WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

ет место и в отсутствие магнитного поля, причем простейшее геометрическое рассмотрение электронных траекторий показывает, что результатом каждого отражения быстрого электрона от катодного слоя на проэлектрода ионной оптики, который является частью тивоположной поверхности конуса является дальнейшее катода. Измерения проводились с использованием плос- увеличение составляющей его скорости, параллельной ких зондов с площадью рабочей поверхности 0.5cm2, оси системы. После отражения от эмиссионной покоторые имели потенциал катода. Результаты измере- верхности продольная скорость электрона, движущегоний представлены на рис. 6. Как и в цилиндрическом ся в обратном направлении, в результате отражений магнетроне, характер радиальных профилей плотности уменьшается. Неизотропность свойств разряда должтока зависит от величины магнитного поля [3]. При на в конечном итоге привести к преимущественной концентрации разряда у экранного электрода, вследзначениях магнитной индукции 1–2 mT неравномерность ствие чего эффективность извлечения ионов в системе распределений не превышает ±5% от среднего значения с коническим полым катодом должна быть выше, чем плотности тока на диаметре 9 cm.

величина соотношения Se/Sc, однако в [1] этот эффект не наблюдался. О достижении высокой эффективности извлечения ионов (до 15%) в системе тлеющего разряда с коническим полым катодом заявлялось в [7], однако объяснение полученного результата не было связано с влиянием формы полого катода и особенностями поведения первичных электронов. В [8] обсуждалось возможное влияние изменения условий отражения быстрых электронов в клиновидном полом катоде плазменного источника электронов на вероятность их возврата на катод и время жизни быстрых электронов в разряде. Было сделано предположение, что результатом изменения формы катода может быть снижение порогового рабочего давления газа в разряде. Косвенным подтверждением неизотропности плазмы в осевом направлении является наблюдавшееся в наших экспериментах изменение степени ионного распыления конической поверхности полого катода. По мере приближения к экранному электроду интенсивность катодного распыления возрастала.

Управление радиальным распределением плотности Рис. 6. Распределение плотности тока разряда в плоскости эмиссионного тока ионов в цилиндрическом магнетроне экранного электрода ионной оптики. Ток разряда 0.2 A, расход достигается изменением величины ларморовского рагаза 30 cm3/ min. Магнитная индукция mT: 0 (1), 1 (2), 2 (3) и 4 (4). диуса быстрых электронов, совершающих замкнутый Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. Повышение эффективности ионного эмиттера на основе тлеющего разряда... азимутальный дрейф, в результате чего изменяется горения оказывают именно потери быстрых электронов, эффективный размер области ионизации. В результате уход которых возможен и без разрыва катодных обоусиления поля распределение с приосевым максимумом лочек через приосевую область отверстий, в которой плотности тока трансформируется вначале в плоское высота потенциального барьера снижается под действираспределение, а затем формируется профиль с мини- ем электрического поля в ускоряющем промежутке.

мумом плотности на оси системы. Дрейфовый характер В коническом магнетроне рост напряжения, обусловлендвижения быстрых электронов в слабом магнитном ный потерей быстрых электронов, был в несколько раз поле сохраняется и в предложенной системе, причем больше, чем в цилиндрическом магнетроне.

вблизи основания конуса траектории осциллирующих Повышенное напряжение горения разряда в режиме электронов будут практически теми же, что и в циизвлечения части генерируемых в разряде ионов обеспелиндрическом магнетроне. Уменьшение ларморовского чивает сохранение постоянной величины тока разряда.

радиуса быстрых электронов =(1/B) · (m/e)V вследВлияние ионных потерь на напряжение горения разряствие уменьшения поперечной относительно поля B да можно оценить с использованием результатов [9], составляющей скорости электрона V должно было из которых следует, что при полной энергетической привести к некоторому уменьшению оптимальных знарелаксации электронов в плазме напряжение горения чений индукции B по сравнению с цилиндрическим возрастает пропорционально величине 1/(1 - ). Таким магнетроном, однако возможные изменения находятся образом, приращение напряжения горения, обусловленв пределах погрешности методики измерений профилей ное ионными потерями, для полученных в экспериплотности тока.

менте значений 20% составит 25% (150–200 V), Высокое напряжение горения разряда в электродной а для цилиндрического магнетрона с 7.5% — тольсистеме плазменного эмиттера ионов обусловлено болько 8%.

шими потерями частиц плазмы через отверстия в экранЗависимость эффективности от ускоряющего напряном электроде ионно-оптической системы, что затрудняжения обусловлена изменением кривизны плазменного ет горение разряда. Геометрия использовавшейся в эксмениска в апертуре ионной оптики. Увеличение площади периментах многоапертурной ионно-оптической систеплазменной поверхности, с которой ионы поступают мы была нами ранее оптимизирована для уменьшения в ускоряющий промежуток, приводит к росту с ускопотерь тока пучка на ускоряющем электроде вследствие ряющим напряжением [10]. Влияние магнитного поля расширения пучка под действием собственного прона напряжения горения разряда в условиях эксперистранственного заряда. В результате математического мента обусловлено не столько улучшением удержания моделирования и экспериментальных исследований быбыстрых электронов, сколько увеличением отношения ли реализованы такие условия формирования пучка, при длины пути осциллирующего электрона в катодном слое которых кроссовер формируемого в отдельной апертуре к длине пути электрона в плазме l/2. Это увеличиваэлементарного пучка составлял 1–3mm и находился ет вероятность ионизации в слое и создания вторичных в отверстии ускоряющего электрода значительно больэлектронов с энергией, достаточной для ионизации газа.

шего диаметра (12 mm), поэтому смещение траекторий Поскольку такой механизм генерации высокоэнергетичэлементарных пучков не приводило к заметному росту ных электронов энергетически более выгоден по сравпотерь в широком диапазоне изменения параметров нению с ионно-электронной эмиссией и последующим пучка. Однако увеличение размера апертур в экранном ускорением электрона в катодном слое [11,12], напряэлектроде приводит к тому, что при повышении тока жение горения разряда по мере уменьшения ларморовразряда катодный слой в области отверстий может ского радиуса быстрых электронов снижается. Однако быть разорван. Частицы плазмы, вытекающей через с ростом поля B увеличивается среднее число отраотверстия, в режиме амбиполярной диффузии уходят на жений электрона от конической поверхности по мере стенки и рекомбинируют на них, не обеспечивая вклада его движения к плазменной эмиттирующей поверхности в поддержание разряда. При подаче высокого напряжеи уменьшается ларморовский радиус быстрых электрония быстрые электроны отражаются полем ускоряющего нов, что увеличивает долю тока разряда, приходящуюся промежутка, возвращаются в плазму и расходуют свою на боковую поверхность конуса, и приводит к снижению энергию, в том числе и на ионизацию газа. Это привоэффективности извлечения ионов из плазмы.

дит к снижению напряжения горения разряда (рис. 3).

Энергетическая эффективность = Ii/UdId = /Ud Поскольку уровень электронных потерь в первом приионного источника с модифицированной электродной ближении зависит от соотношения между размерами системой, оцененная при одинаковых значениях расхоотверстий ионной оптики и толщиной катодного слоя, да Q и индукции B, возросла по сравнению с цилинс ростом тока разряда эти потери растут.

Оценка толщины катодного слоя, сделанная в при- дрическим магнетроном в среднем в 2–2.5 раза. Абсоближении закона Чайлда–Ленгмюра для плотности то- лютные значения для источника с коническим катодом составили 0.2-0.25 A/kW в диапазоне значений ка однозарядных ионов аргона 0.5mA/cm2 и падения напряжения на слое 700 V, дает величину l 0.55 cm, Id = 0.1-0.3 A при использовавшихся в эксперименте что означает возможность разрыва слоя. Кроме того, невысоких значениях магнитной индукции и расхода следует учитывать, что основное влияние на напряжение газа.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 112 Н.В. Гаврилов, Д.Р. Емлин Заключение Изменением геометрии полого катода в обращенном магнетроне обеспечено повышение энергетической эффективности ионного эмиттера в 2–2.5 раза при сохранении близкого к равномерному распределения плотности эмиссионного тока и относительно невысоких значениях магнитной индукции (B = 1-2mT) и расхода газа (Q = 20-30 cm3/ min), не препятствующих достижению высоких (десятки kV) рабочих напряжений источника ионов.

Полученные результаты обусловлены изменением характера осцилляций эмиттированных катодом и ускоренных в катодном слое разряда быстрых электронов.

Формирование потока быстрых электронов в направлении плазменной эмиссионной поверхности приводит к повышению плотности эмиттирующей ионы плазмы.

Высокое напряжение горения разряда в электродной системе эффективного ионного эмиттера на основе тлеющего разряда обусловлено большими потерями заряженных частиц из плазмы разряда через отверстия электродов ионной оптики. Вклад электронного компонента потерь в приращение напряжения горения разряда зависит от соотношения между размером отверстий и толщиной катодного слоя.

Исследования проводились по проекту Федеральной целевой научно-технической программы „Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития науки и техники“ и финансировались по контракту с Министерством промышленности, науки и технологий РФ (№ 40.030.11.1126).

Список литературы [1] Глазунов В.Н., Гречаный В.Г., Метель А.С. // ПТЭ. 1988.

№1. С. 145–147.

[2] Метель А.С. // ЖТФ. 1984. Т. 54. Вып. 2. С. 241–247.

[3] Gavrilov N.V., Meyats G.A., Nikulin S.P. et al. // J. Vac. Sci.

Technol. A. 1996. 14. P. 1050–1055.

[4] Никулин С.П., Чичигин Д.Ф. // Тез. док. ФНТП–2001.

Петрозаводск, 2001. Ч. 1. С. 248–252.

[5] Гаврилов Н.В., Никулин С.П., Радковский Г.В. // ПТЭ.

1996. № 1. С. 93–98.

[6] Молоковский С.И., Сушков А.Д. Интенсивные электронные и ионные пучки, М.: Энергоатомиздат, 1991. 138 с.

[7] Чесноков С.М. // А.С. SU № 1598757. Широкоапертурный источник ионов. 1989.

[8] Мартенс В.Я. // ЖТФ. 1999. Т. 69. Вып. 7. С. 135–137.

[9] Никулин С.П. // Известия вузов. Физика. 2001. № 9. С. 63– 68.

[10] Гаврилов Н.В., Емлин Д. // ЖТФ. 2000. Т. 70. Вып. 5. С. 74– 81.

[11] Глазунов В.Н., Гречаный В.Г., Метель А.С. // ЖТФ. Т. 52.

Вып. 9. С. 1767–1772.

[12] Никитинский В.А., Журавлев Б.И. // ЖТФ. 1982. Т. 52.

Вып. 5. С. 880–883.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.