非对称型PDP扫描电极位置的理论研究
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为了研究等离子体显示板(Plasma Display Panel, PDP)的放电效率，采用流体模型，建立了二维非对称新型pdp单元的放电模型。利用该放电模型，研究了具有长放电路径的非对称型PDP的放电过程。空间电场和粒子浓度分布的分析结果表明：随着扫描电极与后开口距离的增加，非对称新型PDP的放电路径逐步增加，但放电效率出现先增加后减小的趋势。在d1=100m时，非对称型PDP有可能获得较高的放电效率。
等离子体显示板；长路径放电；放电效率；流体模型
PDP目前的主要问题是发光效率低、功耗高。通过PDP发光效率的分析[1-2]可知，对于提高PDP的光效来说，最具潜力的是提高真空紫外光子(VUV)的产生效率(也称放电效率)，这也是目前PDP的一个研究热点。
由于PDP放电单元非常小，且放电过程十分复杂，采用实验的方法研究放电单元的放电特性是非常困难的，而且成本很高。采用数值模拟的方法研究PDP的放电机理，模拟气体的放电过程，可节省大量的时间和经费，为实验提供理论依据，加快研究步伐。同时，数值模拟还可以实现用实验手段难以完成的研究和优化设计工作，为PDP性能的改善提供理论依据。流体模型的计算简单、速度较快、适合于工程应用和方便于PDP的结构优化，因此PDP放电特性的研究主要仍使用流体模型。
1.流体模型及放电效率的计算
流体力学模型将放电空间内的粒子运动看作类似流体的群体运动，粒子运动同流体场一样用一组表达质量、动量和能量守恒关系的方程来描述，即粒子连续性方程、动量方程和能量方程[3]。但是流体模型较难解决电子能量分布问题，必须假设电子的碰撞反应系数和传输系数与E/N（电场和气体粒子密度的比值）有关，或者与电子的平均能量有关。
如下方程为粒子的连续性方程、电子的能量守恒方程与Poisson方程[4]：
(1)
(2)
(3)
式(1)中，为粒子流通量，为粒子的浓度，为粒子所带的电荷量，和分别为粒子在场中的迁移系数和扩散系数，为电场强度，等式的右侧第一项是粒子的迁移通量，它表示带电粒子在电场作用下的运动，而中性粒子没有迁移通量，第二项是粒子的扩散通量，它表示粒子由于空间浓度的不同而产生的变化；为粒子的净产生量（可正可负），它包括电离、复合、黏附和脱离黏附等产生或损失的粒子数目，由反应方程和反应系数决定。
式(2)中，为电子的平均能量，为热通量。方程的源项中的两项分别代表从电场中获得的能量和由于碰撞损失的能量，其中为电子碰撞的粒子浓度，为此项反应的反应系数，为阈值能量。
当放电产生以后，放电空间内有大量的带电粒子存在。每一时刻的电位分布可由Poisson方程(3)求出。其中为放电空间的电位，为放电空间的电荷密度，它们是随时间变化的。为介电常数。在不同时刻，放电空间的电荷密度不同，故电位也不同。模拟放电特性，要耦合求解方程(1)~(3)。
由于PDP每个放电单元发射的可见光是通过放电产生的紫外光子激发荧光粉发光产生的，因此发光效率应由输入的电场能量转化为UV光子的效率dis、UV光子传递到荧光粉的效率UV、UV光子被荧光粉吸收产生可见光光子的效率pho和可见光输出损耗vis这四个连续发生的过程决定[5-7]。即 (4)
低Xe浓度条件下，由于PDP中主要的紫外光波长为147nm，而可见光的波长中心为555nm（绿色），两者的能量(h/)比小于25%，因此转化成可见光的效率(pho)小于25%。另外由于前基板涂敷的MgO膜完全吸收UV光子，因此UV光子传输到荧光粉的效率(UV)通常小于50%。整体上看，只有提高放电效率(dis)才最具潜力，其他效率的提高余地已不是很大。因此提高放电效率对提高PDP的发光效率具有重要意义。
放电效率dis定义为 (5)
式中，和分别为紫外光子的能量、电子的能量和离子的能量。
2.非对称型PDP计算模型
将原有PDP的后开口和扫描电极分别向相反的方向偏移，得到具有长放电路径的非对称型PDP结构[8]。使原本垂直于前、后基板的放电路径发生倾斜，达到了增长放电路径的目的；同时也增加了荧光粉涂覆面积，使非对称结构具备了提高亮度和发光效率的潜力。其结构如图1所示。
图1非对称型PDP结构 图2二维模型示意图
示意图 （单位：m）
考虑到计算速度，非对称型PDP结构参数的计算采用二维计算模型，如图2所示。图中为扫描电极的中心，为荫罩前开口的中心，为荫罩后开口的中心，为扫描电极中心到荫罩后开口中心的方向的距离，为扫描电极中心与单元边缘在方向上的距离，L为扫描电极在方向上的长度。在非对称结构中，，，三个中心在方向上不在一条直线上，体现出偏心的结构特点。
3.非对称型PDP扫描电极位置的模拟结果与讨论
在放电空间高度不变的情况下，非对称结构通过改变后开口和扫描电极的位置，拉长了扫描电极与寻址电极的空间距离，从而使放电路径增加。很显然，当后开口的长度和位置确定之后，扫描电极的位置不同，放电路径的长短也不同，从而对放电也会产生相应的影响。因此下面研究扫描电极的位置对非对称结构的放电过程和放电效率的影响。
在气压和气体成份及配比不变的条件下，图3为=50m时放电情况的模拟结果。此时，扫描电极和寻址电极间的空间距离很短，并且一部分扫描电极不再受到单元荫罩壁的屏蔽而直接与寻址电极相对，这时斜拉放电已经不十分明显，放电路径类似于对称结构。另外，由于扫描电极和寻址电极都集中在单元的左侧，使强放电区域也集中在单元的左半部分，放电没有很好的扩展到涂有大面积荧光粉的单元右半部分，因此亮度和发光效率受此影响会较低。
图3非对称型PDP电场和空间粒子浓度的分布随时间的变化
（=50m）（起始―发展―峰值―峰值后―结束）
=100m时（如图4），扫描电极刚好完全被单元荫罩壁屏蔽，扫描电极与寻址电极间的空间距离较长，放电沿扫描电极和寻址电极间的倾斜路径扩展，放电路径较长。并且由于扫描电极与后开口距离较近，维持放电需要的电压升高有限，放电的功耗升高也有限。另外，由于斜拉放电的缘故，使放电在空间内得到了有效的扩展，并且比较靠近涂有大面积荧光粉的单元的右半部分，因此亮度和发光效率受此影响会较高。
图4非对称型PDP电场和空间粒子浓度的分布随时间的变化（=100m）（起始―发展―峰值―峰值后―结束）
=180m时（如图5），观察图5（a）所示的等位线分布随时间的变化情况，可以看出，由于施加的维持电压太高，与寻址电极大面积接触的荫罩已经产生感应电位，感应电位主要作用在荫罩上开口，即图示的左上角部位。因扫描电极与荫罩感应电位处的空间距离较近，因此两者之间首先发生放电。此时的放电已不是扫描电极与寻址电极间的放电，而是扫描电极与荫罩间的放电，如图5（b）所示，电子向放电空间扩散和漂移的幅度较小，表现为在阳极附近聚集。图5（c）所示的Xe离子随着放电的进行，沿电力线向寻址电极和荫罩感应电位处运动。与紫外辐射密切相关的Xe谐振态粒子虽然也沿倾斜路径运动，但放电区域明显减小，尤其是在涂有大面积荧光粉的单元右半部分，放电向扫描电极方向弯曲，远离了荧光粉层，如图5（d）所示。
因此=180m时，扫描电极和寻址电极间的空间距离很长，具有倾斜路径的对向放电变得困难，发生了扫描电极与荫罩间的放电。这种异常放电发生后，限制了放电区域的扩展，使非对称结构不能很好的利用较长的倾斜路径。而且放电区域远离荧光粉层，使真空紫外光子的空间损耗增加，所以亮度和发光效率受此影响会较低。
图5非对称型PDP电场和空间粒子浓度的分布随时间的变化（=180m）（起始―发展―峰值―峰值后―结束）
4.结论
在非对称型PDP中，由扫描电极位置的改变而引起的放电路径的增加，可以有效的提高PDP的亮度和放电效率。但放电路径不是增加的越多越好，理论模拟的结果表明，d1=100m时，有可能获得较高效率和亮度。
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