Введение к работе
Актуальность проблемы Наиболее перспективными источниками электроэнер-ии для космических объектов при мощностях от десятков кВт до МВт являются тер-юэмиссионные реакторы-преобразователи (ТРП). Однако они являются источниками изкого постоянного напряжения (10-100 В) и требуют экономичной системы преобразования постоянного напряжения в неременное (системы преобразования качества лектроэнергии). Плазменные ключи (ПК) с полным сеточным управлением и цезие-ым наполнением были разработаны специально для систем инвертирования ТРП 1,2}. Они удовлетворяют трем основным требованиям для таких приборов: способ-ость работать при температурах окружающей среды 900-1200 К, радиационная стой-ость, обеспечивающая работу ПК непосредственно у реактора или даже в его актив-;он зоне, и малые (в отдельных случаях вплоть до 1-2 В) прямые падения напряжения ля обеспечения высокого (90-95%) КПД инвертирования. Существующие полупро-одниковые ключи не обеспечивают требуемой радиационной стойкости и, кроме то-о, имеют относительно высокие прямые падения (3 В и более) из-за большой шири-м запрещенной зоны, необходимой для работы при высоких температурах. Поэтому альнейшее развитие и совершенствование плазменных ключей, которому посвящена астояшая диссертационная работа, является весьма актуальным.
Цель работы заключалась в экспериментальном выяснении основных законо-іерностей сеточного гашения разряда в плазменных ключевых элементах с развитым атодом и процессов распыления антиэмисснонных сеточных покрытий при ионной омбардировке в рабочих режимах ПК, а также в поиске и обосновании на этой осно-е новых путей увеличения их удельных выходных характеристик.
Задачи работы определялись необходимостью дальнейшего увеличения плот-ости модулируемых токов в ПК и повышения их надежности. Проблема заключается том, что при давлениях цезия, способных обеспечить высокие плотности тока эмис-ии, разряд удается погасить лишь при малых (0.5..1 А/см2) плотностях тока [2]. (ерхним пределом полного сеточного управления в обычных условиях является уро-ень давлений цезия 1..2-10"2 Торр, при которых плотность тока эмиссии, отбираемого аже с самых лучших катодов, не превышает 1-2 А/см2. На порядок большие токи по-воляют модулировать Cs-Ba ключи [3], однако в этом случае, в отличие от цезиевых IK, не удается использовать для нагрева катода отработанное тепло реактора из-за ысоких (—1500 К) рабочих температур. Для повышения удельных характеристик целевых ключей обычно используют два пути: увеличение эффективной рабочей пло-хади (развитие поверхности) катода и диафрагмирование сетки, увеличивающее лотность тока в ее ячейках до уровня, при котором реализуется обрывное гашение
разряда, основанное на эффекте самопроизвольного обрыва тока [4]. Обрывный механизм гашения позволяет поднять в 2-3 раза верхний предел рабочих давлений н соответственно увеличить модулируемые токи. Обе указанных возможности, однако, приводят к заметному увеличению прямого падения на ключе (до 3-4 В). Поэтому первая задача диссертационной работы заключалась в том, чтобы впервые попытаться реализовать режим обрывных гашений без диафрагмирования сетки только за счет достаточно сильного развития наиболее эффективного на сегодняшний день платинового катода и исследовать физические процессы, определяющие работу такого ключа. Вторая задача - исследование ионного распыления антюмиссиоіпшх покрытий сетки в рабочих условиях плазменного ключа - также непосредственно связана с увеличением модулируемых токов. При повышении тока пропорционально растет концентрация разрядной плазмы, а следовательно и ионные токи на сетку после подачи на нее отрицательного гасящего импульса, что делает проблему распыления материала сетки особенно актуальной. В предшествующих исследованиях было показано, что одним из перспективных покрытий, обладающих достаточно низкой эмиссией и малым коэффициентом ионного распыления, является цирконий [5]. Согласно [5] следует, что в рабочих условиях плазменного ключа, когда на поверхности сетки существует равновесная адсорбированная пленка адатомов цезия, циркониевое покрытие обладает очень высоким порогом распыления - порядка 20-25 эВ. Однако непосредственного экспериментального подтверждения отсутствия распыления при меньших энергиях получено не бьшо из-за недостаточной чувствительности измерительной методики. В связи с этим необходимо было дальнейшее, более детальное исследование основных закономерностей ионного распыления в прююроговой области при наличии на бомбардируемой поверхности «защитной» пленки цезия.
Научная новизна работы.
1. Впервые экспериментально определены:
-закономерности низковольтного дугового разряда в цезиевом ПК с развитым платиновым катодом, включая детальные зондовые характеристики параметров плазмы в проводящем состоянии ключа в широком диапазоне внешних параметров (Pcs= 0.7...2.5-10'2 Торр, плотность тока эмиссии катода 2... 15 А/см2);
-особенности сеточного управления цезиевым низковольтным дуговым разрядом в таком ПК с большим коэффициентом развития катода.
-
Впервые получен самопроизвольный обрыв тока в цезиевом ключевом элементе с недиафрагмированной сеткой и с высоким временным разрешением (40 не) исследована кинетика обрывного гашения.
-
Показано, что в исследованных условиях самопроизвольный обрыв тока
обусловлен непосредственно выносом тяжелой компоненты плазмы (атомов и ионов) из межэлектродного промежутка и соответствующим уменьшением электрической прозрачности сетки без возникновения плазменных неустойчивостей.
4. Показано, что общепризнанная и широко используемая модель
:<электрической прозрачности», которая удовлетворительно описывает прохождение
гока через сетку при относительно невысоких концентрациях плазмы (~1012 см"3), не-
трименима при больших коїщентрациях в результате того, что в центре сеточной
ічейки возникает потенциальный горб (виртуальный катод), который дополнительно
)граничивает ток.
-
Впервые экспериментально установлено, что в рабочих режимах ПК на зави-;имости коэффициента распыления от квадрата энергии бомбардирующих ионов в юласти малых энергий существуют два участка с сильно различающимися наклонами, которые можно связать с распылением атомов Zr из-под адсорбированной пленки іезия и с островков непокрытого циркония.
-
Определены пороговые энергии распыления для чистого циркония (8-Ю эВ) і для циркония, покрытого пленкой цезия (20-23 эВ).
Научная и практическая значимость работы. В результате исследований полу-ген ряд новых сведений, существенных для понимания физических процессов в низ-:овольтных дуговых разрядах в плазменных ключах, уточнен важнейший параметр (иркониевого антиэмиссионного покрытия, определяющий срок службы ПК - порог іаспьіления, предложены и обоснованы рекомендации по эффективному способу по-ышения токов эмиссии ПК за счет развития поверхности катода, обеспечившие мо-уляцию токов до 15 А/см2.
Достоверность и надежность результатов обеспечена тщательной отработкой кспериментальных методик и увеличением их чувствительности, использованием езмасляного вакуума, многократным повторением измерений при хорошей их вос-роизводимости, совпадением полученных результатов с литературными данными и энными расчетов там, где такое сопоставление было возможно.
Защищаемые положения.
-
Развитие катода позволяет при рабочих давлениях цезия Pcs~1..3-10'2 Торр еализовать обрывный механизм гашения разряда в цезиевом плазменном ключе без иафрагмирования сетки уже при коэффициенте развития ~5, что значительно улуч-іает характеристики модуляции.
-
Обрыв тока в цезиевом плазменном ключе с большим коэффициентом развита катода в исследованных условиях не связан с возникновением плазменных неус-эйчивостей, а обусловлен дефицитом атомов и ионов в области сетка-анод из-за вы-
носа их электронным давлением и уменьшением электрической прозрачности сетки за счет соответствующего уменьшения концентрации плазмы.
-
Практически во всех режимах прохождения тока через сетку в плоскости ячейки сетки формируется потенциальный горб высотой до 1.5-2 кТс, что существенно меняет представления о характере переноса тока через сетку и методы его теоретического описания.
-
Наличие двух линейных участков на зависимости коэффициента ионного распыления циркониевого покрытия сетки от квадрата энергии бомбардирующих ионов в припороговой области обусловлено распылением атомов циркония из-под адсорбированной цезиевой пленки (порог 20-23 эВ) и со свободной поверхности (порог 8-10 эВ).
Апробация работы. Результаты работы докладывались на:
1. Space Technology and Applications International Forum (STAIF-99).
Albuquerque, February 1999;
-
XXXVIII неделя науки СПбГТУ, Санкт-Петербург, 6-11 декабря 1999г;
-
6-ой Международной научно-технической конференции студентов н аспирантов, Москва, 1-2 марта 2000г;
4. X конференции по физике газового разряда, Рязань, июнь 2000г.
Публикации.
По материалам диссертации опубликовано 6 работ, ссылки на которые приведены в конце автореферата.
Структура диссертации и ее содержание.
Структура работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и приложения. В конце третьей и четвертой глав приводятся основные выводы.
Во введении приводится краткий обзор общего состояния исследований ПК и моменту начала работы, рассматриваются методы повышения эффективности работы ПК и связанные с этим трудности. В соответствии с этим формулируются задачи диссертационного исследования.
Глава 1 представляет собой обзор литературы и состоит из двух частей. Первая часть посвящена физическим процессам в плазменных ключевых элементах, вторю рассматривает процессы ионного распыления в плазме.
Глава 2 посвящена рассмотрению использованных экспериментальных методик. Подробно описаны конструкции экспериментальных приборов (катод косвенной подогрева, плоскопараллельная геометрия электродов с расположением сетки в сере' дине межэлектродного промежутка, смена сетки в работающем приборе, конструкции зондов, которые располагались около середины областей катод-сетка и сетка-ано;
параллелыго электродам). Детально аналгоируется работа измерителыгой схемы для снятия разных характеристик разряда: анодных, зондовых, поджига, гашения и ад-сорбционно-десорбциошшх кривых. Для обеспечения максимальной стабильности температурного режима и высокой надежности регистрации был применен импульсный метод измерений с использованием двухканальных схем стробируемого интегрирования. Хорошая воспроизводимость исследуемых процессов от импульса к импульсу позволила фиксировать соответствующие характеристики в аналоговом виде с высоким коэффициентом подавлеїшя шумов. Рассмотрена также схема стробируемого зондового характериографа с временным разрешением 40 не, разработаїшая специально для исследования динамики разрядной плазмы при самопроизвольном обрыве гока. Проанализированы временные эпюры напряжений, поясняющие работу всей измерительной установки и возможности ее использования.
Рассмотрены методы определения параметров плазмы из зондовых ВАХ в условиях эксперимента. Параметры плазмы определялись по формулам бесстолкнови-гельного зонда: концентрация - из ионного тока насыщения, потенциал плазмы - из плавающего потенциала зонда, который находился экстраполяцией максвелловской части зондовой ВАХ к ионному току насыщения. Обсуждена корректность данных о распределении этих параметров по времени.
В конце главы рассматривается метод определения коэффициента и пороговых энергий ионного распыления материала сетки в плазменных ключах.
Глава 3 посвящена исследованию физических процессов в плазменном ключевом элементе с развитым катодом.
Первый раздел содержит информацию о выходных параметрах и параметрах /правления ПК, катод которого был сделан из платиновой фольги с коэффициентом развития 4.7.
В процессе эксперимента первоначально были подробно сняты ВАХ прибора ю всем рабочем диапазоне температур катода и давлений цезия (Pcs = (0.7...2.5)-10-2 Горр, Тк = 1100...1200 К, j„ =1...20 А/см2). На рис. 1 показано типичное семейство ЗАХ при постоянном давлении паров цезия и различных температурах катода, кото->ое иллюстрирует особенности прибора с сильным развитием катода. Во-первых, ;нимаемые с катода плотности тока насыщения при рабочих давлениях цезия относи-'ельно велики - порядка 10-15 А/см2 вместо 2-3 А/см2 для аналогичных приборов с ладким катодом [4]. Увеличение тока примерно соответствует коэффициенту развита поверхности (порядка 5). Во-вторых, ВАХ в нашем случае имеют иной вид, чем у фиборов с гладким катодом (рис. 1, пунктир): вертикальный участок, обязательный (ля последних, превращается в участок со значительным наклоном. Это объясняется
4, А/см2 15 Прибор с
гладанм катодом. ч
Тк=Ш0К
ТьК:
Рис. 1..
Вольтамперные характеристики разряда, P(i=8.6-103 Торр. Зависимость с индексом «Д» получена для диафрагмированной сетки.
тем, что при развитии катода основная часть эмитированных электронов поступает в полости между его боковыми стенками и для того, чтобы «вытянуть» их в разрядный промежуток требуется приложить большую разность потенциалов между анодом и катодом. Для диафрагмированной сетки наклон еще более увеличивается (зависимость с индексом «Д» на рис. 1).
Исследование эффективности управления показало, что минимальная амплитуда гасящего сеточного импульса Ucr при перемещении рабочей точки по ВАХ зависит только от величины модулируемого тока. При этом в области малых токов гасящее напряжение заметно выше, чем дом близких режимов ПК с гладким катодом, что обусловлено более высоким анодным напряжением на исследуемом приборе. В области больших плотностей тока картина оказалась обратной: на зависимости Ucr(j„) для развитого катода при достижении плотности тока 5-6 А/см2 наблюдается насыщение и даже уменьшение U/, тогда как для ПК с гладким катодом рост продолжается все время [2]. Такой характер зависимости Ucr(ja) обычно связан с переходом в область «обрывных» гашений [4]. Осциллограммы анодного тока подтвердили, что спустя 10-20 мке после подачи отрицательного импульса на сетку происходит запирание тока. Поскольку оказалось, что для перехода в режим обрывных гашений в рассматриваемых условиях не требуется диафрагмирования сетки, все последующие исследования проводились для сетки, диаметр которой был равен диаметру катода (10 мм).
Во втором разделе приводятся результаты зондовых измерений параметров плазмы ключа в проводящем состоянии, проведенные для всей рабочей области внешних параметров ключа. Типичные результаты для «средних» давлений и токої эмиссии приведены на рис. 2. Зависимость параметров от тока разряда (и напряжения) похожа на результаты для гладкого катода [6], но имеет и ряд отличительны? особенностей.
а)
б)
4..D
Ф„,н
%%. В
иа,в
Ч>-
_~-Л-«-
0 12 3 4 L,А/см
В,»
14. -з
ТелВ 1.0
П»Ш см" 1.0
0 12 3 4 Іа.Л/см'
г)
К С Л
*а
Рис. 2. ВАХ разряда (а) и параметры плазмы (б,в) в отмеченных на ВАХ точках. Р<і=8.0- 10 Торр, Т»= 1100 К; (г) - схематически показано распределение потенциала по зазору ПК.
В отличие от ПК с гладким катодом, где при минимальных разрядных токах концентрации в катодной и анодной областях невелики, как и барьер фп « кТ^ в плоскости сетки (рис. 26), для исследованного прибора гьл с самого начала велика и существенно превышает п<д (рис. 2в) так что велик и скачок потенциала «Ріг ~ кТ,.], запирающий электронный ток из анодной области в катодную (что связано с относительно большим уровнем хаотического тока в катодной области). По мере увеличения анодного напряжения (рис. 2а) температура электронов и концентрация плазмы в катодной области растут (за счет увеличения прикатодного барьера) быстрее, чем в анодной, пока концентрация не достигнет максимума. Дальнейший рост Tei приводит уже к уменьшению Пеі за счет роста электронного давления. Одновременно отрицательный сеточный барьер постепенно уменьшается и вскоре после достижения насыщения катодной концентрации меняет знак (рис. 26). После смены знака барьера Т& и Пег начинают расти быстрее и анодная концентрация «догоняет» катодную. Этот переход к предельной степени ионизации происходит в ПК с развитым катодом при
значительно меньших анодных токах, чем в случае гладкого катода, и именно это обстоятельство объясняет более раннее появление обрывных гашений на исследовавшемся приборе.
Наиболее существенное различие между плазмой ПК с гладким и развитым катодом заключается в практически полном отсутствии катодного пучка электронов в последнем случае. Электроны, эмиттируемые стенками, осциллируют между ними и полностью релаксируют ло энергии в катодных полостях, где и выделяется вся энергия, вносимая током в разряд, причем значительная ее часть уносится обратно на катод (ионами, электронами, излучением). В промежуток катод-сетка энергия, необходимая для генерации там ионов и образоваїшя плазмы, может подводиться только за счет электронной теплопроводности от плазмы полостей (именно поэтому наклонный участок ВАХ оказался таким пологим). Косвенно представленная картина подтверждается и тем, что для режимов, соответствующих разным полным токам эмиссии катода (разным Тк), параметры плазмы при одних и тех же анодных токах (и сильно различающихся анодных напряжениях) оказались очень близкими. Последний результат объясняет также, почему минимальная амплитуда гасящего импульса для исследованного прибора зависит главным образом от анодного тока, а не от величины тока эмиссии.
Такой механизм поддержания разряда оказывается менее эффективным, он требует большего суммарного напряжения, чем обычный, когда энергия электронного пучка выделяется в межэлекгродном промежутке катод-сетка. Это подтверждается сопоставлением с результатами, полученными в работе [4] для катода с развитием за счет фрезерования полостей шириной 0,5 мм при ширине перемычек тоже 0.5 мм и коэффициенте развития 2.5. Очевидно, что при такой геометрии развития половина энергии вносится катодным пучком непосредственно в промежуток катод - сетка. И хотя из-за малой эмиссионной способности катодного материала (окисленный молибден), полные токи были намного меньше и далеки от режимов обрывного гашения, дополнительное напряжение, требующееся в этом случае для снятия полной эмиссии из полостей, было намного меньшим - всего ~ 0.5... 1 В. Таким образом, есть основания ожидать, что и в режиме обрывного гашения можно существенно понизить анодное напряжение путем тщательной оптимизации геометрии развития, с вариацие? ширины торцов и полостей и глубины последних.
Третий раздел посвящен анализу процесса токопрохождения через сетку і приборе с развитым катодом на базе экспериментального материала, полученного прі исследовании параметров плазмы в проводящем состоянии ключа.
Считается общепризнанным, что токопрохождение через сетку в плазме хоро шо описывается моделью электрической прозрачности [6,7]. Согласно этой модели
при скачке потенциала (р^О (рис. 2г) плотность тока через сетку у, =а(— nv,cxp———»2v2), где a = fa - 2(r + L)]2/a2 - электрическая прозрачность
4 «;, 4
сетки, а - ее шаг, г - радиус витка, L - ширина лэнгмюровского слоя у витков.
Многочисленные зондовые измерения на ПК с гладким катодом показали, что рассчитанные по этой модели из параметров плазмы значешія плотности анодного гока ja удовлетворительно согласуются с измеренными на эксперименте. Некоторое расхождение (обычно менее, чем в 2-3 раза) приписывалось тому обстоятельству, что часть тока, которую невозможно измерить экспериментально, переносится через сетку катодным пучком электронов, а также неизбежным погрешностям определения параметров плазмы. Отсутствие катодного пучка на исследованном приборе и хоровая сходимость баланса тока на анодном барьере (в пределах 30%) заставили более фитически посмотреть на расхождение баланса тока на сетке. Типичный пример такого расхождения представлен в таблице 1.
Таблица 1. Рс,=8.4-103Торр,
В таблице приведены значения сеточного потенциала —Vci и -VC2, рассчитан-гые из параметров плазмы катодной и анодной области соответственно, которые беспечивают нужную ширину лэнгмюровского слоя при заданных параметрах плаз-1Ы и измеренном значении анодного тока. Действительный потенциал сетки состав-ял при этом —2 В, так что расхождение получается очень значительным и для одно-о, и для другого вариантов, особенно при возрасташш концентрации плазмы с током і обеих областях разряда.
Подобные результаты, получешгые практически для всех резкимов работы ПК, казывают, что должен существовать фактор, ограничивающий электронный ток из атодной области в анодную. Наиболее вероятной причиной такого ограничения яв-яется существование максимума потенциала («потенциального горба») <рт (рис. 2г) в чейке сетки, подобного тому, который имеет место в случае т.н. «объемных сеток» с олщиной порядка 1 мм и таким же размером ячейки, как и у мелкоструктурной сетки ЮО...200 мкм) [8]. В узком и длинном канале объемной сетки возникновение потен-иалыюго горба, затягивающего ионы из обеих разрядных областей в токовый канал,
является единственным возможным механизмом поддержания квазинейтральности плазмы и переноса тока [7]. Для мелкоструктурной сетки такой жесткой обусловленности нет, поэтому считалось, что виртуальный катод в ячейке мелкоструктурной сетки может возникать лишь при больших тянущих барьерах
4 кТл 4 кТл
Для определения фга необходимо строго решать уравнение Пуассона для реальной трехмерной геометрии ячейки с кинетическим рассмотрением движения ионов, что практически невозможно. Однако по экспериментальным результатам найти <рш сравнительно просто, если считать, что ширина лэнгмюровских слоев определяется концентрацией плазмы в «узком месте» токового канала,, которому и соответствует максимум потенциала, а электроны распределены по Больцману. Определенные таким самосогласованным образом значения <рт в зависимости от ja представлены на рис. 2а. Как видно из рисунка, высота горба получается достаточно большой - до 1.5кТе.
Таким образом, возникновение потенциального горба для электронов (соответственно потенциальной ямы для ионов) в середине ячейки следует рассматривать как общую закономерность для «узкого места» токопрохождения, в котором подвод ионов затруднен геометрически, (особенно при широких слоях), а отвод, наоборот, наиболее интенсивен. Потенциальный горб обеспечивает наиболее эффективный подвод ионов - из обеих областей разряда, а быстрый уход ионов (по сравнению с плоским электродом) делает возможным существование падения потенциала порядка кТе и более на малых расстояниях порядка размеров ячейки).
Четвертый раздел посвящен изучению обрывного гашения разряда. Обрывные гашения оказались наиболее стабильными в области давлений цезия порядка (7...8)-10'3 Торр. Высокая стабильность работы прибора позволила выполнить зондо-вые измерения параметров плазмы во время предобрывных колебаний и непосредственно перед обрывом. Параметры плазмы при обрыве тока уже исследовались в Cs-Вг ПК [9] и в цезиевых ПК с диафрагмированной сеткой [7], но в нервом случае измерялась лишь
интенсивность спектральных линий, а во втором обрыв был неустойчив , что не позволило получить нужную информацию.
На рис. 3 показаны типичные осциллограммы анодного напряжения, анодного и сеточного тока перед самопроизвольным обрывом, рабочая точка на ВАХ и параметры плазмы. Видно, что развитие предобрывных колебаний обусловлено уменьшением концентрации плазмы (особенно в прианодной области пд (рис. 36), где температура электронов Ти выше за счет выноса тяжелой компоненты (атомов и ионов) из разрядного промежутка с ростом электронного давления, которое возрастает почти в два раза после подачи сеточного импульса (рис. Зв). Действительно, уменьшение п^
Т.1-П,"
та-х, эВ ох у
5наЦза(»
3а^иЧи
Г) о
Д) «
п2-х.
2-Ю"
б) О
t,mkc t,mkc
Рис. 3. Временные зависимости плотности анодного тока, сеточного тока, анодного напряжених (а) и параметров плазмы при обрывном гашении разряда (6-е).
Pel-а, Рс2-х, 0J5
Торр в) О
х^
c*Pа
"Я
*х*
L-ЮІ СИ 5.0
4.5
,г е)
«хх^хххх* "*
снижает электрическую прозрачность сетки и уменьшает анодный ток, что, в свою очередь, вызывает рост анодного напряжения ключа из-за перераспределения напряжения анодного источника между ключом и анодной нагрузкой. Дополнительное напряжение увеличивает скачок потенциала
Глава 4 посвящена изучению ионного распыления сеточного покрытия при бомбардировке ионами из разрядной плазмы в приборе с гладким рениевым катодом и молибденовой сеткой с иодидным циркониевым покрытием. Диаметр электродов составлял 7 мм.
В первом разделе детально описываются особенности экспериментальной методики и обсуждаются полученные с ее помощью результаты по оценке коэффициентов к пороговых энергий распыления сеточного покрытия в рабочих условиях цезие-вого ПК.
В работе использована новая, впервые предложенная в [5] методика, позволяющая проводить исследование распыления в реальных режимах работы ПК и основанная на регистрации изменений термоэлектронной эмиссии катода ПК при поступлении на его поверхность распыленных с сетки частиц антиэмиссиошгого покрытия. Метод обладает высокой чувствительностью, поскольку даже малая доля монослоя адатомов способна вызвать существенное изменение эмиссии, которое в условиях низковольтного дугового разряда можно регистрировать непосредственно по его вольтамперной характеристике.
При исследовании процесса ионного распыления снимались семейства адсорб-ционно-десорбционных характеристик, представляющих собой изменение во времени тока термоэмиссии катода как при подаче на сетку импульсов отрицательного напряжения (т.е. в процессе адсорбции атомов циркония), так и после окончания ионной бомбардировки сетки (т.е. во время последующей их десорбции). Если считать, что эмиссия с покрытой цирконием части катода пренебрежимо мала, то относительное
изменение тока эмиссии ДІЛ,, пропорционально степени покрытия катода адатомами циркония, т.е. коэффициенту ионного распыления S. Это дает возможность оценить и значение коэффициента распыления S (при известной плотности бомбардирующего сетку ионного тока), и теплопу десорбции атомов Zr с поверхности катода (по экспериментально определенной постоянной времени десорбции при различных температурах). Зависимость коэффициента распыления от энергии бомбардирующих ионов, построенная в координатах
Полученные в [5] значения пороговой энергии распыления (~20..25 эВ) в 2-3 раза превышали значение теплоты сублимации циркония (7.6 эВ), что было объяснено «защитным» действием адсорбированной на поверхности сетки пленки Cs. Однако непосредственных экспериментальных доказательств отсутствия распьшения при энергиях, меньших, чем пороговая, в работе [5] приведено не было из-за недостаточной чувствительности измерительной методики. В настоящей работе удалось почти на порядок снизить порог обнаружения циркония на поверхности катода благодаря компенсации начального значения тока эмиссии Іо в измерительном тракте, который регистрировал только изменение эмиссионного тока во времени I(t). Подобное увеличение чувствительности метода позволило обнаружить, что ионное распыление в действительности имеет место и при энергиях ниже порога распыления, полученного
Рис. 4. Завасмости
А/
7" = Л*) <а> и 'о
^ = /(*) с
учетом разделения
двух процессов
распыления (б).
Т„=770 К,
Е,эВ
Рс=3.2.10-2 Торр, t„=1.2MC.
в [5]. При этом зависимость S=f(E) оказалась состоящей из двух участков с сильно различающимися наклонами (рис. 4а), что свидетельствует о наличии двух независимых процессов распыления с различными энергетическими порогами. Поскольку в энергетической области между двумя порогами может протекать лишь один из этих процессов, можно легко определить вклад каждого из них в измеренный коэффициент распыления и при больших энергиях (рис. 46). Подобный результат - наличие двух участков с разными наклонами в припороговой области зависимости S(E) - получался и ранее при исследовании ионного распыления в разрядной плазмедостаточно чувствительными методами [11,12]. В литературе было выдвинуто несколько возможных объяснений этого эффекта: наличие в разрядной плазме небольшого количества двух-зарядных ионов [13]; наличие на исследуемой поверхности равновесных (возобновляемых) пленок [11]; наличие молекулярных ионов в бомбардирующем потоке [14]. В цезиевой плазме ключевых элементов двухзарядные ионы отсутствуют (потенциал ионизации Cs*=3.9 эВ), а молекулярные ионы, присутствующие в очень малом количестве, ввиду большой массы не могут иметь порог распыления меньший, чем у атомарных ионов. Поэтому наиболее вероятной причиной появления двух наклонов на зависимости 4s = /() в рассматриваемых условиях следует считать наличие на поверхности сетки адсорбированной пленки Cs с высокой (9 « 1) степенью покрытия и связывать первый участок с распылением свободной от цезия части поверхности, а второй - с распылением подложки из-под адсорбированной пленки.
В пользу такой интерпретации говорит и независимость порогов распыления от положения рабочей точки на ВАХ.
Второй раздел посвящен исследованию влияния давления цезия и температуры сетки на зависимость коэффициента распыления от энергии бомбардирующих ионов.
Е,эВ
1а1Лп
-2 ..
PCs= 2-МО'Торр
О-Тс»770 К X -Тс=800 К +--Тс=820 К
а)
Е,эВ
Рис. 5. Зависимости
при изменении температуры сетки (а) и давления цезия (6).
Изменяя каждый из этих параметров, можно в определенных пределах менять равновесную степень покрытия сетки Cs. Поскольку во всех случаях степень покрытия 9 близка к единице при этом особенно заметно изменяется относительная доля свободной от адсорбата поверхности, пропорциональная (1-0). Это коррелирует с наблюдавшимся на опыте изменением наклона первого участка (рис. 5). В то же время доля поверхности, занятой адатомами цезия, меняется значительно слабее. Соответственно, и наклон второго участка не очень сильно зависит от указанных параметров. Описанный характер экспериментальных зависимостей подтверждает предложенную интерпретацию.
В Приложении приводится математическое обоснование метода адсорбцконно-десорбционных характеристик при работе в импульсном режиме.
Заключение и выводы
Основная задача повышения выходных характеристик плазменных ключей с полным сеточным управлением состоит в увеличении максимальных модулируемых токов при высокой эффективности управления без увеличения габаритов самих приборов и уменьшения их надежности. В диссертационной работе предложен и успешно реализован новый подход к решению этой задачи - переход к обрывным режимам сеточного гашения за счет значительного развития наиболее эффективного платинового катода и соответствующего увеличения его суммарной эмиссии.
Для решения поставленной в настоящей работе задачи разработаны, изготовлены и обследованы два лабораторных макета плазменных ключевых элементов - прибор с развитым катодом и специальный прибор для исследования ионного распыления материала сетки при работе ключа, которое особенно критично при модуляции больших плотностей токов. В процессе испытания приборов был вьтолнен большой объем чисто физических экспериментальных исследований, которые позволили не только обосновать перспективность предложенного метода увеличения выходных характеристик ПК, но и получить несколько принциниально новых физических результатов, важных для понимания процессов, протекающих в низковольтной дуге при работе ключа.
В результате исследований прибора с развитым платиновым катодом: - реализованы устойчивые режимы обрывного гашения без диафрагмирования сетки и осуществлена модуляция токов до 15 А/см2 и исследована эффективность сеточного гашения для таких режимов;
в широком диапазоне давлений цезия, токов эмиссии и анодных напряжений получены подробные данные о параметрах разрядной плазмы в проводящем состоянии ключа, продемонстрировавшие специфику плазмы ПК с развитым катодом и позволившие объяснить причину перехода к обрывным гашениям при относительно невысоких плотностях тока;
впервые проведены зондовые измерения (с временным разрешением 40 не) динамики параметров плазмы при самопроизвольных обрывах тока, позволившие установить, что в исследованных условиях обрыв тока связан с выносом тяжелой компоненты плазмы лз межэлсктродного промежутка электронным давлением и соответствующим уменьшением электрической прозрачности сетки;
сопоставление расчетных (по результатам зондовых измерений) балансов тока в плоскости сетки с измеренными анодными токами позволило установить, что в подавляющей части режимов, особенно при больших концентрациях и больших отрицательных потенциалах сетки в центре сеточной ячейки, куда подвод ионов наиболее затруднен, возникает виртуальный катод (горб потенциала) высотой ~ (1...2)кТе, который дополнительно офаничивает ток. через сетку. Поэтому модель «электрической прозрачности» удовлетворительно описывает прохождение тока лишь при невысоких концентрациях плазмы ~1012 см"3.
В результате исследования ионного распыления на приборе с циркониевым покрытием сетки
установлено наличие двух линейных участков на зависимости коэффициента распыления от квадрата энергии бомбардирующих ионов S(E2) в области припоршо-вых энергий;
показано, что участок с большим наклоном соответствует, вероятнее всего, распылению циркония из-под адсорбированного слоя атомов Cs, а участок с малым наклоном при минимальных энергиях - распылению свободной поверхности Zr;
определены пороги распыления в 23 эВ и 8 эВ для этих процессов.
Цитируемая литература
l.Grjaznov, G. М. and others. Thermionic inverter.// IAEA 1975 TCS Meeting, Eindhoven, 1975, p. 1-16.
2.Каплан В.Б., Макаров A.H., Марциновский A.M., Новиков А.Б., Сербии В.И., Циркель Б.И., Юрьев В.Г. Низковольтный высокотемпературный ключевой элемент нового типа для преобразования постоянного тока в переменный. Часть 1,П // ЖТФ 1977, т. 47, № 2, с. 274-296.
З.Кайбышев В. 3., Кузин Г. А., Влияние третьего электрода на обрыв тока низковольтной дуги. // ЖТФ, 1975, т. 45, № 2, с. 320-326.
-
Алексеев Н. И., Каплан В.Б., Марциновский A.M., Расулов Ф.Н. Исследование плазменных ключевых элементов с диафрагмированной сеткой. Ч. I. Эффективность сеточного управления. // ЖТФ, 1996, т. 66, № 12, с. 21-28..
-
Баньковский Н.Г., Марциновский A.M., Шигалев В.К., Распыление электродов при бомбардировке плазменными нонами.//12-я Международная конференция по взаимодействию ионов с поверхностью.: Материалы конференции 5-8 сентября 1995 г. -Звенингород, 1995, т.1, с. 116-117.
б.Бакшт Ф. Г., Каплан В. Б., Костин А. А., Марциновский А. М., Расулов Ф. Н., Свешникова Н. Н., Сербии В. И., Юрьев В .Г. Исследование стационарного проводящего состояния сеточного ключевого элемента. I и П. // ЖТФ, 1978, т. 48, № 11, с. 2273-2294.
7.Бакшт Ф. Г., Колосов Б.И., Костин А.А., Юрьев В.Г. Математическое моделирование процессов в низковольтном пучковс-нлазмениом разряде. / Энергоатомиз-дат, .Москва 1992, -2 И с.
8.Алексеев Н.И., Каплан В.Б., Марциновский А.А. Исследование физических процессов в плазменных ключевых элементах с крупноструктурной сеткой. 1 Стационарное проводящее состояние. // ЖТФ, 1992, т. 62, № 9, с. 70-83.
9.Babanin V.I., Kaplan V.B., Kolyshkin I.N., Kuznetsov V.l, Martsinovskii A.M., Mustafaev A.S., Sitnov V.I., Ender A. Ya. Optical investigations of the spontaneous extinction of the current knudsen arc discharge in Cs-Ba gas mixture. II J. de Physiqe Colloque C7, supplement au № 7, 1979, v. 40, p. 201-202.
lO.Langsberg E. Analysis of low-energy sputtering. II Phys. Rev. 1958, v. 111, № 1, p. 91-97.
11. Моргулис Н.Д., Тищенко В.Д. Исследование катодного распыления в лри-пороговой области I. // ЖЭТФ. 1956, т. 30, № 1 с. 54-59
12.Stuart R.V., Wehner G.K. Sputtering thresholds and displacement energies. II Phys. Rev. Letters. 1960, v. 4, Ks 8, p. 409-410.
13.Harrison D.E., Magnuson G.D. Sputtering thresholds. II Phys. Review. 1961, v. 122, №5, p. 1421-1430.
14.Yao Y., Hargitai Z., Albert M., Abridge R.G., Barnes A.V., Gilligan J.M., Pratt Ferguson В., Lupke. G., Gordon V.D., Tolk N.H., Tully J.C., Betz G., Husinsky W. New molecular collision interaction effect in low-energy sputtering. It Phys. Rev. Lett., 1998, v. 81, №4, p. 550-553.
Похожие диссертации на Физические процессы в плазменных ключевых элементах при высоких плотностях токов
