WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

диссоциативная рекомбинация [23] Таким образом, в рассматриваемых условиях метастабильные атомы He23S1 играют важную роль в кинетике и He+ + e He(23S1) +He, (7) 2 формировании ионного состава плазмы пучкового разряда, а элементарные процессы (9)–(11) должны приводить реакция Фелпса [24] к появлению в энергетическом спектре групп электронов с энергиями: (14-17) eV (9), 1 0 - (10), где He(21S0) +e He(23S1) +e. (8) = Eion - Em 4.8eV и 2 (20-21) eV (11).

Гибель: пеннинговская и ассоциативная ионизация [25] 3) Пространственная релаксация элект р о н н о г о п у ч к а. Остановимся подробнее на резульHe+ + He + e, татах экспериментального исследования функции расHe(23S1) +He(23S1) пределения электронов в столкновительной плазме НПР He+ + e, (9) и анализе механизмов релаксации пучка при малой плотности разрядного тока.

ступенчатая ионизация электронным ударом [26] На рис. 2, a представлены результаты пространственной релаксации IU для двух ориентаций плоского зонда He(23S1) +e He+ + 2e, (10) (сплошные кривые — собирающая поверхность обраудары второго рода [26] щена к катоду, пунктир — к аноду). Значения IU для тепловых электронов уменьшены в 10 раз. Приведенные He(23S1) +e He + e, (11) данные типичны для малых токов, когда пучок релаксирует только на парных столкновениях с тепловыми триплет-синглетное перемешивание [24] электронами и атомами плазмы. Видно, что на расстояних z < 3 mm постепенно исчезают отрицательные He(23S1) +e He(21S0) +e, (12) значения IU и кривые для различных ориентаций зонда, диффузия на стенки [17]. начиная с z > 3 mm, практически совпадают. То, что В табл. 1 представлены рассчитанные коэффициенты это свидетельствует об изотропизации функции распрескоростей соответствующих процессов. Видно, что в деления электронов, убедительно доказывают полярные рассматриваемом режиме атомы He(23S1) образуются в диаграммы направленного движения электронов пучка основном за счет возбуждения прямым электронным уда- для различных z (рис. 2, b). После изотропизации слабо ром из основного состояния, а гибнут преимущественно анизотропный пучок проходит весь зазор, не релаксируя в результате ступенчатой ионизации и парных взаимо- по энергии. При этом быстрые электроны выбывают из действий с образованием быстрых электронов. Анализ пучка за счет неупругих столкновений, а роль упругих стационарного уравнения диффузии в предположении, электрон-электронных и электрон-атомных столкновечто пространственное распределение метастабильных ний сводится лишь к увеличению дисперсии пучка по атомов в плазме разряда следует за распределением энергии и незначительному уменьшению его средней концентрации быстрых электронов, выявил доминирую- энергии. Характер пространственной релаксации изощую роль процессов диффузии в гибели метастабильных тропной части ФРЭ катодного пучка F0(, z), ее дисператомов. Оценка концентрации метастабильных атомов сии 0, а также средней энергии 0 проиллюстрироЖурнал технической физики, 2001, том 71, вып. Динамика электронных пучков в плазме рис. 5, a, b. Видно, что F1 и F2 меняются медленнее, чем ФРЭ исходного пучка F0 (ср. с рис. 3). Дисперсии этих групп электронов 1 и 2 заметно превышают 0. По-видимому, это связано с тем, что энергии 1 и 2 меньше 0 и соответственно меньше значения сечений возбуждения атомов электронами этих групп.

В свою очередь это приводит к большим диффузионным длинам L(1) и L(2) по сравнению с L(0). В результате ну ну ну время жизни электронов первичного пучка меньше, чем электронов остальных групп, что и объясняет малость 0 по сравнению с 1 и 2.

Предлагается способ определения концентрации метастабильно возбужденных атомов гелия Nm путем сравнения экспериментального и расчетного [27] энергетических спектров быстрых электронов. Действительно, функции F1 и F2 пропорциональны Nm. Поэтому наиРис. 2. Пространственные зависимости IU (a) и полярные диаграммы направленного движения электронов пучка (b) в столкновительной плазме НПР при разрядном токе ниже критического. PHe = 2Torr, l0 = 0.25 cm, d = 1.2 cm, Tc = 0.1eV, js = 0.14 A cm-2, Ua = 29 V, z, (mm): 1 —0.5, 2 —1, 3 —1.5, 4 —2, 5 —3, 6 —6.

Рис. 3. Изотропная функция распределения электронов пучка ван рис. 3. Здесь же для сравнения приведены данные F0 в различных точках вдоль оси симметрии разряда = z/d:

теории столкновительной релаксации [27]. Видно, что 1 — 0.25, 2 —0.5, 3 — 0.75. Режим разряда: PHe = 2Torr, дисперсия по энергии 0 исходного пучка электронов d = 1.2 cm, 0 = 29 eV, Te = 1.5eV, Ta = Tc = 0.1eV, растет по мере их диффузии к аноду (см. полуширины nt/Na = 5 · 10-5, Nm = 1013 cm-3, js = 0.32 A cm-2, сплошные соответствующих кривых) и хорошо описывается те- кривые — теория; — эксперимент.

орией столкновительной релаксации. Средняя энергия 0 уменьшается медленно. Потери энергии 0 при прохождении пучком межэлектродного зазора невелики и составляют величину порядка 0 0.3eV.

Неупругие соударения приводят к заметному уменьшению концентрации пучка вдоль зазора. Ионизация метастабильных атомов He(23S1) электронами пучка и их девозбуждение при столкновении с тепловыми электронами приводят к появлению электронов с энергиями 1 24.4eV и 2 20-21 eV соответственно. На рис. приведена экспериментальная ФРЭ в прикатодной области разряда для z = 0.15d. Видно, что в энергетическом спектре быстрых электронов действительно присутствуРис. 4. Экспериментальная ФРЭ в прикатодной области НПР.

ют соответствующие группы F1 и F2. Пространственная Параметры разряда: PHe = 2Torr, d = 1.2 cm, 0 = 29 eV, релаксация экспериментальной ФРЭ F1 и F2 приведена на Te = 1.5eV, js = 0.1Acm-2; 1 — F0, 2 — F1, 3 — F2.

8 Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 116 А.С. Мустафаев для концентрации метастабильно возбужденных атомов Nm = 1013 cm-3, которую можно считать искомой.

Концентрации различных групп быстрых электронов n0, n1, n2 определены из соотношений (3) путем интегрирования экспериментальной ФРЭ по энергии. Аксиальное распределение концентраций быстрых электронов представлено на рис. 5, c. Видно, что n0 спадает практически по экспоненциальному закону n0(z) exp(-z/L0 ). Для остальных групп неупругие ну столкновения с атомами гелия не приводят к столь быстрому выбыванию электронов из потока. Поэтому приближенно можно считать, что n1(z), n2(z), F1(z, ), F2(z, ) пропорциональны Nm. Это в свою очередь делает оценку величины Nm при сопоставлении соответствующих экспериментальных и расчетных энергетических распределений более надежной. Отметим, что в исследованных режимах разряда отношение концентраций вторичных электронов практически не зависит от Nm и составляет величину порядка n1/n2 10.

Таким образом, в столкновительной плазме гелиевого низковольтного пучкового разряда ионизация метастаРис. 5. Аксиальные зависимости экспериментальных функций бильных атомов электронами катодного пучка оказывает распределения Fk и концентраций различных групп быстрых существенно большее влияние на формирование энергеэлектронов nk. Параметры разряда те же, что на рис. 3.

тического спектра, чем удары второго рода.

a — функция распределения группы электронов, возникших в результате ионизации метастабильных атомов He23S1; b — функция распределения группы электронов, возникших в реПлазменно-пучковый механизм зультате ударов второго рода, c — концентрации различных релаксации ФРЭ групп быстрых электронов nk.

1) Столкновительная плазма ( ток выше критического). В столкновительной плазме НПР исходная ФРЭ на расстояниях z > l0 слабоанизотропна. По этой причине при теоретическом рассмотрении релаксации пучка в таких условиях до сих пор пренебрегали эффектом возбуждения волн. Ниже экспериментально показано, что, несмотря на сравнительно слабую анизотропию пучка, при достижении критического тока разряда происходит смена столкновительного механизма энергетической релаксации на более эффективной плазменно-пучковый.

Динамика пространственной релаксации пучка электронов существенно зависит от плотности разрядного тока [28]. На рис. 7, a, b представлены аксиальные зависимости IU и полярные диаграммы направленного движения электронов пучка для плотности тока Рис. 6. Полная функция распрпделения электронов в области js 0.8A/cm2. Видно, что на расстоянии z 3 mm, энергий пучка. F = F0 + F1 + F2 в точке z = 0.25d.

Сплошная кривая — теория для Nm = 1013 cm-3, штриховая — как и прежде, происходит процесс изотропизации ФРЭ.

эксперимент, параметры разряда те же, что на рис. 3.

Однако уже после этого характер релаксации кардинально отличается от столкновительного (рис. 2): после изотропизации пучок не доходит до анода. На расстоянии z 4 mm начинается заметное увеличение его более достоверным значением Nm в плазме НПР будет дисперсии по энергии, после чего пучок быстро то, при котором расчетная ФРЭ F = F0+F1+F2 близка к теряет энергию при парактически симметричной ФРЭ функции распределения электронов, измеренной зондо(рис. 7, b) и релаксирует к состоянию с платообразной вым методом. На рис. 6 сравниваются эксперименталь- функцией распределения. На рис. 8 приведена зависиная и расчетная ФРЭ вблизи энергии 0. Видно, что мость дисперсии по энергии изотропной части ФРЭ теория и эксперимент удовлетворительно согласуется f0(, z) от плотности тока разряда js для координаты Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. Динамика электронных пучков в плазме Анализ механизмов нагрева тепловых электронов в столкновительном режиме НПР [29] показал, что даже в момент достижения критического тока нагрев тепловых электронов за счет парных кулоновских столкновений все еще преобладает над нагревом плазмы за счет столкновительного затухания волн.

2) Бесстолкновительная плазма. В бесстолкновительной плазме разряда пучок электронов не релаксирует на парных столкновениях ни по импульсу, ни по энергии. В этих условиях ФРЭ обладает сильной анизотропией и неустойчива по отношению к возбуждению колебаний плазмы [30–32]. Процесс развития неустойчивости носит пороговый характер: нарастание интенсивности колебаний плазмы происходит лишь при превышении некоторого критического значения тока. До настоящего времени теоретический анализ инкрементов, критического тока и динамики релаксации ФРЭ проводился только для пучков малой плотности no nt с дисперсией по скоростям удовлетворяющей условию (0/) (n0/nt)1/3 [33, 34]. (13) В бесстолкновительной плазме гелиевого пучкового разряда концентрация быстрых электронов, как правило, одного порядка с концентрацией медленных n0 nt, а дисперсия удовлетворяет обратному условию (0/0) (n0/nt)1/3, так что выполняется критерий интенсивного моноэнергетичного пучка [32], для которого неприменимы закономерности квазилинейной Рис. 7. Пространственные зависимости IU (a) и полярные теории [33–34]. Этим, по-видимому, объясняется пракдиаграммы направленного движения электронов пучка (b) в столкновительной плазме НПР при критическом разрядном тическое отсутствие подобных работ и то, что основные токе. PHe = 2Torr, d = 1.2 cm, l0 = 0.25 cm, Tc = 0.1eV, результаты исследований анизотропной функции расjs = 0.8Acm-2, Ua = 29 V, z, mm: 1 —1, 2 —2, 3 —3, пределения электронов в бесстолкновительной плазме 4 —4, 5 —6, 6 —6, 7 —8.

получены экспериментально [8,20,35–38].

Как нетрудно видеть из (1), для изотропной фунции распределения величина IU не должна зависеть от ориентации плоского зонда в плазме. Для анизотропной ФРЭ зонда z = 0.75d. Здесь отчетливо видна критическая у IU появляются отрицательные значения. На рис. 9, a, b плотность тока разряда js = 0.8A/ cm2, при достижении которой начинается быстрое расплывание (а вместе с этим и торможение) пучка по энергии. Теоретическое значение критической плотности тока, рассчитанное [27] для концентрации тепловых электронов nt 1012 cm-3, pHe = 2Torr, 0 = 30 eV, Te = 1 eV, составляет величину j0 0.79 A · cm-2. Судя по совпадению расчетного и экспериментального значений критического тока, именно квазилинейная релаксация пучка на возбуждаемых им ленгмюровских волнах ответственна за смену механизмов релаксации.

При j0 > j0 пороговым образом включается более эффективный плазменно-пучковый механизм энергетической релаксации. Это, по-видимому, связано с тем, что интенсивность ленгмюровских колебаний при превышении критического тока резко нарастает. А так как их энергия черпается из энергии пучка, то одновременно Рис. 8. Зависимость дисперсии электронов пучка по энергии начинается и эффективная энергетическая релаксация от плотности разрядного тока js в точке z = 0.75d.

функции распределения быстрых электронов. Параметры разряда те же, что на рис. 7.

Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 118 А.С. Мустафаев амплитудные значения при неизменной величине средней энергии пучка.

Рассмотрим теперь в бесстолкновительной плазме экспериментальные результаты (рис. 10, a, b) аксиальных зависимостей IU и полярных диаграмм направленного движения электронов для плотности разрядного тока ниже критической. Сплошные кривые ( = 0) соответствуют токопринимающей поверхности плоского зонда обращенной к катоду, пунктир ( = ) — к аноду. Видно, что для = 0 кривые IU обладают значительными по амплитуде отрицательными значениями на протяжении всего газоразрядного промежутка. При этом вид полярных диаграмм свидетельствует о наличии сильной анизотропии ФРЭ и об отсутствии существенной релаксации пучка в плазме разряда. С увеличением разрядного тока при некотором значении I пороговым образом включаются механизмы релаксации пучка. Соответствующий режим для I = 0.5 A представлен на рис. 11, a, b. Видно, что по мере удаления от катода (0 < z < 2mm) отрицательные значения IU( = 0) уменьшаются по абсолютной величине вплоть до полного исчезновения, а средняя энергия электронов пучка и его дисперсия меняются незначительно. Сравнение с полярными диаРис. 9. Зависимость IU (a) и полярных диаграмм направленного движения электронов (b) от степени анизотропии для модельной ФРЭ. : 1 —0.1, 2 —0.3, 3 —1, 4 —3, 5 — 10.

представлена трансформация расчетных IU( = 0) согласно (1) и полярных диаграмм направленного движения электронов с изменением степени анизотропии модельной ФРЭ. Здесь в качестве модельной взята функция распределения, описывающая пучок быстрых электронов в максвелловской плазме, 3/m f (, ) = nt exp - + 2T T - 0 2 cos - exp - +, (14) где характеристики пучка быстрых электронов определяют параметры: — степень анизотропии, 0 — среднюю Рис. 10. Аксиальные зависимости IU (a) и полярные диаграмэнергию, 2 — характерную полуширину в пространстве мы направленного движения электронов пучка (b) в бесстолкэнергий и 1 — концентрацию.

новительной плазме НПР при разрядном токе ниже критичеСравнительный анализ IU и полярных диаграмм поского. PHe = 0.5Torr, l0 = 1 cm, d = 0.6 cm, js = 0.1Acm-2, казывает, что в процессе изотропизации ФРЭ исчезают n0 = 6.7 · 1010 cm-3, n0 = 9 · 109 cm-3. z, mm: 1 —1, 2 —2, отрицательные участки на кривых IU и уменьшаются ее 3 —3, 4 —4, 5 —5.

Pages:     | 1 || 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.