Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Вакуумно-дуговой разряд в источниках ускоренных ионов металлов 10
1.1. Механизмы ускорения ионов в вакуумно-дуговых разрядах 10
1.2. Особенности ускорения ионов в начальной стадии импульсного вакуумно-дугового разряда 23
1.3. Характеристики ионного пучка, сепарированного из сильноточного потока плазмы 25
Глава 2. Экспериментальная установка и методы диагностики 29
2.1. Описание установки 29
2.2. Характеристики разряда 32
2.3. Зондовые измерения 35
2.3.1. Ленгмюровский зонд 35
2.3.2. Эмиссионный зонд 42
2.3.3. Особенности работы зондов в некомпенсированных ионных пучках 45
2.4. Ионный энергоанализатор 47
2.4.1. Устройство и основные характеристики 47
2.4.2. Основные характеристики детектора частиц 49
2.4.3. Калибровка энергоанализатора 55
2.5. Выводы к главе 2 59
Глава 3. Динамика параметров плазменной струи импульсного вакуумно-дугового разряда 60
3.1. Зондовые измерения макроскопических параметров плазмы 60
3.2. Измерение энергетических спектров ионов в разряде 65
3.2.1. Спектры ионов в разных временных сечениях вакуумно-дугового разряда 66
3.2.2. Спектры ионов различных материалов 79
3.2.3. Исследование углового распределения энергий ионов 73
3.3. Обсуждение результатов 75
3.4. Выводы к главе 3 84
Глава 4. Пучки ускоренных ионов, сепарированных из плазмы импульсного вакуумно-дугового разряда 86
4.1. Зондовые измерения макроскопических параметры ускоренной плазмы 87
4.2. Измерение энергетических спектров ускоренных ионов 93
4.2.1. Спектры ионов в разных временных сечениях вакуумно-дугового разряда 95
4.2.2. Спектры ускоренных ионов в зависимости от различных параметров эксперимента 98
4.3. Обсуждение результатов 103
4.4. Выводы к главе 4 109
Заключение 110
Список использованной литературы 114
- Особенности ускорения ионов в начальной стадии импульсного вакуумно-дугового разряда
- Особенности работы зондов в некомпенсированных ионных пучках
- Калибровка энергоанализатора
- Спектры ионов различных материалов
Введение к работе
Актуальность проблемы. Вакуумно-дуговые источники потоков металлической плазмы уже свыше 30 лет являются предметом обширных исследований [1, 2], что обусловлено как фундаментальным характером процесса образования и ускорения плазмы в таких системах, так и их многочисленными технологическим применениями. В частности, плазма вакуумно-дугового разряда применяется в модификации поверхности изделий путем имплантации, создания перспективных космических двигателей [3-5], в ядерных исследованиях [6-8]. Важной характеристикой плазменного потока в вакуумной дуге является энергетический спектр ионной компоненты, определяющий, в частности, реакционные характеристики металлической плазмы при синтезе композитных покрытий; структуру пленок, формируемых на поверхности подложки из углеродной плазмы и т.д. Хорошее соответствие разработанных моделей экспериментальным данным получено для процессов образования и ускорения ионов в стационарных вакуумно-дуговых разрядах. Однако, в последнее время все более широкое применение находят импульсные вакуумно-дуговые источники плазменных потоков, для которых картина формирования пучков ускоренных ионов материала катода еще далека от завершения. В частности, важным вопросом, требующим дополнительного исследования, является наблюдаемое в экспериментах изменение в течение импульса зарядового состава и энергетического спектра ионной компоненты. Одной из наиболее перспективных и интенсивно развивающихся областей применения импульсных вакуумно-дуговых разрядов является создание на их основе технологических источников ускоренных пучков ионов металлов. Такие источники отличает простота конструкции, надежность, высокая интенсивность и большая апертура выходного ионного пучка, широкие функциональные возможности. Кроме того, сравнение источников ионных пучков, применяемых для модификации материалов,
показывает, что энергетические затраты в источниках на основе дуговых разрядов ниже по сравнению, например, с лазерными источниками. Рїменно высокая эффективность источников на основе дугового разряда обуславливает их преимущественное применение для технологий. Вместе с тем, особенности процесса сепарации и ускорения ионной компоненты с помощью сеточной системы в сильноточных импульсных ионных источниках изучены недостаточно.
В связи с вышеизложенным, представляется актуальным экспериментальное исследование особенностей процессов ускорения ионов как в нейтрализованной катодной струе так и в сепарированном ионной пучке обусловленных нестационарным характером импульсного вакуумно-дугового разряда.
Цель работы; установить основные характеристики процесса ускорения ионов в импульсном вакуумно-дуговом разряде. В частности, предполагается выяснить:
Динамику макроскопических параметров (концентрации, электронной температуры и плазменного потенциала) плазменного потока, а также ионных энергетических спектров на разных стадиях разряда и для различных материалов катода;
Особенности энергетических спектров ионных пучков, сепарированных из импульсного плазменного потока на различных стадиях разряда
Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые
Установлен временной ход в течение импульса основных макроскопических характеристик плазменного потока: температуры электронов, потенциала и концентрации плазмы - в импульсном вакуумно-дуговом разряде;
Получены энергетические спектры ионов катодного плазменного потока на разных стадиях импульсного разряда для набора материалов катода с различными электрофизическим свойствами;
Найдена угловая зависимость формы энергетических спектров ионов и показаны существенные различия вида спектров и углового распределения макроскопических параметров ионной компоненты (средней энергии и концентрации ионов) на различных стадиях разряда;
Выполнены прямые измерения энергетических спектров ионного пучка, сепарированного системой сеток из плазмы импульсного вакуумно-дугового разряда, и установлены особенности формы спектров на разных стадиях разряда, при разных значениях ускоряющего напряжения и амплитуды разрядного тока;
Показано, с помощью зондовых измерений, что в дрейфовом промежутке формируется объемный заряд ионов, который приводит к установлению однородного вдоль промежутка положительного потенциала величиной несколько сотен вольт;
На основе сопоставления полученных экспериментальных данных с результатами модельных расчетов предложен механизм, с помощью которого наблюдаемые эффекты можно объяснить действием объемного заряда сепарированного ионного пучка.
Содержание диссертации
Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка цитируемой литературы.
Во введение обосновывается актуальность, цель, научная новизна и практическая ценность работы. Излагается краткое содержание диссертации и формулируются выносимые на защиту научные положения.
В первой главе на основании анализа литературных данных рассматривается современное состояние исследований импульсных вакуумно-дуговых источников металлической плазмы. Приводится описание основных теоретических моделей, используемых для объяснения исследуемых явлений, и их недостатки. В конце главы формулируются основные задачи исследования.
Во второй главе рассмотрены конструктивные особенности и принципы функционирования экспериментального и диагностического оборудования, использовавшегося для исследований параметров плазмы импульсной вакуумной дуги. Подробно описаны методики измерения, и проведена калибровка описываемого оборудования.
В третьей главе представлены результаты исследований динамики параметров плазменной струи импульсного вакуумно-дугового разряда. На основе описанных в главе 2 зондовых методик были проведены измерения макроскопических параметров плазмы (концентрации электронов и ионов, плазменного потенциала, электронной температуры) для различных материалов катода. Основное внимание уделено изучению динамики энергетических спектров ионов. С помощью электростатического ионного энергоанализатора были получены энергетические распределения ионов по параметру s/Z (здесь Z - средний заряд ионов, т.е. без разделения по зарядовым состояниям) в различных временных сечениях пучка при разных параметрах эксперимента (материале катода, токе разряда, расстоянии до катода). Исследована угловая зависимость в пучке распределения ионов по энергиям.
В главе 4 исследованы параметры многокомпонентного (по зарядности ионов) пучка металлических ионов, сепарированного с помощью системы сеток из плазменной струи импульсного вакуумно-дугового разряда. С помощью зондовых методик показано, что в присутствии сепарирующего электрического поля в дрейфовом промежутке возникает объемный заряд, который влияет на энергетические характеристики ионного пучка. Представлены результаты прямых измерений энергетического спектра ускоренных ионов. На основе этих исследований предложен механизм формирования энергетического спектра в дрейфовом промежутке.
В заключении кратко приводятся основные результаты работы, обоснована достоверность результатов исследований, отмечается личный вклад автора.
Основные положения, выносимые на защиту:
1. В начальной, переходной, стадии импульсного вакуумно-дугового
разряда энергетические спектры ионов катодной струи имеют аналогичную
форму для материалов катода с различными электро- и теплофизическим
свойствами и характеризуются сравнительно высокими значениями наиболее
вероятной энергии em/Z, а также значительными «хвостами» ускоренных
ионов с энергиями до нескольких сотен электрон-вольт. На более поздней, квазистационарной, стадии величина zm/Z уменьшается и заметно
отличается для разных материалов катода. Сопоставление энергетических ионных спектров с данными зондовых измерений, показало, что наблюдаемые эффекты можно объяснить возникновением в начальной стадии разряда дополнительного (помимо первичного ускорения ионов в катодной микроструе) ускорительного механизма. Этот механизм может быть связан с повышенной плотностью плазмы в основании катодной макроструи, вследствие ее локализации вблизи инициирующего электрода в начальной стадии разряда. В результате расплывания основания макроструи из-за хаотического движения микропятен по поверхности катода на последующей, квазистационарной, стадии разряда плотность плазмы падает.
2. Направленная энергия ионов, сепарированных системой сеток из
импульсного вакуумно-дугового разряда, при ускоряющем напряжении Uacc
в диапазоне нескольких киловольт оказывается заметно ниже
«электростатического» значения zm/Z = eUacc, с увеличением Uасс энергия
приближается к этому значению; при этом ширина энергетического спектра оказывается существенно больше ширины исходного спектра. Механизм формирования энергетического спектра импульсного ионного пучка, может быть обусловлен действием нестационарного электрического поля объёмного заряда пучка, формирующегося при входе в дрейфовый промежуток.
Апробация работы
Результаты, представленные в диссертации докладывались и обсуждались на Международных и Российских конференциях, симпозиумах и научных семинарах: семинарах кафедры общей и космической физики Иркутского государственного университета (ИГУ, Иркутск); V Российском семинаре по диагностике плазмы (МИФИ, 2006); Международной конференция по ионным источникам (Jejudo, Корея, 2007); Конференции по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу (Звенигород, 2008); Международном симпозиуме по сильноточной электронике (Томск, 2008); Международном симпозиуме по разрядам и электрической изоляции в вакууме (Бухарест, 2008).
Результаты исследований изложены в 5 статьях, опубликованных в центральных и зарубежных журналах, и 8 докладах международных и российских симпозиумов и конференций. Список основных публикаций приведён в конце автореферата.
Личный вклад автора заключается в подготовке экспериментального оборудования и методов диагностики, проведении экспериментов, обработке и анализе результатов исследования, участии в обсуждении и формулировке основных выводов. Все результаты, составляющие научную новизну диссертации и выносимые на защиту, получены автором лично.
Особенности ускорения ионов в начальной стадии импульсного вакуумно-дугового разряда
Более сложной выглядит картина в импульсном вакуумно-дуговом разряде. Уже в ранних экспериментах в таком разряде, выполненных в 80-х годах прошлого века, было обнаружено существование нестационарных процессов, протекающих в начальной стадии импульсного разряда. В частности, в работе Брауна [60] в начале импульса разряда длительностью 250мкс наблюдался всплеск ионного тока, который примерно через 50мкс релаксировал к "плато". Также известно достаточно большое количество работ [61-64], где обнаружено, что в начале импульса зарядность ионов выше, чем в последующей квазистационарной части разряда. Обобщённые результаты исследований зарядового состава ионов в начальной стадии импульсного разряда для более чем 50 элементов, представлены в работе Андерса [65]. Вопрос о механизме генерации высокозарядных ионов в начале импульсного разряда до сих пор является предметом обсуждений. Так, в ранних работах группы Брауна [66] высказано предположение, что эффект повышенного заряда ионов на начальной стадии разряда объясняется высоким напряжением дуги и нестационарным поведением тока дуги на ранней стадии разряда. Однако, измерения параметров импульсного разряда, выполненные с высоким разрешением по времени показали, что это предположение не соответствует действительности [39]. В работе [67] высказано предположение, что эффект объясняется более высоким содержанием плазмы в катодной струе в начальной стадии разряда вследствие меньшей температуры катода. Наиболее обоснованно выглядит объяснение повышенной зарядности ионов в начале разряда в работах Кринберга [68, 69]. В этих работах было показано, что помимо первичной ионизации атомов материала катода в плазменных микроструях, генерируемых в пятнах на поверхности катода микронного масштаба, при последующем движении плазменной струи возникает дополнительная ионизация ионов. Этот процесс обусловлен тем, что в начальной стадии разряда катодные микропятна группируются вблизи области инициации разряда, вследствие чего оказывается мала площадь состоящего из группы этих микропятен катодного макропятна, испускающего катодную струю. Это, в свою очередь, приводит к высоким значениям электронной плотности и частоты ионизирующих столкновений в основании макроструи и, соответственно, высокой эффективности ионизации. При развитии разряда, микропятна вследствие хаотического движения по поверхности катода распределяются по большей площади.
Это приводит к увеличению начального сечения катодной макроструи и, соответственно, уменьшению плотности и частоты столкновений, что уменьшает эффективность ионизации. Отмечается, что такая зависимость зарядового состава от структуры катодных пятен может служить основой также для интерпретации роста заряда ионов при уменьшении длительности импульса тока дуги, наблюдаемого в ряде работ [70-72]. Согласно модели, предложенной Кринбергом, при малой длительности импульса катодное пятно не успевает разделиться на части и "расплыться" по поверхности катода в течение разряда. Вторым эффектом, наблюдаемым на начальной стадии импульсного разряда, является повышенная средняя энергия ионов в начале импульсного вакуумно-дугового разряда, которая наблюдалась в работах [73, 74]. В работе [59] также показано, что скорость ионов тантала в начале импульса дуги выше, чем в последующей стационарной части разряда. Авторы связывают уменьшение энергии и среднего заряда в течение разряда со взаимодействием ионов с нейтральными частицами (атомы, макрочастицы и капли катода, остаточный газ в разрядном промежутке), на которых происходит перезарядка и торможение ионов. Аналогичный эффект повышенной направленной скорости получен в работе [75] для ионов таллия. Авторами также отмечается, что влияние плазмы инициирующего электрода пренебрежимо мало, а, значит, вклад этой плазмы не объясняет описываемый эффект дополнительного ускорения. Авторы работы [73] меняли длительность импульса тока дуги и установили, что энергия ионов магния, усреднённая по разряду, растёт при уменьшении длительности импульса, откуда делается вывод, что в начале разряда энергия ионов больше, чем в последующей квазистационарной стадии. Результаты описанных исследований носят разрозненный характер и получены в разных экспериментальных условиях, что не позволяет однозначно определить физическую картину ускорения ионов в вакуумной дуге. Остается ряд вопросов, требующих экспериментального исследования. Во-первых, какие параметры импульсного плазменного потока меняются в течение вакуумно-дугового разряда. В частности, как меняется плазменный потенциал, электронная температура, концентрация ионов и электронов. Во-вторых, как в одинаковых экспериментальных условиях ведёт себя энергия ионов для материалов катода с разными электро- и теплофизическим свойствами. Решение этих задач позволит предложить единый механизм, объясняющий повышенный заряд ионов и их "аномальное" ускорение в начале импульсного вакуумно-дугового разряда. Таким образом, анализ литературных данных показывает, что, несмотря на многолетние исследования, процессы ускорения ионов в вакуумных разрядах требуют дальнейшего изучения, как в плане установления зависимости параметров ионных пучков от характеристик разряда, так и для выяснения возможных механизмов генерации и ускорения многозарядных ионов. Вакуумно-дуговые разряды в течение ряда лет широко используется в источниках пучков ускоренных металлических ионов, предназначенных для задач ионной имплантации (см., например [60, 76, 77]). Перспективным
Особенности работы зондов в некомпенсированных ионных пучках
В присутствии сепарирующего электрического поля плазма в дрейфовом промежутке перестаёт быть квазинейтральной. Как будет показано ниже, во всём диапазоне ускоряющих напряжений при положительном смещении на плоском ленгмюровским зонде регистрируется электронный ток, так что в сепарированном ионном потоке имеется заметная электронная компонента. Вид ВАХ зонда в этом случае отличается от наблюдаемого в квазинейтральной плазме (рисунок 2.14). Из рисунка 2.14 видно, что переходный участок слабо выражен, а на участок электронногонасыщения характеристика выходит только при положительном смещении несколько сотен вольт на зонде. Поэтому оценка электронной концентрации пе с помощью стандартной методики [88] по величине тока насыщения ВАХ, построенной в полулогарифмическом масштабе, даёт завышенные абсолютные значения концентрации пе. На рисунке 2.15 показаны типичные осциллограммы тока эмиссионного зонда, находящегося в некомпенсированном ионном пучке. Из рисунка видно, что в отличие от рассмотренного выше случая квазинейтральной плазмы, плавающий потенциал в некомпенсированном ионном пучке положителен. Этот же результат виден на ВАХ ленгмюровского зонда при сепарирующем напряжении (Uacc=7 кВ ) на рисунке 2.14, где зондовый ток становится нулевым при положительном U . Следует отметить некоторые особенности применение зондов в некомпенсированных ионных потоках. В присутствии сепарирующего электрического поля плазма в дрейфовом промежутке перестаёт быть квазинейтральной. Кроме того, в дрейфовом промежутке могут появиться вторичные электроны, возникшие из сеточной системы экстракции, а также, при взаимодействии ионного пучка с остаточным газом и с поверхностью зонда. Вид ВАХ зонда в таком пучке может существенно отличаться от аналогичной характеристики для катодной струи. И наконец, в силу раскомпенсации ионного пучка следует ожидать высоких положительных значений плазменного потенциала. Энергетический спектр ионной компоненты плазменной струи измерялся с использованием электростатического анализатора типа "плоское зеркало", схема которого показана на рисунке 2.16. Анализатор состоял из заземленной входной пластины из нержавеющей стали с двумя щелями (ширина щелей составляла dl — d2 = 1.5 мм и длина к1=И2=5мм ) и отклоняющей пластины, на которую подавалось напряжение положительное по знаку относительно первой. Во избежание отражения частиц от отклоняющей пластины, она была сделана в виде сетки с прозрачностью 0.8 и шагом ячейки равным 1 мм.
Позади выходной щели располагался детектор частиц -микроканальная пластина (МКП), характеристики которой будут описаны ниже. где d = 30 мм - расстояние между щелями, ос и Р угловой разброс анализируемого пучка в плоскости дисперсии и перпендикулярной ей плоскости, соответственно. Величину углового разброса можно оценить по формуле: диафрагмы до щели, которое составляло 5 см. Расчетное разрешение, даваемое анализатором данной конструкции, равно дЄ/Є 10%. В качестве регистратора ионов на выходе анализатора располагалась микроканальная пластина (МКП). МКП является удобным инструментом при исследовании импульсных ионных потоков, так как обладают хорошим временем усиления первичного сигнала 1 не, коэффициентом усиления до 105 и малым темновым током 10 п А/см2 . Также МКП обладает хорошей эффективностью регистрации ионов, которая практически не зависит от энергии регистрируемых ионов в диапазоне (0.05 -Ї- 2 кэВ) и слабо зависит от угла падения ионов (0 ч-15) [90]. Сразу после МКП располагался коллектор (рисунок 2.16), который фиксировал электронный выходной ток МКП. Этот ток регистрировался осциллографом. Входной электрод микроканальной пластины в эксперименте обычно находился под постоянным отрицательным потенциалом UMKn = 1400 -г- 1600J5 относительно выходного. Из литературных данных [90] известно, что с увеличением рабочего напряжения коэффициент усиления МКП вначале быстро растёт, затем его рост замедляется и наступает насыщение. Это явление обусловлено образованием большого пространственного заряда на выходе канала МКП, который искажает электрическое поле в канале и препятствует эмиссии вторичных электронов из стенки канала. Насыщение по коэффициенту усиления сопровождается искажением формы импульсов на выходе МКП. Поскольку в описываемых экспериментах сигнал анализатора изменялся в большом динамическом диапазоне величин, остановимся на этом эффекте подробнее. В МКП при больших сигналах происходит перераспределение потенциала по резистивному слою в выходной части каналов под действием бомбардировки высокоомного эмиттера потоком электронов. В результате этих процессов с увеличением входного сигнала нарушается пропорциональность зависимости 1вых = kl , работа МКП переходит в нелинейный режим, в котором коэффициент усиления уменьшается. На практике отклонение от линейной зависимости токов составляет 5-10% , если выполняется соотношение Iвых (0.05 + 0A)IKfCP=(0.05+ 0A)UA(CP/R , где R - сопротивление резистивного слоя канала, 1МСР - ток питания МКП [91] Описанная выше оценка линейности режима работы МКП рассчитана для стационарного случая, но в данной работе МКП используется для регистрации ионов импульсного вакуумно-дугового разряда. При работе МКП в импульсном режиме ограничение выходного сигнала определяется не величиной выходного тока, а суммарным зарядом сигнала с выхода пластины, что, в свою очередь, поднимает границу нарушения линейности указанного выше соотношения токов. В нашем случае 10% тока питания МКП составляет около ІмісА.
Из рисунка 2.24 видно, что ионный ток коллектора может превышать эту величину, поэтому для выяснения возможных искажений детектором выходного сигнала анализатора в данных экспериментальных условиях были проведены две серии измерений. Первая серия измерений проводилась с целью оценить границу уровня выходного сигнала, при которой начинает искажаться его амплитуда, т.е. оценить динамический диапазон линейности выходной характеристики МКП. В качестве источника частиц использовался исследуемый в работе импульсный вакуумно-дуговой разряд. Энергоанализатор находился напротив катода на расстоянии L = 250 мм . Параметры эксперимента: ток дуги Id =100 А , длительность импульса т = 200 мкс , материал катода Zr . Чтобы заведомо можно было вывести МКП в нелинейный режим измерения ионный пучок ускорялся вытягивающим напряжением Uacc. Изменяя напряжение питания UМСР , т.е. коэффициент усиления МКП, можно регулировать уровень выходного сигнала. С другой стороны, входной ток МКП можно регулировать с помощью вытягивающего напряжения Uacc. Для определения динамического диапазона линейности выходной характеристики МКП была построена зависимость ионного тока коллектора 1со1 от напряжения питания UMCP (рисунок 2.17). Из рисунка видно, что при вытягивающем напряжении Uacc =ЗкВ линейность кривой нарушается при 1со1 20 мкА . Аналогичный результат получен после уменьшения уровня входного сигнала (при Uacc =2кВ). Отсюда можно сделать вывод, что при разных уровнях входного сигнала насыщение МКП наступает, когда амплитуда ионного тока на коллекторе анализатора превысит указанную величину.
Калибровка энергоанализатора
Калибровка анализатора проводилась с помощью термоэлектронной пушки, которая представляла собой накаливаемую спираль, находящуюся под отрицательным потенциалом, задающим направленную энергию термоэлектронов. Электроны эмитировались со спирали и ускорялись до энергии 0.4 ч-1.6 кав системой электродов "спираль накала - заземлённый электрод". Для того, что бы экспериментально определить коэффициент а , характеризующий данный анализатор, была построена кривая (рисунок 2.21), где по оси абсцисс откладывалось напряжение на отклоняющей пластине Ua, соответствующее максимальному значению регистрируемого тока, а по оси ординат - энергия термоэлектронов eUb, где Ub— ускоряющее напряжение для электронов. Геометрический фактор о , характеризующий данный анализатор, есть тангенс угла наклона этой кривой, который равен 1.42 и с точностью 2.5% совпадает с расчетным (см. раздел 2.4.1.).
Оценка разрешения анализатора производилась по следующей схеме. При некотором фиксированном напряжении на спирали Ub , измерялся электронный ток 1е на выходе анализатора при различных напряжениях на отклоняющей пластине Uа . Затем строился энергетический спектр электронов, попавших на вход МКП. На следующем шаге, изменялось напряжение Ub, и процедура измерения повторялась. Таким образом, были получены калибровочные кривые Ucol(Ua) для различных энергий электронного пучка (рисунки 2.22 и 2.23). Здесь Ucol - уровень сигнала коллектора. Отношение ширины кривой на полувысоте к напряжению Um , соответствующему максимуму регистрируемого тока, составляет -10%. По рисункам можно ценить разрешение анализатора по энергии Ає / є . Здесь s = eUm - энергия настройки анализатора, соответствующая максимуму регистрируемого тока; а Ас - ширина спектра на полувысоте. Для всех энергий электронного пучка, получено разрешение Ає / s «10% , которое практически совпадает с расчетным (см. раздел 2.4.1.). Анализатор позволял регистрировать ионы с энергией є 4 кэВ , которая определялась из условия отсутствия пробоев внутри анализатора и зависит от его конструкции. Анализатор располагался в дрейфовой камере на оси плазменного пучка. Сигнал снимался с нагрузочного сопротивления Rm = 47кОм . Типичные осциллограммы сигнала с коллектора анализатора, показаны на рисунке 2.24. По осциллограммам в моменты времени tx и t2 строились "мгновенные" энергетические спектры, которые будут подробнее описаны экспериментальной части данной работы. Момент времени г, соответствует ионам, рождённым в начальной (переходной) стадии разряда, и вычислялся по формуле: иона, t0 - время нарастания тока (длительность переднего фронта сигнала тока дуги (см. рисунок 2.24а)). Момент времени t2 , соответствующий уровню "плато" сигнала тока дуги (квазистационарной стадии разряда), определялся выражением t2 — tl +100 мкс.
Были рассмотрены известные методики диагностики плазмы импульсного вакуумно-дугового разряда в экспериментальных условиях данной работы. С помощью плоского ленгмюровского зонда сделана оценка концентраций ионов nt и электронов пе . Эмиссионным зондом были проведены измерения плазменного потенциала ср . Показано, что ср почти не меняется в течение разряда. С помощью термоэлектронной пушки прокалиброван энергоанализатор, в результате чего оценены его разрешающая способность и геометрический фактор. Особое внимание уделено анализу особенностей работы детектора частиц (МКП), указан его диапазон рабочих параметров в данных экспериментальных условиях.
Спектры ионов различных материалов
В основе наших вычислений параметров плазмы вдоль оси межэлектродного промежутка использовалась модель со следующими условиями: 1. Проводились одномерные вычисления, которые учитывают эффекты в поперечном сечении плазменного потока. 2. Поперечная скорость, с которой расширяется плазменный поток относительно его оси, полагалась много меньше скорости распространения плазмы в сторону анода. 3. Параметры плазмы Те, V и j = I/S предполагались однородными в поперечном сечении потока. 4. Ионным давлением можно пренебречь по сравнению с электронным в силу неравенства ZTe »Т+. Таким образом, давление плазмы при данных условиях Р Ре. Чтобы упростить процедуру вычисления и учитывая относительно низкую электронную температуру в условиях данного эксперимента, будем считать ионный состав постоянным при расширении плазменного потока. Для исследования динамики параметров плазменных параметров вдоль потока плазмы были численно решены нестационарные уравнения (3.3), (3.4), (3.6) с учётом граничных условий Ne=NQ, Те=Т0, V = V0. Были использованы следующие входные данные: ток дуги Id, поперечное основание плазменного потока S0 и параметры плазмы прикатодной области, взятые из экспериментов. Граничные условия могут быть определены следующим образом. Известно, что скорость ионов, приобретённая ими в результате первичного газодинамического ускорения в микроструях катода, равна VQ иІ.5-104 м/с для Ті [59], отсюда начальная концентрация электронов, с учётом постоянства массы и заряда потока плазмы, определяется формулой N0=r\0I /(eVQS0), где г0«0.09 коэффициент ионной эрозии для Ті [98]. Граничная электронная температура в области слияния микроструй выбрана равной кТ0 =\эВ, при этом, контрольные расчеты показали, что результат слабо зависит от температуры электронов. Для моделирования начальной стадии быстрого роста разрядного тока, были решены нестационарные уравнения (3.3), (3.4), (3.6) численно методом крупных частиц с параметрами, близкими к наблюдаемым в эксперименте. В частности, начальный рост разрядного тока определялся формулой: где 10 -10 А — начальный ток, который учитывает разреженную предплазму, рождённую при инициации дуги и обеспечивающую замыкание разрядного тока в процессе расширения плазменной струи в межэлектродном промежутке.
Отметим, что контрольные расчеты показали слабую зависимость результатов вычислений от величины I0. Рисунок 3.12 - Распределение направленной энергии вдоль плазменного потока, полученное компьютерным моделированием для разных значений начального основания катодной макроструи В формуле (3.7) 1а=150А — максимальный ток в импульсе разряда, х = 25 мкс — характерное время нарастания тока дуги. На рисунке 3.12 показаны рассчитанные распределения средней энергии ионов вдоль оси разряда для нескольких значений площади начального основания катодной макроструи. Из рисунка видно, что для минимальной площади, энергия плазменного пучка растёт с увеличением расстояния от катода примерно в 1.4 раза, что неплохо согласуется с экспериментальными данными. При увеличении площади начального поперечного сечения (S0 -10 3см2) рост энергии уменьшается, и когда она достигает размера, сравнимого с площадью поверхности катода, (S0 = 3 -КГ1 см2), то энергия практически не растёт. Таким образом, численное моделирование показало, что малое поперечное сечение в основании катодной макроструи в начале импульсной вакуумной дуги даёт отмеченный выше дополнительный вклад в энергию ионов, которую они получили в результате первичного газодинамического ускорения в микроструях. Последующее увеличение основания поперечного сечения макроструи из-за расплывания микропятен по поверхности катода приводит к "выключению" механизма дополнительного ускорения. Механизм, описанный выше, может быть не единственной причиной повышенной скорости ионов в начале импульсной вакуумной дуги. Этот эффект может иметь место и непосредственно в микроструях катода из-за первичного газодинамического ускорения и эффекта, описанного Бейлисом, который показал, что скорость, приобретённая ионами в катодных микроструях, существенно зависит от, коэффициента эрозии катода [99]. Например, небольшое уменьшение этого параметра от ЮОмкг/К до 70мкг/К при токе дуги Jd=\00A приводит к росту скорости ионов меди в два раза: с 2 104 м/с до 4 104 м/с. При этом, как известно, скорость эрозии - зависящий от времени параметр, причем в начальной, искровой стадии, вакуумного разряда она несколько ниже, чем в последующей дуговой стадии [100]. Следовательно, предположение, что в начальной стадии разряда скорость эрозии катода меньше, в принципе, также может объяснить повышенную скорость ионов на этой стадии. Последующий переход разряда в квазистационарную стадию приводит к увеличению скорости эрозии, что, в свою очередь, ведёт к падению ионной скорости до типичных значений, наблюдаемых в экспериментах. Нужно подчеркнуть, что рассмотренные выше механизмы "аномального" ускорения ионов в начале импульса вакуумной дуги имеют гидродинамическую природу, а значит, распределение ионов по энергиям должен иметь равновесный, максвелловский вид. Однако, как отмечалось выше, характерной особенностью энергетических спектров в настоящих экспериментах является наличие значительных "хвостов" быстрых ионов с энергиями несколько сотен электрон-вольт. Кроме того, напомним, что наиболее вероятные энергии, отнесённые к заряду, e/Z для ионов различных материалов катода близки, как показано на рисунке 3.8а. Даже с учётом плазменных потенциалов (которые различны для этих материалов) это утверждение остаётся, в основном, справедливым.
Эти характерные особенности энергетического распределение ионов в начале импульса дуги позволяют предположить, что ионы приобретают дополнительное ускорение благодаря электрическому полю, которое возникает в начале импульсного разряда после описанного выше начального гидродинамического механизма в катодных микроструях. Причины образования самосогласованного электрического поля до сих пор не совсем ясны. Возможно, этот эффект объясняется эмиссией потока ускоренных электронов из фронта плазменной струи импульсной дуги, наблюдавшегося в работе [101]. Электронный поток, в основном, направлен вдоль нормали к поверхности катода, т.е. вдоль оси плазменного пучка. Эти убегающие электроны создают амбиполярное электрическое поле, которое в свою очередь ускоряет ионы из фронта плазменной струи. Последнее утверждение качественно согласуется с угловыми измерениями, представленными выше, где показано, что ионы с высоким энергиями, рождённые в начале импульса дуги, распространяются в пределах узкого телесного угла. В течение разряда распределения плотности ионов и средней энергии уширяются, в результате чего уменьшается поток ионов, движущихся вдоль оси, что приводит к уменьшению числа ионов, попавших во входное отверстие энергоанализатора, поэтому в эксперименте наблюдается резкое падение ионного тока анализатора (рисунок 3.6d-f). В настоящее время нет законченной теории, объясняющей ускорение ионов эффектом самосогласованного электрического поля, образованного плазменным потоком в импульсном вакуумно-дуговом разряде. Можно отметить только недавнюю работу Д. Шмелёва и С. Баренгольца [102], где они привели результаты компьютерного моделирования процесса аномального ускорения в искровой части вакуумного разряда. Ими показано, что это ускорение возникает из-за наличия сгустка плазмы в межэлектродном промежутке, где эволюция сильной электронной неустойчивости в течение
