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:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

«ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ И РАДИОЭЛЕКТРОНИКИ Е. М. Окс ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ: ФИЗИКА, ТЕХНИКА, ...»

-- [ Страница 2 ] --

Из (2.4) видно, что снижение барьера приводит к соответствующему повышению плотности тока электронов на коллектор. При установив шемся балансе генерации и потерь заряженных частиц в плазме такое возрастание тока эмиссии электронов возможно лишь в результате пе рераспределения тока между анодом и коллектором. Поскольку плот ность анодного тока ja и полный ток Iа могут быть определены как Iа = jаSа = je x exp[–e(p – a)]Sа, (2.5) то наиболее вероятный путь уменьшения анодного тока связан с возрас танием потенциала плазмы и соответствующим повышением потенци 44 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ ального барьера для электронов, уходящих на анод. Таким образом, по пытка извлечь и ускорить электроны, выходящие из плазмы, должно приводить к повышению потенциала плазмы. Повышение потенциала плазмы обусловлено, согласно (2.4) и (2.5), необходимостью сохране ния баланса генерации и потерь электронов путем компенсации возрас тания тока эмиссии соответствующим уменьшением тока электронов на анод.

Итак, плазма реагирует ни отбор из нее электронов повышением своего потенциала p. Очевидно, что ускорение электронов возможно только в том случае, когда, несмотря на соответствующий рост потен циала плазмы, потенциал коллектора к все же достигнет потенциала плазмы, а затем и превысит p. Такая ситуация может иметь место, если увеличение потенциала коллектора хоть и сопровождается возрастани ем потенциала плазмы, однако темп его роста будет меньше, чем увели чение величины к. Следует отметить, что при достижении потенциа лом коллектора уровня потенциала плазмы плотность электронного то ка из плазмы выходит на насыщение, достигая своего максимального значения, равного je x.

Поскольку в выражении (2.4) p само зависит от к, то это соотно шение является неопределенным, и оно одно не может рассматриваться как эмиссионное соотношение для плазменного катода. Для однознач ной оценки величины je дополнительно к (2.4) необходимо выявить связь эмиссионных и разрядных параметров, которая должна опреде ляться конкретным видом используемого разряда и геометрией разряд ного промежутка. Однако возможно все же выделить и некоторые об щие свойства, характерные для эмиссии электронов из плазмы. Такие исследования были проведены под руководством профессора А.В. Жа ринова [2 – 4]. На основе анализа процессов эмиссии электронов из плазмы было получено соотношение, которое может рассматриваться как необходимое условие для ускорения электронов при их отборе из плазмы GSe/(Se + Sa) 1. (2.6) Здесь Se – площадь эмиссионной поверхности плазмы;

Sа – площадь по верхности анода (в общем случае суммарная площадь поверхностей всех электродов, на которые могут уходить электроны из разрядного промежутка);

G – параметр разряда, приблизительно равный отноше нию плотности хаотического тока электронов к плотности электронного тока на анод в отсутствие отбора электронов из плазмы (для разрядов с Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы отрицательным анодным падением потенциала в зависимости от усло вий ионизации G 2 – 20).

В сущности, условие (2.6) представляет собой одно из следствий за кона сохранения заряда или уравнения непрерывности тока. Оно выте кает из очевидного факта: в установившихся условиях из плазмы не возможно извлечь электронов больше, чем их рождается. Поэтому ус корение электронов при их отборе из плазмы возможно лишь в том слу чае, если при полном снятии барьера для покидающих плазму электро нов максимальный ток эмиссии электронов не превышает тока разряда.

При более строгом рассмотрении ток эмиссии электронов должен срав ниваться не с током разряда, а с электронным компонентом тока на анод, который превышает ток разряда на величину тока ионов на анод.

Однако в разрядных системах плазменных источников электронов анодный компонент ионного тока не превышает нескольких процентов от тока электронов. Поэтому для простоты и большей определенности ток эмиссии электронов обычно сравнивается с током разряда.

Допустим, что условие (2.6) не выполняется. Например, площадь эмиссионной поверхности Se настолько велика, что ток коллектора сравняется с током разряда раньше, чем его потенциал достигнет по тенциала плазмы. Поскольку дальнейший рост тока на коллектор не возможен, то повышение потенциала коллектора после этого будет со провождаться соответствующим повышением потенциала плазмы так, что всегда будет выполняться условие p к. Возрастание потенциала плазмы, в этом случае, будет отслеживать повышение потенциала коллектора и всегда будет его превышать. Поэтому ускорение элек тронов будет невозможно. В реальном устройстве рост потенциала плазмы будет происходить до возникновения пробоя в слое между плазмой и анодом.

Таким образом, в отличие от случая эмиссии ионов, плазма не оста ется инертной к отбору из нее электронов и реагирует на это повыше нием своего потенциала. Граничное условие возможности осуществле ния отбора и ускорения электронов из плазмы состоит в достижении потенциалом коллектора потенциала плазмы при токе коллектора, рав ного току разряда. Важно отметить, что, в отличие от случая ионов дио да, эмиссионный и анодный токи электронов не распределены пропор ционально площадям Se и Sа. Как следует из (2.6), благодаря достаточно большому значению параметра разряда G (это означает, что плотность хаотического тока в плазме намного превышает плотность электронно 46 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ го тока на анод), ток эмиссии электронов (ток коллектора) может быть практически равен току разряда при относительно небольшой площади эмиссионной поверхности плазмы. Это явление получило название «эффект переключения тока в плазменном катоде» и широко использу ется при создании источников электронов с плазменным катодом. Воз можность переключения тока также отличает эмиссию электронов из плазмы от эмиссии ионов.

Если условие (2.6) выполняется и, следовательно, потенциал коллек тора может превышать потенциал плазмы, а электроны будут ускорять ся, то и в электроном диоде поведение плазменной границы при изме нении ускоряющего поля будет практически таким же, как и в случае извлечения ионов. Стационарное положение эмиттирующей электроны плазменной поверхности, граничащей с областью электрического поля, определяется условием равенства давления электростатического поля и газокинетического давления плазмы:

0E2/2 = nekTe. (2.7) Нарастание напряженности электрического поля от значения в плаз ме, близкого к нулевому, до максимального происходит на расстояниях нескольких дебаевских длин. В результате протяженность слоя отрица тельного пространственного заряда, на который падает ускоряющее электроны напряжение, определится аналогично случаю эмиссии ионов из плазмы, приравняв проводимость промежутка по закону «степени 3/2» к плотности тока насыщения электронов из плазмы:

(4/9)(2e/me)1/20Ua3/2/le2 = en0(kTe/2me)1/2. (2.8) При выполнении условий, обеспечивающих ускорение эмиттиро ванных плазмой электронов так же, как и при эмиссии ионов (рис. 2.2), возможны три характерные конфигурации установившейся плазменной границы, приводящие к расфокусировке электронного пучка, формиро ванию плоскопараллельного пучка или его фокусировке.

Как показали эксперименты, влияние эмиссии электронов на пара метры плазмы не ограничивается изменением ее потенциала. Отбор электронов из плазмы может также сопровождаться изменением кон центрации плазмы, возрастанием или падением разрядного тока, появ лением высокочастотных колебаний, в ряде случаев эмиссия электронов приводила к неустойчивому режиму горения разряда вплоть до его по гасания. Поэтому, несмотря на возможность получения высоких эмис сионных параметров, эмиссия с открытой плазменной поверхности не Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы нашла применения. В реальных источниках электронов с плазменным катодом эмиссионная поверхность плазмы ограничена размерами, срав нимыми с протяженностью слоя пространственного заряда, возникаю щего у электрода, в котором имеются одно или несколько эмиссионных отверстий. Один из способов реализации такого принципа связан с пе рекрытием эмиссионной поверхности плазмы мелкоструктурной метал лической сеткой, размер ячейки которой сравним с протяженностью приэлектродного слоя. Поэтому такой метод получения электронного тока из плазмы получил название «метод слоевой (сеточной) стабили зации». Слоевая стабилизация предполагает выбор размера эмиссион ного отверстия (ячейки сетки) порядка размера протяженности слоя пространственного заряда, отделяющего плазму от эмиссионного элек трода (анода). Это приводит к тому, что эмиссия электронов из плазмы осуществляется с так называемой частично открытой плазменной по верхности: в центре из-за неперекрытия слоев эмиссия осуществляется с открытой плазменной поверхности, по краям – через потенциальный барьер. При этом, как видно из рис. 2.4, увеличение протяженности слоя приводит к сокращению открытой плазменной поверхности. По скольку в отсутствие барьера плотность эмиссионного тока намного выше плотности тока электронов, преодолевающих барьер, то и полный ток эмиссии электронов из плазмы через каждое эмиссионное отверстие определяется, в основном, площадью открытой поверхности плазмы:

Ie = jex (rе – ll)2. (2.9) re ll Рис. 2.4. Схема, поясняющая принцип слоевой стабилизации:

1 – плазма;

2 – эмиссионный электрод;

3 – электронный пучок (слой отрицательного заряда);

4 – ускоряющий электрод (кол лектор) 48 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Здесь rе – радиус эмиссионного отверстия;

ll – протяженность слоя пространственного заряда, отделяющего плазму от эмиссионного электрода.

В условиях отрицательного падения потенциала между плазмой и эмиссионным электродом и в предположении (p – a)/kTe 1 приэлек тродный слой можно считать ионным и его величина ll может быть так же оценена из равенства плотностей ионного тока на анод, определяе мого соотношением Бома и законом Чайдла – Ленгмюра для ионного тока:

ll = (0/n)1/2(p – a)3/4/(ekTe)1/4. (2.10) Рассмотрим несколько подробнее механизм стабилизации. Пусть в процессе отбора электронов из плазмы в результате случайной флюк туации возрос ток эмиссии электронов. Это приведет к росту потенциа ла плазмы относительно анода и, как следствие, согласно (2.10), к рас ширению приэлектродного (анодного) слоя. Увеличение протяженности слоя в отверстии приведет, в свою очередь, к сокращению площади от крытой плазменной поверхности, а следовательно, согласно (2.9), к уменьшению тока эмиссии электронов, компенсирующему этот случай ный выброс. Легко показать, что флюктуация, приводящая к случайно му уменьшению тока эмиссии электронов, будут также компенсирована соответствующим изменением протяженности слоя. Таким образом, видно, что между слоевыми и эмиссионными параметрами существует отрицательная обратная связь, обеспечивающая стабилизацию тока эмиссии электронов.

В общем случае в зависимости от соотношения между размером эмиссионного отверстия (размером ячейки сетки) rе и протяженностью слоя ll возможны три различных механизма эмиссии электронов из плазмы (см. также рис. 2.4):

а) если эмиссионное отверстие много меньше протяженности слоя (rе ll), то слои полностью перекрывают эмиссионное отверстие и эмиссия электронов осуществляется через потенциальный барьер. В предельном случае величина этого барьера совпадает с потенциальным барьером для электронов, уходящих на анод, и эмиссионная плотность тока je совпадает с плотностью тока на анод jа. В этом случае эффектив ность извлечения электронов (отношение эмиссионного тока к раз рядному) определяется точно так же, как и при эмиссии ионов – отно шением площади эмиссионной поверхности плазмы Sе к суммарной Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы площади анода и других электродов разрядной системы Sa, на которые могут уходить электроны:

= Se/(Se + Sa). (2.11) Поскольку для этого случая плотности эмиссионного и анодного то ков равны и не происходит перераспределения электронного тока меж ду коллектором и анодом при подаче ускоряющего потенциала, то оче видно, что эмиссия электронов не возмущает параметры плазмы и раз ряда. Однако из-за малых размеров эмиссионного отверстия эффектив ность извлечения электронов не превышает нескольких процентов;

б) другим крайним случаем может считаться ситуация, когда rе ll.

В этом случае слой пространственного заряда настолько мал по сравне нию с эмиссионным отверстием, что открытая плазменная поверхность занимает практически все эмиссионное отверстие. Плотность эмисси онного тока равна плотности хаотического тока из плазмы, которая зна чительно больше плотности анодного тока. Для этого случая эффектив ность извлечения электронов = Se/(Se + Sa) exp[e(p – a)] (2.12) близка к своему максимальному значению, равному единице. Однако степень возмущения параметров плазмы оказывается достаточно высо кой, что затрудняет получение электронного пучка со стабильными па раметрами.

Для этих двух случаев эффект сеточной стабилизации не проявляет ся, поскольку протяженность слоя пространственного заряда несоизме рима с размером эмиссионного отверстия. Наиболее приемлемым явля ется промежуточный между “а” и “б” случай;

в) rе ll, для которого 0,5. При достаточно большой эффективно сти извлечения электронов в полной мере проявляет себя сеточная ста билизация параметров плазмы, а изменение параметров плазмы, сопро вождающее процесс эмиссии электронов, не столь уж и велико.

Установившееся отношение между величинами rе и ll определяется как параметрами плазмы и разряда, так и величиной напряженности ус коряющего поля. Варьирование всеми этими параметрами позволяет в одной разрядной системе все возможные режимы эмиссии электронов из плазмы. Экспериментальная демонстрации такой возможности осу ществлена в [5].

Итак, в условиях отрицательного приэлектродного (прианодного) падения потенциала эмиссия ионов из плазмы не возмущает разряд, то 50 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ гда как эмиссия электронов приводит к существенному изменению па раметров плазмы и разряда, что не всегда позволяет осуществить отбор и ускорение электронов. Таким образом, в процессах эмиссии ионов и электронов из плазмы имеется больше принципиальных различий, чем сходств. Однако важно заметить, что возможно создание прямо проти воположных условий для эмиссии ионов и электронов из плазмы. На пример, в слабом поперечном магнитном поле подвижность электронов становится меньше подвижности еще незамагниченных ионов, и в этом случае плазма заряжается отрицательно для удержания ионов – в дан ном случае наиболее быстрого компонента. В возникшем положитель ном анодном падении будут ускоряться электроны и тормозиться ионы.

Это обусловит инверсию эмиссионных свойств плазмы по отношению к ионам и электронам. В данной ситуации ток эмиссии электронов будет строго пропорционален отношению площади эмиссионной поверхности к площади анода и отбор электронов не будет возмущать плазму, тогда как для эмиссии ионов будут характерны все ранее отмеченные особен ности эмиссии электронов – от изменения потенциала плазмы до «эф фекта переключения» тока на коллектор. Проведенные нами экспери менты при отборе ионов из плазмы дугового разряда в слабом магнит ном поле [6] однозначно свидетельствуют о такой возможности.

Необходимо отметить, что рассмотренные выше механизмы эмиссии заряженных частиц из плазмы основываются на максимально упрощен ных моделях эмиттеров и дают лишь общие, элементарные представле ния о плазменных и эмиссионных процессах в газоразрядных системах.

В реальных источниках заряженных частиц с плазменным эмиттером при анализе эмиссионных свойств необходимо учитывать множество факторов, таких, как режим горения разряда, распределение параметров плазмы, форма и геометрические размеры электродов разрядной каме ры, изменение свойств плазмы в канале (каналах) эмиссии и т.д. При этом учет факторов, влияющих на эмиссионные свойства электронных эмиттеров, невозможен без рассмотрения всей совокупности взаимосвя занных процессов рождения и ухода заряженных частиц в газовом раз ряде и в области эмиссии с учетом влияния на параметры эмиссии при электродных слоев. Это также позволяет выявить дополнительные эмиссионные процессы и механизмы влияния эмиссии заряженных час тиц из плазмы на свойства газового разряда, которые не рассматрива ются в рамках обобщенных моделей. Эмиссионные свойства конкрет ных разрядных систем будут рассмотрены в следующих разделах.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы 2.2. Управление током эмиссии электронов из плазмы Под эмиссионными характеристиками плазменного катода понима ются зависимости тока эмиссии электронов из плазмы от любого из внешних параметров, способного изменить этот ток. В качестве таких параметров могут выступать давление газа в разрядной камере или вне его, магнитное поле, ускоряющее напряжение, ток разряда и другие.

Эмиссионные характеристики плазменного катода имеют значение, прежде всего, для реализации различных методов управления током электронов. Иначе говоря, ряд зависимостей приобретают смысл харак теристик управления током плазменного эмиттера электронов. В на стоящем разделе процесс управления эмиссией электронов из плазмы рассмотрен с некоторых общих позиций для идеального плазменного катода. Такой подход оправдан для создания у читателя начального представления о процессах управления током. В реальных плазменных источниках электронов, использующих тот или иной тип разряда, эмис сионные свойства и характеристики управления током электронов во многом обусловлены типом используемого разряда и условиями отбора электронов.

2.2.1. Стационарное управление током эмиссии электронов из плазмы При рассмотрении процесса эмиссии электронов из плазмы через элементарное эмиссионное отверстие учтем радиальное распределение потенциала. Полагая, что распределение электронов по скоростям в плазме близко к максвелловскому, ток эмиссии электронов Iэ может быть рассчитан как e( r ) R kT e I э = 2e ( kTe 2me ) n ( r )e rdr, (2.13) где (r) – радиальное распределение потенциала в области эмиссии. В зависимости от соотношения между протяженностью приэлектродного слоя lк.п и радиусом эмиссионного отверстия здесь также возможны три различных механизма выхода электронов из плазмы (см. также раз дел 2.1).

1. Эмиттирующая плазма отделена от области ускорения электронов пространством с минимумом потенциала, в котором электроны тормо зятся электрическим полем. Потенциальный барьер в плазменном элек 52 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тронном эмиттере, в отличие от вакуумного диода с накаленным като дом, не может создаваться областью отрицательного пространственного заряда. Однако минимум потенциала может быть создан электрическим полем эмиссионного электрода (рис. 2.5, а). Существенная эмиссия электронов возможна в некоторой окрестности минимума потенциала площадью Sэ, где величина потенциального барьера минимальна. Эмис сионное соотношение (2.13) в этом случае может быть представлено в виде e I э = e ( kTe 2me ) n0 ( R lк.п )2 e kTe. (2.14) а Плазма +пл пл Ионный слой Эмиттерный электрод = пл +кол пл Коллектор б Плазма +пл пл Ионный Эмиттерный слой электрод = пл +кол пл Коллектор Рис. 2.5. Схема эмиссионной системы с потенциальным барь ером (а) и без потенциального барьера в области эмиссии (б) Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы Эмиссионный ток образуется электронами, преодолевшими потен циальный барьер в пределах Sэ.

2. При полном устранении барьера полем коллектора или таких па раметрах плазмы, при которых даже при нулевом потенциале коллекто ра выполняется соотношение lк.п r, электроны эмиттируются с частич но открытой поверхности плазмы в центральной части эмиссионного отверстия r, а также через потенциальный барьер периферийной облас ти отверстия. Качественная схема такой эмиссионной системы показана на рис. 2.5, б. Эмиссионная формула для этого случая имеет вид e rэ 12 I э = e ( kTe 2me ) n0 ( R lк.п ) + e ( kTe 2me ) 2 kTe n ( r )e dr. (2.15) Rlк.п Из-за высокого потенциального барьера для электронов можно пре небречь током электронов через потенциальный барьер, и соотношение (2.15) существенно упрощается:

I э = e ( kTe 2me )1 2 n0 ( r lк.п )2. (2.16) Видно, что площадь эмиссионной поверхности плазмы ( R lк.п )2, а следовательно, и ток эмиссии электронов Iэ существенно зависят от протяженности слоя lк.п.

3. При выполнении условия lк.п rэ эмиссия электронов осуществ ляется, как и во втором случае, с «открытой» поверхности плазмы, площадь эмиссии зависит в основном от размеров эмиссионного отвер стия. Эмиссионная формула приобретает вид I э = e ( kTe 2me ) n0 r 2. (2.17) Во всех трех рассмотренных ситуациях ток эмиссии пропорционален концентрации плазмы n0. Следовательно, независимо от того, как осу ществляется эмиссия электронов – через потенциальный барьер или с открытой поверхности плазмы, – эмиссией можно управлять регули ровкой n0. Однако, если для третьего случая это единственно возмож ный способ управления, то в ситуации, показанной на рис. 2.5, б, до полнительно ток эмиссии можно изменять регулированием потенци ального барьера. Управление током электронов из плазмы изменением плотности эмиттирующей плазмы наиболее часто производится изме нением тока разряда. Этому способствует практически прямая пропор циональная зависимость между изменением током разряда и концен 54 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ трации плазмы. Способ достаточно прост в реализации, и управление имеет удовлетворительную крутизну. В то же время этот метод имеет ряд ограничений.

Поскольку для разрядных систем плазменных катодов характерно существование некоторого минимального значения тока, при котором разряд инициируется или просто устойчив, то этим методом невозмож но достичь нулевого уровня эмиссии электронов. Для этого метода ог раничены возможности импульсного управления эмиссией, что связано с конечными временами формирования разряда и деионизации разряд ного промежутка. И, наконец, при изменении тока разряда может изме няться ряд важных качественных параметров эмиттированного элек тронного пучка (например, яркость пучка).

Перечисленные недостатки устраняются применением способа управления, основанного на зависимости площади открытой эмиссион ной поверхности плазмы от протяженности ионного слоя, ограничи вающего плазму от эмиссионного электрода [7].

Оценки зависимости эмиссионного тока от протяженности ионного слоя могут быть выполнены на основе простых классических соотно шений. Предполагая jэ = const на всей эмиттирующей поверхности, выражение для эмиссионного тока запишем в виде I = jэ ( rэ lк.п )2. (2.18) Поскольку в области рабочих давлений в разряде ионный слой бес столкновительный, его протяженность для простоты свяжем с парамет рами плазмы законом «степени 3 2 » для плоского случая 2 2e l= 0 U, (2.19) 3 ji Mi где ji = 0, 4en ( 2kTe M i ) – формула Бома для плотности ионного то ка, поступающего в слой из плазмы.

С учетом (2.19) соотношение (2.18) можно представить в виде J 1 2 = 1 R3 4, (2.20) ( ) где J = I I 0, I 0 = en ( kTe 2me ) rэ2 ;

R = rd rэ, rd = 0 kTe e2 n – дебаевский радиус;

= eU kTe.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы Поскольку температура электронов в плазме Te слабо зависит от па раметров разряда, управление площадью эмиссионной поверхности за счет изменения протяженности ионного слоя, как следует из (2.18), возможно путем изменения падения напряжения на нем. Подачей отри цательного смещения на эмиссионный электрод относительно анода или катода разрядной системы плазменного источника электронов можно осуществлять полное и плавное управление током электронного эмиттера. На рис. 2.6, в качестве примера, приведены зависимости тока эмиссии электронов от управляющего напряжения для различных раз рядных токов тлеющего отражательного разряда с полым катодом [8].

Такой метод управления нашел применение и в плазменных источниках электронов на основе других типов разрядов, например дугового [9].

I 10, А 2 Uупр, В -800 -600 -400 - Рис. 2.6. Характеристики управления током электронного эмиттера на основе тлеющего разряда с полым катодом: уско ряющее напряжение – 30 кВ;

ток разряда, мА: кр. 1 – 100;

кр. 2 – 150;

кр. 3 – 200;

кр. 4 – 2.2.2. Особенности импульсного управления эмиссией электронов из плазмы Реализация режима импульсного управления током эмиссии пред ставляется привлекательной для ряда применений электронных пучков.

Рассмотрим общие принципы импульсного управления током плазмен 56 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ ного катода на примере плазменного катода на основе дугового разряда с расширенной анодной частью для генерации пучков большого сече ния (рис. 2.7). В устройствах такого типа для реализации режима слое вой стабилизации эмиссионный электрод обычно выполнен в виде мел коструктурной металлической сетки, размер ячейки которой h соизме рим с протяженностью прианодного ионного слоя ll. В стационарном состоянии на эмиссионный электрод подано отрицательное относитель но анода смещение, запирающее ток эмиссии электронов.

1 2 3 Uупр Uсм Uуск Рис. 2.7. Схема плазменного эмиттера электронов с импульс ным сеточным управлением: 1 – генератор плазмы;

2 – полый анод;

3 – эмиссионная (управляющая) сетка;

4 – коллектор С момента инициирования разряда, когда на эмиссионный электрод подано только отрицательное напряжение смещения Uсм, препятствую щее проникновению электронов в ускоряющий промежуток, источник находится в режиме «пауза» и ток электронного пучка Ie 0. После за вершения формирования плазмы на сетку подается положительный им пульс напряжения, что приводит к скачкообразному повышению потен циала управляющей сетки относительно анода, перераспределению тока между анодом и управляющей сеткой, изменению высоты потенциаль ных барьеров и ширины приэлектродных слоев и, как следствие, резко му возрастанию тока эмиссии электронов.

Для упрощения анализа временных процессов будем считать, что плазма заключена между двумя бесконечными плоскими электродами:

анодом и сеткой. Сетка находится под отрицательным относительно анода потенциалом Uсм (рис. 2.8, a). В начальный момент времени (t = 0) Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы а Слой Слой U Анод Сетка Плазма U(x) x Uсм б Слой Слой U Анод Сетка U(x) Плазма x в Слой Слой U Анод Сетка U(x) Плазма x “Ионный остов” Слой г Слой U Анод Сетка U(x) Плазма x “Ионный остов” Рис. 2.8. Распределение скачка напряжения в различные мо менты времени: а – исходное состояние;

б – момент прило жения скачка;

в – появление «ионного остова»;

г – заверше ние первой стадии переходного процесса 58 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ приложенная разность потенциалов U0 равномерно распределяется по длине межэлектродного промежутка (рис. 2.8, б). Возникшее в плазме электрическое поле воздействует на электроны и ионы, приводя их к движению в противоположных направлениях. Из-за существенного раз личия в массах заряженных частиц в масштабе времен движения элек тронов ионы практически неподвижны. В результате движения элек тронов к управляющей сетке слой пространственного заряда расширя ется и вблизи анода оголяется «ионный остов», на котором падает часть приложенного напряжения (рис. 2.8, в). По мере расширения слоя все большая часть приложенного напряжения локализуется на слое, паде ние напряжения на плазменном столбе, а следовательно, и напряжен ность электрического поля в плазме уменьшаются. В некоторый момент времени t = t1 приложенная разность потенциалов полностью локализу ется на слое. Падение потенциала на плазме становится нулевым, и электрическое поле в плазме исчезает (рис. 2.8, г). Из-за ускорения по тока электронов под действием электрического поля они продолжают движение и при t t1. В результате в плазме возникают релаксационные колебания электронного облака с характерным временем t1 [10]:

mi t1 0, 2. (2.21) 8ni e В условиях эксперимента при mi = 2,18·10–22 г (для Хе), ni = 5·1011 см– величина t1 10–9 с. Длительность этого процесса в реальных экспери ментальных условиях значительно меньше времени нарастания напря жения на управляющей сетке, поэтому электроны успевают достичь ло кального равновесия за время порядка или меньше характерного вре мени изменения потенциала. В результате амплитудная модуляция электронного тока, вызванная колебаниями электронного облака, от сутствует.

Появление дополнительного потенциального барьера для электро нов, уходящих на анод, и неизменность высоты потенциального барьера вблизи сетки приводят к уменьшению суммарного количества электро нов, покидающих плазму. В условиях постоянства катодного (разрядно го) тока в плазме накапливается дополнительный отрицательный заряд, понижающий потенциал плазмы относительно электродов. Это, в свою очередь, вызывает увеличение тока электронов из плазмы и, в основ ном, на сетку. Процесс завершается восстановлением непрерывности тока проводимости в плазме.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы В условиях эмиссии электронов из плазмы через потенциальный барьер процесс установления тока можно описать уравнением [11] d (ne ) e ( + U 0 ) = I d jch Sa exp jch Sg exp(e / kTe ), eV (2.22) kTe dt где V – объем межэлектродного промежутка;

ne – усредненная по объему избыточная концентрация электронов в плазме;

Id – ток разряда;

jch – плотность хаотического тока электронов в плазме;

– потенциал плазмы;

Sa, Sg – площади поверхностей анода и сетки соответственно.

В предположении = 0 – A ne, где A = const, и с учетом того, что в реальных условиях ne ne, решение уравнения (2.22) дает exp(t / ) Ic =, (2.23) I c0 1 + exp(t / ) I c = jch Sg exp(e / kTe ), где I c0 = jch Sg exp(e0 / kTe ), Sa + Sg = – коэффициент, характеризующий степень Sa exp(eU 0 / kTe ) + Sg возрастания сеточного тока;

= kTeV ( AI d ) – постоянная времени ус тановления тока, V – объем разрядной системы, Te – температура элек тронов;

Ic – ток электронов на сетку.

Расчет величины для типичных экспериментальных условий [12] да ет значение, по порядку величины близкое к 10–9 с. Переходной про цесс установления тока завершается за время t = (3 – 5). При анализе процессов переключения электронного тока не учитывалось движение ионов и предполагалось, что в связи с большой разницей в массах элек тронов и ионов последние неподвижны. В типичных экспериментальных условиях плазма имеет положительный потенциал относительно полого анода и более отрицательно смещенной стенки. В связи с этим вблизи стенок этих электродов возникает положительный слой пространствен ного заряда. Как отмечалось выше, при изменении напряжения на сетке изменяется потенциал плазмы и, следовательно, изменяется протяжен ность слоя пространственного заряда. Поскольку в слое преобладают ио ны, то, очевидно, его динамика определяется, главным образом, движе нием ионов. Для описания процесса установления границы слоя восполь зуемся уравнением непрерывности для ионного тока [13] 60 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ j (t ) = en0 (u0 + dls dt ), (2.24) где enu0 – ионный ток из плазмы (бомовский ток);

en0(dls/dt) – состав ляющая ионного тока в системе координат, «привязанной» к движуще муся слою. Ток в слое определяется законом степени «три вторых». В результате получаем следующее уравнение:

3 / 2 dls (t ) ( ) 1/ = 0, 4en0 ( 2kTe / M i )1/ 2 + en e / Mi. (2.25) ls2 (t ) 9 dt Вводя безразмерные переменные = ls(x)/rД, 0 = ls(o)/rД, = (5/9) (e/kTe)3/2, = t/п (rД – радиус Дебая, п – плазменная частота), по лучаем решение уравнения (2.25) в виде + = 1,77 (0 ) + ln. (2.26) 2 + Процесс установления слоя положительного пространственного за ряда ls относительно длительный. Для параметров плазмы, близких к экспериментальным, завершение процесса происходит за время, пре вышающее 10–7 с. Таким образом, в условиях, когда время нарастания импульса управляющего напряжения превышает единицы наносекунд, могут существовать два режима отбора электронов из плазмы. Режимы эти отличаются степенью влияния процесса установления положения границы слоя на амплитуду и форму импульса эмиссионного тока. В первом режиме, для которого в любой момент времени протяженность слоя пространственного заряда вблизи управляющей сетки много боль ше размера ячейки сетки, нарастание эмиссионного тока определяется только снижением величины потенциального барьера в результате из менения величины избыточного заряда в плазме ne. В этом случае возможно получение электронного пучка с длительностью фронта ме нее 10 нс, практически плоской вершиной и амплитудой тока, пропор циональной прозрачности сетки. Во втором режиме, по мере перемеще ния границы слоя, его протяженность становится меньше размера ячей ки сетки и высота потенциального барьера для электронов изменяется не только за счет уменьшения ne, но и за счет поля коллектора, про никающего через ячейки эмиссионной сетки. В этом случае на импуль се тока пучка имеется два участка с разными скоростями роста. На пер вом участке скорость роста тока зависит от скорости изменения заряда ne, а на втором – от скорости движения границы слоя пространст венного заряда.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы 2.3. Эмиссионные свойства плазмы дугового контрагированного разряда с расширенной анодной частью Наряду с общими закономерностями процесса отбора электронов плазмы, эмиссионные параметры конкретных плазменных источников электронов во многом определяются типом используемого в них разря да. Рассмотрим в качестве примера эмиссионные свойства плазмы дуго вого контрагированного разряда с расширенной анодной частью.

Выделим, прежде всего, основные результаты экспериментального исследования эмиссионных свойств плазмы и дадим этим результатам качественную интерпретацию. При отборе электронов из анодной плаз мы в зависимости от давления и рода рабочего газа возможны два вида вольт-амперных характеристик диода с плазменным катодом (рис. 2.9).

d 1,0 0, 0 2 4 6 8 E, кВ/см Рис. 2.9. Зависимость эффективности извлечения электронов от средней напряженности ускоряющего поля при давлении аргона 0,04 Па, токе разряда 8 А и размерах эмиссионного от верстия r0, мм: кр. 1, 2 – 3;

кр. 3, 4 – 0,5;

кр. 5, 6 – 0, Для первого вида ВАХ (кривые 5 и 6) характерно насыщение тока эмиссии электронов Iэ при токах, много меньших тока разряда Iк. Как уже отмечалось в разд. 2.1, для этого случая величина эффективности извлечения электронов ( = Iэ/Iк) практически равна отношению пло щади эмиссионной поверхности плазмы Sэ к площади поверхности ано да Sа. Такому виду ВАХ соответствует режим эмиссии электронов через потенциальный барьер в условиях, когда параметры плазмы, размеры 62 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ эмиссионных отверстий и напряженность поля в ускоряющем проме жутке таковы, что высота барьера для электронов, выходящих из плаз мы в ускоряющий промежуток, не отличается от величины потенциаль ного барьера, которую преодолевают электроны, попадая на анод раз рядной системы. В этом случае плотность эмиссионного тока совпадает с плотностью тока на анод, отбор электронов практически не возмущает параметры плазмы разряда, что, в свою очередь, обуславливает низкий уровень шумов и высокую стабильность параметров электронного пуч ка. В таком режиме эмиссии электронов их плазмы электронный ком понент разрядного тока распределяется «пассивно» между током на анод и током эмиссии пропорционально их площадям. Поскольку в ре альных конструкциях плазменных источников электронных пучков большого сечения площадь эмиссионной поверхности плазмы обычно не превышает нескольких процентов от площади анода, то в этом ре жиме токоотбора не удается достичь высоких значений эффективности извлечения электронов.

Второму виду ВАХ (кривые 1 и 2) соответствует режим «переключе ния» тока, при котором Iэ Iк, и величина, достигая своего максималь ного значения 1, перестает зависеть от отношения = Sэ/Sа Следует отме тить, что в режиме «переключения» плотность тока эмиссии электронов намного превышает плотность тока на анод, а величина более чем в 20 раз превышала отношение Sэ/Sа. В этом случае эмиссия электронов осуществляется с открытой плазмен Iэ, А ной поверхности в отсутствие потен циального барьера для электронов.

Переход от первого вида ВАХ ко 6 второму (кривые 3 и 4) возможен при увеличении размера ячейки сет ки h (рис. 2.10), тока разряда, на пряженности ускоряющего поля Еу, давления газа или использования более тяжелого газа. Влияние этих факторов приводит к снижению и, в 3 h, мм конечном счете, к исчезновению по 0 1 тенциального барьера (по крайней Рис. 2.10. Зависимость тока эмиссии мере, в приосевой области эмисси электронов от размера ячейки сетки при средней напряженности ускоряю- онного отверстия) для эмиттиро ванных плазмой электронов.

щего поля 1 кВ/см и токе разряда 8 А Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы Эмиссия электронов из плазмы практически не влияет на температу ру электронов. Если ток разряда стабилизирован, то поскольку плот ность плазмы пропорциональна току разряда, то и ne изменяется незна чительно.

Отбор электронов из плазмы главным образом влияет на потенциал плазмы, приводя к его росту (рис. 2.11). При этом степень повышения п коррелирует с видом ВАХ. Если не принимать специальных мер по стабилизации тока разряда, то интенсивная эмиссия электронов из плазмы и соответствующее повышение потенциала плазмы могут при вести к росту разрядного тока, что обусловит дальнейшее повышение эмиссионного тока и неконтролируемое изменение параметров плазмы.

h E, кВ/см 0 2 4 6 Рис. 2.11. Зависимость потенциала от средней напряженности ускоряющего поля при давлении аргона 0,04 Па, токе разряда 8 А и размерах эмиссионного отверстия r0, мм: кр. 1, 2 – 3;

кр. 3, 4 – 0,5;

кр. 5, 6 – 0, Зависимость эффективности извлечения электронов от площади эмиссионной поверхности плазмы Sэ имеет линейный характер, причем при относительно малых значениях средней напряженности электриче ского поля ускоряющего промежутка Еу ( 1 кВ/см) крутизна характе ристики в значительной степени определяется величиной Еу. При боль ших значениях напряженности эта зависимость выражена слабее.

В процессе анализа результатов экспериментальных исследований эмиссионных свойств плазмы данной разрядной системы предполага лось, что ток эмиссии электронов из плазмы через эмиссионное отвер 64 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ стие радиуса r0 может быть представлен в виде суммы трех компонен тов: тока быстрых электронов, прошедших анодную область разряда без взаимодействий с плазмой, а следовательно, и без потери энергии, а также двух групп термализованных плазменных электронов. Первая группа этих электронов эмиттируется открытой плазменной поверхно стью, расположенной в приосевой области эмиссионного отверстия, вторая группа, покидая плазму, преодолевает потенциальный барьер слоя пространственного заряда, отделяющего плазму от ускоряющего промежутка в периферийной части эмиссионного отверстия. С учетом вышеизложенного, соотношение для эмиссионного тока Iэ приобретает вид Iэ = Iк exp (1 – L1–1) + NeTe1/2{C1e2 + C2 exp[U() – Uп] d}. (2.27) Здесь Iк – ток разряда;

= Sэ/Sа;

= r/r0;

e = re /r0;

re – радиус открытой плазменной поверхности;

U() – распределение потенциала в плоскости эмиссионного отверстия, приведенного к температуре электронов;

Uп – потенциал плазмы, приведенный к температуре электронов;

L1 – длина пробега быстрых электронов, приведенная к длине анодной полости;

C и C2 – постоянные.

Эмиссионные свойства плазменного катода в значительной степени определяются установившимся распределением потенциала в области эмиссионного отверстия, которое является суперпозицией полей при анодного слоя и ускоряющего промежутка. Распределение потенциала в слое U1() в направлении, перпендикулярном плоскости эмиссионного отверстия, определится из решения уравнения Пуассона, которое в рас сматриваемом случае имеет следующий вид:

d 2U1()/d2 = 2{exp(U1() – Uп) – (1 + )/[1 + (Uп – U1())]1/2 + }, (2.28) где = z/rD (rD – радиус Дебая);

,, – константы. Численное решение уравнения (2.28) показало, что зависимость U1 от близка к линейной.

Это позволило в дальнейших расчетах ввести линейную аппроксима цию U1(). При допущении однородности слоя возможно также исполь зовать линейную аппроксимацию U1 по радиальной координате = r/r (в плоскости эмиссионной плазменной границы):

U1() = Uп0 (1 – ), (2.29) где Uп0 – значение потенциала в центре эмиссионного электрода, при веденного к температуре электронов.

Распределение потенциала ускоряющего поля в плоскости эмисси онного отверстия U2() может быть получено из решения уравнения Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы Пуассона для ускоряющего промежутка с учетом проникновения в него ионов. При эмиссии электронов из плазмы присутствие ионов делает невозможным существование виртуального катода. Эти же ионы значи тельно ослабляют действие пространственного заряда электронов вбли зи эмиссионной поверхности. Принимая также во внимание относи тельно небольшую плотность тока в пучках большого сечения, прихо дим к допущению об использовании в данном случае уравнения Лапла са для расчета U2(), решение которого может быть получено в анали тическом виде:

U2() = Uк0 (1 – 2). (2.30) Здесь Uк0 = кr0/dTe;

к – потенциал коллектора в единицах kTe/e, d – протяженность ускоряющего промежутка. Радиальное распределение результирующего потенциала в плоскости эмиссионного отверстия U() = U1() + U2(). (2.31) Совместное решение представленного в разд. 1.3.2 уравнения (1.8) с уравнениями (2.27) и (2.31) позволяет рассчитать вольт-амперные ха рактеристики диода с плазменным катодом с одновременным измене нием параметров плазмы при эмиссии электронов. Результаты числен ного моделирования процесса эмиссии электронов из плазмы также представлены на рис. 2.9 и 2.11. Удовлетворительное согласие расчет ных и экспериментальных зависимостей свидетельствует о том, что эмиссионные свойства объемных плазменных образований могут быть описаны «усредненной» системой уравнений баланса, предполагающей однородность параметров плазмы в области отбора электронов.

Поскольку эмиссия электронов из плазмы происходит в результате их теплового движения, то она в значительной степени подобна термо электронной эмиссии из твердого тела. Приложение сильного электри ческого поля приводит к снижению потенциального барьера для элек тронов и к соответствующему увеличению плотности эмиссионного то ка. Такое влияние ускоряющего поля во многом аналогично эффекту Шоттки для термокатода. Однако в отличие от эмиссии электронов из твердого тела при отборе электронов из плазмы возможна полная де формация потенциального барьера. В этом случае величина тока эмис сии электронов достигает своего максимального значения, равного плотности хаотического тока электронов в плазме. В используемом ду говом разряде низкого давления эмиссия электронов обусловлена в ос новном непарными частицами, а плазма в таких системах выполняет 66 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ роль проводящей среды для электронов. Максимальная величина тока эмиссии электронов практически всегда равна току разряда.

В отличие от термокатода, эмиссия электронов из плазмы не может приводить к ее охлаждению, поскольку энергия эмиттированных элек тронов не превышает энергию, выносимую этими же электронами на стенки анода в отсутствие токоотбора. При значительном снижении вы соты потенциального барьера внешним полем покидать плазму будут не только быстрые электроны, но и те электроны, энергия которых ниже среднего уровня в плазме. Это означает, что при эмиссии электронов из плазмы возможны являния, аналогичные нагреву автокатода вследствие эффекта Нотингама. Однако в эксперименте эмиссия электронов не приводила к повышению Te. Возможно, что при извлечении электронов в плазме возникают дополнительные каналы диссипации энергии. Более подробно результаты исследований эмиссионных свойств плазмы дуго вого контрагированного разряда низкого давления с расширенной анод ной частью описаны в [5, 14].

Эмиссионные свойства плазменного источника электронов на основе отражательного разряда с полым катодом также обладают рядом осо бенностей, связанных с значительной неоднородностью плотности плазмы и отбором электронов через протяженный эмиссионный канал.

Ограниченный объем книги не позволяет в полной мере описать про цесс эмиссии электронов в данной разрядной системе. В связи с этим предложим заинтересованным в этом вопросе читателям обратиться к специальной литературе [15 – 24].

2.4. Особенности эмиссии электронов из плазмы в форвакуумной области давлений Отсутствие в плазменных источниках электронов накаленных элек тродов представляет собой одно из главных преимуществ плазменного катода перед термоэмиттером, которое, кроме всего прочего, позволяет генерировать электронные пучки при относительно высоких давлениях остаточного газа, вплоть до форвакуумного диапазона (1 – 10 Па), дос тигаемого при использовании лишь одной ступени механических средств откачки. Получение электронных пучков при таких давлениях существенно расширяет возможности электронно-лучевых технологий и открывает новые перспективы в использовании электронных пучков.

Проблема получения и использования электронных пучков в области повышенных давлений вплоть до атмосферного существует давно, но Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы может быть признана решенной только для источников, работающих в импульсном режиме, когда длительность генерации электронного пучка меньше времени развития пробоя ускоряющего промежутка. В случае генерации непрерывных электронных пучков давление газа может быть повышено, по крайней мере, до уровня возникновения пашеновского пробоя ускоряющего промежутка. При первом рассмотрении может по казаться, что присутствие электронного пучка в ускоряющем проме жутке может способствовать возникновению пробоя. Однако более де тальное рассмотрение процесса эмиссии электронов из плазмы при по вышенных давлениях привело в ряде случаев к прямо противополож ному заключению.

Как уже отмечалось ранее, в электронных источниках с плазменным катодом необходимо одновременно обеспечить условия для эффектив ной ионизации плазмы и высокую электрическую прочность ускоряю щего промежутка. В обычных условиях проблема решается созданием перепада давлений газа между областями генерации плазмы и отбора электронов. При переходе в форвакуумный диапазон создание такого перепада давлений затруднено и давление везде практически одинако во. В этом случае эффективную генерацию электронных пучков удалось реализовать в результате сочетания разряда с полым катодом для гене рации плазмы и плоскопараллельной ускоряющей системы для отбора из нее электронов [25, 26].

Действительно, осцилляция электронов в полом катоде обеспечивает высокую скорость ионизации остаточного газа, а малое время жизни электрона в ускоряющем промежутке, электроды которого располага ются на минимально возможном расстоянии друг от друга, обуславли вает возможность стабильного удержания на промежутке высокого ус коряющего напряжения. Заметим, что устойчивое ускорение электронов возможно только в случае максимально возможной экранировки облас ти генерации плазмы от ускоряющего поля. Для этого эмиссионное от верстие обязательно должно быть перекрыто мелкоструктурной метал лической сеткой или перфорированным электродом. Если ускоряющее поле недостаточно экранировано, то в условиях повышенного давления приложение высокого напряжения приводит к зажиганию в ускоряю щем промежутке низковольтной формы разряда, усиливаемого эффек том полого катода. При столь высоких давлениях ионизация остаточно го газа в областях ускорения и транспортировки электронного пучка на столько велика, что пространственный заряд пучка полностью компен 68 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ сирован ионами. Более того, в форвакуумной области давлений ионы, образованные ускоренным электронным пучком и движущиеся в про тивоположном направлении к ускоряющему электроду и аноду, оказы вают значительное влияние не только на электрическую прочность ус коряющего промежутка, но и на условия горения разряда, на устано вившиеся параметры плазмы, а следовательно, и на ее эмиссионные свойства. Именно влияние обратного ионного потока представляется главной особенностью процесса эмиссии электронов из плазмы при по вышенных давлениях газа [27].

Попадая в разрядную плазму, внешние ионы перезаряжаются на га зовых молекулах, что в конечном итоге приводит к росту концентрации плазмы, а следовательно, и тока эмиссии электронов. Эти ионы имеют возможность непосредственно или после перезарядки участвовать в процессах на катоде, обуславливая, таким образом, снижение разрядно го напряжения. Роль обратного ионного потока проявляется в экспери менте через влияние ускоряющего напряжения Uу на напряжения горе ния разряда Ud, концентрацию плазмы nе и ток эмиссии электронов Ie (рис. 2.12 и 2.13).

–17 – Ie, мА n10, м 250 200 0 2 4 6 8 Ue, кВ Рис. 2.12. Ток эмиссии Ie и концентрация плазмы n в зависи мости от ускоряющего напряжения Ue: кр. 1, 2 – Ie;

кр. 3 – n;

кр. 2, 3 – p = 28 мТорр, кр. 1 – p = 40 мТорр Как уже отмечалось, основная причина, ограничивающая энергию электронного пучка при повышенных давлениях, связана с нарушением Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы электрической прочности ускоряющего промежутка. Проведенные нами специальные исследования [28] позволили прийти к выводу о наличии двух типов пробоя промежутка, отличающихся условиями проявления и характером взаимосвязей основных параметров. Первый тип, условно названный «межэлектродный пробой», возникает между ускоряющим электродом и анодом. Пробой второго типа реализуется между разряд ной плазмой и ускоряющим электродом. Тип пробоя, который реализу ется в конкретной ситуации, определяется главным образом размером эмиссионных отверстий и давлением газа в ускоряющем промежутке.


Относительно малый размер отверстий и низкое давление приводят к «межэлектродному» пробою, тогда как большие отверстия и высокое давление обусловливают «плазменный» механизм пробоя.

Ud, В 300 0 2 4 6 8 Ue, кВ Рис. 2.13. Зависимость разрядного напряжения Ud от уско ряющего напряжения Ue: (кр. 1, 2 – p = 10 мТорр;

кр. 3, 4 – p = 90 мТорр;

кр. 1, 3 – В = 0;

кр. 2, 4 – В = 34 мТл) Экспериментальная реализация пробоя первого типа осуществлялась путем увеличения напряжения на ускоряющем промежутке при задан ном значении эмиссионного тока. Основным фактором, влияющим на пробой, оказывается именно эмиссионный ток. На рис. 2.14 приведены зависимости напряжения пробоя ускоряющего промежутка Uem от тока эмиссии электронов Ie для различных давлений газа. Из рисунка видно, что зависимость пробивного напряжения от тока электронного пучка немонотонна.

70 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Обратим внимание на тот факт, что при превышении эмиссионным током некоторого порогового значения наблюдается увеличение Uem.

Этот на первый взгляд неожиданный эффект наблюдался при превыше нии эмиссионным током некоторого порогового значения и только в случае реализации межэлектродного пробоя. В качестве причин указан ного эффекта рассматривались два возможных механизма. Первый – локальный нагрев газа при прохождении электронного пучка. Механизм нагрева представляется следующим. Электроны пучка ионизуют газо вые молекулы в неупругих взаимодействиях в ускоряющем промежут ке. Образовавшиеся ионы ускоряются электрическим полем и в упругих p = 75 мТорр p = 68 мТорр Uem, кВ 0 200 400 600 Ie, мА Рис. 2.14. Зависимость предельного ускоряющего на пряжения Uem от эмиссионного тока Ie столкновениях с газовыми молекулами передают им свой импульс, тем самым нагревая газ. Как показывают наши оценки, при токе электронов 1 А указанные явления могут привести к снижению концентрации ней трального газа в 1,5 – 2 раза, что, в свою очередь, должно уменьшать вероятность развития ионизационных процессов. Вместе с тем авторы отдают себе отчет в некоторой противоречивости рассмотренного ме ханизма и не исключают второй причины, связанной с накоплением по ложительных ионов в ускоряющем промежутке, обеспечивающим не однородное распределение потенциала, что эквивалентно укорочению ускоряющего промежутка. Тем не менее обе рассмотренные причины должны в соответствии с характером левой ветви кривой Пашена при водить к увеличению электрической прочности ускоряющего проме жутка.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы Пробой второго типа удавалось реализовать увеличением разряд ного тока при сохранении заданного напряжения на ускоряющем про межутке. На рис. 2.15 представлены зависимости предельного разряд ного тока Idm от ускоряющего напряжения Uу. Увеличение прозрачно сти анодного электрода путем увеличения числа отверстий сдвигало Idm в сторону больших значений. Проведенные эксперименты свиде тельствуют в пользу того, что в данном случае фактором, определяю щим наступление пробоя, является именно разрядный, а не эмиссион ный ток.

p = 115 мТорр 150 p = 110 мТорр Idm, мА 0 2 4 Ue, кВ Рис. 2.15. Зависимость предельного разрядного тока Idm от ускоряющего напряжения Ue Различие в условиях наблюдения и характере проявления двух типов пробоя свидетельствует о различии их физических механизмов. При анализе межэлектродного пробоя следует иметь в виду, что в отсутст вие эмиссии, т.е. при токе разряда Id = 0, подача ускоряющего напряже ния приводит к зажиганию в ускоряющем промежутке хорошо извест ного высоковольтного тлеющего разряда с токами в единицы миллиам пер. Для форвакуумного диапазона давлений электрический пробой представляет собой, в сущности, переход от высоковольтной к низко вольтной форме разряда. Причина такого перехода обусловлена появ лением дополнительного ионизатора, роль которого в данном случае выполняет электронный пучок.

72 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Полученные результаты по пробою второго типа могут быть объяс нены на основе модели, изложенной в [29]. Суть модели составляет по ложение о том, что пробой ускоряющего промежутка наступает при проникновении в него плазмы из разрядной области. Условий для тако го проникновения два. Первое – уменьшение толщины прианодного слоя пространственного заряда, отделяющего разрядную плазму от ано да до величины, значительно меньшей размера эмиссионных отверстий.

Второе условие состоит в том, что оцененное из «закона степени 3/2» расстояние плазма – ускоряющий электрод должно быть меньше протяженности ускоряющего промежутка. При выполнении этих усло вий происходит переключение разрядного тока с анода на ускоряющий электрод, сопровождающееся резким падением напряжения на уско ряющем промежутке, что и рассматривается нами как пробой. Основ ной причиной уменьшения толщины прианодного слоя является возрас тание концентрации плазмы как за счет увеличения разрядного тока, так и в результате поступления газовых ионов из ускоряющего промежутка.

В то же время рост потенциала плазмы, вызываемый, в конечном счете, повышением потенциала ускоряющего электрода, приводит к увеличе нию толщины слоя. При этом потенциал плазмы полагается положи тельным по отношению к аноду, что подтверждается прямыми измере ниями, проведенными с помощью эмиссионного зонда. Выражение для потенциала плазмы p может быть получено с учетом баланса токов, а также возможности проникновения поля ускоряющего электрода в эмиссионные отверстия eDe Sa je x 1 + exp( kT kT e p = e ln, (2.32) e Id где je x – плотность хаотического электронного тока в плазме;

e – по тенциал ускоряющего электрода;

D – электрическая прозрачность анод ного электрода;

Sa – площадь анода;

– отношение площадей эмиссии и анода.

Используя выражение (2.19) для толщины l прианодного слоя про странственного заряда и принимая в качестве условия проникновения плазмы из разрядной области в ускоряющий промежуток соотношение l = h, получаем формулу, связывающую предельный разрядный ток с параметрами разрядно-эмиссионной системы, а также сортом и давле нием газа:

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы 0 p 3 / 2 3 MTe 2kTe Qi I dm = 1 nn Qe d 0, 4 e Sc 2, (2.33) ( h ) ekTe 4 Qn mTi M где nn – концентрация нейтралей в ускоряющем промежутке;

Qe, Qi, Qn – сечение ионизации газовых молекул быстрыми электронами, полное сечение взаимодействия медленного иона в плазме и сечение переза рядки быстрого иона соответственно;

M, Ti – масса иона и температура ионного компонента плазмы;

d – протяженность ускоряющего проме жутка;

1 и определяется экспериментально. Расчеты, проведенные согласно (2.32) и (2.33), удовлетворительно совпадают с эксперимен тальными результатами.

2.5. Особенности эмиссии электронов из нестационарных плазменных образований Описанные в предыдущих разделах методы получения электронных пучков из плазмы основаны на отборе частиц с установившейся плаз менной границы в режиме слоевой (сеточной) стабилизации. Такие принципы обеспечивают получение квазистационарных и непрерывных электронных пучков. Генерация таких пучков при отборе с так назы ваемой «открытой» плазменной поверхности затруднена из-за относи тельно низкого качества электронного пучка (высокий уровень шумов, низкая однородность и стабильность параметров пучка) и возникнове ния плазменных неустойчивостей, приводящих к пробою ускоряющего промежутка. В связи с этим эмиссия с открытой плазменной поверхно сти может быть реализована исключительно в импульсном режиме, при длительностях импульса тока пучка, не превышающих единиц микро секунд. Интерес к такому режиму эмиссии электронов обусловлен, пре жде всего, возможностью получения электронных пучков большого се чения с рекордно высокими плотностями тока (порядка 1 – 100 кА/см2).

Функционирование источников электронов такого типа основано на явлении «взрывной электронной эмиссии» [30]. Взрывная электронная эмиссия возникает при приложении высокого напряжения между хо лодными электродами в вакууме как результат последовательного про текания ряда взаимообусловленных процессов:

- возникновение автоэлектронной эмиссии в области усиления элек трического поля (Е 106 – 107 В/см) на микровыступах и неоднородно стях металлической поверхности катода;

74 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ - нагрев вершины (острия) микровыступа в результате протекания автоэмиссионного тока (jа 107 – 108 A/см2), в том числе и за счет эф фекта Ноттингама;

- переход автоэлектронной эмиссии в термоэлектронную с дальней шим нагревом острия;

- взрывообразное разрушение острия с образованием плотного плаз менного образования (катодного факела), расширяемого со скоростью vк 106 см/c.

Время развития процесса от момента приложения напряжения до взрыва tз по порядку величины составляет единицы наносекунд. Оно прямо пропорционально плотности материала катода и его теплоемко сти и, очевидно, уменьшается с ростом удельного сопротивления и плотности автоэмиссионного тока jа.

В диапазоне времен t tз электроны эмиттируются с границы рас ширяющегося плазменного факела и ускоряются в направлении анода во внешнем электрическом поле. Из-за высокой плотности плазмы ка тодного факела, которая в начальный момент времени сравнима с плот ностью частиц в твердом теле материала катода, хаотический ток из плазмы намного превышает ток проводимости промежутка плазма – анод, определяемого из закона «степени 3/2» для сферического диода.

Поэтому перед катодным факелом образуется виртуальный катод. По мере расширения факела первеанс промежутка повышается и соответ ственно растет во времени ток электронного пучка Ie [31]:


Ie(t) AUу3/2(t) vкt/(d – vкt). (2.34) Здесь А – константа, зависящая от конфигурации промежутка катод – анод;

Uу – напряжение, приложенное к промежутку;

d – протяженность промежутка.

Длительность генерации ускоренного электронного пучка tе ограни чивается временем перемыкания межэлектродного промежутка d, рас ширяющегося со скоростью vк плазмой катодного факела. Обычно tе 10–8 – 10–5 с.

Взрывная электронная эмиссии носит циклический характер с вре менем цикла tц 10–9 – 10–8 с. Взаимодействие плазмы катодного факе ла с поверхностью катода приводит к образованию новых эмиссионных центров (эктонов) [32] и отмиранию старых центров в результате ос лабления электрического поля на острие микровыступа после взрыва его вершины.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы В системах на основе взрывной электронной эмиссии обеспечивают ся ток электронного пучка и его плотность, недоступные для любых других эмиссионных структур. Однако возбуждение такого вида эмис сии требует приложения высокого напряжения (как правило, в сотни киловольт), которое одновременно и определяет энергию генерируемо го электронного пучка. Это накладывает ограничения на возможности получения с помощью взрывоэмиссионных катодов электронных пуч ков с энергией уровня несколько десятков килоэлектронвольт, которые востребованы в гораздо большей степени. Эту проблему удалось ре шить на основе так называемых плазмонаполненных диодов (ПНД) [33].

В общих чертах механизм генерации пучка в ПНД выглядит сле дующим образом. Предварительно ускоряющий промежуток взрыво эмиссионного диода и область транспортировки электронного пучка за полняются плазмой с концентрацией na 1012 – 1013 см–3. Этот плазмен ный столб может быть образован как путем инжекции плазмы из точеч ных генераторов (например, искровых, рис. 2.16, а), так и путем объем ной ионизации рабочего газа в сильноточном отражательном разряде (рис. 2.16, б). Благодаря своей высокой проводимости, плазма имеет по тенциал, близкий к потенциалу анода. После формирования плазменно го столба на катод диода подается импульс ускоряющего напряжения Uу. Как было отмечено в разд. 2.2, благодаря эффекту вытеснения элек трического поля из плазмы, все приложенное напряжение локализуется в прикатодном слое объемного заряда ионов (ионного остова), толщина которого обычно существенно меньше протяженности промежутка ка тод – анод. В результате напряженность электрического поля на катоде Ек достигает величины порядка 106 В/см, достаточной для возбуждения на его поверхности взрывной электронной эмиссии с образованием множества эмиссионных центров, каждый из которых формирует соб ственный катодный факел. Через определенное время (обычно, около 100 нс) отдельные катодные плазмы сливаются в сплошную эмитти рующую поверхность. После возбуждения взрывной эмиссии прило женное напряжение сосредотачивается в двойном слое между катодной и анодной плазмой, в котором протекает биполярный поток заряженных частиц.

Плотности тока электронов и ионов в двойном слое (будем считать его одномерным) обычно связаны между собой классическим соотно шением Ленгмюра:

je = ji (Mi /me)1/2 = 1,85 · 2,33 · 10–6 Uу 3/2/d 2, (2.35) 76 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ где d – протяженность двойного слоя. Плотность ионного тока, в свою очередь, слагается из двух компонент – бомовского члена и дрейфового, определяемого скоростью взаимного движения катодной и анодной плазмы (включая скорость расширения слоя) vс:

ji = 0,4ena(2kTe/Mi)1/2 + enavс. (2.36) Здесь na и Te – концентрация и электронная температура анодной плаз мы соответственно;

k – постоянная Больцмана;

е – заряд электрона.

8 е 415 а 8 е 41 5 б Рис. 2.16. Схемы взрывоэмиссионных диодов с плазменным анодом: а – на основе искровых генераторов плазмы;

б – на основе сильноточного отражательного разряда: 1 – взрыво эмиссионный катод;

2 – диафрагма;

3 – коллектор;

4 – корпус;

5 – катодная плазма;

6 – анодная плазма;

7 – соленоид;

8 – ис кровой генератор плазмы (а) и анод отражательного разряда (б) Возбуждение взрывной эмиссии в ПНД имеет ряд существенных от личий от вакуумных диодов. В ПНД величина Ек зависит не только от приложенного напряжения и геометрии электродов, но и от длительно Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы сти фронта импульса ускоряющего напряжения ф: чем меньше ф, тем больше Ек. Различие в значениях Ек для длинного фронта ускоряющего напряжения (ф п, п – характерное время пролета ионом прикатод ного слоя объемного заряда) и идеально крутого фронта (ф = 0) может быть весьма значительным. Оценку этого различия для одномерного слоя можно сделать из выражения Е1/Е2 = (еV/Wi)1/4, (2.37) где Е1 и Е2 – значения Ек для ф п и ф п соответственно;

V – ус коряющее напряжение, а Wi – кинетическая энергия иона анодной плаз мы на входе в слой.

Другим важным фактором, отличающим ПНД от вакуумных диодов, является ионная бомбардировка катода, стимулирующая образование взрывоэмиссионных центров за счет зарядки и пробоя неметаллических включений и пленок. Последнее обстоятельство, как показывает опыт, обеспечивает лучшую однородность возбуждения взрывной эмиссии на катодах большой площади, возможность работы при более низких (в 2 – 5 раз) значениях Ек, существенно больший ресурс катода.

Обзор результатов исследований процессов генерации электронных пучков при отборе электронов из нестационарных плазменных образо ваний, выполненных в последние годы, дан в [34].

Литература к главе 1. Bohm D., Burhop E.H.S., Massey H.S.M. Use of probe for plasma explora tion // The characterization of electrical discharge in magnetic field / Ed. by A. Guthrie and R.K. Wakerling. – McCraw – Hill, New York, 1949. – Chap ter 2. – P. 360 – 366.

2. Жаринов А.В. Элементарная теория плазменного катода: Рукопись. – 1981. – 21 с.

3. Жаринов А.В., Коваленко Ю.А., Роганов И.С., Терюканов П.М. Плазмен ный эмиттер электронов с сеточной стабилизацией. I // ЖТФ. – 1986. – Т. 56. – Вып. 1. – С. 66 – 71.

4. Жаринов А.В., Коваленко Ю.А., Роганов И.С., Терюканов П.М. Плазмен ный эмиттер электронов с сеточной стабилизацией. II // ЖТФ. – 1986. – Т. 56. – Вып. 4. – С. 687 – 693.

5. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М. и др. Эмиссионные свойства анодной плазмы дугового контрагированного разряда низкого давления // ЖТФ. – 1987. – Т. 57. – Вып. 5. – С. 1518 – 1521.

78 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 6. Николаев А.Г., Окс Е.М., Щанин П.М., Юшков Г.Ю. Влияние магнитно го поля на извлечение ионов в источнике с сеточной стабилизацией // ЖТФ. – 1992. – Т. 62. – Вып. 9. – С. 140 – 144.

7. Груздев В.А., Ремпе Н.Г. Исследование характеристик управления то ком плазменного эмиттера электронов слоем пространственного заряда в эмиссионном канале // Источники электронов с плазменным эмитте ром. – Новосибирск: Наука, 1983. – С. 14 – 20.

8. Груздев В.А., Ремпе Н.Г. Особенности управления током плазменного эмиттера с высокой яркостью // Изв. АН СССР. Сер. физич. – 1982. – Т. 46. – № 7. – С. 1324 – 1327.

9. Гушенец В.И., Коваль Н.Н., Крейндель Ю.Е., Щанин П.М. Сеточное управление током плазменного эмиттера сильноточного источника электронов // ЖТФ. – 1992. – Т. 57. – Вып. 11. – С. 140 – 144.

10. Алексеев Б.В., Котельников В.А., Новиков В.Н. Расчет возмущенной зо ны вблизи зонда числовыми методами // Физика плазмы. – 1979. – Т. 5.

– Вып. 4. – С. 920 – 922.

11. Галанский В.Л., Гушенец В.И., Окс Е.М. Анализ процессов сеточного управления током плазменного катода // Тез. докл. VII Всес. симп. по сильноточной электронике. – Томск: ИСЭ СО РАН, 1988. – Ч. 1. С. 89 – 91.

12. Гушенец В.И., Коваль Н.Н., Щанин П.М. Генерация сильноточных элек тронных пучков наносекундной длительности с высокой частотой по вторения импульсов // Письма в ЖТФ. – 1990. – Т. 16. – Вып. 8. – С. 2264 – 2266.

13. Varey R.H., Sander K.F. Dinamic sheath grown in mercury plasma // Brit. J.

Appl. Phys. (J. Phys. D). – 1969. – V. 2. – Ser. 2. – P. 541 – 550.

14. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М. Возможность диагностики приэлектродных слоев по эмиссионным характеристикам плазмы // Те плофизика высоких температур. – 1989. – Т. 27. – Вып. 4. – С. 813 – 814.

15. Ремпе Н.Г. Импульсные свойства электронного эмиттера с плазмой, ог раниченной пристеночным ионным слоем // Изв. вузов. Физика. – 1992.

– № 5. – С. 28 – 33.

16. Galansky V.L., Gruzdev V.A., Osipov I.V., Rempe N.G. Physical processes in plasma electron emitters based on a hollow-cathode reflected discharge // Journal of Physics D: Appl. Phys. – 1994. – V. 27. – Р. 953 – 961.

17. Груздев В.А., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Влияние эмиссии электронов из плазмы отражательного разряда с полым катодом на его параметры // VII Всес. симп. по сильноточной электронике: Тез. докл. (ч.1). – Томск:

Ротапринт ТФ СО АН СССР, 1988. – С. 95 – 97.

Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы 18. Галанский В.Л., Груздев В.А., Зеленский В.И. и др. Параметры плазмы в эмиссионном канале плазменного эмиттера // ЖТФ. – 1990. – Т. 60. – № 4. – С. 168 – 170.

19. Груздев В.А., Ремпе Н.Г. Влияние пристеночного слоя на колебания то ка плазменного эмиттера // Теплофизика высоких температур. – 1982. – Т. 20. – № 2. – С. 225 – 228.

20. Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Усиление неустойчивостей разряда в эмисси онном канале плазменного электронного эмиттера // Изв. вузов. Физика.

– 1994. – № 2. – С. 73 – 76.

21. Крейндель Ю.Е., Никулин С.П., Шубин О.А. Влияние электронной эмис сии из плазмы на структуру отражательного разряда с полым катодом // ЖТФ. – 1990. – Т. 60. – № 4. – С. 190 – 191.

22. Крейндель Ю.Е., Никулин С.П. Структура и эмиссионные свойства газо вых разрядов с осциллирующими электронами // Плазменная эмиссион ная электроника: Сб. трудов I Всес. совещ. по плазменной эмиссионной электронике. – Улан-Удэ, 1991. – С. 11 – 17.

23. Груздев В.А., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Эмиссия электронов из плазмы отражательного разряда с полым катодом // IX Межд. симп. по сильно точной электронике. – Россия, 1992. – С. 38 – 39.

24. Галанский В.Л., Груздев В.А., Зеленский В.И. и др. Эмиссионные харак теристики источника электронов с плазмой, ограниченной пристеноч ным ионным слоем // ЖТФ. – 1992. – Т. 62. – № 6. – С. 108 – 115.

25. Белюк С.И., Крейндель Ю.Е., Ремпе Н.Г. Исследование возможности расширения области давлений плазменного источника электронов // ЖТФ. – Т. 50. – 1980. – № 1. – С. 203 – 205.

26. Мытников А.В., Окс Е.М., Чагин А.А. Источник электронов с плазмен ным катодом для генерации пучков в форвакуумном диапазоне давле ний // Приб. и техн. экспер. – 1998. – Вып. 2. – С. 95 – 98.

27. Бурачевский Ю.А., Бурдовицин В.А., Куземченко М.Н. и др. Генерация электронных пучков в форвакуумном диапазоне давлений // Изв. вузов.

Физика. – 2001. – № 9. – C. 85 – 89.

28. Бурачевский Ю.А., Бурдовицин В.А., Мытников А.В., Окс Е.М. О пре дельном рабочем давлении плазменного источника электронов на осно ве разряда с полым катодом // ЖТФ. – 2001. – Т. 71. – № 2. – С. 48 – 50.

29. Бурдовицин В.А., Куземченко М.Н., Окс Е.М. Об электрической прочно сти ускоряющего промежутка плазменного источника электронов в форвакуумном диапазоне давлений // ЖТФ. – 2002. – Т. 72. – № 7. – С. 134 – 30. Mesyats G.A. Explosive electron emission. – Ekaterinburg: URO-Press, 1998. – 248 p.

80 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 31. Литвинов Е.А., Месяц Г.А. О вольт-амперной характеристике диода с острийным катодом в режиме взрывной эмиссии электронов // Изв. ву зов. Физика. – 1972. – № 8. – C. 158 – 160.

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

Наука, 2000.

33. Назаров Д.С., Озур Г.Е., Проскуровский Д.И. Генерация низкоэнерге тичных сильноточных электронных пучков в пушке с плазменным ано дом // Изв. вузов. Физика. – 1994. – № 3. – С. 100 – 114.

34. Ozur G.E., Proskurovsky D.I., Rotshtein V.P., Markov A.B. Production and application of low-energy, high-current electron beams // Laser & Particle Beams. – 2003. – V. 21. – No. 2. – P. 157 – 173.

Глава ПЛАЗМЕННЫЕ ИСТОЧНИКИ АКСИАЛЬНО-СИММЕТРИЧНЫХ ЭЛЕКТРОН НЫХ ПУЧКОВ В процессе описания различных типов источников электронов с плазменным катодом было принято их разделение главным образом по форме (конфигурации) генерируемого электронного пучка, которая во многом обуславливает его функциональные возможности. Следует вы делить аксиально–симметричные электронные пучки: цилиндрические, включая сфокусированные, полые или трубчатые пучки, а также элек тронные пучки большого поперечного сечения и ленточные. Для полу чения той или иной конфигурации электронного пучка могут быть ис пользованы различные виды разрядов или даже их комбинация. При этом в зависимости от требуемых параметров электронного пучка раз рядные системы могут быть реализованы как в импульсном, так и в не прерывном режимах.

3.1. Источники цилиндрических электронных пучков на основе разряда с полым катодом Разрядные системы на основе полого катода с отбором электронов вдоль оси катодной полости в наибольшей степени отвечают условиям, необходимым для генерации аксиально-симметричных электронных пучков. Привлекательность разряда с полым катодом обусловлена, прежде всего, высокой эффективностью генерации плазмы и аксиаль ной симметрией ее параметров. Развитая поверхность полого катода по зволяет реализовать при относительно малой плотности катодного тока достаточно большой ток разряда в диффузной форме горения, т.е. без образования на поверхности катодных пятен и контракции разряда. С другой стороны, обратим внимание на важное свойство плазменного 82 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ катода, а именно на тот факт, что при определенных условиях весь электронный компонент разрядного тока на анод, практически равный току разряда, может быть «переключен» в эмиссию (см. разд. 2.1). Та ким образом, в разряде с полым катодом удается наиболее оптималь ным способом решить проблемы создания однородной эмиссионной плазмы высокой плотности и эффективного отбора из нее электронов.

Плазменный источник электронов на основе разряда с полым катодом конструктивно прост, а следовательно, он долговечен и надежен.

Возможность генерации сильноточных электронных пучков в систе мах с протяженным полым катодом убедительно показана в работах А.С. Метеля [1]. Рекордные параметры электронного пучка в источнике с полым катодом такого типа получены Д. Гойбелом c соавт. [2]. Создан ный этим коллективом плазменный источник электронов на основе раз ряда с полым катодом рассчитан на ток электронов до 1 кА (рис. 3.1).

Керамический цилиндр Изолятор Вспомогательный электрод Газовый клапан Анод Катод Полый катод Экраны 10 см Рис. 3.1. Плазменный источник сильноточного импульсного электронного пучка, рассчитанный на 1 кА, 200 кВ, 100 мкс [2] Площадь активной поверхности полого катода (диаметром 30 см и дли ной 40 см), на которую могут уходить из разряда ионы, превышает 104 см2. Сам же катод выполнен из молибдена высокой степени чисто ты, выплавленного по специальной технологии. Тщательный выбор ма териала катода в сочетании с другими конструктивными компонентами, способными прогреваться до температуры более 300 °С в ультравысо Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков ком вакууме, обеспечивают стабильное диффузное горение разряда с током более 2 кА при длительности импульса 100 мкс. Для отбора и ус корения электронов применялась двухэлектродная многоапертурная система извлечения. В молибденовых электродах этой системы внутри круга диаметром 10,8 см было выполнено 257 соосных отверстий диа метром 5,1 мм. Отверстия располагались в гексапольной симметрии.

Толщина первого (плазменного) электрода, электрически соединенного с анодом и смещенного на полную величину ускоряющего напряжения, составляла 1 мм. Второй (заземленный) электрод располагался на рас стоянии 1,2 см от плазменного электрода, и его толщина была 1 см.

Электронная оптика системы извлечения рассчитывалась на уровень ускоряющих напряжений до 120 – 160 кВ, теоретически определенный микропервеанс составлял величину 0,28 А/В3/2.

В разряде типа тлеющего ионный компонент разрядного тока на ка тод превышает 90%. Для обеспечения требуемой величины разрядного тока необходима определенная скорость ионизации, которая напрямую связана с давлением остаточного газа. Проведенные оценки показали, что в данной системе для достижения тока разряда в 2 кА необходимо обеспечить давление газа в катодной полости не ниже 5 мТорр. С дру гой стороны, при использовании этой электронной пушки для генера ции СВЧ-излучения давление остаточного газа в области замедляющей структуры должно быть ниже, по крайней мере, на порядок величины.

Поэтому в источнике используется электромагнитный клапан для им пульсного напуска газа в катодную полость. При ускоряющем напряже нии 200 кВ получен ток электронного пучка 700 А длительностью мкс, повышение напряжения до 225 кВ обеспечило достижение величи ны тока пучка, равного 1 кА.

Плазменный источник электронов на основе разряда с полым като дом, генерирующий сильноточный непрерывный электронный пучок [3], создан А. Гершковичем в Брукхейвенской национальной лаборато рии. В процессе исследования разряда им было обнаружено две группы электронов в плазме [4]. Первая группа представляет собой «обычные»

плазменные электроны, образованные в объеме в результате ионизации рабочего газа, а также электроны, эмиттированные с катода и растра тившие свою энергию в результате неупругих взаимодействий. В усло виях эксперимента концентрация таких электронов имеет величину, лежащую в пределах от 1012 до 1014 см–3, а их температура составляет несколько электрон-вольт. Другая группа представляет собой «необыч 84 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ ные первичные электроны», обладающие начальной энергией, соответ ствующей катодному падению потенциала, и имеющие очень узкий энергетический спектр (не более 0,13 эВ). Этот электронный компонент доминирует в плазме в области низких рабочих давлений (меньших 1,8·10–5 Торр). Генерация и последующий отбор из плазмы таких «хо лодных» электронов обеспечивают, с одной стороны, характерную для плазменных катодов высокую плотность эмиссионного тока, а с другой – экстремально низкую температуру электронов и соответственно ма лый эмиттанс пучка, который свойствен термоэмиссионным катодам и является важным условием для достижения высокой яркости электрон ного пучка при его фокусировке. Схематичное изображение источника электронов, использующего данную концепцию, представлено на рис. 3.2 [5].

Трансформатор тока Корпус источника Анод Изолятор Полый катод Электрод К насосу Сетка, отражающая Цилиндр электроны Фарадея 0 Экстрактор cм Рис. 3.2. Плазменный источник электронов на основе разряда с полым катодом, генерирующий сильноточный непрерывный электронный пучок [5] Основной принцип данного источника состоит в генерации плазмы со значительной долей высокоэнергетичного электронного компонента и избирательном извлечении этих электронов. Разряд зажигается между полым катодом и анодом. Катод выполнен из танталовой трубки диа метром 3 мм и толщиной 0,2 мм. Как видно из рис. 3.2, катод немного входит в растр анодного отверстия. За анодом расположен электрод, на Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков который подается отрицательное относительно анода смещение для от сечки «горячих» плазменных электронов. Этот электрод выполняет также роль эмиссионного электрода в системе извлечения, при этом конфигурация электродов ускоряющего промежутка, включающего также экстрактор, соответствует классической пирсовской геометрии.

При ускоряющем напряжении 1 кВ был получен ток электронов 9 А.



Pages:     | 1 || 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.