WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 7 01;04;12 Самосогласованная структура разряда постоянного тока с замкнутым холловским дрейфом в скрещенных полях 1 © А.А. Платонов,1 А.Г. Слышов,1 Л.Д. Цендин,2 С.Д. Вагнер 1 Карельский государственный педагогический университет, 185680 Петрозаводск, Россия 2 Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия e-mail: platonov@kspu.karelia.ru (Поступило в Редакцию 5 декабря 2005 г.) Исследован тлеющий разряд постоянного тока в скрещенных электрическом и магнитном полях с замкнутым холловским током в гелии. Показано, что основные особенности разряда постоянного тока без магнитного поля [1], такие как разделение на слой объемного заряда и плазму, формирование катодного падения и отрицательного свечения, возникновение области обратного электрического поля, создающего потенциальную яму для электронов малой энергии, приводящее к формированию фарадеева темного пространства, разделение функции распределения электронов (ФРЭ) на три ярко выраженные группы и т. п., сохраняются и в разряде со скрещенными полями. Показано, что толщина слоя практически не зависит от магнитного поля, тогда как длина отрицательного свечения значительно уменьшается с его ростом.

Измеренная ФРЭ хорошо согласуется с концепциями нелокальной теории, по которой ток в фарадеевом темном пространстве переносится промежуточными электронами, не запертыми в потенциальной яме, энергии которых меньше первого потенциала возбуждения.

PACS: 52.80.Tn Введение Кинетическая самосогласованная одномерная модель короткого разряда в отсутствие магнитного поля была предложена в работе [1], в которой за ионизацию Разряды в скрещенных электрическом и магнитном в прикатодной области ответственны быстрые элекполях широко используются в современной технолотроны, ускоренные сильным электрическим полем в гии [2,3]. Они находят применение в модуляторных слое объемного заряда (эмитированные катодом и роустройствах и в установках для изготовления пленок дившиеся в слое). Энергия их намного превосходит разного рода. Между тем структура разряда в скреэнергии возбуждения и ионизации атомов, а поток их щенных полях мало изучена. В первую очередь это экспоненциально растет по мере удаления от катода, связано со сложным характером движения электронов достигая максимума на границе слоя и плазмы. Здесь в разряде, делающим проблему трехмерной. Поэтому же имеет место максимум интенсивности излучения.

до сих пор не удавалось построить самосогласованную Так как ФРЭ быстрых электронов существенно нелокартину процессов в таких разрядах. Наиболее простая кальна, она значительна также и в плазме, где поле ситуация имеет место в разрядах с замкнутым холловмало. Поэтому отрицательное свечение состоит из двух ским дрейфом электронов. Так как в цилиндрической частей — слоя и плазменной части, в которой поток геометрии дивергенция холловского тока равна нулю, то быстрых электронов спадает, и длина его совпадает с дрейф этот не приводит к перераспределению части, и пробегом электронов, эмиттированных катодом. Так как проблема становится двумерной.

поток ионов, рождающийся в плазме, переносится на В работе [4] приведены сведения о важнейшей хакатод амбиполярной диффузией, вблизи границы между рактеристике разрядного промежутка — функции раскатодным слоем и плазмой возникает большой градиент пределения электронов. Измерения были выполнены концентрации. Самосогласованное электрическое поле для разряда цилиндрической геометрии в неоне. Был при этом должно подавлять электронный диффузионный установлен максвелловский характер медленной части ток на анод, так что образуется потенциальная яма ФРЭ и определено влияние полярности электродов на для электронов. Запертые в этой яме электроны не его вид. В работах [5,6] было проведено исследоваучаствуют в переносе тока и остывают до температуры ние в разряде с коаксиальной геометрией электродов порядка комнатной. Максимум электронной концентрас продольным магнитным полем в аргоне. Измерен- ции соответствует дну потенциальной ямы, положение ные ФРЭ сравнивались с полученными из решения максимума близко к границе между отрицательным кинетического уравнения. Наблюдалось удовлетвори- свечением и фарадеевым темным порстранством. Электельное согласие между измеренными и рассчитанны- тронный ток в нем переносится промежуточными элекми ФРЭ. тронами, энергии которых меньше энергий возбуждения Самосогласованная структура разряда постоянного тока с замкнутым холловским дрейфом... атомов газа, но превышают потенциал анода. Однако экспериментално этот факт никем не наблюдался.

Основное отличие между разрядом постоянного тока без магнитного поля и разрядом в скрещенных полях должно состоять в том, что в магнитном поле перенос электронного тока определяется ларморовским радиусом, а не длиной свободного пробега. В данной работе показано, что сценарий разряда в скрещенных полях с замкнутым холловским дрейфом близко соответствует вышеизложенному.

Из характера радиального распределения интенсивно- Рис. 1. Схема разрядной трубки, L = 86, D1 = 60, D2 = = 10 mm; 1, 2 — внешний и внутренний (центральный) цисти излучения и электрического поля следует, что разряд линдрические электроды; 3, 4 — торцевые электроды; 5 — состоит из катодного слоя и квазинейтральной плазмы.

подвижный зонд (длина — 3, диаметр — 0.2 mm).

Интенсивность излучения возрастает по мере удаления от катода и максимальна вблизи границы слой–плазма.

Плазменная область состоит из части отрицательного свечения и фарадеева темного пространства.

Радиальное распределение интенсивности линий атоИспользованные умеренные магнитные поля не вли- марного спектра исследовалось с помощью сканируюяют на движение ионов. В этом случае толщина слоя щей установки с фотоэлектронной регистрацией через объемного заряда LSh, которая определяется ионами, щель шириной 1.8 mm в электроде 4 (рис. 1).

не зависит от напряженности магнитного поля. Длина же отрицательного свечения LNG, которая опредеРезультаты и их обсуждение ляется пробегом быстрых электронов, уменьшается с ростом магнитного поля. Электронные ветви зондовых Типичный профиль потенциала, определенный из зонхарактеристик соответствуют ФРЭ запертых и промедовых измерений по нулю второй производной зондожуточных электронов. Измеренные ФРЭ промежуточвого тока, приведен на рис. 2. На профиле потенциала ных электронов соответствуют диффузии при постонаблюдается потенциальная яма глубиной 1-1.5 V. Поянной полной энергии с нулевым граничным условиследняя экспериментальная точка вблизи катода соотем на аноде. Электронный ток в фарадеевом темном ветствует границе между прикатодным слоем объемного пространстве переносится промежуточными электрозаряда и плазмой. Падение потенциала в плазменной нами.

части разряда не превышало 1-2 V, так что катодное падение практически совпадало с полным напряжением на разряде. Толщину прикатодного слоя LSh можно оцеЭксперимент нить по крайнему положению зонда, при котором фиксировался заметный электронный ток (рис. 2). С другой Исследования проводились в разрядных трубках с стороны, так как отрицательное свечение порождается коаксиальной геометрией (рис. 1). Использовались две быстрыми электронами, эмиттированными катодом и трубки с диаметрами внешнего и внутреннего элекрождающимися в прикатодном слое, то максимум их тродов 60, 10 и 38, 19 mm соответственно. В работе концентрации, а значит, и максимум свечения должен приведены результаты исследований в первой трубке.

быть близок к положению границы между слоем и ФРЭ в различных точках разряда измерялась по плазмой [1].

второй производной зондового тока с помощью подвижного зонда. Измерения были выполнены в гелии при давлении 0.5 Torr и разрядном токе 50 mA. Напряжение на разряде равнялось 300 V. Магнитное поле менялось от 15 до 60 mT. В статье приведены результаты измерений при одном значении магнитного поля — 15 mT, когда центральный электрод являлся анодом. Торцевые электроды соединялись с внутренним. В этих условиях разряд существовал только при наличии магнитного поля. Результаты измерений, проведенных при другой полярности электродов и других магнитных полях, имели сходный характер. Исследованный интервал условий был ограничен неустойчивостью разряда, приводившей к высокому уровню шумов в плазме. Рис. 2. Радиальное распределение потенциала.

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 24 А.А. Платонов, А.Г. Слышов, Л.Д. Цендин, С.Д. Вагнер с энергией W = eU в газ. Естественно ожидать, что эта глубина уменьшается с ростом магнитного поля.

Экспериментально длина отрицательного свечения определялась путем линейной экстраполяции спада излучения линий атомарного спектра (рис. 3). Результаты экспериментальных измерений приведены в таблице.

Видно, что в соответствии с этими представлениями длина отрицательного свечения заметно уменьшается с ростом магнитного поля. Длину отрицательного свечения можно определить также по положению экстремума потенциальной ямы. В этой точке концентрация плазмы максимальна [1]. Измеренный профиль концентрации плазмы изображен на рис. 4.

Рис. 3. Распределение интенсивности излучения для отдельДлина отрицательного свечения ных линий (- - — 447.1; - - — 587.6 nm).

LNG (mm), полученная путем Магнитное поле, mT экстраполяции спада излучения Характерный вид распределения излучения для линий 15 атомарного спектра приведен на рис. 3. Экстраполяция 20 спада излучения к нулю соответствует положению гра30 ницы между отрицательным свечением и фарадеевым 40 50 темным пространством.

Оценку LSh можно получить из уравнения Пуассона dE ji(x) = -4, (1) Поскольку концентрация плазмы в плазменной части dx ebiE отрицательного свечения и фарадеевом темном прогде ji — плотность тока ионов, e — заряд электронов, странстве обусловлена, в основном, электронами, заперbi — подвижность ионов, E — напряженность электритыми в потенциальной яме, она описывается уравнением ческого поля, x — расстояние до катода.

В прикатодном слое ионный ток составляет значительную долю полного тока, практически совпадая с ним у катода.

Заменив для оценки ji на j, и использовав выражение для подвижности ионов, соответствующее резонансной перезарядке, получим толщину слоя 3/LSh = U, (2) mi 1/3(6 j)2/3 2ei где j — полный ток, mi — масса иона гелия, i —длина пробега ионов [7], U — напряжение на разряде.

Результаты эксперимента и расчетов по формуле (2):

длина прикатодного слоя, определенная из распределения потенциала; -2 mm, определенная по максимуму интенсивности для линии 447.1 nm -3; согласно оценке (2) — 6.7 mm.

Учитывая точность экспериментальных результатов и грубость оценки, полученной в одномерной плоской геометрии, согласие этих результатов с оценкой LSh, полученной из зондовых измерений (рис. 2) можно считать удовлетворительным.

Согласно [1], граница отрицательного свечения должна совпадать с максимальной глубиной проникновения быстрых электронов, эмитированных катодом, в плазму.

В отсутствие магнитного поля эта величина практиче- Рис. 4. Радиальное распределение концентрации электронов.

ски совпадает с глубиной проникновения электронов Кривая 1 — эксперимент, 2 —расчет по формуле (3).

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. Самосогласованная структура разряда постоянного тока с замкнутым холловским дрейфом... Больцмана e( - 0) n(r) =n0 exp -, (3) kT где n0 — максимальная концентрация электронов, k — постоянная Больцмана, T — температура запертых электронов, e — заряд электрона, — потенциал относительно дна ямы.

Из рис. 4 видно, что соотношение (3) выполняется с удовлетворительной точностью. При расчетах по формуле (3) использовалось значение температуры запертых электронов T = 0.67 eV, определенное по наклону линейных участков ФРЭ (рис. 5).

Так как расстояние между границей прикатодного слоя и концом отрицательного свечения было мало по сравнению с размерами разрядного промежутка, экстремум потенциала, согласно [1], должен практически совпадать с границей отрицательного свечения. Рис. 6. Распределение незапертых электронов.

Это видно из сопоставления рис. 2–4. Область между анодом и концом отрицательного свечения полностью аналогична фарадееву темному пространству разряда Излом ФРЭ при eVp, близких к 2 eV, соответствует без магнитного поля. Измеренные ФРЭ для медленных переходу от запертых электронов к промежуточным, электронов (вторые производные зондового тока по которые уходят на анод.

потенциалу зонда Vp) приведены на рис. 5. На них отчетливо виден участок шириной порядка 1.5 eV, со- На рис. 6 приведены ФРЭ незапертых электронов, где ответствующий распределению Максвелла-Больцмана.

отчетливо виден резкий спад в области с энергиями около первого потенциала возбуждения, который связан с влиянием неупругих ударов на ФРЭ. Особенность ФРЭ при энергии 15 eV следует приписать рождению быстрых электронов при столкновении двух метастабильных атомов гелия He(23S) [8]. Оценки значений концентрации метастабильных атомов, полученные по этим особенностям и уравнению баланса метастабилей, дают близкие результаты.

ФРЭ промежуточных электронов f (, r) в фарадеевом темном пространстве удовлетворяет кинетическому уравнению с нулевым граничным условием на аноде.

Пренебрегая малой потерей энергии при упругих столкновениях, имеем [1]:

1 f rvD(v) = 0, (4) rv r r где v — скорость электронов, r — расстояние от центра разряда, 2(v)e(v) D = e 3 1 + e (v) — электронный коэффициент диффузии поперек магнитного поля, — длина свободного пробега электронов, e — частота столкновений, e — циклотронная частота.

Производные берутся при постоянной полной энергии Рис. 5. Вторые производные зондового тока в полулогариф- mv = - e(r). (5) мическом масштабе.

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 26 А.А. Платонов, А.Г. Слышов, Л.Д. Цендин, С.Д. Вагнер Работа выполнена при поддержке грантов: Министерства образования и науки РФ 137-05, CRDF PZ-013-02.

Работа одного из авторов (Цендин Л.Д.) была поддержана РФФИ (проект RFBR 04-02-1683a), а также грантами NRP-567-ST-03 и NRP1-567-ST-03.

Список литературы [1] Kolobov V.I., Tsendin L.D. // Phys. Rev. A. 1992. Vol. 46. N 12.

P. 7837–7852.

[2] Lieberman M., Lichtenberg A. Principles of Plasma Discharges and Materials Processing. New Jersey: Wiley Hoboken, 2005.

[3] Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1987.

[4] Вагнер С.Д., Шляев Б.В. // ЖТФ. 1978. Т. 48. Вып. 4.

С. 675–680.

[5] Passot E., Golubovskii Yu.B. et al. // J. Phys. D: Appl. Phys.

1999. Vol. 32. P. 2655–2665.

Рис. 7. Распределение ФРЭ по радиусу в разряде в скрещен- [6] Kudrna P., Holik M. et al. // Proc. of XXVI Int Conf.

ных полях. Кривые 1 —7; 2 —9; 3 —12 eV (пунктир — on Phenomena in Ionized Gases, Greifswald, Germany, расчет по формуле (6), сплошные линии — результат экспери- 15–20 July. 2003. Vol. 1. P. 41–42.

мента).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

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.