2020, 32(2): 100-105. Zhou Liang, Zhang Ming, Sun Chengge. The preliminary study of laser-triggered pseudospark switch[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2011, 32(2): 100-105.
[62]闫家启, 申赛康, 孙国祥, 等. 双间隙伪火花开关的触发及导通特性[J/OL]. 高电压技术: 1-12[2021-01-26]. https://doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve.20200528025. Yan Jiaqi, Shen Saikang, Sun Guoxiang, et al. Investigations on characteristics of triggering and conduction of a double-gap pseudospark switch[J/OL]. High Voltage Engineering,1-12[2021-01-26].https:// doi.org/10.13336/j.1003-6520.hve.20200528025.
[63]Dewald E, Frank K, Hoffmann D H H, et al. Pulsed intense electron beams generated in transient hollow cathode discharges: Fundamentals and applications[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 1997, 25(2): 272-278.
[64]Cross A W, Yin H, He W, et al. Generation and application of pseudospark-sourced electron beams[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2007, 40(7): 1953.
[65]Zhao J, Yin H, Zhang L, et al. Advanced post -acceleration methodology for pseudospark-sourced electron beam[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24(2): 023105.
[66]刘志坚, 江兴流, 乐小云, 等. 赝火花脉冲电子束传输中束斑分析[J]. 物理学报, 2005, 54(9): 4229-4235. Liu Zhijian, Jiang Xingliu, Le Xiaoyun, et al. Analysis of pseudospark pulsed beam shape in transmission[J]. Acta Physics Sinica, 2005, 54(9): 4229-4235.
[67]Zhao Juping, Yin H, Zhang Liang, et al. Influence of the electrode gap separation on the pseudospark-sourced electron beam generation[J]. Physics of Plasmas, 2016, 23(7): 073116.
[68]Pal U N, Lamba R P, Meena B L, et al. A Multigap Multiaperture Pseudospark Switch and Its Performance Analysis for High-Voltage Applications[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2020, 67(12): 5600-5604.
[69]Nistor M, Charles P, Ganciu M, et al. Electron energy distribution function in a transient open-ended hollow cathode discharge[J]. Plasma Sources Science and Technology, 2002, 11(2): 183.
[70]Modreanu G, Mandache N B, Pointu A M, et al. Time-resolved measurement of the energy distribution function of an electron beam created by a transient hollow cathode discharge[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2000, 33(7): 819.
[71]Huo Weijie, Hu Jing, Qin Ling, et al. Variable beam entrance Faraday cup system for pulsed electron beam current profile characterization[J]. Review of Scientific Instruments, 2020, 91(11): 113303.
[72]Fu Yulei, Hu Jing, Zhao Wansheng, et al. Microstructure modification and corrosion improvement of AISI1045 steel induced by pseudospark electron beam treatment[J]. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms, 2020, 469: 10-18.
[73]Yin H, Cross A W, Phelps A D R, et al. Cherenkov interaction and post-acceleration experiments of high brightness electron beams from a pseudospark discharge[J]. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment, 2004, 528(1-2): 378-381.
[74]Yin H, Cross A W, He W, et al. Millimeter wave generation from a pseudospark-sourced electron beam[J]. Physics of Plasmas, 2009, 16(6): 063105.
[75]Qu Di, Bleiner D. Extreme ultraviolet plasma spectroscopy of a pseudospark XUV source[J]. Journal of Analytical Atomic Spectrometry, 2020, 35(9): 2011-2022.
[76]Bergmann K, Schriever G, Rosier O, et al. Highly repetitive, extreme-ultraviolet radiation source based on a gas-discharge plasma[J]. Applied Optics, 1999, 38(25): 5413-5417.
[77]Krücken T, Bergmann K, Juschkin L, et al. Fundamentals and limits for the EUV emission of pinch plasma sources for EUV lithography[J]. Journal of Physics D: Applied Physics, 2004, 37(23): 3213.
[78]Bergmann K, Küpper F, Benk M. Soft x-ray emission from a pulsed gas discharge in a pseudospark-like electrode geometry[J]. Journal of Applied Physics, 2008, 103(12): 123304.
[79]Bergmann K, Vieker J, Von Wezyk A. Investigations on the emission in the extreme ultraviolet of a pseudospark based discharge light source[J]. Journal of Applied Physics, 2016, 120(14): 143302.
[80]Landl N V, Korolev Y D, Frants O B, et al. Features of magnetic compression model as applied to EUV source based on a pseudospark discharge[C]//25th International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (ISDEIV), Tomsk, Russia, 2012: 584-587.
[81]Jiang Chunqi, Kuthi A, Gundersen M A, et al. Pseudospark electron beam as an excitation source for extreme ultraviolet generation[J]. Applied Physics Letters, 2005, 87(13): 131501.
Review on Physical Mechanisms and Applications of Pseudospark Discharge
Abstract Pseudospark discharge is a special type of low-pressure gas discharge, which works at the left hand of Paschen’s curve, ignites from the hollow cathode, and has a homogeneous discharge channel. It is widely used in the fields of pulsed power technology and plasma driving. This paper reviews the researches on physical mechanisms and typical applications of pseudospark discharge in recent years. Firstly, mechanisms and characteristics of sub-phases of pseudospark discharge are analyzed, which are predischarge, hollow cathode discharge, superdense glow discharge, and vacuum arc discharge; secondly, remained problems in pseudospark discharge are analyzed, such as current quenching and impedance fluctuations; thirdly, typical applications of pseudospark discharge are introduced, including pseudospark switch, electron beam sources, extreme ultraviolet light sources, etc., with emphasis on the key parameters and technical characteristics of these devices. Finally, the future research topics are discussed.
keywords：Pseudospark discharge, physical mechanisms, pseudospark switch, electron beam source, extreme ultraviolet light source
中图分类号：TM 89
DOI: 10.19595/j.cnki.1000-6753.tces.200262
国家自然科学基金面上项目资助（51777163）。
收稿日期 2020-03-14
改稿日期 2020-12-07
闫家启 男，1993年生，博士研究生，研究方向为伪火花放电和重复频率脉冲源。E-mail：yanjqxjtu@foxmail.com
丁卫东 男，1976年生，教授，博士生导师，研究方向为气体放电、高电压测量和脉冲功率技术。E-mail：wdding@mail.xjtu.edu.cn（通信作者）
（编辑 郭丽军）