авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |
-- [ Страница 1 ] --

ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ И РАДИОЭЛЕКТРОНИКИ

Е. М. Окс

ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ

С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ:

ФИЗИКА, ТЕХНИКА,

ПРИМЕНЕНИЯ

Томск – 2005

2 Введение

УДК 621.384: 537.533

О 52

Окс Е.М. Источники электронов с плазменным катодом: физи-

О 52 ка, техника, применения. – Томск: Изд-во НТЛ, 2005. – 216 с.

ISBN 5-89503-248-6

Настоящая монография представляет собой попытку обобщения совре менного состояния одного из разделов прикладной физики низкотемператур ной плазмы – плазменной эмиссионной электроники. В книге в равной степе ни уделено внимание как современному пониманию основных физических процессов эмиссии электронов из плазмы, так и представлению последних разработок в области создания источников электронов с плазменным като дом. Она может представлять интерес для разработчиков источников элек тронов, а также для специалистов, использующих электронные пучки для решения фундаментальных и прикладных задач. Книга может быть полезна для студентов старших курсов, магистрантов и аспирантов высших техниче ских учебных заведений, специализирующихся в областях вакуумной и плазменной электроники, генерации пучков заряженных частиц и их приме нения.

УДК 621.384: 537. Р е ц е н з е н т: доктор технических наук Н.Г. Ремпе Рекомендовано к изданию ученым советом Томского государственного университета систем управления и радиоэлектроники ISBN 5-89503-248-6 © Е.М. Окс, Введение ВВЕДЕНИЕ Способность к эмиссии заряженных частиц является одним из фунда ментальных свойств плазмы. Практический интерес к этому явлению свя зан с возможностью создания на основе плазменных систем источников заряженных частиц широкого спектра параметров для различных приме нений. Если эмиссия ионов из плазмы представляет собой едва ли не един ственную возможность генерации ионных пучков, то получение электрон ных пучков с использованием так называемого «плазменного катода» или «плазменного эмиттера электронов» может быть оправдано только при на личии явных преимуществ такого устройства по сравнению с традиционно используемым твердотельным термоэмиссионным катодом.

К известным достоинствам плазменных источников электронов сле дует отнести более высокую плотность эмиссионного тока, способность к импульсной эмиссии, более широкий диапазон давлений остаточного газа, некритичность к остаточной вакуумной среде и ряд других. Пре имущества плазменных катодов проявляются в тех случаях, когда тер мокатод не может обеспечить требуемых параметров электронного пуч ка из-за ограничения эмиссионной способности, например, в импульс ном режиме, или при его работе в области более высоких давлений, а также в присутствии агрессивных сред. Важная особенность плазмен ного катода состоит в возможности отбора из плазмы практически всех электронов, генерируемых в разрядном промежутке. Это обуславливает высокую эффективность эмиттера электронов такого типа.

Относительно высокая, по сравнению с термокатодом, температура электронов в плазме может быть отнесена к одному из основных недос татков плазменного эмиттера электронов, повышающего эмиттанс элек тронного пучка и ограничивающего максимальное значение его ярко сти. Однако большая, по сравнению с термокатодом, плотность элек тронного тока, отбираемого из плазмы, позволяет для многих случаев применения плазменных источников электронов существенно ослабить и даже нивелировать негативное влияние повышенной температуры электронов на качество формирование электронного пучка.

4 Введение Специфические свойства электронных источников с плазменным ка тодом делают привлекательным их применение в таких областях, как электронно-лучевая сварка и наплавка, модификация поверхностных свойств материалов, генерация электромагнитного излучения, радиаци онные и плазмохимические технологии и ряде других.

Совокупность исследований эмиссионных свойств плазмы в сочета нии с созданием на их основе эффективных источников электронных пучков представляет собой научное направление прикладной физики низкотемпературной плазмы, получившее название «Плазменная эмис сионная электроника». Признание плазменной эмиссионной электрони ки как самостоятельного научного направления неразрывно связанно с именем его основателя – лауреата Государственной премии РФ в облас ти науки и техники, доктора технических наук, профессора Юлия Ефи мовича Крейнделя. Именно при его непосредственном участии и под его научным руководством были выполнены пионерские работы по ис следованию эмиссии электронов из плазмы разрядов низкого давления.

В результате тщательного изучения эмиссионных свойств низкотемпе ратурной плазмы достигнуто понимание основных физических меха низмов, обуславливающих процесс эмиссии электронов из плазмы, предложены эффективные методы стабилизации эмиссионных парамет ров плазмы и способы управления ими. На основании этих исследова ний создана широкая номенклатура плазменных источников электронов с уникальными параметрами и широкими функциональными возможно стями. Опыт создания высокоэффективных плазменных катодов может быть использован и в плазменных источниках ионов. Следует также отметить, что параметры ионных или электронных пучков, извлеченных из плазмы, несут информацию об основных физических процессах, происходящих в плазме. Это делает возможным привлечение эмисси онных методов для исследования фундаментальных процессов в плазме и разряде низкого давления.

Весомый вклад в развитие плазменной эмиссионной электроники внесли соратники и ученики профессора Ю.Е. Крейнделя, работавшие с ним и под его руководством в г. Томске: в отделе плазменной эмисси онной электроники Института сильноточной электроники СО РАН и на кафедре физики Томского государственного университета систем управления и радиоэлектроники, а после его переезда в г. Екатеринбург – в Институте электрофизики УрО РАН. Среди них доктора наук, про фессора П.М. Щанин, В.А. Груздев, А.П. Семенов, Е.М. Окс, Н.В. Гав Введение рилов, Н.Н. Коваль, С.П. Никулин, Н.Г. Ремпе, В.Я. Мартенс. Сущест венный вклад в решение инженерных проблем развития сварочных электронных пушек с плазменным катодом и их широкое внедрение внес к.т.н. С.И. Белюк. Значительное влияние на развитие этого научно го направления, особенно на физическую интерпретацию явления эмис сии электронов из плазмы, оказали д.ф.-м.н., профессор А.В. Жаринов и д.ф.-м.н. Ю.А. Коваленко (г. Москва). Из зарубежных исследователей следует, прежде всего, выделить американских ученых: доктора Д. Гой бела (D. Goebel), доктора Э. Гершковича (A. Herchcovitch), а также про фессора Я. Красика (Израиль).

По данной тематике в 1977 г. была издана замечательная книга Ю.Е. Крейнделя «Плазменные источники электронов» [1]. Позднее, в 1989 г., в книге «Плазменные процессы в технологических электронных пушках» [2] им была написана отдельная глава, посвященная плазмен ным источникам электронов. Проблемам и перспективам развития плазменной эмиссионной электроники посвящены тематические сбор ники [3 – 5], ряд обзорных статей [6 – 10], а также материалы I Всесо юзного совещания по плазменной эмиссионной электронике [11]. Во просы формирования электронных пучков большого сечения, включая системы с плазменным катодом, рассмотрены в [12].

Настоящая монография представляет собой попытку обобщения со временного состояния плазменной эмиссионной электроники на основе ее развития в последние годы. В книге в равной степени уделено вни мание как современному пониманию основных физических процессов эмиссии электронов из плазмы, так и представлению последних разра боток в области создания источников электронов с плазменным като дом, а также их применениям. Она может представлять интерес как для разработчиков источников электронов, так и для специалистов, исполь зующих электронные пучки для решения фундаментальных и приклад ных задач. Книга может быть полезна для студентов старших курсов, магистрантов и аспирантов высших технических учебных заведений, специализирующихся в областях вакуумной и плазменной электроники, генерации пучков заряженных частиц и их применения.

Монография состоит из 5 глав. В первой главе описаны разрядные системы, наиболее часто применяемые в электронных источниках с плазменным катодом. К таким системам относятся тлеющий разряд с полым катодом, разряды в скрещенных электрическом и магнитном по лях типа Пеннинга и магнетронного, дуговой контрагированный разряд 6 Введение низкого давления, а также вакуумная дуга с катодным пятном. Для всех используемых разрядных систем характерно отсутствие накаленных (термоэмиссионных) электродов. Рассмотрены основные особенности каждого из разрядов, приведены их характеристики и параметры.

Вторая глава посвящена общим вопросам эмиссии электронов из плазмы. Здесь же описаны принципы стабилизации эмиссионных пара метров плазмы и методы управления током эмиссии электронов. В этой же главе приведены результаты исследований процесса токоотбора из плазмы в форвакуумной области давлений и особенности генерации электронных пучков из нестационарных плазменных образований.

В третьей и четвертой главах представлены конструкции различных плазменных источников электронов, приведены их параметры и харак теристики. В частности, третья глава посвящена источникам аксиально симметричных (цилиндрических и узкосфокусированных) электронных пучков, тогда как в следующей главе описаны источники электронных пучков большого сечения, в том числе и источники ленточных элек тронных пучков.

В пятой, заключительной, главе представлены некоторые наиболее характерные для сегодняшнего дня области применения электронных источников с плазменным катодом.

Значительная часть излагаемого в книге материала представляет со бой результаты исследований, выполненных непосредственно автором со своими коллегами и учениками. В книге использованы литературные данные других авторов, опубликованные в отечественной и зарубежной печати. Очевидно, что не все известные на сегодняшний день результа ты исследований и разработок нашли в данной монографии отражение в полном объеме. В ряде случаев автор ограничился лишь ссылкой на со ответствующие публикации. Выбор того или иного материала для пред ставления определялся во многом личными «пристрастиями» автора в условиях ограниченного объема книги. Автор заранее приносит свои извинения коллегам, результаты исследований которых не нашли здесь достаточного отражения.

Автор признателен рецензенту, д.т.н. Н.Г. Ремпе, за внимательное прочтение рукописи. Полезные предложения и замечания, высказанные рецензентом, существенно улучшили ее содержание.

Для автора большая честь посвятить эту работу своему учителю – профессору Ю.Е. Крейнделю.

Введение Монографии, обзорные статьи и сборники статей 1. Крейндель Ю.Е. Плазменные источники электронов. – М.: Атомиздат, 1977. – 144 с.

2. М.А. Завьялов, Ю.Е. Крейндель, А.А. Новиков, Л.П. Шантурин. Плаз менные процессы в технологических электронных пушках. – М.: Энер гоатомиздат, 1989. – 256 с.

3. Источники электронов с плазменным эмиттером: Сб. статей / Под ред. проф. Ю.Е. Крейнделя. – Новосибирск: Наука, 1983. – 120 с.

4. Источники заряженных частиц с плазменным эмиттером: Сб. статей / Под ред. проф. П.М. Щанина. – Екатеринбург: Наука, 1993. – 152 с.

5. Изв. вузов. Физика: Тематич. вып. «Плазменная эмиссионная электро ника» / Под ред. проф. П.М. Щанина. – 2001. – Т. 44. – № 9.

6. Oks E.M. Physics and technique of plasma electron sources // Plasma Sources Sci. Тechnol. – 1992. – V. 1. – P. 249 – 255.

7. Oks Е.М. and Schanin P.M. Development of plasma cathode electron guns // Physics of Plasmas. – 1999. – V. 7. – No. 5. – P. 1649 – 1654.

8. Broad beam electron guns with plasma cathodes / N.N. Koval, E.M. Oks, Yu. E. Kreindel, P.M. Schanin and N.V. Gavrilov // Nucl. Instrum. Methods in Phys. Research. – 1992. – V. A312. – P. 417 – 428.

9. Gushenets V.I., Oks E.M., Yushkov G.Yu., Rempe N.G. Current Status of the Plasma Emission Electronics: I. Basic Physical Processes // Laser and Parti cle Beams. – 2003. – V. 21. – No. 2. – P. 123 – 138.

10. Bugaev A.S., Vizir A.V., Gushenets V.I., Nikolaev A.G., Oks E.M., Yush kov G.Yu., Burachevsky Yu.A., Burdovitsin V.A., Osipov I.V., Rempe N.G.

Current Status of the Plasma Emission Electronics: II. Hardware // Laser and Particle Beams. – 2003. – V. 21. – No. 2. – P. 139 – 156.

11. I Всес. совещ. по плазменной эмиссионной электронике: Сб. докл. – Улан-Удэ: Бурятский НЦ СО РАН, 1991. – 152 c.

12. Бугаев С.П., Крейндель Ю.Е., Щанин П.М. Электронные пучки большо го сечения. – М.: Энергоатомиздат, 1984. – 112 с.

Глава РАЗРЯДЫ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ДЛЯ ПЛАЗМЕННЫХ ИСТОЧНИКОВ ЭЛЕКТРО НОВ При создании источников электронов с плазменным катодом необхо димо удовлетворить одновременно двум противоречивым требованиям.

С одной стороны, для обеспечения требуемой эмиссионной плотности электронного тока из плазмы необходимо достижение определенного значения концентрации плазмы, что подразумевает создание условий для эффективной ионизации в плазме вблизи ее эмиссионной границы. С другой стороны, для ускорения электронного пучка до требуемых энер гий необходимо приложение в области формирования и ускорения пучка высокого напряжения. Это, в свою очередь, требует существенного сни жения вероятности ионизационных процессов, приводящих к пробою ус коряющего промежутка. Проблема, очевидно, может быть решена в ре зультате создания перепада давлений между областями генерации плаз мы и отбора электронов. Однако это возможно лишь в случае относи тельно небольшой площади эмиссионной поверхности плазмы, например при генерации сфокусированных электронных пучков. Для электронных пучков большого сечения или при генерации электронов в форвакуумном диапазоне давлений создание такого перепада затруднено или практиче ски невозможно. В связи с этим выбор соответствующей разрядной сис темы, способной одновременно обеспечить условия для эффективной ге нерации электронов в плазме и их устойчивого отбора, представляется едва ли не единственным условием успешного функционирования элек тронного источника с плазменным катодом.

Разряды, применяемые в источниках электронов с плазменным като дом, должны обеспечить при минимально возможном давлении генера цию плотной плазмы в локальной области отбора электронов. Таким специфичным требованиям в наибольшей степени удовлетворяют Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов тлеющий разряд с полым катодом, разряды в скрещенных электриче ском и магнитном полях типа Пеннинга или цилиндрического магне тронного, а также дуговой контрагированный разряд и вакуумная дуга.

Отметим, что для большинства плазменных катодов характерна комби нация различных разрядных систем в одном устройстве. Например, один из разрядов (основной) используется для генерации эмиссионной плазмы, а другой (вспомогательный) применяется для инициирования и поддержания основного разряда. Рассмотрим кратко особенности каж дой из разрядных систем, наиболее часто применяемых в электронных источниках с плазменным катодом.

1.1. Разряд с полым катодом Разряд с полым катодом [1] благодаря ряду своих замечательных свойств нашел широкое применение в различных плазменных устрой ствах, в том числе и в плазменных источниках электронов. Характерной особенностью разряда этого типа является осцилляция быстрых элек тронов, эмиттированных с внутренних стенок катодной полости и уско ренных в катодном слое. В отличие от аналогичных разрядных систем с осцилляцией электронов, реализуемых, например, в скрещенных элек трическом и магнитном полях (см. разд. 1.2), где электроны удержива ются магнитным полем, в разряде с полым катодом быстрые электроны остаются в разрядном промежутке достаточно долгое время, многократно отражаясь в ка тодном падении потенциала [2,3]. Возможны различные конфигурации полого катода, обеспечивающие осцилляцию электронов, од нако в плазменных источниках электронов ка тодная полость обычно выполняется в виде полого цилиндра с центральным отверстием в одном из его торцов (рис. 1.1). В зависимости от требуемых эмиссионных параметров плаз мы характерные размеры полости варьируют ся от единиц миллиметров до десятков санти метров. Оптимальное отношение длины по Рис. 1.1. Электродная схе лости lп к ее диаметру dп лежит в пределах ма разряда с полым като lп/dп 7 –10. Диаметр отверстия в открытом дом: 1 – катод;

2 – анод;

торце полости dо обычно в несколько раз 3 – отверстие;

4 – катод ный слой;

5 – плазма 10 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ меньше dп. Именно электростатическое удержание электронов в катод ной полости обуславливает так называемый эффект полого катода, ко торый проявляется в резком понижении напряжения горения разряда и увеличении его тока (рис. 1.2), а также в расширении рабочего диапазо на давлений в область более низких значений. Отметим, что эффект по лого катода реализуется лишь в условиях, когда длина свободного про бега электронов превышает характерный размер катодной полости. Тип разряда с полым катодом определяется механизмом эмиссии электронов в катодной поверхности. В связи с этим можно выделить: дуговые раз ряды с холодным и накальным полым катодом [4], в том числе с само калящимся катодом [5], а также тлеющие разряды с полым катодом в высоковольтной и низковольтной формах [6].

Uг, B Ip, A 0 0,5 1,0 1,5 2, Рис. 1.2. Вольт-амперная характеристика разряда с полым катодом в различных областях его существования [3]:

кр. 1 – тлеющий разряд в отсутствие эффекта полого като да;

кр. 2 – тлеющий разряд с полым катодом;

кр. 3 – дуга с катодным пятном и холодным катодом Низковольтный тлеющий разряд с «холодным» полым катодом дос таточно просто реализуется, отличается временной стабильностью [7] и пространственной однородностью [8] параметров плазмы. Эта разно видность разряда наиболее часто используется для генерации плазмы в источниках электронов с плазменным катодом. Для таких систем в ста ционарном режиме при напряжении горения разряда Uг = 400 – 600 В ток разряда Iр, как правило, не превышает 1 А, хотя при создании спе циальных условий, препятствующих образованию катодных пятен, воз Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов можно увеличение тока приблизительно на порядок величины [9]. В импульсном режиме разряда с полым катодом в микросекундном диа пазоне длительностей диффузная форма горения может быть реализо вана с током в сотни ампер [10]. Температура электронов в плазме раз ряда Te такого типа обычно составляет несколько электрон-вольт. Кон центрация плазмы ne определяется достигнутой в разряде плотностью тока на катод (от единиц миллиампер до нескольких ампер на см2), и порядок ее величины лежит в пределах ne ~ 1010 – 1013 см–3.

В процессе исследования низковольтной формы разряда с полым ка тодом было обращено внимание на возможность дополнительной эмис сии электронов с поверхности катода в результате ультрафиолетового излучения из объема плазмы [11]. Однако авторами работы [12] был сделан вывод о том, что фотоэлектронная эмиссия может играть лишь второстепенную роль. Ими было также высказано предположение о том, что основным фактором, обеспечивающим развитие эффекта поло го катода, является размножение электронов в области катодного паде ния потенциала. Очевидно, что роль данного фактора снижается при увеличении тока разряда или снижении рабочего давления, когда про тяженность катодного падения потенциала становится малой по срав нению с размерами катодной полости, а длина свободного пробега электронов е становится много больше характерных размеров разряд ного промежутка.

Протяженность катодного падения потенциала dк может быть опре делена из совместного решения известных уравнений Чайлда – Лен гмюра и Бома [13]:

dк (0/ni)1/2 (Uк)3/4/(ekTe)1/4, (1.1) где e – заряд электрона;

Uк – катодное падение потенциала;

ni – концен трация ионов в плазме;

Te – температура электронов.

Однородность плотности ионного тока по поверхности полого като да зависит как от геометрической формы катода, так и от рабочего дав ления. В длинной и узкой катодной полости концентрация плазмы, а следовательно, и плотность ионного тока на катод возрастает по мере приближения к выходной апертуре катода, обращенной к аноду [14].

Геометрия разрядной системы оказывает значительное влияние на ус ловия генерации разрядной плазмы, и, следовательно, на параметры разряда [15, 16]. Для достижения эффективной осцилляции быстрых электронов необходимо либо уменьшать выходную апертуру катодной полости, либо увеличивать размеры катода. В работе [17] показано, что 12 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ снижение величины отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади внутренней поверхности катода Sа/Sк приводит к значительному уменьшению нижнего предела рабочего давления. Более того, в этой области рабочее давление газа p прямо пропорционально отношению Sа/Sк. При снижении Sа/Sк до некоторого значения разряд реагирует на уменьшение давления резким ростом напряжения горения.

Нижнее предельное давление, а также рабочее давление при заданном напряжении горения также резко возрастает. При этом в области вы ходной апертуры образуется двойной электростатический слой, на ко тором локализуется напряжение Uc = 10 – 40 В.

Поскольку катодная полость представляет собой электростатиче скую ловушку для быстрых электронов, покинуть которую они могут лишь через выходную апертуру в результате хаотических осцилляций, доля энергии первичного электрона, затраченная на ионизацию, зависит от соотношения /L. (Здесь – длина релаксации электрона: среднее расстояние, на котором его первоначальная энергия уменьшается до по тенциала ионизации Ei рабочего газа, L – средняя длина траектории электрона, которую он прошел внутри катодной полости до того, как вышел через апертуру.) Если потери энергии быстрого электрона опре деляются только неупругими столкновениями с молекулами газа, то ве личина приблизительно равна длине ионизационной релаксации i, которая, согласно [17], оценивается как i = (eUк/Ei)i, (1.2) где i – средняя длина свободного пробега электрона между двумя по следовательными актами ионизации. Для Sа/Sк 1 пространственное распределение первичных электронов практически однородно и изо тропно. В этих условиях зависимость L от Sа/Sк может быть получена исходя из допущения, что осциллирующие первичные электроны дви жутся ко всем частям катодной поверхности с равной вероятностью. С использованием выражений для вероятности вылета электрона из по лости и для средней длины одного пролета в [17] было получено L = 4V/Sa. (1.3) Здесь V – объем катодной полости.

В рабочей области давления тлеющего разряда с полым катодом энергия первичного быстрого электрона определяется величиной катодного падения потенциала, которая, в свою очередь, зависит от отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов внутренней поверхности катода. Энергия быстрого электрона полно стью расходуется на ионизацию в катодной полости только в случае, когда L. Длина свободного пробега электрона с энергией 300 – 600 эВ при давлении, близком к нижнему граничному (около 5·10–2 Па), составляет приблизительно 2 м, что в 10 – 100 раз больше, чем обычно используемый диаметр катодной полости. Следовательно, потери пер вичных электронов в результате поглощения катодной поверхностью не влияют на параметры разряда, тогда как потери электронов через вы ходную апертуру полости играют решающую роль [15 – 17]. При уменьшении выходной апертуры катодной полости, начиная с некото рого значения, в области выходной апертуры может образовываться двойной электрический слой, на котором локализуется скачок потен циала. Критерий образования двойного слоя следует из условия равен ства катодного и анодного токов разряда [17]. Автор этой работы исхо дил из предположения, что анод с достаточно большой поверхностью заряжен отрицательно по отношению к плазме. В этом случае разность потенциалов, отражающая электроны, исчезает при Sа/Sк (m/Mi)1/2. При дальнейшем уменьшении отношения Sа/Sк условие токопрохождения в разряде может выполняться только при формировании внутри катодной полости в области выходной апертуры двойного слоя с площадью по верхности больше, чем Sa. Электроны, ускоряемые в двойном слое, p, Па 1, 0, 0, 0,001 0,01 Sa / Sк, отн. ед.

Рис. 1.3. Зависимость рабочего давления тлеющего разряда с полым катодом от отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади внутренней поверхности катода.

Напряжение горения 600 В 14 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ фокусируются и проходят через малую выходную апертуру, обеспечи вая условие равенства тока через апертуру на анод катодному току. Та ким образом, условие возникновения двойного слоя в области выход ной апертуры катодной полости принимает вид [17] Sa/Sк (m/Mi)1/2. (1.4) Условие (1.4) хорошо согласуется с экспериментальными данными для аргона, полученными в [17], где было показано, что при оптималь ном соотношении Sа/Sк сильноточная (2 мА/см2) низковольтная (до 1000 В) форма тлеющего разряда может существовать при давлении вплоть до 0,03 Па.

Таким образом, уменьшение отношения Sа/Sк положительно влияет на параметры разряда с полым катодом, приводя к снижению напряже ния горения, а также нижнего предельного давления (рис. 1.3) лишь до момента, определяемого неравенством (1.4). Дальнейшее изменение этого отношения приводит к обратному эффекту за счет возникновения двойного электростатического слоя в анодной области разряда.

В оптимальных условиях горения разряда с полым катодом время жизни электронов достаточно для практически полной потери их энер гии на ионизацию. Тем на менее создание в катодной области магнит ного поля приводит к значительному снижению напряжения горения разряда на 100 – 150 В [12, 18]. Это однозначно свидетельствует о появ лении в магнитном поле дополнительного источника генерации плазмы.

Снижение напряжения горения разряда в данном случае сопровождает ся появлением колебаний плотности ионного тока на зонд, частота ко торых лежит в пределах 5 – 50 кГц и возрастает с увеличением индук ции магнитного поля [18, 19]. Влияние магнитного поля на процессы горения разряда с полым катодом может быть связано с формированием коллективной неустойчивости в плазме. Однако этот вопрос требует проведения дальнейших исследований.

В заключение отметим, что, несмотря на широкое использование тлеющего разряда с полым катодом в плазменных источниках электро нов, рабочее давление разряда такого типа несколько выше, чем давле ние, необходимое для обеспечения стабильной эмиссии электронов из плазмы. Поэтому снижение рабочего давления разряда с полым катодом так же, как и напряжения горения остаются актуальными проблемами, решение которых обуславливает дальнейшее развитие электронных ис точников с плазменным катодом на основе разряда такого типа.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов Ряд других аспектов функционирования разряда с полым катодом применительно к его использованию в плазменных источниках элек тронов изучался в работах [20 – 23] 1.2. Разряды в скрещенных электрическом и магнитном полях К тлеющим разрядам в скрещенных ЕН полях относятся разряд ти па Пеннинга [24], а также магнетронный разряд [25]. Разряды такого типа достаточно хорошо известны, и они широко используется в раз личных газоразрядных устройствах (ионных насосах, газоразрядных манометрах, ионных источниках, напылительных установках и др.). Не смотря на различие конфигураций электродных систем, процессы обра зования плазмы и условия токопрохождения в разрядах Пеннинга и магнетронного настолько близки, что они рассматриваются как две раз новидности одного и того же разряда в магнитном поле. Благодаря соз данию условий для осцилляции электронов, разряды в скрещенных по лях относительно легко зажигаются при низких и сверхнизких давлени ях, а в области рабочих давлений плазменных источников электронов они существуют в сильноточной низковольтной форме, обеспечивая требуемый ток электронного пучка. Важно отметить, что для плазмен ных эмиттеров электронов на основе разрядов в скрещенных ЕН полях не существует проблемы согласования катода с внешним магнитным полем, которое может использоваться для фокусировки и (или) транс портировки ускоренного электронного пучка.

Схематичные изображения электродных систем разрядов типа Пен нинга и магнетронного представлено на рис 1.4. Ускоренные в катодном падении электроны, удерживаясь магнитным полем, движутся в скре щенных ЕН полях по замкнутым траекториям: возвратно-поступательно в разряде Пеннинга и по циклоиде в магнетронном разряде. Покинуть разрядную систему и достигнуть анода быстрый электрон может только после многократных столкновений и потери практически всей своей энергии. Такие условия обеспечивают высокую степень ионизации рабо чего газа вплоть до давлений газа 10–2 Па, которое несколько ниже, чем давление, необходимое для тлеющего разряда с полым катодом.

Интерес к разряду магнетронного типа в цилиндрической геометрии электродов (рис. 1.4, б) связан с возможностью создания на его основе источника трубчатого электронного пучка электродов. Для такой элек 16 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тродной системы более эффективное удержание электронов осуществля ется в конфигурации электродов типа «обращенный магнетрон» (анод внутри катода 1, а торцевые электроды 3 находятся под катодным по тенциалом). Как показали эксперименты, в рабочей области давлений источников электронов с плазменным катодом для стабильного ини циирования разряда в системе «обращенный магнетрон» было доста точно напряжения зажигания Uз = 1,5 – 2,0 кВ и магнитного поля В 0,01 T [26]. Напряжение горения разряда лежит в пределах Uр = – 600 В. Вольт-амперная характеристика разряда – слабо растущая.

1 2 B Рис. 1.4, а. Электродная схема разряда типа Пеннинга:

1 – плоские катоды;

2 – цилиндрический анод 3 Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов Рис. 1.4, б. Электродная схема разряда магнетронного ти па цилиндрической геометрии: 1 – катод;

2 – анод;

3 – торцевые электроды;

4 – соленоид В источниках электронов с плазменным катодом максимальный ток эмиссии электронов обусловлен достигнутым значением тока разряда.

Величина наибольшего тока магнетронного разряда Iм ограничена воз никновением катодного пятна и переходом в дуговой режим. Значения Iм во многом определяются давлением и родом рабочего газа, состояни ем поверхности, его площадью, в импульсном режиме – длительностью импульса разряда. В разряде с гелием при длительности импульса тока разряда р = 20 мкс ток диффузного горения разряда достигал Iм = 1,2 кА [27] при плотности тока на катод jм = 5 А/см2. Снижение Iм при увели чении длительности импульса тока разряда достаточно точно описыва ется эмпирическим соотношением [28] Im = A/р2/3. (1.5) Измеренная в разряде температура электронов составляет Те = 4 – 8 эВ, концентрация плазмы в зависимости от тока разряда лежит в пре делах ne = 1010 – 1013 см–3.

1.3. Дуговые разряды В электронных источниках с плазменным катодом величина тока пучка соизмерима со значением тока разряда, генерирующего плазму.

Поэтому повышение эмиссионного тока обуславливает необходимость соответствующего увеличения тока разряда. В тлеющем разряде, как известно, плотность тока разряда и его полный ток ограничены некото рым предельным значением, приблизительно равным минимальному току образования и устойчивого существования катодного пятна. Ток диффузной формы тлеющего разряда можно повысить за счет увеличе ния площади поверхности катода. При этом целесообразно принуди тельно ограничивать ток на локальную область катода так, чтобы его плотность была ниже уровня возникновения катодного пятна. Такой подход может быть оправдан при решении задач, связанных с достиже нием конкретных параметров электронных пучков. Однако он не сни мает принципиальную проблему ограничения тока разряда, а следова тельно, и тока эмиссии в плазменных источниках электронов на основе тлеющего разряда.

18 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Стремление к дальнейшему повышению тока электронного пучка и его плотности привело к необходимости использования в плазменных источниках электронов разрядов типа дугового. Поскольку разрядная система плазменного катода не должна иметь накаленных электродов, то в этих условиях для дугового разряда характерно существование на отрицательном электроде одного или нескольких катодных пятен. Ка тодное пятно дугового разряда обладает «неограниченной» эмиссион ной способностью, и это обеспечивает возможность генерации в таких системах электронных пучков с экстремально высокими удельными и интегральными параметрами. В плазменных источниках электронов ис пользуются две формы дугового разряда: вакуумная дуга, в которой эмиссионная плазма генерируется непосредственно катодным пятном, и дуговой контрагированный разряд низкого давления, когда катодное пятно экранируется от области отбора электронов из плазмы двойным электростатическим слоем.

1.3.1. Вакуумный дуговой разряд Схематичное изображение вакуумно-дуговой разрядной системы, которое может быть использовано для генерации электронных пучков, представлено на рис. 1.5. Вакуумный дуговой разряд, или вакуумная дуга, представляет собой разряд между двумя электродами в вакууме, когда плазмообразующая среда обеспечивается испарением материала электрода в одном или нескольких катодных пятнах. Именно существо вание катодных пятен и обеспечение ими токопереноса разрядного тока на катоде представляет собой принципиальную особенность вакуумной Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов Рис. 1.5. Электродная схема разрядной системы плазменного источника электронов на основе вакуумной дуги с иницииро ванием разряда по поверхности диэлектрика: 1 – катод;

2 – анод;

3 – изолятор системы инициирования;

4 – плазменный поток;

5 – поджигающий электрод;

6 – электронный пучок дуги, отличающей ее от других разрядов. Катодное пятно представляет собой хаотически перемещающееся по поверхности электрода ярко свя тящее плазменное образование микронных размеров, через которое протекает ток разряда с плотностью jк 106 – 108 А/см2.

При протекании тока с такой высокой плотностью из-за локального перегрева поверхности в области существования катодного пятна про исходит интенсивное испарение материала электрода, и в парах этого материала образуется плотная металлическая плазма, которая затем расширяется в направлении анода со скоростью vi ~ 104 м/с. В процессе распространения плазмы от катодного пятна ее концентрация спадает с расстоянием приблизительно по обратному квадратичному закону и в области отбора ее электронов ее концентрация обычно составляет ne 1010 – 1012 см–3. Для вакуумного дугового разряда характерна доми нирующая роль процессов в катодном пятне и их определяющее влия ние на условия токопрохождения и установившиеся параметры плазмы.

Катодные пятна неустойчивы, и они хаотически перемещаются по по верхности катода, обуславливая неоднородность плотности плазмы и ее нестабильность, что, в конечном счете, влияет на качество извлеченного из нее электронного пучка. В результате функционирования катодного пятна происходит эрозия катода. Все процессы, обуславливающие эро зию, происходят в поверхностном слое металла толщиной 1 – 2 мкм, при этом скорость уноса материалов составляет величину порядка 105 г на 1 Кл переносимого катодом заряда. Различают катодные пятна перво го и второго рода. Пятна первого рода возникают в начальный момент времени, когда поверхность содержит диэлектрические пленки и вклю чения. Такие пятна быстро перемещаются по катоду, приводя к незначи тельной эрозии его поверхности. Спустя некоторое время после зажига ния дуги, составляющее сотни микросекунд, при токе дуги в сотни ампер, наряду с пятнами первого рода, появляются отдельные пятна существен но больших размеров, перемежающиеся со значительно меньшей скоро стью. Это пятна второго рода, и они всегда появляются на хорошо очи щенных и обезгаженных поверхностях катода.

20 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Важным свойством катодного пятна является циклический характер его функционирования. Катодное пятно циклически меняет свой потен циал и другие параметры. Длительность цикла для большинства метал лов составляет величину порядка 10–8 с. Время жизни отдельного пятна от момента зарождения до погасания включает в себя множества цик лов, но это время обычно не превышает нескольких микросекунд.

Для катодного пятна характерно минимальное значение тока, при котором оно существует. Величина порогового тока образования катод ного пятна определяется материалом электрода, состоянием его по верхности и для чистых металлов лежит в пределах от сотен миллиам пер (цинк) до нескольких ампер (никель). Пороговый ток повышается в импульсном режиме горения дуги и уже в микросекундном диапазоне длительностей может составлять десятки ампер.

Плазма вакуумного дугового разряда содержит значительное коли чество многозарядных ионов. В зависимости от материала катода в плазме могут наблюдаться ионы с зарядностью 2+ – 5+ при средней за рядности более 2+. В сильном магнитном поле средняя зарядность ио нов возрастает приблизительно в 2 раза. Энергия ионов, соответствую щая направленной скорости ионов vi, в несколько раз превосходит ка тодное падение потенциала и напряжение, падающее на всем электрод ном промежутке. Скорости ионов различных зарядностей практически одинаковы [29].

Для вакуумного дугового разряда напряжение пробоя промежутка на несколько порядков величины превышает установившееся напряжение горения. В связи с этим представляется важным решение проблемы инициирования дуги при приложении к промежутку сравнительно низ кого напряжения. В источниках электронов и ионов на основе вакуум ной дуги режим функционирования разряда, как правило, импульсно периодический. При этом длительность импульсов тока разряда лежит в пределах от десятков до сотен микросекунд, а частота повторения им пульсов по порядку величины совпадает с сетевой частотой (50 или 60 Гц). Из широкой номенклатуры существующих методов возбужде ния вакуумной дуги условиям инициирования дугового разряда в им пульсно-периодическом режиме в наибольшей степени удовлетворяют метод образования катодного пятна на электроде, соприкасающемся с плазмой, а также метод, основанный на переходе тлеющего разряда в дугу. Образование катодного пятна в этих случаях происходит в резуль Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов тате зарядки ионным потоком из плазмы диэлектрических включений и пленок на поверхности электродов и их последующего пробоя.

Для осуществления «плазменного» метода в большинстве случаев применяется разряд по поверхности диэлектрика. Принцип работы та кого метода иллюстрируется рис. 1.6. Катод вакуумной дуги 1 и поджи гающий электрод 7 расположены друг от друга на расстоянии 1 – 2 мм и разделены керамическим изолятором 8. Между электродами 1 и 7 пода ется высоковольтный импульс напряжения в несколько киловольт дли тельностью порядка 10 микросекунд. Возбуждаемый при этих условиях скользящий разряд по поверхности диэлектрика создает вблизи катода плотную плазму, ионы которой, бомбардируя катод, инициируют на его поверхности, как правило, в области контакта металл – диэлектрик, ка тодное пятно. Поскольку ток разряда на поджигающий ограничен со противлением вторичной обмотки импульсного трансформатора источ ника питания 5, то разряд переключается на анод 2, приводя к зажига нию вакуумной дуги между катодом 1 и анодом 2. Метод инициирова ния вакуумной дуги вспомогательным разрядом по поверхности ди электрика обеспечивает малые времена задержки, он достаточно прост и надежен. Однако ресурс такой системы инициирования не превышает 105 – 106 импульсов, а в плазме дуги присутствуют ионы распыления материалов диэлектрика и поджигающего электрода.

5 - + + Рис. 1.6. Электродная схема инициирования вакуумной дуги вспомогательным разрядом по поверхности диэлектрика: 1 – катод;

2 – анод;

3 – катодное пятно;

4 – плазменный поток;

5 – источник питания вспомогательного разряда;

6 – источник 22 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ питания вакуумной дуги;

7 – поджигающий электрод;

8 – ке рамическое кольцо Использование перехода тлеющего разряда в дуговой для иницииро вания катодного пятна вакуумной дуги оправдано лишь в случае эффек тивного зажигания и стабильного горения вспомогательного тлеющего разряда в области предельно низких давлений. Таким условиям в пол ной мере отвечают разрядные системы в скрещенных электрическом и магнитном (ЕН) полях типа Пеннинга или цилиндрического магне тронного. В разрядах такого типа созданы условия для удержания элек тронов и их многократной осцилляции в промежутке катод – анод. По этому они относительно легко зажигаются при низких давлениях вплоть до высокого вакуума и обеспечивают при этих условиях генерацию плазмы, ток ионов из которой достаточен для образования катодного пятна на поверхности электрода. Схематичное изображение системы инициирования на основе вспомогательных разрядов в скрещенных Е Н полях представлено на рис. 1.7, а (разряд Пеннинга) и рис. 1.7, б (цилиндрический магнетронный разряд).

5 1 - + + 4 Рис. 1.7, a. Электродная схема инициирования вакуумной ду ги вспомогательным пеннинговским разрядом: 1 – катод;

2 – анод;

3 – катодное пятно;

4 – плазменный поток;

5 – источник питания вспомогательного разряда;

6 – источник питания ва куумной дуги;

7 – поджигающий электрод;

8 – соленоид Методы инициирования вакуумной дуги на основе вспомогательно го разряда в скрещенных полях представляются одними из самых на Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов дежных и эффективных. Их ресурс превышает 107 импульсов. Однако такие системы достаточно сложны, они требуют специальных электро дов и магнитного поля, что усложняет как конструкции плазменных ис точников электронов, так и схемы их электрического питания.

Для более детального ознакомления с процессами в вакуумном ду говом разряде и современным состоянием исследований физических процессов в катодном пятне вакуумной дуги рекомендуем обратиться к следующим монографиям и обзорам [30 – 32]. Критический анализ ме тодов инициирования вакуумного дугового разряда проведен в [33].

5 1 - + + 8 4 Рис. 1.7, б. Электродная схема инициирования вакуумной ду ги вспомогательным магнетронным разрядом: 1 – катод;

2 – анод;

3 – катодное пятно;

4 – плазменный поток;

5 – источник питания вспомогательного разряда;

6 – источник питания ва куумной дуги;

7 – поджигающий электрод;

8 – соленоид 1.3.2. Дуговой контрагированный разряд низкого давления Контрагирование или сжатие положительного столба дугового раз ряда низкого давления используется в ионных источниках типа «дуо плазмотрон» и «дуопигатрон», в ряде сильноточных коммутирующих устройств и главным образом направлено на локальное повышение плотности плазмы в области сжатия разряда. В плазменных источниках электронов применение контрагированной дуги позволяет также соз дать необходимый перепад давлений между катодной областью разряда и областью отбора и ускорения электронов. Это обеспечивает, с одной стороны, стабильное зажигание и горение разряда, с другой – высокую 24 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ электрическую прочность ускоряющего промежутка. Поскольку раз рядная система источника электронов с плазменным катодом, как пра вило, не содержит накаленных электродов, то контрагирование дугово го разряда позволяет устранить или существенно уменьшить зависи мость параметров плазмы в области отбора электронов от нестабильно стей и неустойчивостей параметров плазмы и разряда, связанных с про цессами функционирования катодного пятна.

Общие свойства дугового контрагированного разряда достаточно подробно изложены в [34]. Наиболее часто контрагирование дугового разряда осуществляется отверстием или каналом (диаметром и длиной 2 – 6 мм) в промежуточном электроде, находящемся под плавающим потенциалом (рис. 1.8). Электродная конфигурация системы дугового контрагированного разряда, а также распределения потенциала и кон центрации заряженных частиц вблизи двойного слоя представлены на рис. 1.9. Для разряда такого типа характерно существование на входе канала контрагирования стационарного двойного электростатического слоя, который фокусирует и ускоряет поступающие в сужение электро ны. Образование слоя обусловлено как резким скачком концентрации плазмы в сужении, превышающем на 1 – 3 порядка величины плотность плазмы перед каналом контрагирования, так и повышенными потерями ионов на стенках канала вследствие их радиальной диффузии.

Рис. 1.8. Электродная схема разрядной системы плазменного источника электронов на основе дугового контрагированного разряда: 1 – катод;

2 – анод;

3 – катодное пятно;

4 – плазмен ный поток;

5 – промежуточный электрод;

6 – канал контраги рования;

7 – электронный пучок Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов При допущениях нулевых значений напряженности электрического поля с обеих сторон слоя, нулевых значений начальных скоростей вхо дящих в слой электронов из катодной области и ионов из анодной об ласти и в пренебрежении обратным потоком электронов, преодолевших потенциальный барьер слоя, соотношение плотностей электронного je и ионного ji компонентов тока в двойном слое будет приблизительно про порционально квадратному корню отношения массы иона Mi к массе электрона me:

je/ji (Mi/me)1/2. (1.6) 1 2 Рис. 1.9. Электродная схема дугового контрагированного раз ряда: 1 – катод;

2 – промежуточный электрод;

3 – анод;

4 – двойной слой;

5 – канал контрагирования;

6 – анодная плазма;

7 – катодная плазма В предположении равенства температуры электронов Тe в плазме с обеих сторон двойного слоя падение напряжения на слое Uc может быть оценено как Uc (kТe /e) ln(n1/n2). (1.7) Здесь n1 и n2 – концентрации электронов в плазме в канале контрагиро вания и катодной области соответственно. В зависимости от геометрии канала контрагирования и параметров разряда падение напряжения на двойном слое может составлять величину, лежащую в пределах Uс = = 20 – 120 В.

26 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Ускоренные в слое электроны обладают высокой ионизационной способностью, поэтому ток на выходе канала контрагирования состоит из двух групп электронов, одна из которых образована быстрыми элек тронами, прошедшими двойной слой и канал контрагирования без взаимодействия и потери энергии, а другая – медленными электронами, образованными в результате ионизации газа быстрыми электронами.

В дуговом контрагированном разряде отбор электронов осуществля ется из анодной области разряда с расширенной плазменной поверхно сти. Основной вклад в процесс генерации анодной плазмы дугового контрагированного разряда обусловлен плазменными электронами, ко торые не являются парными, а образованы в результате релаксации бы стрых электронов в коллективных процессах их взаимодействия с анод ной плазмой [35].

В плазменном источнике электронов типичная анодная полость ду гового контрагированного разряда представляет собой цилиндр, диа метр которого приблизительно равен длине и по порядку величины со ставляет 10 см. Детальные исследования используемого в плазменных источниках электронов дугового контрагированного разряда с расши ренной анодной частью, включающие теоретический анализ и числен ное моделирование процессов ионизации в анодной области разряда, а также экспериментальные исследования параметров плазмы и разряда, проведены в [35].

При исследовании эмиссии электронов из плазмы дугового разряда низкого давления эксперименты проводились с использованием плаз менного катода на основе дугового контрагированного разряда с рас ширенной анодной частью (рис. 1.10). Импульсный дуговой разряд (Iр = 50 – 200 А, 100 мкс) между холодными катодами 1 и полым цилин дрическим анодом 4 (радиусом Ra = 5 см и длиной La = 10 см) контраги ровался отверстием в промежуточном электроде 2 (рис. 1.10). При этом на входе контрагирующего отверстия возникал двойной электростати ческий слой, в котором ускорялись поступающие из катодной области электроны. Анодный торец был перекрыт мелкоструктурной металли ческой сеткой 5, стабилизирующей эмиссионную границу плазмы. Ус коряющий электрод (коллектор) 6 располагался на расстоянии 1 см от плоскости сетки. Широкая апертура эмиссионного электрода не позво ляла создать перепад давления между областями генерации плазмы (анодной полости) и отбора электронов (ускоряющего промежутка).

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов Давление в этих областях варьировалось в пределах 10–4 – 10–3 Торр из менением расхода рабочего газа (аргона, азота).

Для реализованных в устройстве параметров разряда и плазмы тол щина прианодного слоя lс составляла величину от 0,3 до 3 мм. Размеры элементарной ячейки сетки h были выбраны в пределах от 0,1 до 3 мм так, чтобы реализовать в эксперименте три различных режима отбора электронов из плазмы: эмиссию с открытой плазменной поверхности (h 2lс), эмиссию через потенциальный барьер (h 2lс), а также про межуточный случай эмиссии с частично открытой плазменной поверх ности (h 2lс).

Ie 2 Ue 2R lc h 5 Рис. 1.10. Электродная схема плазменного эмиттера электро нов на основе дугового контрагированного разряда: 1 – катод;

2 – промежуточный электрод;

3 – двойной слой;

4 – полый анод;

5 – сетка;

6 – коллектор;

7 – источник питания разряда;

8 – источник ускоряющего напряжения;

9 – пояс Роговского;

10 – рабочий газ 28 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Для измерения параметров плазмы традиционно использовалась зондовая методика, включая одиночные ленгмюровский, двойной и эмиссионный зонд. Распределение энергия электронов в плазме иссле довалось с помощью электростатического спектрометра методом за держивающего потенциала.


Измерения энергии электронов на входе в анодную полость показа ли, что электронный ток в этой области состоит в основном из быстрых электронов, ускоренных в двойном слое канала контрагирования. В то же же время на расстоянии порядка 10 см от входа электронная состав ляющая разрядного тока на эмиссионном торце и боковых стенках анодной полости состоит, в основном, из относительно медленных плазменных электронов. Эти электроны не являются парными, т.е. об разованными в результате ионизации газа, поскольку доля парных час тиц, оцененная по измерению полного ионного тока на стенках анода, не превышает 5% от тока входящих в полость электронов. Доля быст рых электронов на стенках анода не превышает 15% от тока входящих в полость электронов. Резкое уменьшение доли быстрых электронов при прохождении ими анодной полости не может быть обусловлено парны ми взаимодействиями, поскольку в условиях эксперимента длина сво бодного пробега электронов намного превышала характерные размеры полости. По-видимому, релаксация пучка связана с развитием в полости коллективных процессов взаимодействия.

Эксперименты показали, что в дуговом разряде низкого давления с расширенной анодной частью параметры плазмы не зависят от способа инициирования разряда и особенностей электродной системы. Это по зволяет рассматривать с единых позиций физические процессы в плаз менных источниках, генерирующих пучки большого сечения. Создан ная нами физическая модель плазменного катода на основе разряда та кого типа позволяет описать процессы и выявить некоторые общие за кономерности генерации объемной плазмы в условиях принудительного отбора из нее электронов. Модель основана на предположении, что од нородный электронный пучок, ускоренный напряжением б в катодном падении потенциала или в двойном слое канала контрагирования, по ступает в анодную полость. В результате ионизации остаточного газа в анодной полости образуется плазма, отделенная от стенок анода потен циальным барьером для электронов. При взаимодействии с плазмой бы стрые электроны теряют свою энергию. Возникающие при этом низко энергетичные электроны также ионизуют газ. Кроме того, в ионизацию Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов могут вносить вклад и вторичные электроны, выбитые со стенок полос ти и ускоренные в анодном слое. В разрядной системе торцевая поверх ность перекрыта перфорированным электродом с элементарными от верстиями радиусом r0, через которые из плазмы эмиттируются элек троны. Для определения параметров плазмы используются уравнения баланса ионов, непрерывности тока, баланса энергии и условие квази нейтральности плазмы. С учетом возможной эмиссии электронов сис тема уравнений принимает вид Iкq1L1 + Iq2L2 + ANekTe(Ui + 2kTe) exp(–Ui/kTe) = Ii/N0, Iк = Iб + I + Ie + Ii + Iэ, Iк б{1 – exp[ (L1 – 1)/L1)]} + I{1 – exp[(L2 – 1)/L2)]} = =2kTe(Ie + Iэ) + Ii (Ui +п), Ni = Ne + C Iк L1/(б + п)1/2 + C I L2/( + п)1/2. (1.8) Здесь Iк – ток катода (разряда);

Iб, I, Ie, Ii, Iэ – анодные компоненты тока быстрых, вторичных и плазменных электронов, ток ионов на анод и ток эмиссии электронов из плазмы соответственно;

q1 и q2 – сечения иони зации быстрыми и вторичными электронами;

L1 и L2 – длины пробегов быстрых и вторичных электронов, приведенные к длине анодной полос ти;

Ni, Ne – количество ионов, электронов и нейтралов на единицу дли ны анодной полости соответственно;

еб и е – энергия быстрых элек тронов и начальная энергия вторичных электронов;

N0 – количество нейтралов на единицу площади поперечного сечения положительного столба разряда;

С = (m/2e3)1/2, A = i(8k3/m)1/2;

i – коэффициент, зави сящий от рода газа.

Система уравнений (1.8) решалась численными методами для внеш них параметров разряда, реализованных в плазменном источнике элек тронов. Результаты расчета удовлетворительно согласуются с экспери ментом. При горении разряда без отбора электронов измерения и расче ты показали, что температура электронов Те в плазме составляет 5 – 10 эВ, она слабо зависит от тока разряда, но существенно снижается с ростом давления (рис. 1.11). Наблюдаемая зависимость Те(p) может быть связана с увеличением частоты взаимодействия электронов с ио нами и нейтральными частицами, а следовательно, с более интенсив ным обменом энергией между частицами в плазме. И расчет и экспери мент дают значение концентрация плазмы ne = 1010 – 1011 см–3. В области низких давлений наблюдается более резкий рост ne при повышении p 30 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ (рис. 1.12). В отсутствие эмиссии электронов потенциал плазмы п пре вышает анодный потенциал на несколько вольт. Зависимость п (p) имеет максимум. При увеличении тока разряда положение максимума смещает ся в область более низких давлений. Немонотонный характер зависимо сти п (p) может быть обусловлен совокупным влиянием ne и Те – факто ров, определяющих установившееся значение п. Увеличение и темпера туры электронов, и концентрации плазмы обуславливает повышение по тенциала плазмы. Однако, как видно из рис. 1.11 и 1.12, с ростом давле ния эти параметры изменяются различным образом и зависимость п(p) определяется доминирующим действием того или иного фактора.

Te, эВ 0,02 0,04 0,06 0,08 p, Па Рис. 1.11. Расчетные зависимости температуры электронов в плазме от давления азота при следующих значениях напря жения на двойном слое Uc и тока разряда Iк: кр. 1 – 30 В, 5 А;

кр. 2 – 100 В, 5 А;

кр. 3 – 100 B, 100 A. Точки – эксперимент (Iк = 20 А) При изменении геометрических размеров анодной полости темпера тура электронов Те определяется отношением площади поверхности по лого анода Sa к ее объему Va. Такой характер влияния геометрического фактора на величину Те обусловлен тем, что в исследуемых условиях горения разряда ионизационные процессы осуществляются, главным Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов образом, плазменными электронами. Особенностью зависимости Те (Sa/Va) является ее практически линейный характер, причем угол на клона этой зависимости определяется давлением газа в полости [36].

В дуговом контрагированном разряде, благодаря экранированию ка тодного пятна двойным слоем, параметры анодной плазмы достаточно стабильны, что обуславливает, в свою очередь, высокое качество извле ченного из такой плазмы электронного пучка. Однако канал контраги рования представляет собой узкое место в прямом и переносном смыс лах, поскольку величина тока разряда в сужении ограничена. При пре вышении током разряда некоторого предельного значения Imax наблю даются колебания и обрывы тока дуги. Как указывается в [34], такая не устойчивость разряда обусловлена уменьшением плотности нейтралов в сужении из-за их выноса в результате передачи им направленного им пульса при упругих соударениях с электронами. Для стационарных ус ловий горения разряда величина Imax определяется площадью контраги рующего отверстия S, начальным давлением рабочего газа, родом газа p0 и скоростью его потока в канале Q:

Imax = eQ(Mi /m)1/2(i max /e0)/(1+ ) Ap0S. (1.9) Здесь i max – максимальное значение сечения ионизации газа электрон ным ударом;

e0 – сечение упругого соударения электрона с нейтраль ной молекулой;

– безразмерный параметр, учитывающий потери ио нов на стенки канала контрагирования, определяемый отношением тока ионов на стенки канала к току ионов в двойной слой.

32 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ - ne, см 0,02 0,04 0,06 0,08 0,1 p, Па Рис. 1.12. Расчетные зависимости концентрации электронов в плазме от давления азота при следующих значениях напря жения на двойном слое Uc и тока разряда Iк: кр. 1 – 40 В, 15 А;

кр. 2 – 60 В, 15 А;

кр. 3 – 80 B, 15 A;

кр. 4 – 100 В, 15 А;

кр. – 100 B, 40 A;

кр. 6 – 100 B, 60 A. Точки – эксперимент (Iк = 40 А) При горении разряда в импульсном режиме из-за неустановившихся газовых условий в канале максимальный устойчивый ток разряда при близительно на порядок величины выше, чем в стационарном случае, но этот ток резко снижается с увеличением длительности импульсов и с повышением частоты их повторения. Как показали эксперименты, ха рактерное время установления давления газа в канале контрагирования и, следовательно, время выхода величины Imax на стационарное значение составляет десятки микросекунд.

Повышение тока выше предельного Imax приводит к колебаниям и обрывам разрядного тока. Однако дальнейшее увеличение тока после обрыва контрагированной дуги может вновь привести к устойчивому горению разряда, существующего в широком диапазоне значений ам плитуды и длительности импульса разрядного тока. Наблюдаемое в этом случае устойчивое токопрохождение обусловлено переходом раз ряда в так называемый «каскадный» режим горения, когда на поверхно Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов сти промежуточного электрода, обращенной к аноду, образуется катод ное пятно. Контрагированный разряд распадается на две последова тельно горящие дуги с общим током разряда, но каждая из дуг поддер живается собственным катодным пятном. В сущности, между промежу точным электродом и анодом возникает вакуумный дуговой разряд, ко торый может устойчиво функционировать и при отключении первого «каскада». Условия возникновения «каскадной» дуги можно затруднить и даже исключить ее появление, если канал контрагирования выполнить в виде нескольких секций в форме тонких металлических пластин, электрически изолированных друг от друга. Однако и в этих условиях после нестабильностей контрагированного разряда вновь наблюдается режим устойчивого горения, но уже при больших токах разряда, кото рое связано с сжатием дуги в канале контрагирования собственным магнитным полем (так называемый пинч-эффект). Области устойчивого существования различных режимов горения дугового разряда с проме жуточным контрагирующим электродом представлены на рис. 1.13. За метим, что в настоящее время в источниках электронов с плазменным катодом используются лишь «обычный» дуговой контрагированный разряд (область I, рис. 1.13), а также «каскадный» режим его горения (область III, рис. 1.13), представляющий собой в сущности вакуумную дугу с катодным пятном. Результаты детальных исследований режимов горения дугового контрагированного разряда низкого давления пред ставлены в [37 – 40].


Ток разряда, A IV III 50 II I 0 4 8 12 16 Поток газа (азота) в канале, мПам3/с 34 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Рис. 1.13. Режимы горения дугового разряда с контрагирую щим электродом. Длительность импульса – 50 мкс, частота повторения – 50 Гц: I – область горения дугового контрагиро ванного разряда;

II – область колебания и обрывов тока раз ряда;

III – «каскадная дуга»;

IV – «самосжатый» разряд Литература к главе 1. Москалев Б. И. Разряд с полым катодом. – М.: Энергия, 1969. – 184 с.

2. Метель А.С., Настюха А.И. Исследование тлеющего разряда в элек тродной системе с неэквипотенциальными катодами // Изв. вузов. Ра диофизика. – 1976. – Т. 19. – № 12. – С. 1891 – 1895.

3. Метель А.С., Настюха А.И. Роль дополнительной ионизации газа ос циллирующими электронами в области катодного падения тлеющего разряда с полым катодом // Изв. вузов. Радиофизика. – 1976. – Т.19. – № 12. – С. 1884 – 1890.

4. Борисов Д.П., Коваль Н.Н., Щанин П.М. Генерация объемной плазмы дуговым разрядом с накаленным катодом // Изв. вузов. Физика. – 1994.

– № 3. – С. 115 – 120.

5. Hershcovitch A., Kovaric V.J. and Prelec K. Observation of a two-compo nent electron population in a hollow cathode discharge // J. Appl. Phys. – 1990. – V. 67. – No. 2. – P. 671 – 674.

6. Глазунов В.Н., Метель А.С. Инверсия катодной полости тлеющего раз ряда в магнитном поле // ЖТФ. – 1981. – Т. 51. – № 5. – С. 932 – 939.

7. Goebel D.M., Forrester A.T. Plasma studies on a hollow cathode, magnetic multipole ion source for neutral beam injection // Rev. Sci. Instrum. – 1982.

– V. 53. – No. 6. – P. 810 – 815.

8. Гречаный В.Г., Метель А.С. Тлеющий разряд с полым катодом при ва куумном режиме катодной полости // Теплофизика высоких темпера тур. – 1984. – Т. 22. – № 3. – C. 444 – 448.

9. Визирь А.В., Окс Е.М., Шандриков М.В., Юшков Г.Ю. Генератор объем ной плазмы на основе разряда с плазменным катодом // Приборы и тех ника эксперимента. – 2003. – № 3. – С. 108 – 111.

10. Goebel D.M. and Watkings R.M. High current low pressure plasma cathode electron gun // Rev. Sci. Instrum. – 2000. – V. 71. – No. 2. – P. 388 – 398.

11. Gruzdev V.A., Kreindel Yu. E., Vasylyeva G.G. Peculiarities of excitation of a hollow-cathode reflex discharge // Proceedings of the 10th International con ference on phenomena in ionized gases. – Donald Parsons, 1971. – P.111.

12. Глазунов В.Н., Метель А. С. Инверсия катодной полости тлеющего раз ряда в магнитном поле // ЖТФ. – 1981. – Т. 51. – № 5. – С. 932 – 939.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов 13. Lieberman M.A. Fundamental of plasmas and sheaths. Chapter 2 in book:

Handbook of Plasma Immersion Ion Implantation and Deposition / Editor A. Anders. – Willey and Sons, 2000.

14. Крейндель М.Ю., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Параметры плазмы в отража тельном разряде с полым катодом // ЖТФ. – 1992. – Т. 62. – № 10. – С. 165 – 169.

15. Гречаный В.Г., Метель А.С. Влияние граничных условий на характери стики тлеющего разряда с полым катодом // ЖТФ. – 1982. – Т. 52. – № 3. – С. 442 – 445.

16. Глазунов В.Н., Метель А.С. О механизме потерь быстрых электронов в тлеющем разряде с осциллирующими электронами // Физика плазмы. – 1982. – Т. 8. – № 5. – С. 1099 – 1104.

17. Метель А. С. Расширение диапазона рабочих давлений тлеющего раз ряда с полым катодом // ЖТФ. – 1984. – Т. 54. – № 2. – С. 241 – 247.

18. Oks E.M., Anders A., Brown I.G. Some effects of magnetic field on a hollow cathode ion source // Review of Scientific Instruments. – 2004. – V. 75. – No. 4. – P. 1030 – 1033.

19. Окс Е.М., Андерс А., Браун Я.Г. и др. Неустойчивость разряда низкого давления с полым катодом в магнитном поле // Физика плазмы. – 2005.

– Т. 31 – № 10.

20. Крейндель Ю.Е., Никулин С.П. Параметры системы плазма – слой в электродной полости разряда низкого давления // ЖТФ. – 1988. – Т. 58.

– № 6. – С. 1208 – 1209.

21. Кириченко Г.И., Ткаченко В.М., Тютюнник В.Б. Влияние геометриче ских размеров, материала катода и рода газа на область оптимальных давлений тлеющего разряда с цилиндрическим полым катодом // ЖТФ.

– 1976. – Т. 46. – Вып. 6. – С. 1857 – 1867.

22. Бурдовицин В.А., Репин М.Ф. О соотношении катодных токов в отража тельном разряде с полым катодом // Изв. вузов. Физика. – 1990. – № 4. – С. 64 – 67.

23. Жаринов А.В., Коваленко Ю.А. Роль быстрых электронов в разряде с полым катодом // Изв. вузов. Физика. – 2001. – № 9. – С. 44 – 47.

24. Penning F.M. Coating by cathode disintegration. US patent 2,146,025. – N.V. Philips, Gloeilampenfabrieken, Eindhoven, The Netherlands, 1939.

25. Кервалишвили И.А., Жаринов А.В. Характеристики разряда низкого дав ления в магнитном поле // ЖТФ. – 1965. – Т. 35. – № 12. – С. 2194 – 2201.

26. Окс Е.М., Чагин А.А. Сильноточный магнетронный разряд в плазмен ном эмиттере электронов // ЖТФ. – 1988. – Т. 58. – Вып. 6. – С. 1191 – 1193.

36 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 27. Окс Е.М., Чагин А.А., Щанин П.М. Использование сильноточного раз ряда в скрещенных ЕН полях для получения трубчатых электронных и ионных пучков // 1 Всес. сем. по плазменной эмиссионной электронике:

Сб. докл. – Улан-Удэ: БИЕН СО РАН, 1991. – С. 18 – 23.

28. Kozyrev A.V., Oks E.M., Chagin A.A. Characteristics of high current low pressure glow discharge in transverse magnetic field // Proc. of 20 Intern.

Conf. on Phenomena in Ionized Gases. – Pisa, Italy, 1991. – V. 2. – P. 498 – 499.

29. Юшков Г.Ю., Бугаев А.С., Кринберг И.А., Окс Е.М. О механизме уско рения ионов в плазме вакуумного дугового разряда // ДАН. – 2001. – Т. 378. – № 1. – С. 41 – 43.

30. Месяц Г.А. Эктоны в вакуумном разряде: пробой, искра, дуга. – М.:

Наука, 2000.

31. Boxman R.L., Martin P.J. and Sanders D.M. Editors. Handbook of vacuum arc science and technology. – New York: Noyes, 1995.

32. Juttner B. Cathode spots of electric arc // Journal Physics D: Applied Phys ics. – 2001. – V. 34. – P. R103 – R123.

33. Anders A., Brown I.G., MacGill R.A. and Dickinson M.R. Triggering of vac uum arc // Journal Physics D: Applied Physics. – 1998. – V. 31. – P. 584 – 587.

34. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. Установившийся ток. – М.:

Наука, 1972. – 544 с.

35. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М. и др. Условия образования и параметры анодной плазмы в дуговом разряде низкого давления // Теп лофизика высоких температур. – 1987. – Т. 25. – Вып. 5. – С. 880 – 886.

36. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Рипп А.Г. Влияние рода газа и геометрического фактора на параметры плазмы дугового разряда низ кого давления // Теплофизика высоких температур. – 1989. – Т. 27. – Вып. 2. – С. 390 – 392.

37. Злобина А.Ф., Коваль Н.Н., Щанин П.М. Исследование режимов горения дугового контрагированного разряда с полым анодом // Источники электронов с плазменным эмиттером. – Новосибирск: Наука, 1983. – С. 64 – 70.

38. Гаврилов Н.В., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Условия сущест вования и предельные параметры импульсной контрагированной дуги низкого давления // ЖТФ. – 1984. – Т. 54. – № 1. – С. 66 – 72.

39. Гаврилов Н.В., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Переход дугово го разряда низкого давления из контрагированного в каскадный режим горения // ЖТФ. – 1983. – Т. 53. – № 10. – С. 1947 – 1951.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников элек тронов 40. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Контрагиро ванный сужением самосжатый разряд в плазменном эмиттере электро нов // ЖТФ. – 1985. – Т. 55. – № 9. – С. 1854 – 1857.

Глава ЭМИССИЯ ЭЛЕКТРОНОВ ИЗ ПЛАЗМЫ 2.1. Общие свойства эмиссии электронов из плазмы При общем рассмотрении процессы эмиссии из плазмы заряженных частиц ионов или электронов не должны отличаться друг от друга и обоим процессам должны быть свойственны одинаковые явления и ха рактеристики. Однако для каждой конкретной газоразрядной системы, генерирующей плазму, условия замыкания тока на эмиссионный (плаз менный) электрод, а следовательно, и условия ухода электронов и ио нов из плазмы через эмиссионные отверстия в этом электроде всегда различны. Если, например, ионы, покидающие плазму, ускоряются в приэлектродном слое, то в этих же условиях электроны в нем тормозят ся. С точки зрения эмиссионных свойств плазмы это означает, что для данного случая ионы эмитируются с так называемой открытой плаз менной поверхности, а электроны для выхода из плазмы в область ус корения должны преодолевать потенциальный барьер. Поэтому по сравнению с отбором ионов из плазмы процесс эмиссии электронов имеет гораздо больше отличий, чем сходств.

2.1.1. Отбор ионов из плазмы Рассмотрение ограничим случаем, который наиболее часто встреча ется в источниках заряженных частиц, а именно, когда вследствие более высокой подвижности электронов плазма заряжена положительно отно сительно стенок и электродов разрядной камеры. Примем для опреде ленности, что отбор ионов осуществляется из плазмы вблизи анода раз рядной системы на коллектор площадью Se (рис. 2.1). На коллектор от носительно анода подается разность потенциалов Ua, ускоряющая ионы.

При равенстве потенциалов коллектора и анода (Ua = 0) коллектор явля ется частью анода разрядной камеры и вблизи него образуется такой же, Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы как и у анода, слой положительного пространственного заряда, тормо зящий электроны и ускоряющий ионы. Плотность тока на коллектор ji определяется известным соотношением Бома [1] ji = 0,4еni (2kTe/М)1/2. (2.1) Здесь ni – концентрация плазмы;

Тe – температура электронов в плазме;

Мi – масса иона;

е – заряд электрона;

k – постоянная Больцмана.

Ua Рис. 2.1. Ионный диод: 1 – анод;

2 – плазма;

3 – приэлектродный слой;

4 – ионный пу чок (слой положительного заряда);

5 – ус коряющий электрод (коллектор) Если параметры плазмы однородны во всем ее объеме, то анодный компонент полного тока ионов, образованных в разряде, распределяется между собственно анодом и коллектором пропорционально их площа дям (Ia = ji Sa и Ii = ji Se). При подаче на коллектор отрицательного сме щения относительно анода плазма будет реагировать на внешнее элек трическое поле, экранируясь от него открывающимся слоем простран ственного заряда. Чем больше разность потенциалов между коллекто ром и анодом, тем дальше будет отодвигаться плазма от коллектора и тем более широким будет ионный слой. При этом, поскольку потенциал коллектора всегда остается ниже потенциала плазмы, плотность ионно го тока на коллектор везде будет определяться соотношением Бома или концентрацией плазмы и температурой электронов. В предположении однородности параметров плазмы и их неизменности при перемещении плазменной границы плотность ионного тока на коллектор остается по 40 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ стоянной величиной. Энергия ионов будет, очевидно, определяться ус коряющим напряжением, приложенным между коллектором и анодом.

При более строгом рассмотрении полная энергия ускоренных одноза рядных ионов Ei будет складываться из начальной энергии ионов на входе в слой, ускоренных до kTe/2, согласно критерию Бома, а также энергии, приобретаемой ионом в анодном слое e(p – a) и в ускоряю щем промежутке e(a – c):

Еi = kTe/2 + e(p – a) + e(a – c). (2.2) Здесь а, p, c – потенциалы анода, плазмы и коллектора соответствен но. Для данного случая p а, и всегда при извлечении ионов из плаз мы а c. Обычно величина ускоряющего напряжения для ионных ис точников лежит в пределах от единиц до десятков киловольт, что на много выше потенциала плазмы и температуры электронов. Поэтому первыми двумя слагаемыми в (2.2) можно легко пренебречь.

Итак, одной из важнейших особенностей плазменного ионного дио да является подвижная плазменная граница при постоянной плотности ионного тока, отбираемого из плазмы. Плотность ионного тока из плаз мы – это всегда плотность тока насыщения, то есть максимальное зна чение, которое может обеспечить плазма, исходя из достигнутых в раз ряде параметров ni и Тe. Напряженность электрического поля на границе плазмы близка к нулевому значению. Поскольку, как уже отмечалось, величина ускоряющего напряжения для ионов намного превышает теп ловую энергию плазменных электронов, то можно считать, что при от боре ионов электроны из плазмы практически отражаются от границы слоя. Это делает слой пространственного заряда между плазменной границей и коллектором исключительно ионным, что, в свою очередь, позволяет достаточно точно определить его протяженность li, прирав няв известные соотношения Чайлда – Ленгмюра и Бома:

(4/9)(2e/Mi)1/2 0 Ua3/2/li2 = 0,4en0(2kTe/Mi)1/2. (2.3) Обычно отбор ионов из плазмы осуществляется через одно или не сколько отверстий в аноде разрядной камеры. В зависимости от соот ношений между концентрацией и температурой электронов в плазме, с одной стороны, и напряженностью внешнего ускоряющего ионы элек трического поля, с другой стороны, возможны три различных положе ния установившейся плазменной границы (рис. 2.2):

а) плотная плазма и (или) слабое поле. В этом случае протяженность ионного слоя мала, плазма выходит из анодного отверстия и плазменная Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы граница формируется в ускоряющем промежутке (рис. 2.2, а). Это, как видно из рисунка, приводит к расфокусировке ионного пучка;

б) оптимальные для данной геометрии ускоряющего промежутка па раметры плазмы и ускоряющего поля. По отношению к первому случаю (а) условия оптимума достигаются при повышении напряженности поля или снижении плотности плазмы. При этом плазменная граница ото двигается к анодному эмиссионному отверстию и фиксируется в его плоскости, что обуславливает формирование плоскопараллельного ион ного пучка (рис. 2.2, б);

в) редкая плазма и (или) сильное поле. Дальнейшее повышение на пряженности ускоряющего поля или снижение концентрации заряжен ных частиц в плазме отодвигает плазму за эмиссионное отверстие в аноде. Ускоряющее поле проникает в анодную область, и плазменная граница устанавливается за анодным отверстием (рис. 2.2, в). Это при водит к фокусировке ионного пучка.

Плазма Плазма Плазма а б в Рис. 2.2. Возможные положения плазменной границы При отборе ионов из плазмы, положительно заряженной относи тельно эмиссионного электрода, ускоряющее поле коллектора совпада ет с полем слоя, что обеспечивает простое доускорение ионов. Плот ность ионного тока, эмитированного плазмой, есть бомовская плот ность, и она совпадает с плотностью тока на анод и на другие электро ды разрядной камеры, находящиеся под отрицательным относительно плазмы потенциалом. Поэтому в случае однородного распределения па раметров плазмы рожденные в плазме ионы распределятся между элек тродами разрядной камеры и коллектором пропорционально их площа дям. Но такая же ситуация имела место и в исходном состоянии при ну левой разности потенциалов между коллектором и анодом. Обратим внимание на тот факт, что приложение извлекающего ионы напряжения не изменяет условия ухода ионов из разрядного промежутка. На осно вании этого можно сделать вывод о том, что в наиболее часто встре 42 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ чающемся случае отрицательного падения потенциала вблизи электро да, через отверстия в котором происходит отбор ионов из плазмы, эмис сия ионов не приводит к изменению (возмущению) параметров плазмы.

2.1.2. Процессы, связанные с отбором электронов из плазмы Под термином «плазменный эмиттер электронов», или «плазменный катод», понимается электроразрядное устройство, формирующее плаз му, с границы которой осуществляется эмиссия электронов. Простей шая схема плазменного катода представлена на рис. 2.3.

–Ua Рис. 2.3. Плазменный катод: 1 – анод;

2 – плазма;

3 – приэлектродный слой;

4 – электронный пучок (слой отрицательного заряда);

5 – ускоряющий электрод (коллектор) Устройство включает в себя генератор плазмы, плазменную эмисси онную поверхность и ускоряющий электрод – коллектор, к которому относительно одного из электродов разрядной системы (катоду или аноду) приложено ускоряющее электроны напряжение Ua. Для опреде ленности опорным электродом (электродом, относительно которого приложена ускоряющая разность потенциала) будем считать анод. Как уже отмечалось в гл. 1, для большинства случаев анодное падение от рицательно и электроны, в отличие от ионов, могут покинуть плазму и уйти на анод, лишь преодолев потенциальный барьер. Именно различ ные условия ухода ионов и электронов из плазмы и обуславливают ос новное отличие эмиссии электронов от эмиссии ионов. В общем случае Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы для ускорения заряженных частиц внешним полем необходимо, чтобы увеличение приложенного напряжения Ua приводило к соответствую щему росту скорости v и энергии W частиц. При отборе ионов из плаз мы, положительно заряженной относительно анода (эмиссионного электрода), это условие выполняется автоматически, поскольку ионы лишь доускоряются внешним электрическим полем.

Совершенно иная ситуация имеет место в случае отбора электронов из такой плазмы. При нулевой разности потенциалов между анодом и коллектором (а = к) последний, как и в случае извлечения ионов, яв ляется, в сущности, частью анода. Электроны в этом случае достигают коллектора, преодолевая потенциальный барьер, который при а = к не отличается от потенциального барьера для электронов, уходящих на анод. Следовательно, при нулевой разности потенциалов между анодом и коллектором плотность электронного тока на коллектор совпадает с плотностью электронного тока на анод. Заметим также, что электроны в приэлектродном слое заряда тормозятся, а не ускоряются, как это было при извлечении ионов. Поэтому при подаче на коллектор ускоряющего электроны потенциала, когда к а, в области отбора электронов пре жде их ускорения происходит снижение потенциального барьера p – c в результате суперпозиции ускоряющего поля коллектора и поля при электродного слоя.

Предположим для простоты, что плазма однородна по всему объему, а распределение электронов по энергиям является максвелловским.

Плотность электронного тока je через потенциальный барьер и полный ток эмиссии Ie определяются соотношением Больцмана Ie = je Se = je x exp[–e(p – к)/kTe]Se, (2.4) где je x = enee/4 – плотность хаотического тока электронов из плазмы.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.