WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 4 01;04;10;12 Динамика электронных пучков в плазме © А.С. Мустафаев Санкт-Петербургский государственный горный институт (технический университет), 199026 Санкт-Петербург, Россия (Поступило в Редакцию 16 мая 2000 г.) Исследованы закономерности релаксации анизотропной функции распределения электронов по импульсам и по энергии в плазме гелиевого низковольтного пучкового разряда. Установлено, что в столкновительной плазме вопреки общепринятым представлениям релаксация интенсивного электронного пучка по энергии может происходить путем возбуждения волн. Измерены значения критического тока, при достижении которого пороговым образом осуществляется смена механизмов релаксации. В результате сравнительного теоретического и экспериментального анализа структуры энергетического спектра электронов интенсивного пучка определена концентрация метастабильно возбужденных атомов гелия. В бесстолкновительной плазме обнаружено явление изотропизации интенсивного пучка электронов при взаимодействии с плзаменными колебаниями и оценено сечение электрон-плазменного квазиупругого ”соударения”. Плазменно-пучковый механизм энергетической релаксации анизотропной функции распределения электронов имеет волновую природу и включается при достижении критического тока. Впервые получен экспериментальный критерий порога энергетической релаксации интенсивного моноэнергетического пучка. Показано, что процесс релаксации происходит в два этапа: этап, изотропизации при слабой релаксации пучка по энергии и последующий этап энергетической релаксации к состоянию с платообразной функцией распределения. Пороговый критерий энергетической релаксации анизотропной функции распределения электронов носит универсальный характер независимо от причин порождающих анизотропию.

Введение ских волн [2–4,7], а нагрев тепловых электронов плазмы — со столкновительным затуханием волн, которым Настоящая работа посвящена исследованию динамики передается значительная часть энергии пучка.

электронных пучков в плазме низковольтного пучково- Низковольтный пучковый разряд в инертных газах исго разряда (НПР) в гелии. Под НПР подразумевается следован менее детально. Этот тип разряда существенно разряд, в котором функция распределения электронов отличается от пучковых разрядов в парах щелочных (ФРЭ) неравновесна и в котором, как правило, при- металлов [8,9]. Так, для низковольтного разряда в сутствуют две интенсивные группы электронов: медлен- инертных газах с высокими потенциалами возбуждения ные — тепловые электроны плазмы и быстрые — нерав- и ионизации характерно наличие в плазме интенсивного новесные электроны пучка. моноэнергетичного пучка электронов. Процессы ионизаК настоящему времени подробно исследован низко- ции и переноса тока в таких разрядах осуществляются вольтный разряд в парах щелочных металлов [1]. По- быстрыми, а не тепловыми электронами, как это обычно казано, что процессы релаксации электронных пучков происходит в парах щелочных металлов. Другой особенмалой концентрации в плазме такого разряда определяют ностью среды инертных газов являются весьма малые t значения ea для тепловых электронов плазмы, что приего физические свойства [2–6]. Механизмы релаксации ФРЭ делятся на две категории: столкновительные и водит к малому декременту столкновительного затухаплазменно-пучковые. Первый механизм исследован при ния ленгмюровских волн. Эти обстоятельства определядостаточно большом давлении нейтрального газа, когда ют процессы формирования и релаксации анизотропной t lea d. Здесь lea = 1/Naea — длина свободного функции распределения электронов по импульсу и по пробега электронов пучка, d — протяженность газораз- энергии в плазме пучкового разряда в интертных газах.

t рядного промежутка, Na — концентрация атомов, ea — Закономерности динамики электронных пучков в плазсоответствующее транспортное сечение. В этих услови- ме важны для разработки нового класса приборов ях функция распределения f (z, ) быстрых электронов плазменной электроники, использующих пучковую плазблизка к сферически симметричной (z — расстояние му: управляемых стабилизаторов широкого назначеот катода). Традиционно считается, что в этом режиме ния [10,11], мощных генераторов электромагнитного пучок релаксирует в основном на парных столкновениях, излучения, управляемых сеточных ключевых элемена возбуждение волн в зазоре и релаксация на волнах тов [1,5,12,13], плазмо-химических реакторов [9,14], а несущественны. также альтернативных источников энергии, способных работать в экстремальных условиях высокого уровня Плазменно-пучковый механизм релаксации изучался радиации и температуры среды выше 1000 K [15].

в условиях кнудсеновского разряда. В таком разряде lea > d и функция распределения f (z, ) анизотропна. Фундаментальные исследования анизотропной функРелаксация пучка связана с возбуждением ленгмюров- ции распределения электронов в плазме НПР инeртных 112 А.С. Мустафаев газов показали, что этот тип разряда с успехом может от катода к аноду;, e и m — энергия, заряд и масса быть использован в качестве универсальной модели при- электрона; — угол между нормалью к непроводящей электродной низкотемпературной плазмы [6,16]. поверхности зонда и осью разряда; U — задерживающий потенциал зонда относительно плазмы; S — площадь токопроводящей поверхности зонда.

Техника и методика эксперимента Построение полярных диаграмм направленного движения электронов различных энергий и анализ пространЭксперименты проводились в приборе с плоскими ственной релаксации IU позволили раздельно изучать электродами круглого сечения [17]. Катодом служила процессы релаксации направления импульса и энергии пористая вольфрамовая таблетка, пропитанная алюмиэлектронов пучка.

натом бария-кальция, толщиной 0.15 cm. Температура IU регистрировались методом двойной модуляции покатода измерялась W-Re микротермопарами и регулиротенциала зонда дифференцирующим сигналом вида валась системой стабилизации в диапазоне 1000–1800 K с точностью±10. Конструкция разрядного промежутка U = U0(1 + cos 1t) cos 2t. (2) обеспечивала аксиальную симметрию на оси прибора:

боковая граница плазмы создавалась в виде проводящего Учет влияния колебаний, аппаратных искажений и цилиндра диаметром 1.1 cm, находящегося под потенцивыбор оптимальной амплитуды U0 производились по меалом катода. Межэлектродное расстояние изменялось от тоду [18]. Задавались значения U0 = 0.1V, 1 = 103 Hz, 0.1 до 2 cm. Термическая и вакуумная подготовка при2 = 105 Hz. Потенциал плазмы определялся по нулю бора обеспечили остаточное разрежение 10-9 Torr. Давторой производной, а анизотропная часть ФРЭ f0() и вление химически чистого гелия регулировалось игольконцентрация электронов n — по формулам чатым натекателем в диапазоне 10-1-101 Torr.

Для измерения функции распределения электронов через боковую границу в плазму вводились плоские mf0(eU) = IU(eU, cos )d cos, односторонние зонды из танталовой фольги толщиной 4e3S -30 µm в ввиде круга диаметром 0.05 cm. К зонду приваривался танталовый провод диаметром 0.02 cm.

Все токопроводящие элементы и одна сторона зонда n = 4 2 f0()d. (3) защищались изоляционным алундовым покрытием. Зонд монтировался на трех координатной микрометрической системе, обеспечивающей его перемещение в межэлекЗдесь =(2eU/m)2. Погрешности метода регистрации тродном промежутке с точностью ±0.1 mm. Ориентация IU детально проанализированы в [19] и в значительной зонда относительно оси плазменного промежутка осущемере определяются нестабильностью разрядных условий.

ствлялась в угловом интервале 0-180 с точностью±1.

Специальная технологическая подготовка эксперименТочность начальной установки не хуже ±30. Координатального прибора и методика оптимизации режимов ты плоскости зонда и его ориентация контролировались разряда обеспечили отношение сигнал / шум порядка окуляр-микрометром.

и уровень стабильности параметров ±5%.

Измерение лежандровых коэффициентов f и реконj струкция полной функции распределения электронов осуществлялись методом плоского одностороннего зонСтолкновительный механизм да [18,19]. Метод основан на измерении плоским релаксации ФРЭ (ток меньше односторонним зондом величины второй производной критического) зондового тока по потенциалу IU при различных его угловых ориентациях в плазме. Связь ФРЭ f (eU, ) с Рассмотрим вначале результаты исследований функвеличиной IU задается соотношением ции распределения электронов в столкновительной плаз2e3S ме НПР (lea d) для малых разрядных токов, при коIU(eU, cos m) = f (eU, ) m2 торых несущественны волновые процессы и релаксация пучка электронов осуществляется преимущественно за счет парных соударений.

1 f (, m) - d d, (1) 1) Структура и основные параметры плаз2 (eU) 0 eU м ы Н П Р. Прежде всего отметим, что наличие электродов приводит к делению газоразрядного промежутка где на области пространственного заряда вблизи анода и eU eU катода и протяженную область квазинейтральной плазмы cos m = cos + 1 - cos sin ;

между ними. При протекании тока j приэлектродная — угол между вектором скорости электронов и поляр- область пространственного заряда образует так называной осью z, направленной вдоль оси симметрии разряда емый ленгмюровский слой, протяженность которого LЖурнал технической физики, 2001, том 71, вып. Динамика электронных пучков в плазме определяется соотношением рассеяния на атомах. Специфика НПР в инертных газах заключается в том, что релаксация пучка по энергии e0 3/на парных соударениях с тепловыми электронами и L0 LD, (4) атомами незначительна и в исследованных режимах соTe ответствующие длины релаксации Lea d и Lee d [20].

где Так что пучок определяет свойства плазмы разряда на Te 1/большей части газоразрядного промежутка. Плотность LD = 4neтока j0 быстрых электронов обусловлена их диффузией — длина дебаевского слоя экранирования, Te — темпе- к аноду j0(z) =-eD0(dn0/dz), где n0 — концентрация ратура плазмы, n — концентрация электронов, 0 — быстрых электронов. Так как величина прианодного попадение напряжения в слое. тенциального барьера a мала по сравнению с энергией Изменения потенциала в области квазинейтральной пучковых электронов ((ea)/0 1, 0 = ek), то они плазмы невелики ( Te/e 0). При этом беспрепятственно достигают поверхности анода.

слабовыраженный минимум потенциала в этой области Появление группы тепловых электронов связано с ограничен двумя потенциальными барьерами у катода k неупругими процессами возбуждения и ионизации атои у анода a. В исследованном диапазоне параметров мов гелия. Поскольку соответствующие потенциалы для плазмы pHe 10-1-5 Torr, межэлектродном зазоре гелия весьма велики (Eion 24.6eV, Em 19.8eV — d 1 cm и при температуре катода Tk 0.1eV приэнергия возбуждения нижнего метастабильного состояэлектродные падения потенциалов равны k 25-30 V ния He (23S1)), то процессы ионизации и возбуждения и a 1-2V.

обеспечиваются только группой быстрых электронов.

Типичное распределение потенциала в плазме НПР Перенос тока в зазоре в значительной степени осув гелии приведено на рис. 1, a. В широком диапазоществляется также быстрыми электронами. Плотность не изменения параметров реализуется характерная для полного электронного тока равна сумме плотностей слабоионизованной плазмы ситуация, когда столкноветоков быстрых j0 и тепловых электронов jt. Прианодный ния заряженных частиц происходят только в области барьер ограничивает ток тепловых электронов на анод квазинейтральной плазмы L0 lea. Вид измеренных так, что jt(d)+ j0(d) = js, где js — ток эмиссии катода, IU показывает [20], что в плазме присутствуют две интенсивные группы электронов: медленные с энергией 8Te 1/jt(d) =0.25ent(d) t 1-2 eV и быстрые с энергией 0 30 eV.

m Пучок формируется в результате ускорения электронов на прикатодном падении потенциала. Начальный разброс ea ea - exp - 1 - 0, электронов по энергии мал 0 0 и пучок можно счиTe Te тать моноэнергетичным. При этом быстрые электроны релаксируют по направлениям импульса (изотропизиру 0(y) =0.5 (1 + y)-y - y3/2 (1 - erf y) [1].

ются) уже на расстояниях z lea вследствие упругого Характерные пространственные распределения концентрации быстрых n0 и медленных nt электронов представлены на рис. 1, b. Видно, что при плотности тока js 0.8A·cm-2 плазма заметно неоднородна по концентрации: возникающий в прикатодной области гpадиент концентрации dnt/dz связан с амбиполярной диффузией рождающихся ионов на катод. Поскольку скорость генерации ионов примерно пропорциональна току пучка, то при малых значениях тока ( js 0.1A·cm-2) неоднородность плазмы по концентрации уже несущественна.

Все перечисленные особенности НПР в инертных газах вызваны наличием интенсивного моноэнергетичного пучка, поэтому далее основное внимание уделено именно этой группе электронов. Отметим, что вблизи катода практически всегда наблюдается структура в спектре быстрых электронов, вызванная неупругими процессами в плазме. Детальные измeрeния ФРЭ пучка Рис. 1. Аксиальное распределение параметров плазмы гелиев этой области позволили исследовать влияние неупрувого НПР. PHe = 2Torr, d = 1.2 cm, Tc = 0.1eV, js (Acm-2):

гих процессов на формирование функции распределения • — 0.14, — 0.84, a — потенциал, средние энергии электронов и определить концентрацию метастабильных медленных t и быстрых 0 электронов; b — концентрации медленных nt и быстрых n0 электронов. возбужденных атомов гелия в состоянии 23S1.

8 Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 114 А.С. Мустафаев Остановимся подробнее на процессах рождения бы- Таблица 1. Коэффициенты скорости различных процессов, ведущих к изменению концентрации метастабильных атомов стрых электронов в плазме гелиевого низковольтного гелия пучкового разряда.

2) Элементарные процессы с участием меПроцессы · 1017, cm-3 · s-т а с т а б и л ь н ы х а т о м о в г е л и я. В кинетике низко(5) температурной плазмы гелиевого НПР особое место (6) 0.принадлежит реакциям с участием метастабильных ато(7) 0.мов гелия в состоянии (23S1) [21]. Расчет скоростей со(8) 0.5 · 10-14Nm ответствующих реакций выполнен для функции распре(9) 1.8 · 10-25Nm деления электронов, измеренной в режиме PHe = 1Torr (10) 0.8 · 10-13Nm и js = 0.3A · cm-2. Процессы рождения и гибели (11) 0.02 · 10-13Nm метастабильных состояний атома гелия представлены (12) 0.8 · 10-13Nm ниже.

Рождение: прямое возбуждение электронным ударом [22] He + e He(23S1) +e, (5) He(23S1) на оси разряда дает величину Nm 7·1012 cm-3.

В столкновительной плазме гелиевого НПР при токах столкновительно-радиационная рекомбинация [23] ниже критического, вклад ступенчатых процессов в ионизацию составляет примерно 40% от полного потока He+ + 2e He(23S1) +e, (6) ионизации [17].

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.