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 | 2 || 4 | 5 |

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

-- [ Страница 3 ] --

Специальные измерения и оценки показали, что в условиях экспери мента доля «горячих» плазменных электронов в пучке, т.е. способных преодолеть потенциальный барьер и выйти из плазмы в ускоряющий промежуток, не превышает 5%. Достигнутые параметры электронного пучка, особенно аномально низкий энергетический разброс электронов, представляют значительный интерес для эффективного применения та ких пучков в технологических установках электронно-лучевой сварки, плавки, нагрева и других системах, где необходимы узкосфокусирован ные электронные пучки. К сожалению, механизм генерации аномально «холодных» электронов изучен недостаточно. Одно из возможных объ яснений этого эффекта может быть обусловлено термоэлектронной эмиссией с разогретой до высоких температур танталовой трубки (ре жим так называемого самокалящегося полого катода [6]). Однако про веденные разработчиком этого электронного источника оценки и изме рения показали, что температура, до которой танталовая трубка может разогреться в разряде, недостаточна для эффективной термоэлектрон ной эмиссии. Для объяснения наблюдаемого явления необходимы даль нейшие исследования. Термоэлектронная эмиссия как один из возмож ных механизмом генерации «холодных» электронов не должна сбрасы ваться со счета.

Во многих случаях применения электронного пучка, таких, напри мер, как электронно-лучевая сварка и наплавка, нагрев и очистка по верхности из-за значительного газоотделения в процессе обработки электронным пучком давление остаточного газа может повышаться вплоть до форвакуумного диапазона (10 – 100 мТорр). Для ряда плазмо химических технологий форвакуумный диапазон давлений является оп тимальным с точки зрения достижения наибольшей эффективности. Все вышеотмеченное обуславливает потребность в источниках электронов, способных генерировать пучки в области повышенных давлений. При таких давлениях ресурс источников электронов с термокатодом суще ственно ограничен «отравлением» катода или его разрушением обрат ным потоком ионов. Поэтому использование термокатодных пушек для 86 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ решения данных задач возможно лишь при создании нескольких ступе ней дифференциальной откачки, отделяющих область генерации элек тронного пучка от места его использования. Создание электронного ис точника, способного генерировать пучок в форвакуумном диапазоне давлений, реализуемом при использовании лишь механических средств откачки, представляется актуальной задачей. Решение данной задачи в результате использования плазменных эмиттеров электронов на основе разрядных систем с «холодными» электродами не имеет альтернативы.

В плазменном источнике электронов, генерирующем цилиндриче ский электронный пучок в форвакуумном диапазоне давлений, приме няется разряд с полым катодом [7 – 11]. Схематичное изображение это го источника представлено на рис. 3.3 [8].

Id Ud Ie Ue Рис. 3.3. Электронный источник на основе разряда с полым катодом для генерации пучка в форвакуумном диапазоне дав лений [8]: 1 – полый катод;

2 – анод (эмиссионный электрод);

3 – эмиссионное отверстие;

4 – ускоряющий электрод (экс трактор);

5 – керамические изоляторы Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков Электродная конфигурация разрядной системы включает в себя медный полый катод 1 (диаметром 50 мм и длиной 100 мм) и плоский анод 2 из нержавеющей стали. В торце полого катода, обращенного к аноду, выполнено центральное отверстие диаметром 16 мм. Такое же отверстие 3 выполнено и в аноде, но оно дополнительно было перекры то мелкоструктурной вольфрамовой сеткой с размером элементарной ячейки 0,5 0,5 мм при диаметре проволочки 50 мкм. Для увеличения ресурса источника сетка заменялась танталовой пластиной толщиной 0,5 мм с перфорированными отверстиями диаметром 0,8 мм. Ускоряю щий электрод (экстрактор) 4 с центральным отверстием, равным отвер стию в аноде, также выполнен из нержавеющей стали и был удален на 10 мм от анода. В конструкции источника использованы стандартные керамические изоляторы 5. Рабочий газ (азот, аргон, метан и др.) напус кался непосредственно в вакуумную камеру, поэтому давление в раз рядном и ускоряющем промежутках было одинаковым. Разрядная каме ра охлаждалась принудительным воздушным потоком или проточной водой. Для транспортировки электронного пучка могло использоваться магнитное поле до 100 мТ, создаваемое соленоидом (на рисунке не по казан). В этом случае полый катод был «погружен» в магнитное поле.

Фотография деталей и узлов источника представлена на рис. 3.4.

Рис. 3.4. Фотографии разрядной камеры плазменного источника электронов, генерирующего пучок в форвакуумной области давлений Возможность получения электронных пучков в форвакуумном диа пазоне давлений обусловлена сочетанием разряда с полым для эффек 88 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тивной генерации эмиссионной плазмы с плоскопараллельной уско ряющей системой, в которой из-за быстрого пролета ускоренных элек тронов вероятность образования ионов и инициирование ими пробоя ускоряющего промежутка, даже в области повышенных давлений, мала.

Отметим исключительную важность, в данном случае, экранирования области генерации плазмы от проникновения ускоряющего поля, кото рое достигалось использованием сетки или перфорированного электро да с малыми размерами отверстий. И, наконец, для предотвращения пробоев по периферии изоляторов в ускоряющем промежутке размеща лись специальные экранирующие керамические электроды.

Вольт-амперная характеристика источника представлена на рис. 3.5.

Как и для любого другого плазменного катода, она имеет две характер n 10–17, м– Ie, мА Ue, кВ 0 2 4 6 Рис. 3.5. Вольт-амперные характеристики источника (кр. 1, 2) и зависимость концентрации плазмы от ускоряющего напря жения (кр. 3). Давление газа (воздуха) 40 (кр. 1) и 25 мТорр (кр. 2, 3) ные области: участок резкого роста тока при малых ускоряющих на пряжениях и участок слабого роста, близкого к насыщению. При уско ряющем напряжении до 10 кВ созданный источник обеспечивает ток до 1 А в области давлений вплоть до 100 мТорр.

Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков 3.2. Источники стационарных сфокусированных электронных пучков Для получения в системах с плазменным эмиттером электронных пучков с плотностью и яркостью, по крайней мере, не ниже обеспечи ваемой термокатодом, в разряде должна формироваться плазма с плот ностью эмиссионного тока порядка 105 А/см2. При этом, очевидно, нет необходимости обеспечивать высокие значения концентрации во всем объеме разрядной камеры, поскольку снижается экономичность элек тронного источника и возрастают тепловые нагрузки на электроды. В связи с этим предпочтительным является использование разрядов с вы сокой степенью неоднородности концентрации. Разряд с полым като дом одним из наиболее эффективных способов генерации такой плаз мы. Для возбуждения эмиссионных и ионизационных процессов в по лом катоде используют различные системы инициирования. Например, в полом катоде размещают поддерживающий разряд электрод, который выполняет роль вспомогательного анода [2], или в катодную полость инжектируют ускоренный поток электронов [12]. Широкое практиче ское применение нашла схема инициирования разряда с полым катодом дополнительным отражательным или пеннинговским разрядом [13], яв ляющимся, как известно, одной из разновидностей разряда в скрещен ных электрическом и магнитном полях. Применение комбинации элек тродных систем с полым катодом и в скрещенных ЕхН полях позволяет обеспечить устойчивое зажигание и стабильное горение основного раз ряда в катодной полости, а главное – обеспечивает возможность авто матического повторного инициирования основного разряда при случай ном погасании катодной полости.

Отражательный разряд с полым катодом (рис. 3.6) формируется в электродной системе, состоящей из полого катода 1, цилиндрического анода 2 и плоского катода 4, который одновременно является плазмен ным (эмиссионным) электродом системы извлечения электронов [14].

Для этого в электроде 4 имеется эмиссионный канал, в котором при на личии внешнего электрического поля, ускоряющего электроны, локали зуется плазменная эмиссионная граница. В промежутке отражательного разряда с помощью постоянного кольцевого магнита 3 создается про дольное магнитное поле до 0,1 Тл. Электроды 1 и 4 выполнены из маг нитной стали и поэтому они являются конечными полюсами магнито провода, замыкая на себя магнитный поток и экранируя, таким образом, 90 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ проникновение рассеянного магнитного поля как в катодную полость, так и в ускоряющий промежуток. Электроны, выходящие из плазмы че рез эмиссионную поверхность, попадают в высоковольтное электриче ское поле ускоряющего электрода 5, формируются в пучок, который в дальнейшем фокусируется магнитной линзой.

Uр 4 Uу Рис. 3.6. Электродная схема плазменного источника электро нов на основе отражательного разряда с полым катодом: 1 – полый катод;

2 – цилиндрический анод;

3 – кольцевой магнит;

4 – катод-отражатель (эмиссионный катод);

5 – извлекающий электрод (экстрактор) При подаче напряжения на электроды разрядной камеры в первый момент времени зажигается отражательный разряд и плазма, таким об разом, области между катодами 1 и 4 (рис. 3.6). При относительно не больших значениях тока разряда (начальный участок AB вольт-ампер ной характеристики, рис. 3.7) концентрация плазмы ne такова, что про тяженность катодного слоя lк.п намного превышает радиус отверстия в полости rп и плазма формируется только в области между катодами 1 и 4. Однако и в этом случае распределение концентрации плазмы облада ет заметной радиальной неоднородностью (рис. 3.8). При достижении некоторого (порогового) тока разряда Iкр (плотности плазмы) lк.п срав нивается с rп, происходит «разрыв» слоя у катодного отверстия и плаз ма проникает в полость, инициируя в ней эмиссионный и ионизацион Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков ные процессы. В результате многократной осцилляции электронов внутри полости в ней обеспечивается эффективная генерация плазмы.

Развитый эффект полого катода резко изменяет характер ВАХ (рис. 3.7) и еще в большей степени усиливает максимум неоднородности ne на оси системы. Установившееся радиальное распределение плотности плазмы вблизи эмиссионного отверстия в катоде 4 обусловлено взаимным влия нием как катодной полости, так и области горения отражательного раз ряда. При этом осевое распределение потенциала плазмы в разряде ус танавливается таковым, что катодная полость является, в сущности, ис точником электронов для промежутка отражательного разряда. По скольку в межкатодной области ионизацию могут осуществлять как электроны из катодной полости, так и вторичные -электроны, выбитые ионами с плоских частей электродов, то в таком представлении модель отражательного разряда с полым катодом имеет явные сходства с моде лью такого разряда, но с накаленным катодом. Перенос частиц поперек магнитного поля на анод может быть «классическим» диффузионным (при малых токах разряда) или «аномальным», связанным с возникно вением при повышенных токах так называемой враща Ip, А n/n D 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0,2 0,2 C B Iркр A Up, В 300 400 3,6 7,2 r, мм Рис. 3.7. Типичная вольт-амперная ха- Рис. 3.8. Радиальные распределения рактеристика отражательного разряда с концентрации плазмы в разряде в от полым катодом: АВ – разряд между ка- сутствие эффекта полого катода (кр. 1) 92 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тодами;

CD – разряд в полости и при его наличии (кр. 2) тельной азимутальной неустойчивости [15, 16]. Параметры и эмиссион ные свойства такой плазмы достаточно подробно изучены в теоретиче ских и экспериментальных исследованиях [17 – 25].

В источниках такого типа отбор электронов из плазмы осуществля ется через протяженный канал в эмиссионном катоде. Плазма в канале отделена от стенок слоем пространственного заряда ионов, падение по тенциала на котором значительно превышает kTe/e. Высокий положи тельный потенциал плазмы относительно катода практически полно стью препятствует потерям электронов на стенках канала, тогда как ио ны уходят на стенку в режиме свободного полета. Повышенные потери ионов на стенках канала снижают концентрацию плазмы в канале по мере удаления от входного отверстия, что, в свою очередь, приводит к расширению пристеночного слоя. В условиях, когда ионизация и ре комбинация в канале пренебрежимо малы и ток эмиссии электронов ра вен нулю, квазинейтральность плазмы может быть обеспечена лишь при наличии продольного электрического поля, возвращающего элек троны в разрядный промежуток. Уход ионов на стенки канала и возврат электронов приводят к снижению плотности плазмы в канале по мере удаления от входного отверстия. В условиях постоянной или слабо ме няющейся температуры электронов снижение плотности плазмы сопро вождается соответствующим расширением катодного слоя. При опре деленном удалении от входа в канал концентрация плазмы спадает на столько, что расширяющийся слой «схлопывается», перекрывая канал для дальнейшего распространения в нем плазмы.

В модельных расчетах [21] рассматривался цилиндрический эмисси онный канал бесконечной протяженности. Расчет осевых распределе ний концентрации ne(z) и потенциала п (z) плазмы осуществлялся на основе решений системы уравнений баланса частиц в канале. Анализ результатов численного моделирования показал, что при заданных па раметрах плазмы на входе в канал радиуса r: ne(0), п (0), Te – система уравнений имеет решение в области значений z zкр, для которой [ne(z)/ne(0)] [eп(z)/kTe]3/2 F(ne(0), п (0), Te). (3.1) Здесь F (ne(0), п (0), Te) – некоторая величина, определяемая внешними и начальными параметрами. Неравенство (2.1) вытекает из условий су ществования некоторого минимального значения отношения радиуса плазменного столба в канале rп к радиусу канала r, которое составляет 0,31 [25]. Отсутствие решения при z zкр может интерпретироваться как Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков «схлопывание» ионного слоя в канале. Изменение параметров плазмы вдоль эмиссионного канала, так же как и ограничение глубины проник новения плазмы в канале, представляют собой факторы, которые оказы вают существенное влияние на характеристики плазменного источника электронов. Особенность эмиссии электронов из плазмы через протя женный канал состоит, прежде всего, в том, при перемещении эмити рующей плазменной границы в канале под действием ускоряющего по ля одновременно изменяются концентрация плазмы и площадь ее эмис сионной поверхности. Если протяженность канала достаточна велика, то возможна ситуация, когда плазменная граница отделена от ускоряю щего промежутка катодным слоем пространственного заряда, а эмиссия электронов из плазмы осуществляется через потенциальный барьер.

Эмиссия электронов из плазмы может приводить к возмущению па раметров плазмы как в межкатодном промежутке, так и в эмиссионном канале плазменного источника электронов на основе отражательного разряда с полым катодом. Как указано в [23], влияние эмиссии на пара метры в эмиссионном канале связано, прежде всего, с появлением осе вого электронного тока, искажающего больцмановское распределение концентрации электронов вдоль оси. Кроме того, в условиях отбора электронов из плазмы доля обратного потока электронов из канала в разрядный промежуток должна уменьшаться на величину тока эмиссии из плазмы. Следовательно, должно ослабевать и продольное электриче ское поле в канале. Результаты численного моделирования [21, 23] убе дительно свидетельствуют в пользу такой возможности. В то же время осевые распределения концентрации плазмы и размеры плазменного столба в канале изменяются слабо при эмиссии электронов.

Представленные на рис. 3.9 вольт-амперные характеристики источ ника различаются током разряда (концентрацией плазмы). На этом же рисунке представлены расчетные зависимости положения границы эми тирующей плазмы от величины ускоряющего напряжения Uу. Увеличе ние тока эмиссии Iэ с ростом Uу обусловлено перемещением плазмен ной границы к входному отверстию и соответствующим этому переме щению ростом концентрации плазмы, утончению приэлектродного слоя, которое сопровождается увеличением площади плазменной по верхности. С изменением тока разряда изменяется глубина проникнове ния плазмы в канал. Поэтому режим эмиссии с открытой плазменной поверхности, когда регистрируется достаточно большой ток эмиссии, реализуется с некоторого порогового значения Uу. Наблюдаемые на 94 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ ВАХ перегиб кривой и тенденция к насыщению тока эмиссии электро нов связаны с ограничением проникновения электрического поля уско ряющего промежутка в узкий и протяженный эмиссионный канал.

0, 0,8 Iэ / Iэ 0, xгр, мм 0, 0, 5 10 15 20 Uу, кВ Рис. 3.9. Зависимости эмиссионного тока (кр. 1, 2) и рассчитанное положение плазменной эмиссионной границы (кр. 3, 4) от ускоряю щего напряжения Эмиссионные характеристики источника (зависимость тока эмиссии от тока разряда) близки к линейным (рис 3.10, а) и отражает зависи мость концентрации плазмы от тока разряда Iр. Положение эмиттирую щей плазменной границы изменяется с ростом тока разряда незначи тельно. Именно с этим связана слабая зависимость электронно-опти ческих параметров пучка в широком диапазоне варьирования Iэ в ре зультате изменения Iр. Управлять током эмиссии возможно также (рис. 3.10, б), изменяя протяженность пристеночного слоя в эмиссион ном канале (см. разд. 2.2). Для этого на эмиссионный плоский катод подается отрицательное смещение Uк относительно полого катода 1 (см.

рис. 3.6). Такое смещение изменяет протяженность слоя, но, как показа ли эксперименты, оно практически не влияет на параметры эмиссион ной плазмы. Приведенные на рис. 3.10 характеристики Iэ(Iр) и Iэ(Uк) по казывают возможности и диапазоны управления током пучка плазмен ного источника электронов на основе отражательного разряда с полым катодом. При управлении эмиссией за счет варьирования током разряда эффективность извлечения электронов = Iэ/Iр остается практически постоянной, тогда как при отрицательном смещении катода величина, Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков а следовательно, и энергетическая эффективность генерации электрон ного пучка снижается. Однако в последнем случае возможно управле ние током эмиссии вплоть до полного запирания пучка, что, очевидно, невозможно при варьировании током разряда, поскольку не удается реализовать устойчивые режимы горения разряда с полым катодом при малых токах. Применение потенциального метода управления оправда но в электронных источниках такого типа малой мощности при относи тельно небольших значениях тока разряда. В сильноточных электрон ных источниках целесообразно использовать комбинацию обоих мето дов, при которых регулирование Iэ в широких пределах осуществляется в результате изменения Iр, в области малых токов – путем изменения Uк.

a б 0,8 0, 0,6 0, Iэ / Iэ Iэ / Iэ 1 0,4 0, 2 0,2 0, 100 200 300 Iр, мА 200 400 600 Uк, В 0 2 4 n0, 1018м- Рис. 3.10. Зависимости тока эмиссии от тока разряда / концентрации плазмы (а) и потенциала эмиссионного катода (б) для ускоряющего напряжения 25 (кр. 1) и 5 кВ (кр. 2) Система первичного формирования электронного пучка с высокой яркостью плазменного источника электронов на основе отражательного разряда с полым катодом включает в себя три главных элемента: плаз менную эмиссионную границу, эмиссионный канал и ускоряющий электрод. Принципиальные отличия этой системы от трехэлектродного иммерсионного объектива, обычно используемого в термокатодных 96 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ пушках, состоят в подвижности плазменной границы и малыми ее раз мерами по сравнению с протяженностью ускоряющего промежутка.

Важно отметить здесь и более высокую температуру плазменных элек тронов по сравнению с термоэмиссионными электронами. Из-за под вижности плазменной границы в зависимости от соотношения между плотностью плазмы и напряженностью внешнего ускоряющего поля, как уже отмечалось в разд. 1.2, в системе первичного формирования пучка могут быть реализованы три различные конфигурации устано вившейся плазменной эмиссионной границы. При малых ускоряющих напряжениях или высокой плотности плазмы эмиттирующая граница плазмы выходит из эмиссионного канала в ускоряющий промежуток и имеет выпуклую форму. Для такой плазмы dne/dr 0 и dп/dr 0 [17], что в совокупности с рассеивающим действием отверстия в ускоряю щем электроде приводит к формированию расходящегося пучка элек тронов. С увеличением ускоряющего напряжения Uу или с уменьшени ем тока разряда (плотности плазмы) плазменная эмиссионная поверх ность перемешается к выходному отверстию эмиссионного канала и становится практически плоской. В результате также формируется рас ходящийся пучок, но его угол расходимости оказывается существенно меньшим, поскольку расходимость пучка связана только с рассеиваю щим действием отверстия в ускоряющем электроде. Дальнейший рост Uу вызовет заглубление плазменной границы в эмиссионный канал, и возникающий при этом радиальный градиент ускоряющего поля может привести к некоторой фокусировке электронного пучка на выходе из эмиссионного канала. Однако, поскольку кроссовер пучка будет распо лагаться на расстоянии от эмиттирующей поверхности порядка радиуса канала, который намного меньше протяженности ускоряющего проме жутка lу, то и в этом случае система первичного формирования будет обуславливать расходящийся электронный пучок, угол расходимости которого, к тому же, должен возрастать с увеличением Uу.

Поскольку глубина проникновения поля ускоряющего промежутка в эмиссионный канал определяется величиной напряженности, то устано вившееся положение плазменной эмиссионной границы целесообразно связывать с величиной средней напряженности электрического поля в ускоряющем промежутке Е = Uу/lу. Влияние этой величины на угол расходимости пучка иллюстрируется результатами эксперимента, представленными на рис. 3.11 [17]. Из вышеизложенного следует, что наименьшая расходимость электронного пучка (точки В1, В2, В3, Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков рис. 3.11) соответствует плоской конфигурации плазменной границы, расположенной на выходе эмиссионного канала. Из рис. 3.11 также видно, что, несмотря на подвижность эмиттирующей границы плазмен ного катода, существует достаточно широкий диапазон значений сред ней напряженности ускоряющего поля (область пересечения кривых 1 – на рис. 3.11), при котором расходимость пучка при варьировании тока разряда изменяется незначительно.

1 2 B1 B2 B 1 2 Uу / Lу,кВ/мм Рис. 3.11. Зависимости угла расходимости электронного пучка от средней напряженности поля в укоряющем промежутке для тока эмиссии Iэ, мА: кр. 1, 4 – 50;

кр. 2 – 75;

кр. 3, 5 – 150;

при длине ускоряющего промежутка lу, мм: кр. 1 – 3 – 9;

кр. 4 – 4;

кр. 5 – На основании проведенных исследований эмиссионных свойств плазмы отражательного разряда с полым катодом создан ряд электрон ных источников с плазменным эмиттером, удовлетворяющих требова ниям для их использования в промышленном производстве [14, 26, 27].

Общая идеология внедрения таких электронных источников состоит в замене на электронно-лучевых технологических установках традицион но применяемых термокатодных пушек на плазменные. При этом на данных установках модернизации подвергается лишь система электри ческого питания, тогда как вакуумная камера, манипулятор и ряд дру гих систем остаются практически неизменными.

98 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Широкое применение нашли две разновидности конструкции плаз менного источника такого типа, отличающиеся уровнем мощности электронного пучка. Схематичное изображение разрядной камеры плазменного источника электронов с непрерывным током пучка 0,5 – 0,6 А и мощностью до 30 кВт представлено на рис. 3.12 [14]. Основу разрядной камеры и источника в целом составляет сварной металлоке рамический узел, состоящий из проходного высоковольтного керамиче ского изолятора 1 и приваренных к его манжетам: опорного кольца 2 с одной стороны и анодного блока 3 с другой стороны. Анодный блок включает в себя три опорных металлокерамических изолятора 4, прива ренные нижним торцом к аноду 5 разрядной камеры. На центральном опорном изоляторе устанавливается съемный полый катод 6. Перифе рийные изоляторы служат для крепления съемного радиатора охлажде ния 7 эмиттерного катода 8. Сам же эмиттерный катод – съемный и в нем выполнен эмиссионный канал. Этот катод крепится к радиатору 7, кольцевая полость которого соединена с внутренним объемом керами ческого изолятора 1, заполненным трансформаторным или касторовым 9 8 3 Рис. 3.12. Конструкция разрядной камеры плазменного источника электронов для 30 кВт электронного пучка [14]: 1 – проходной кера мический изолятор;

2 – установочное кольцо;

3 – анодный блок;

4 – опорные металлокерамические изоляторы;

5 – анод разрядной каме Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков ры;

6 – полый катод;

7 – радиатор охлаждения;

8 – эмиттерный (эмиссионный) катод;

9 – постоянный кольцевой магнит маслом для охлаждения. При малых токах разряда (до 100 мА) охлажде ние осуществляется путем естественной конвекции масла. При больших токах предусмотрена принудительная прокачка масла и его охлаждение водяной рубашкой корпуса источника. В анодном блоке размещен посто янный кольцевой магнит 9, создающий в области между катодами акси ально-симметричное магнитное поле с максимальной индукцией на оси порядка 0,1 Тл. В источнике имеется система дозированного напуска ра бочего газа, который через специальный натекатель поступает в разряд ную камеру по диэлектрической трубке через канал в торце полого като да. Катоды источника выполнены из магнитных материалов, в частности из стали 3, остальные электроды – из нержавеющей стали и меди.

Конструкция разрядной камеры для генерации пучка мощностью до 5 кВт (рис. 3.13, 3.14) [14] отличается большей компактностью, просто той, отсутствием разъемных уплотнений, что повышает надежность конструкции и облегчает ее эксплуатацию.

4 3 100 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Рис. 3.13. Конструкция разрядной камеры плазменного источника электронов мощностью до 5 кВт [14]: 1, 2 проходной керамический изолятор;

2 – установочное кольцо;

3 – анодный блок;

4 – полый ка тод;

5 – эмиттерный (эмиссионный) катод Рис. 3.14. Фотографии разрядной камеры плазменного источника электронов (сле ва) и высоковольтного изолятора (справа) Здесь эмиттерный катод выполнен съемным для облегчения чистки разрядной камеры после длительной эксплуатации источника, а полый катод имеет тугоплавкую вставку, которая легко извлекается и может быть заменена при заметной эрозии ее рабочей части. Электронный ис точник обеспечивает следующие технические характеристики:

Ускоряющее напряжение – до 50 кВ Ток пучка – до 0,1 А Ток разряда – до 0,3 А Напряжение горения разряда – до 400 В Расход плазмообразующего газа – 30 – 200 см3 атм/ч Используемый газ: воздух, гелий.

Плазменные источники электронов такого типа нашли широкое промышленное применение в электронно-лучевой сварке. На стадии НИР такие источники используются в технологии электронно-лучевой наплавки порошковых материалов. Несомненный интерес может пред ставлять возможность применения таких устройств для нагрева, очист Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков ки и плавки различных материалов. Более подробно результаты приме нения плазменных источников электронов такого типа будут рассмот рены в гл. 5.

3.3. Источники трубчатых электронных пучков Интерес к генерации полых цилиндрических или трубчатых элек тронных пучков связан, прежде всего, с генерацией СВЧ-излучения, ко гда при прохождении электронного пучка с замедляющей структурой взаимодействует лишь небольшая часть периферийных электронов.

Преимущества использования плазменных источников электронов для генерации электромагнитного излучения, в том числе и для решения за дач релятивисткой СВЧ-электроники наиболее четко проявляются в микросекундном диапазоне деятельностей импульса тока пучка, когда ток взрывоэмиссионных катодов резко снижается, а использование тер моэмиссионных катодов в таком диапазоне длительностей энергетиче ски неэффективно. Для генерации трубчатого пучка в плазменном ис точнике электронов предпочтительно применение разряда, возбуждае мого в кольцевом зазоре. Поскольку в СВЧ-приборах электронный пу чок транспортируется в продольном магнитном поле, по-видимому, це лесообразно использование этого поля в разрядном промежутке. Этим двум условиям в полной мере соответствует тлеющий разряд в скре щенных ЕхН полях магнетронного типа, возбуждаемый в цилиндриче ской геометрии электродов. Параметры и характеристики разряда тако го типа исследованы в [28 – 33]. Реализация этого разряда в плазменном источнике электронов для генерации сильноточных трубчатых элек тронных пучков впервые осуществлено в [33]. Особенности магнетрон ного разряда для данного применения и его эмиссионные свойства изу чались в [29, 34 – 36]. Созданные на основе проведенных исследований источники трубчатых электронных пучков импульсного и непрерывно го действия описаны в [37 – 39].

Экспериментальные исследования эмиссионных свойств плазмы магнетронного разряда в цилиндрической геометрии электродов прово дились с использованием электродной системы, схематично представ ленной на рис.

3.15 [34]. Разряд зажигался между коаксиальными ци линдрическими электродами: катодом 1 и анодом 2. С одного торца разрядная камера была перекрыта диэлектриком, с другого – плоским торцевым электродом 5. Торцевой электрод 5 обычно электрически со 102 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ единен с катодом, однако он мог соединятся с анодом или на него пода валось отрицательное смещение относительно катода 1. В последнем случае реализовывался электростатический режим управления током в плазменном катоде. Отбор электронов из плазмы осуществлялся через выполненную в электроде 5 узкую эмиссионную кольцевую щель ши риной 2 мм. Все электроды выполнены из нержавеющей стали. Маг нитное поле в разрядной камере и ускоряющем промежутке создавалось короткими соленоидами 3 и 4 соответственно. Диаметр катода 1 опре делялся требуемым размером электронного пучка и составлял 80 – 140 мм. Для ослабления краевых эффектов длина электродов 1 и 2 пре вышала диаметр катода. Протяженность межэлектродного промежутка катод – анод (от 10 до 20 мм) выбиралась из условия замагниченности электронов при используемых значениях магнитного поля в разрядном промежутке Вр = 10 – 50 мТл. Величина индукции магнитного поля в области транспортировки электронного пучка превышала Вр приблизи тельно на порядок величины. Необходимый для устойчивого функцио нирования плазменного эмиттера электронов перепад давлений p между ~ Uн V б а Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков Рис. 3.15. Схема экспериментальной установки для изучения эмиссионных свойств магнетронного разряда: 1 – катод;

2 – анод;

3, 4 – соленоиды;

5 – торцевой элек трод;

6 – плоский одиночный зонд Ленгмюра;

7 – эмиссионный зонд;

8 – ускоряю щий электрод;

9 – коллектор областью генерации плазмы ( 1 мТорр) и областью ускорения и транс портировки пучка ( 0,1 мТорр) обеспечивался протеканием потока ра бочего газа (гелия, азота, аргона и др.) через узкую эмиссионную щель.

При этом место подачи газа в разрядную камеру не имела значения.

Схема электрического питания обеспечивала зажигание разряда как в импульсном (10 А – 2 кА, 10 мкс – 3 мс, 0,1 – 50 Гц), так и в непре рывном (0,1 – 10 А) режимах. При этом в импульсном режиме горения разряда для исключения влияния скин-эффекта длительность тока в со леноидах намного превышала длительность импульса разрядного тока, а момент зажигания разряда был жестко синхронизирован с достижени ем максимального тока в катушке. В экспериментах параметры плазмы определялись зондовым методом. При этом для измерения потенциала плазмы и температуры электронов применялись одиночный ленгмю ровский 6 и эмиссионный 7 зонды. Выбор эмиссионного зонда обуслов лен особенностями измерения параметров плазмы в магнитном поле.

Имелась возможность перемещения зондов в радиальном и осевом на правлениях. Отбор и ускорение электронов из плазмы осуществлялись приложением напряжения между ускоряющим электродом 8 и катодом или анодом разрядной ячейки. Ускоренный электронный пучок прини мался на удаленный от ускоряющего электрода 8 плоский коллектор 9.

Для измерения азимутального распределения плотности эмиссионного тока в ряде экспериментов вместо коллектора устанавливалась специ альная система регистрации, включающая в себя равномерно располо женные по окружности восемь цилиндров Фарадея с диаметром вход ного отверстия 5 мм.

В области рабочих давлений плазменного источника электронов на пряжения зажигания разряда в прямой (катод внутри анода) и обращен ной (катод охватывает анод) конфигурациях существенно различаются.

Если в первом случае напряжение инициирования разряда превышало 10 кВ, то в обращенной конфигурации электродов для устойчивого за жигания разряда было достаточно напряжения в несколько сотен вольт.

Основная причина «диодных» свойств связана с асимметрией силовых линий магнитного поля. Поскольку соленоид устанавливался на внеш нем электроде и силовые линии магнитного поля пересекают этот элек 104 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ трод, то в обращенной системе для электронов, эмиттированных като дом, выполняются условия для их замкнутого дрейфа. Следует отме тить, что основные закономерности, связанные с процессом зажигания разряда, не отличаются от ранее исследованных и находят объяснение в рамках известных физических моделей [32, 40]. Так полученная в экс перименте зависимость напряжения зажигания Uз от магнитного поля достаточно хорошо аппроксимируется квадратичной зависимостью, па раметры которой определяются из условия равенства высоты циклоиды электронной траектории межэлектродному расстоянию d:

Uз = ed 2 B2 /2m. (3.2) С точки зрения использования магнетронного разряда в плазменном источнике электронов наибольший интерес представляет импульсный режим горения, поскольку в этом случае возможно устойчивое сущест вование диффузной формы горения в сильноточном режиме.

В условиях эксперимента при давлении газа ниже, чем 1 мТорр, маг нетронный разряд существует в высоковольтной форме с током до 1 А и напряжением в несколько киловольт.

Для такого режима горения разряда харак терно существование протяженного слоя пл, B вблизи анода, на котором падает практи чески все приложенное напряжение (кри вая 1, рис. 3.16). Повышение давления газа увеличивает интенсивность процессов ио низации и приводит к скачкообразному - 1 переходу к сильноточному режиму горе ния. Переход сопровождается снижением напряжения горения до нескольких сотен - вольт и резким изменением распределения напряжения по разрядному промежутку (кривая 2, рис. 3.16), когда практически - все приложенное напряжение локализует ся в катодном слое, размер которого в ус ловиях эксперимента составляет по поряд R, мм ку величины 1 мм. При этом переходе ток 2 Рис. 3.16. Радиальное распреде- разряда повышается в сотни раз. Аксиаль ление потенциала в разрядном ная однородность параметров разряда при промежутке при токе разряда: этом сохраняется. Высокая плотность тока кр. 1 – 20 мА;

кр. 2 – 100 А исследуемого разряда при относительно Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков низком давлении обуславливает аномальность его характеристик. Это проявляется, прежде всего, в растущей вольт-амперной характеристике разряда, свойственной как для импульсного, так и для непрерывного режима горения. Так, например, в импульсном режиме при длительно сти 20 мкс увеличение тока со 100 А до 1 кА приводило к повышению напряжения горения с 500 до 800 В. С увеличением давления газа или индукции магнитного поля напряжение горения снижается, при этом в импульсном режиме существенное влияние на параметры плазмы и разряда оказывает десорбция газа со стенок электродов разрядной сис темы. По-видимому, этот факт обуславливает меньшее напряжение го рения в импульсном режиме. Измеренная концентрация плазмы состав ляет ne = 1010 – 1011 см–3. Азимутальная неоднородность ne не превыша ет 10%. Температура электронов в плазме лежит в пределах от 3 до эВ. В такой разрядной системе достаточно сильна неоднородность рас пределения плотности плазмы вдоль оси, что связано с влиянием крае вых эффектов и с неоднородностью магнитного поля короткого соле ноида. Для разряда характерно положительное прианодное падение по тенциала, абсолютное значение которого повышается с ростом тока разряда и индукции магнитного поля. Анодный компонент разрядного тока обусловлен диффузией электронов поперек силовых линий маг нитного поля со скоростью Ve, определяемой из известного соотноше ния Ve = {De/ne[1+ (weB/е)2]}dne/dr. (3.3) Здесь De – коэффициент диффузии электронов;

weB – циклотронная час тота для электронов;

е – частота соударения электронов в плазме. Из высокой степени ионизации газа е определяется главным образом ку лоновскими взаимодействиями.

Величина наибольшего стабильного тока Im диффузной формы маг нетронного разряда ограничена переходом в дуговой режим горения.

При этом на отрицательном электроде возникают катодные пятна, плазма «стягивается» к пятну, резко нарушая азимутальную симметрию в разряде. Увеличение индукции магнитного поля, площади поверхно сти катода, сокращение длительности импульса тока и выбор в качестве плазмообразующего более легкого рабочего газа повышает величину Im.

Зависимость предельного тока от давления имеет минимум. Наиболее благоприятные условия для образования катодного пятна и, следова 106 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тельно, наименьший ток перехода в дугу реализуется на катоде из алю миния, максимальных ток был получен на медном электроде.

Результаты измерений параметров плазмы магнетронного разряда свидетельствуют о том, что факторы, обуславливающие повышение предельного тока Im, приводят также к снижению концентрации плазмы и напряжения горения разряда. Основная причина перехода разряда в дуговой режим связана, как известно, с зарядкой ионным потоком и по следующим пробоем диэлектрических включений на катоде. Катодное пятно образуется в месте максимальной плотности ионного тока при достижении некоторой критической напряженности Екр 106 В/см. При постоянной плотности ионного тока ji на катод процесс зарядки пленки описывается следующим соотношением [41]:

E(t) = jit/0, (3.4) что объясняет практически обратную пропорциональную зависимость предельного тока от длительности импульса тока разряда.

После первичной сборки разрядной камеры или откачки с атмосфер ного давления достижение максимального тока требует некоторого времени для кондиционирования (тренировки) электродов. При частоте повторения импульсов 10 Гц максимальный ток достигается приблизи тельно после 25 – 30 мин тренировки. В исследуемой магнетронной разрядной системе при длительности импульса 10 мкс максимальный ток диффузной формы разряда в гелии достигал 1,5 кА при средней плотности тока на катод 5 А/см2. В непрерывном (стационарном) режи ме горения ток диффузной формы разряда превышал 10 А. Следует от метить, что выход на максимальный ток в непрерывном режиме требо вал более длительного кондиционирования электродов.

Как и для любого другого плазменного источника электронов, эмис сия электронов из плазмы магнетронного разряда оказывает существен ное влияние на параметры плазмы и разряда. Характер влияния во мно гом определяется тем, относительно какого из электродов анода (поло жение переключателя а, рис. 3.15) или катода (положение б) приложено ускоряющее напряжение. В связи с этим можно выделить два режима токоотбора электронов: с общим анодом (ускоряющее напряжение при ложено относительно анода) или с общим катодом (ускоряющее напря жение приложено относительно анода).

В системе с общим анодом при эмиссии электронов ток в катодной цепи, а следовательно, концентрация плазмы остаются неизменными.

Увеличение эмиссионного тока Iэ сопровождается повышением потен Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков циала плазмы п. Напряжением горения разряда Uр уменьшается на ве личину, приблизительно равную изменению п (рис. 3.17). Ток в цепи анода при этом уменьшается на величину Iэ. При достижении эффектив ности извлечения электронов = 1 (ток эмиссии стремится к току разря да) дальнейшее повышение ускоряющего напряжения приводит к более резкому возрастанию потенциала плазмы п. Это, в свою очередь, при водит к увеличению разрядного тока, а следовательно, и к росту концен трации плазмы. Отметим, что такая неустойчивость возникает лишь при достижении током эмиссии своего максимально возможного значения.

Iк/Iк0 ;

n/n0 пл 0, B 1,4 1,2 1,0 0,8 0,6 0, 0 20 40 60 80 100 Iэ, А Рис. 3.17. Зависимости концентрации (кр. 1), потенциала плазмы (кр. 2) и катодного тока (кр. 3) от тока эмиссии электронов в режиме отбора электро нов с общим анодом В режиме отбора с общим катодом реакция параметров плазмы на отбор электронов существенно отличается (рис. 3.18). В этом случае анодный ток остается неизменным, а отбор электронов приводит сразу к соответствующему росту тока катода на величину Iэ. Рост катодного тока обуславливает повышение концентрации плазмы. Кроме этого, от 108 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ бор электронов повышает потенциал плазмы п и напряжение горения разряда Uр. Важно отметить, что в данном случае рост Uр превышает изменение п. Как видно из результатов экспериментов, представлен ных на рис. 3.18, при максимальном изменении п на 12 В величина Uр возрастает с 600 до 660 В. Изменение параметров плазмы при эмиссии электронов в режиме с общим анодом сходно с ситуацией, возникаю щей при обычном увеличении тока разряда в отсутствие токоотбора.

Отличительная особенность данного случая состоит в том, что измене ние параметров плазмы, включая дополнительную ионизацию, осуще ствляется за счет внешнего ускоряющего поля.

пл0, B Iк/Iк0 ;

n/n 2, - - 2, - 1, - 1, - - 1, 0 20 40 60 80 100 Iэ, А Рис. 3.18. Зависимости концентрации (кр. 1), потенциала плазмы (кр. 2) и катодного тока (кр. 3) от тока эмиссии электронов в режиме отбора электро нов с общим катодом Поскольку в режиме отбора электронов с общим катодом к исход ному току разряда добавляется ток эмиссии и, следовательно, возраста ет плотность плазмы, то это повышает вероятность образования катод ного пятна и перехода разряда в дуговой режим. Поэтому в системе на Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков основе магнетронного разряда с точки зрения получения большего тока эмиссии предпочтительнее подача ускоряющего напряжения относи тельно анода разрядной ячейки. Однако в этом случае необходимо обеспечить устойчивость горения разряда в условиях интенсивной эмиссии электронов.

Формирование пучка трубчатой конфигурации осуществлялось в ре зультате отбора электронов через кольцевую щель в торцевом эмисси онном электроде 5. Поскольку радиальное распределение концентрации плазмы ne(r) достигало наибольшего значения у боковой стенки катода, то и эмиссионная щель выполнялась вблизи боковой стенки катода в месте максимума ne. В условиях, когда ширина эмиссионной щели lэ оказывается меньше протяженности катодного слоя lс, для выхода из плазмы электронам необходимо преодолеть потенциальный барьер. В этом случае вольт-амперная характеристика диода с плазменным като дом определяется в большей степени влиянием внешнего ускоряющего поля, проникающего через эмиссионную щель и деформирующего по тенциальный барьер катодного слоя. Наиболее отчетливо такое влияние наблюдается при горении разряда в непрерывном режиме, в котором из за существенно меньшей плотности плазмы lс lэ. Именно этим обу словлено относительно низкое значение эффективности извлечения электронов на начальном участке ВАХ для источника, генерирующего непрерывный электронный пучок (рис. 3.19). Другая особенность эмис сии электронов в непрерывном режиме состоит в снижение разрядного тока при отборе электронов (рис. 3.20), связанное, по видимому, с ухо дом из плазмы быстрых электронов, обладающих высокой ионизацион ной способностью.

110 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Iэ, А 2, 1, 1, 0, U, кВ 2 4 6 Рис. 3.19. Вольт-амперные характеристики источника элек тронов в непрерывном режиме горения разряда при ширине эмиссионной щели, мм: кр. 1 – 4;

кр. 2 – Iр, A U, кВ 2 4 6 Рис. 3.20. Влияние ускоряющего напряжения на ток разряда в непрерывном режиме горения разряда при ширине эмиссион ной щели, мм: кр. 1 – 4;

кр. 2 – Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков В импульсном режиме горения разряда при токах в сотни ампер про тяженность катодного слоя составляет доли миллиметров. Поэтому lс lэ и электроны эмиттируются, в основном, с открытой плазменной по верхности. Однако и в этом случае наблюдается растущая вольт-ампер ная характеристика диода с плазменным катодом (рис. 3.21). Одной из причин растущей вольт-амперной характеристики может быть выход плазмы в ускоряющий промежуток при относительно малых значениях ускоряющего напряжения Uу. В этом случае отбор электронов происхо дит с границы плазмы меньшей концентрации. Увеличение Uу приводит к отжатию плазменной границы к эмиссионной щели при одновремен ном росте плотности плазмы, что и приводит к росту Iэ. Следует отме тить, что в результате десорбции газа с электродов в импульсном режи ме горения разряда эффект снижения разрядного тока Iр при эмиссии из плазмы электронов выражен слабее и заметное изменение Iр наблюдалось в эксперименте лишь при Iр 100 А.

В плазменном источнике электронов на основе магнетронного раз ряда возможна реализация методов управления током эмиссии, исполь зуемых в других типах плазменных источников. Это, прежде всего, – изменение плотности плазмы, а следовательно, и плотности тока эмиссии электронов в результате варьирования током разряда. В магнетронном Iэ, A 50 100 150 200 U, кВ Рис. 3.21. Зависимость тока эмиссии электронов от ускоряю щего напряжения при длительности импульса тока 15 мкс 112 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ разряде, так же как и в любом другом разряде низкого давления, кон центрация плазмы прямо пропорциональна току разряда. Это определя ет близкий к линейному характер зависимости Iэ = f (Iр) (рис. 3.22). Су щественным недостатком такого способа управления является измене ние местоположения плазменной эмиссионной границы при варьирова нии током разряда, что отрицательно влияет на электронно-оптические свойства источника. Другой известный способ управления эмиссион ным током основан на изменении площади плазменной эмиссионной поверхности путем изменения протяженности ионного слоя, ограничи вающего плазменную эмиссионную поверхность. Как уже отмечалось в гл. 1, такое влияние может быть осуществлено в результате изменения потенциала эмиссионного электрода. В данном случае роль управляю щего электрода может выполнять торцевой электрод 5 (рис. 3.15). При подаче на него отрицательного смещения относительно катода в облас ти эмиссионной щели происходит расширение ионного слоя, что пре пятствует выходу электронов из плазмы. Зависимость эмиссии электро нов от потенциала на торцевом электроде представлено на рис. 3.23.

Для полного запирания электронного тока управляющий потенциал должен превышать величину катодного падения потенциала, которая определяет максимальную энергию электронов.

Iэ, A 50 150 250 Iр, A Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков Рис. 3.22. Зависимость тока эмиссии электронов от тока раз ряда при длительности импульса 15 мкс и ускоряющем на пряжении 100 кВ Iэ, A U, B -300 -400 - Рис. 3.23. Зависимость тока эмиссии электронов от потенциа ла торцевого электрода при длительности импульса 15 мкс и токах разряда, А: кр. 1 – 200;

кр. 2 – При отборе электронов из плазмы разряда в магнитном поле это поле оказывает влияние не только на параметры плазмы и разряда, но также и на эмиссионные свойства. В таких системах открывается дополни тельная возможность, наряду с традиционными методами управления током, осуществлять регулирование тока эмиссии электронов изменени ем конфигурации силовых линий магнитного поля. Как показали экспе рименты, влияние на величину тока эмиссии определяется только соот ношением индукции магнитных полей в разрядном Вр и ускоряющем Ву промежутках (рис. 3.24). Наблюдаемое уменьшение электронного тока 114 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Iэ, A 0 2 4 6 8 Bр/Bу Рис. 3.24. Зависимость тока эмиссии электронов от соотноше ния магнитных полей в разрядном Вр и ускоряющем Ву про межутках при длительности импульса 15 мкс и токах разря да, А: кр. 1 – 100;

кр. 2 – 200;

кр. 3 – связано с возрастанием поперечной составляющей индукции магнитно го поля в области эмиссионной границы плазмы, которая препятствует выходу электронов в ускоряющий промежуток. Особенность данного метода управления состоит в том, что изменение соотношения Вр/Ву влияет также и на равновесный диаметр ускоренного электронного пуч ка. Поэтому при использовании этого метода управления необходима более сложная система магнитного сопровождения пучка.


Проведенные исследования сильноточной формы магнетронного разряда и эмиссионных свойств плазмы этого разряда дают основания для создания эффективных источников трубчатых электронных пучков как импульсного, так и непрерывного действия. Такие устройства пред ставляют интерес для их использования в релятивисткой СВЧ электронике, плазмохимии, технологии модификации поверхностных свойств материалов и в ряде других областей.

Конструкция ускорителя сильноточного трубчатого пучка микросе кундной длительности схематично представлена на рис. 3.25. В элек тродной системе плазменного катода типа «обращенный магнетрон»

коаксиальные цилиндрические электроды – катод 3 и анод 4 – диамет рами 140 и 100 мм соответственно изготовлены из нержавеющей стали.

Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков В находящемся под катодным потенциалом торцевом электроде 13 вы полнена эмиссионная щель с внешним диаметром 140 мм шириной мм. Разрядная система устанавливалась в рассчитанном на 300 кВ по стоянного напряжения проходном полиэтиленовом изоляторе 1, элек трическая прочность в котором с внешней стороны обеспечивалась по вышенным (3 – 4 атм) давлением азота. Рабочий газ (азот) в разрядную камеру подавался через тонкую полиэтиленовую трубку 14, соединен ную с пористым керамическим натекателем. Для предотвращения вы соковольтного пробоя в трубке в ней также создавалось избыточное давление p. Этим же давлением осуществлялось регулирование расхо да газа, причем зависимость скорости натекания потока газа от p была практически линейной.

В схеме электрического питания ток разряда (до 1 кА) и его длитель ность (15 мкс) обеспечивались формирующей LC-линией. Ускорение электронов до необходимой энергии осуществлялось приложением по стоянного напряжения между катодом 3 и ускоряющим электродом 6, находящимся под потенциалом земли. Высоковольтный источник пита ния на 250 кВ выполнен по схеме умножения напряжения с накопитель ной емкостью 0,2 мкФ. Продольное магнитное поле в разрядной камере, трубе дрейфа электронного пучка и области его приемки создавалось системой импульсных соленоидов 5, 7, 9, 11. Коммутация тока разряда и токов в катушках осуществлялась от единого генератора с необходимы ми временными задержками. При этом ток соленоидов стабилизировал ся отдельным источником питания. Последнее условие являлось крайне необходимым для обеспечения требуемой стабильности магнитного по ля в области транспортировки электронного пучка. Изменяя соотноше ние полей, создаваемых соленоидами 5 и 7, можно, таким образом, из менять степень компрессии пучка. Хотя при этом несколько 116 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Рис. 3.25. Схема импульсного ускорителя трубчатого элек тронного пучка с плазменным катодом на основе разрядной системы типа обращенный магнетрон, используемого для ге нерации СВЧ-излучения: 1 – проходной изолятор;

2 – корпус;

3 – катод разрядной системы;

4 – анод разрядной системы;

5, 7, 9, 11 – соленоиды;

6 – ускоряющий электрод;

8 – замед ляющая система;

10 – коллектор;

12 – выводное окно;

13 – торцевой электрод;

14 – трубка Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков менялся ток эмиссии электронов, тем не менее в ускорителе удавалось варьировать равновесным диаметром пучка в пределах 90 – 115 мм без заметного уменьшения эффективности извлечения электронов. Уско ренный электронный пучок, проходя замедляющую структуру 8, осаж дался на боковые стенки конусного коллектора 10. Для рассеяния пучка на боковые стенки большей площади использовался соленоид 11, соз дающий встречное магнитное поле по отношению к соленоидам 5 и 7.

Снижение, таким образом, плотности тока на коллектор уменьшало га зоотделение с его поверхности и, таким образом, снижало вероятность пробоев ускоряющего промежутка.

При транспортировке электронного пучка в условиях, при которых не обеспечивается полная нейтрализация его пространственного заряда, в первую очередь необходимо реализовать условия для фокусировки пучка в поперечном направлении. В противном случае расталкивающее действие кулоновских сил приведет к расплыванию пучка в радиальном направлении. Именно этот факт обусловил использование в канале транспортировки пучка магнитного поля. Условие равновесия пучка представляет собой баланс сил магнитного сжатия, электростатического расталкивания, а также центробежную силу, возникающую при враще нии пучка в магнитном поле [42]:

evB = e(dU/dr) + mv2/r, (3.5) где v – азимутальная скорость электрона. Для генерируемых ускорите лем параметров электронного пучка и его размеров необходимая вели чина магнитного поля бриллюэновской фокусировки составляет 0,03 Тл.

Магнитное поле в области транспортировки пучка, применяемого в СВЧ-электронике, должно быть, по крайней мере, на порядок больше.

Вольт-амперные характеристики ускорителя электронов приведены на рис. 3.26. При ускоряющем напряжении 200 кВ и токе разряда 900 А, 15 мкс максимальный ток электронного пучка составлял 500 А, а плот ность тока эмиссии достигала 75 А/см2. Азимутальная неоднородность плотности тока пучка не превышала нескольких процентов. Ускоритель использовался для исследования черенковских генераторов сантимет рового диапазона длин волн [43].

Для генерации непрерывного электронного пучка трубчатой конфи гурации в плазменном источнике электронов также используется разряд в скрещенных ЕН полях в цилиндрической геометрии электродов типа «обращенный магнетрон». Разряд возбуждался между катодом 1 и 118 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Iэ, A U, кВ 0 50 100 150 Рис. 3.26. Вольт-амперные характеристики ускорителя при длительности импульса 15 мкс и токах разряда, А: кр. 1 – 150;

кр. 2 – 250;

кр. 3 – 350;

кр. 4 – анодом 2 диаметрами 110 и 80 мм соответственно (рис. 3.27). Катод был изготовлен из нержавеющей стали, анод – из меди. Протяженность ра бочей области этих электродов 100 мм. Эмиссионная щель шириной 2 мм выполнена в торцевом электроде 3, находящемся под катодным потенциалом. Системы газового питания, отбора и ускорения электро нов аналогичны описанным ранее для импульсного источника электро нов. Основная проблема, которую требуется решить в режиме непре рывного горения разряда, состоит в обеспечении эффективного тепло отвода с электродов разрядного промежутка. Для решения этой про блемы в конструкции источника применены металлокерамические изо ляторы 10 и 11, внутренний объем корпуса источника заполнялся трансформаторным маслом (наряду с электрической изоляцией масло использовалось в качестве теплопроводящей среды, внешние поверхно сти катода и анода были выполнены в виде радиаторов охлаждения с развитой поверхностью теплосъема, боковые стенки корпуса источника были охвачены водяной рубашкой с непрерывной прокачкой воды).

Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков При этом происходило частичное охлаждение соленоидов 6 и 7, уста новленных на внешней поверхности водяной рубашки. Кроме того, бы ла предусмотрена возможность прокачки и охлаждения масла.

Рис. 3.27. Схема плазменного источника непрерывного электронного пучка трубчатой конфигурации: 1 – катод;

2 – анод;

3 – торцевой электрод;

4 – ускоряющий электрод;

5 – коллектор;

6, 7 – соленоиды;

8 – газовый ввод;

9 – натекатель;

10, 11 – металлокерамические кор пуса Влияние магнитного поля на зажигание разряда иллюстрируется за висимостью, представленной на рис. 3.28. Вольт-амперные характери 120 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ стики разряда в непрерывном режиме горения представлены на рис. 3.29. Для разряда свойственна растущая ВАХ. При повышении давления газа, увеличении магнитного поля, а также при использовании более легкого плазмообразующего газа напряжение горения снижается.

По сравнению с обычным тлеющим разрядом, например с разрядом с полым катодом, в разрядах в скрещенных ЕН полях, благодаря стаби лизирующему действию магнитного поля, удается получать существен но большие значения плотности тока и полного тока в диффузной фор ме горения без образования катодного пятна. Следует, однако, отме тить, что достижению максимального тока всегда предшествует доста точно продолжительный период кондиционирования электродов. Для данной геометрии разрядного промежутка максимальный диффузный ток в непрерывном режиме достигал 10 А.

Uз, В 0, 0, 24 B, мТл 12 16 Рис. 3.28. Зависимость напряжения зажигания от индукции магнитного поля при давлениях азота, Па: кр. 1 – 0,3;

кр. 2 – 0, При грубой оценке параметров плазмы и разряда можно полагать, что весь ток на катоде переносится ионами, плотность тока которого определяется соотношением Бома. В этом случае протяженность катод Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков ного слоя lк может быть рассчитана из соотношения Бома и закона Чай льда – Ленгмюра для ионного диода:

lк = 1,53 · 10–3(m/Mi)1/4 Uк3/4jр– 1/2. (3.6) Здесь Uк – катодное падение потенциала;

jр – плотность разрядного то ка. При используемых параметрах разряда lк = 1 – 2 мм.

Uр, В 700 0 2 4 6 8 Iр, А Рис. 3.29. Вольт-амперная характеристики стационарного магнетронного разряда при В = 30 мТл и p = 0,4 Па для азота (кр. 1), аргона (кр. 2) и ксенона (кр. 3) Сравнимость протяженности прикатодного слоя и ширины эмисси онной щели обусловили характер вольт-амперной характеристики ис точника, представленной на рис. 3.29. Видно, что при относительно не высоких значениях ускоряющего напряжения ток эмиссии электронов из плазмы пренебрежимо мал. Повышение ускоряющего напряжения приводит к резкому возрастанию Iэ, обусловленному проникновением ускоряющего поля через эмиссионную щель, снижением, а возможно, и полным исчезновением потенциального барьера для выходящих из плазмы электронов. При токе разряда менее 2 А эмиссия электронов со провождалась уменьшением разрядного (катодного) тока и соответст венно повышением напряжения горения (рис. 3.30). Это свидетельству ет об отборе из плазмы электронов, обладающих высокой ионизацион ной способностью. В некоторых случаях эффективная эмиссия электро нов приводила к погасанию разряда.


122 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Условия транспортировки пучка в пространстве дрейфа и его равно весный диаметр определяются конфигурацией магнитного поля в этой области. Варьируя параметрами магнитного поля, можно транспорти ровать пучок заданных размеров на любое расстояние от ускоряющего электрода.

U2, В Iр, Iэ, А 1 1, 0, 3 0, 6 0,25 0 1 2 3 4 5 U, кВ Рис. 3.30. Вольт-амперная характеристика источника стацио нарных электронных пучков (кр. 5, 6) и зависимости тока раз ряда (кр. 1, 2), напряжения горения (кр. 3, 4) от ускоряющего напряжения при В = 30 мТл и давлении азота p = 0,6 (кр. 1, 3, 5) и 0,3 Па (кр. 2, 4, 6) При ускоряющем напряжении 10 кВ источник обеспечивал элек тронный ток 2 А при эффективности извлечения электронов (отноше ние эмиссионного тока к разрядному), равной 0,5. Азимутальная неод нородность плотности тока не превышала 10%.

Эмиссионные параметры источников электронов с плазменным ка тодом определяются, прежде всего, параметрами плазмы и разряда. По этому при создании условий, обеспечивающих постоянство плотности плазмы, например при соответствующей стабилизации тока разряда, стабильность эмиссионных параметров источника электронов с плаз менным катодом не должна существенно отличаться от случая исполь зования термоэмиссионного катода.

Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков Литература к главе 1. Метель А.С. Источники пучков заряженных частиц большого сечения на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом // I Всес. со вещ. по плазменной эмиссионной электронике: Сб. докл. – Улан-Удэ:

Бурятский научный центр СО РАН, 1991. – С. 77 – 81.

2. 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.

3. Hershcovitch A. Observation of a very high electron current extraction mode on a hollow cathode discharge // J. Appl. Phys. – 1993. – V. 74. – No. 1. – P. 728 – 729.

4. 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.

5. Hershcovitch A. Extraction of superthermal electrons in a high current low emittance steady state electron gun with a plasma cathode // Appl. Phys. Lett.

– 1996. – V. 68. – No. 2. – P. 464 – 466.

6. Hershcovitch A. Extraction of superthermal electrons in a high current low emittance steady state electron gun with a plasma cathode // Appl. Phys. Lett.

– 1996. – V. 68. – No. 2. – P. 464 – 466.

7. 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.

8. 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.

9. 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.

10. 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 – 136.

11. Viktor Burdovitsin and Efim Oks. Hollow cathode plasma electron gun for beam generation at forepump gas pressure // Rev. Sci. Instrum. – 1999. – V. 70. – No. 7. – P. 2975 – 2978.

12. Визирь А.В., Окс Е.М., Щанин П.М., Юшков Г.Ю. Несамостоятельный тлеющий разряд с полым катодом для источников широкоапертурных ионных пучков // ЖТФ. – 1997. – Т. 67. – Вып. 6. – С. 611 – 614.

124 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 13. Галанский В.Л., Груздев В.А., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Источники элек тронов с плазменным эмиттером на основе отражательного разряда с полым катодом // Изв. вузов. Физика. – 1992. – № 5. – С. 5 – 23.

14. Белюк С.И., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Промышленное применение элек тронных источников с плазменным эмиттером // Изв. вузов. Физика. – 2001. – № 9. – С. 77 – 84.

15. Романюк Л.И., Слободян В.М. Вращательная неустойчивость плазмы разряда Пеннинга с накаленным катодом // УФЖ. – 1973. – Т. 18. – №1.

– С. 87 – 91.

16. Груздев В.А. Об одном типе нестабильности выходного тока плазменно го электронного источника // Изв. вузов. Физика. – 1970. – № 5. – С. – 138.

17. Бурдовицин В.А., Галанский В.Л., Груздев В.А. и др. Физика электрон ных источников с высокой яркостью пучка на основе отражательного разряда с полым катодом // Источники заряженных частиц с плазмен ным эмиттером. – Екатеринбург: УИФ «Наука», 1993. – С. 12 – 41.

18. 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.

19. 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.

20. 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.

21. 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.

22. 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.

23. 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.

24. Бурдовицин В.А., Галанский В.Л., Груздев В.А. Аксиальное распределе ние параметров плазмы в катодной полости отражательного разряда // ЖТФ. – 1992. – Т. 62. – № 6. – С. 108 – 115.

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

– № 6. – С. 1208 – 1209.

Глава 3. Плазменные источники аксиально-симметричных электрон ных пучков 26. Белюк С.И., Каплан А.А., Крейндель Ю.Е., Ремпе Н.Г. Мощные свароч ные электронные пушки с плазменным катодом // Источники электронов с плазменным эмиттером. – Новосибирск: Наука, 1983. – С. 80 – 91.

27. Igor Osipov, Nikolai Rempe. A plasma-cathode electron source designed for industrial use // Reviev of Scientific Instruments. – 2000. – V. 71. – No. 4. – Р. 1638 – 1641.

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

29. 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. – 499.

30. Кервалишвили Н.А., Кортохонжия В.П. О механизме разряда низкого давления в поперечном магнитном поле // ЖТФ. – 1973. – Т. 43. – № 9. – С. 1905 – 1909.

31. Chagin A.A. and Oks E.M. High current magnetron discharge in EH fields for dense plasma generation // 22 nd International Conference on Phenomena in Ionized Gasуs. – Stevens Institute of Technology, Hoboken, New Jersey, USA, July, 31, st- August, 4 th. – P. II-95.

32. Тюрюканов П.И., Фетисов И.К., Ходаченко Г.В. Влияние неоднородно сти поперечного магнитного поля на условия зажигания разряда // ЖТФ. – 1978. – Т. 48. – Вып. 6. – С. 1809 – 1814.

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

34. Окс Е.М., Чагин А.А. Эмиссионные свойства плазмы сверхплотного тлеющего разряда, возбуждаемого в скрещенных ЕхН полях // ЖТФ. – 1991. – Т. 61. – Вып. 6. – С. 204 – 206.

35. Окс Е.М., Чагин А.А., Щанин П.М. Генерирование сильноточного труб чатого электронного пучка микросекундной длительности в источнике с плазменным катодом // ЖТФ. – 1989. – Т. 59. – Вып. 10. – С. 188 – 191.

36. Окс Е.М., Чагин А.А., Щанин П.М. Генерация пучков заряженных час тиц на основе аксиально-симметричной разрядной системы в магнит ном поле // ЖТФ. – 1995. – Т. 65. – Вып. 8. – С. 151 – 155.

37. Chagin A., Oks E., Schanin P. Plasma cathode electron accelerator for mi crowave radiation // Proc. of 8th Intern. Conf. on High Power Particle Beams, «Beams-90». – USSR, Novosibirsk, 1990. – V. 2. – P. 866 – 871.

126 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 38. Окс Е.М., Чагин А.А., Щанин П.М. Плазменный источник стационарных трубчатых электронных и ионных пучков // Приборы и техника экспе римента. – 1992. – Вып. 2. – С. 183 – 187.

39. Chagin A.A., Oks E.M., Schanin P.M. High current annular electron and ion beam sources based on magnetron discharge in the EH fields // Proc. XVI Intern. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum. – Еkater inburg, Russia, 1994. – P. 698 – 701.

40. Redhead P.A. The Townsend discharge in a coaxial diode with axial mag netic field // Canad. J. Phys. – 1958. – V. 36. – No. 3. – P. 255 – 270.

41. Бычков Ю.И., Королев Ю.Д, Месяц Г.А. и др. Инжекционная газовая электроника. – Новосибирск: Наука, 1982. – 240 с.

42. Абраян Е.А., Альтеркоп Б.А., Кулешов Г.Д. Интенсивные электронные пучки. – М.: Энергоатомиздат, 1984. – 232 с.

43. Андреев Ю.А., Климов А.И., Окс Е.М., Чагин А.А. Исследование генера ции СВЧ-излучения с использованием электронного пучка, формируе мого в ускорителе с плазменным катодом // Изв. вузов. Физика. – 1993.

– № 1. – С. 128.

Глава ГЕНЕРАЦИЯ ПУЧКОВ БОЛЬШОГО СЕЧЕНИЯ В СИСТЕМАХ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Электронные пучки большого поперечного сечения (ПБС) привлека тельны для воздействия на протяженные плоские объекты или на объ емные среды [1]. Поэтому они нашли применение в радиационной тех нологии, модификации поверхности конструкционных материалов, в накачке активных сред газовых лазеров и других. В источниках с плаз менным катодом получение таких пучков обеспечивается в результате отбора электронов с развитой поверхности объемного плазменного об разования. С точки зрения генерации ПБС плазменные катоды имеют дополнительное преимущество перед термоэмиссионными катодами, поскольку в таких системах значительно проще создать однородное объемное плазменное образование, чем обеспечить равномерный про грев до высоких температур протяженной эмиссионной поверхности термокатода [2].

В источниках электронов, генерирующих пучки большого попереч ного сечения, размеры эмиссионной поверхности, как правило, соизме римы с размерами пучка. Вследствие этого деление напряжения в об ласти формирования и ускорения пучка затруднено, и ускоряющий промежуток, как правило, представляет собой диодную систему с высо ковольтными электродами, имеющими большую поверхность. Из-за пониженной электрической прочности ускоряющих промежутков с раз витой поверхностью электродов верхний предел энергий электронов ограничен и обычно не превышает 250 – 300 кВ. Возможность создания плотной однородной плазмы в больших объемах обуславливает относи тельную простоту создания на основе плазменных катодов источников электронных пучков большого сечения. Конфигурация таких пучков может быть не только прямоугольной. Возможна также генерация ради ально сходящихся и радиально расходящихся электронных пучков.

128 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Площадь поперечного сечения пучка определяется размерами требуе мой области воздействия пучком и может составлять величины, лежа щие в пределах от 10 до 105 см2. Рассмотрим несколько примеров плаз менных источников электронных пучков большого сечения.

4.1. Электронный источник с высокой плотностью энергии пучка в импульсе Высоковольтный электронный источник с плазменным катодом (рис. 4.1) [3] был создан, главным образом, для определения макси мальных удельных параметров устройств такого типа, однако он также использовался в экспериментах по модификации поверхностных свойств различных материалов электронным пучком с высокой плотно стью энергии пучка в импульсе. В вакуумной камере 1, выполненной из нержавеющей стали, на полиэтиленовом проходном изоляторе 2 уста новлен плазменный эмиттер электронов 3. Для генерации плазмы ис пользуется дуговой контрагированный разряд [4] или каскадная (ваку умная) дуга [5, 6]. Электрическое питание разряда осуществляется от формирующей LC линии, выбор параметров которой определяет ток Iк и длительность импульса и дугового разряда. Обычно Iк = 10 – 1000 А, и = 10–2 – 10–5 с. Электроны из плазмы отбираются через эмиссионное отверстие диаметром dэ = 60 мм, перекрытой мелкоструктурной сеткой из нержавеющей стали. Размер элементарной ячейки сетки 0,5 0,5 мм.

Постоянное ускоряющее напряжение Uу (до 200 кВ) прикладывается между полым анодом 5 и вакуумной камерой. При работе источника электронов давление в полом аноде, определяемое расходом плазмооб разующего газа (аргона), поддерживалось в диапазоне 0,01 – 0,1 Па, то гда как в ускоряющем промежутке и области дрейфа пучка оно было ниже приблизительно на порядок величины.

Ускоренный электронный пучок мог приниматься на расположен ный в диодном промежутке медный коллектор, транспортироваться в специальную камеру, в которой осуществлялась поверхностная обра ботка материалов, или выводиться в атмосферу. В последнем случае использовалось выводное окно, перекрытое алюминиево-бериллиевой фольгой АБ-50 (объемное отношение Al и Ве – 1:1) толщиной 40 мкм (случай вывода пучка в атмосферу не показан). Фольга опиралась на охлаждаемую водой опорную решетку с геометрической прозрачностью 55%. Конструкция опорной решетки выполнена по «сотовой» схеме c элементарной ячейкой в виде короткого полого цилиндра (внутренний Глава 4. Генерация пучков большого сечения в системах с плазменным катодом диаметр – 10 мм) с торцевыми шестигранниками. Такое конструктивное решение позволило охлаждать проточной водой каждую элементарную ячейку, что обеспечило повышение отводимой решеткой средней удельной мощности до 250 Вт/см2.

Газ 10 см 10 Рис. 4.1. Схематичное изображении конструкции высоко вольтного источника: 1 – вакуумная камера;

2 – проходной изолятор;

3 – плазменный эмиттер;

4 – сетка;

5 – полый анод;

6 – плазменный анод;

7 – катод плазмогенератора;

8 – аноды плазмогенератора;

9 – перераспределяющий электрод;

10 – катоды плазменного эмиттера;

11 – коллектор При транспортировки пучка в вакууме применена электронно оптическая система с плазменным анодом (рис. 4.1). Для создания анодной плазмы использовались два плазмогенератора 7 на основе ва 130 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ куумной дуги. Повышение однородности плазмы обеспечивалось при нудительным распределением тока разряда на симметрично располо женные четыре анодных электрода этой разрядной системы.

Как было показано в разд. 2.3, эмиссионный ток из плазмы дугового разряда обусловлен в основном относительно медленными термализо ванными электронами. Существует также и быстрый компонент эмис сионного тока, обусловленный электронами, ускоренными в двойном слое и прошедшие анодную область разряда без потери энергии. Хотя доля быстрых электронов невелика (менее 15% от тока разряда), но их локализация в области токоотбора может существенно ухудшить одно родность распределения плотности эмиссионного тока jэ по сечению пучка. Для повышения равномерности распределения jэ в анодной по лости разрядной системы размещен перераспределяющий электрод [7], рассеивающий поток быстрых частиц и снижающий, таким обра зом, неравномерность распределения jэ с 25 до 10%.

На рис. 4.2 представлены вольт-амперные характеристики электрон ного источника. Размеры ячейки сетки и параметры ускоряющего поля выбраны таким образом, чтобы в результате суперпозиции полей уско ряющего промежутка и прианодного слоя пространственного заряда высота потенциального барьера для электронов вблизи эмиссионного Iэ, А 80 100 200 U, кВ Рис. 4.2. Вольт-амперные характеристики ионного источника при токе разряда и длительности импульса: 80 А, 10 мкс (кр. 1);

60 А, 30 мкс (кр. 2);

45 А, 100 мкс (кр. 3) Глава 4. Генерация пучков большого сечения в системах с плазменным катодом отверстия была существенно снижена, вплоть по полного разрушения барьера. Поскольку в этом случае плотность эмиссионного тока из плазмы достигает своего максимального значения, равного плотности хаотического тока электронов в плазме, то, несмотря на малую величи ну площади эмиссионной поверхности плазмы, эффективность извлече ния электронов достигала значения = 0,8.

В плазменных источниках электронов на основе дугового разряда «бесконечная» эмиссионная способность катодного пятна делает воз можным генерацию сильноточных электронных пучков. Максимальная величина электронного тока, таким образом, практически на связана с достижением требуемых параметров плазмы, однако она ограничена возникновением высоковольтных пробоев в ускоряющем промежутке.

Нарушение электрической прочности ускоряющего промежутка может быть обусловлено как особенностями генерации электронных пучков в системе с плазменным катодом, так и причинами, не зависящими от ти па используемого эмиттера электронов.

К специфическим свойствам плазменного катода следует, прежде всего, отнести повышение потенциала плазмы при интенсивном отборе электронов, которое может привести к неуправляемому росту разрядно го и эмиссионного токов. Однако влияние этого фактора может быть ослаблено соответствующим выбором размеров эмиссионного отвер стия (элементарной ячейки сетки) и общей площади эмиссионной по верхности плазмы, при которых 1. Общим для всех типов катодов фактором, негативно влияющим на электрическую прочность уско ряющего промежутка, является повышение давления газа в областях ускорения и транспортировки электронного пучка. Рост давления обу словлен десорбцией газа с поверхности коллектора и даже испарением его материала под действием электронного пучка. Заметим, что при ра боте источника с большой частотой повторения импульсов из-за нагре ва и обезгаживания коллектора десорбция газа становится пренебрежи мо малой.

На рис. 4.3 представлены зависимости наибольшего значения плот ности тока пучка j, при которой возникали пробои промежутка, от дли тельности импульса тока пучка. Следует отметить, что удельная энер гия пучка в импульсе, при которой нарушается электрическая проч ность промежутка, по порядку величины совпадает со значением удель ной энергии, полученным в экспериментах по исследованию пробоев в системах с термокатодом [8]. При выводе пучка в атмосферу макси 132 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ мальные значения j ограничивались перегревом и последующим разру шением фольги. Выведенный пучок использовался в экспериментах по воздействия электронов на различные материалы [9].



Pages:     | 1 | 2 || 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.