Содержание к диссертации
Введение
1. Проблема ускорения ионов в катодных струях вакуумных разрядов 13
1.1 Скорость и зарядовый состав ионов плазмы катодной струи вакуумной дуги 13
1.2 Газодинамический механизм ускорения ионов в катодных микроструях 15
1.3 Проблема быстрых ионов в вакуумных искровых разрядах 24
2. Экспериментальная установка и методы диагностики 27
2.1. Описание установки 27
2.2. Электротехнические характеристики разряда 30
2.3. Ионный энергоанализатор и зондовые диагностики 37
3. Энергетические, зарядовые и массовые характеристики быстрых ионов во фронте катодной струи 48
3.1. Зависимость характеристик быстрых ионов от параметров разряда 48
3.2. Пространственные характеристики процесса ускорения ионов 54
3.3. Анализ экспериментальных результатов 65
4. Коллекторные измерения характеристик катодной плазменной струи 73
4.1. Времяпролетные измерения ионной компоненты 73
4.2. Зависимость скорости ионов и амплитуды ионного тока от параметров разряда 82
4.3. Измерение механического импульса катодной струи плазмы 90
5. Обсуждение возможных причин дополнительного ускорения ионов катодной плазменной струи 95
5.1. Ускорение основной ионной компоненты 95
5.2. Ускорение быстрой ионной компоненты 103
Заключение 110
Список литературы 114
- Газодинамический механизм ускорения ионов в катодных микроструях
- Ионный энергоанализатор и зондовые диагностики
- Пространственные характеристики процесса ускорения ионов
- Зависимость скорости ионов и амплитуды ионного тока от параметров разряда
Введение к работе
Вакуумные разряды, где плазмообразующим веществом является материал эродирующих электродов, являются предметом многочисленных исследований. Это связано, с одной стороны, с интересом к фундаментальным процессам, протекающим в вакуумных разрядах, а с другой - их различными приложениями. В частности, вакуумные разрядники находят широкое применение для коммутации сильноточных электрических цепей. Вакуумно-дуговые источники металлической плазмы используются в процессах нанесения покрытий в микроэлектронике и для улучшения характеристик поверхности, для обработки материалов, ионной имплантации и других задач. В последние годы на основе вакуумных разрядов были созданы источники для мощных ускорителей пучков многозарядных ионов металлов, применяемых в технологических целях, для задач медицины и в фундаментальных исследованиях.
Одним их наиболее интересных свойств вакуумного разряда является генерация катодных струй - потоков многозарядных ионов материала катода, движущихся в направлении анода, т.е. против приложенного электрического поля. Исследование характеристик этих потоков (зарядового состава и направленной скорости ионов, величины ионного тока и др.) и возможности управления ими путем варьирования параметров разряда представляет интерес для многих прикладных задач. К таким задачам относится, например, процесс нанесения вакуумно-дуговым методом алмазоподобных пленок, где с увеличением скорости ионов углерода улучшаются условия образования на поверхности подложки высокоупорядоченных структур атомов углерода. Возможность управления скоростью движения плазмы катодной струи представляет также интерес для создания вакуумных коммутаторов электрического тока с малым временем коммутации. Важность подобных исследований обусловлена также тем обстоятельством, что как
5 показали эксперименты, скорость и зарядовый состав ионов плазмы катодной струи вакуумной дуги практически не зависят от тока разряда (при токах менее 1 кА) и геометрии электродной системы.
Отметим также, что к настоящему времени можно считать, в основном, установленным механизм генерации и ускорения ионов в плазме вакуумного дугового разряда, однако, физика процессов, протекающих в искровом разряде с высокой скоростью нарастания тока, остается, во многом, невыясненной, В частности, до сих пор предметом обсуждения является механизм генерации кратковременных пучков ускоренных многозарядных ионов материала катода, регистрировавшихся еще в ранних экспериментах в высоковольтных искровых разрядах.
В связи с вышеизложенным, представляется актуальным экспериментальное исследование процессов ускорения ионов катодной струи в вакуумном искровом разряде, когда можно ожидать влияния эффектов, связанных как с нестационарным характером процессов в плазме катодной струи, так и с относительно высокими значениями амплитуды разрядного тока.
В данной работе приведены результаты экспериментальных исследований процессов ускорения ионов катодной струи в вакуумном искровом разряде. Особенностью экспериментальной установки была малая индуктивность разрядной цепи, что позволило получить высокие скорости
нарастания и амплитуду разрядного тока в диапазоне 10 -ПО А при относительно небольших напряжениях накопителя. В этих условиях можно было ожидать заметного увеличения скорости ионов, вследствие эффектов, связанных как с нестационарным характером процессов в плазме катодной струи, так и с относительно высокими значениями разрядного тока.
Цель работы: установить основные характеристики процесса ускорения ионов катодной струи в вакуумном искровом разряде с высокой скоростью
б нарастания тока для широкого диапазона изменения характеристик разряда: напряжения накопителя, амплитуды и скорости нарастания разрядного тока, геометрии межэлектродного промежутка. В частности, предполагается выяснить:
Особенности процесса генерации пучков быстрых ионов в начальной стадии горения разряда и зависимость их параметров от характеристик разряда,
Связь параметров быстрых ионов и основной ионной компоненты катодной плазменной струи,
Возможность управления скоростью катодной струи в широком диапазоне величин.
Для достижения поставленной цели необходимо выполнение в широком диапазоне изменения параметров разряда комплекса физических исследований, к основным из которых можно отнести следующие:
Измерение энергетических спектров быстрой ионной компоненты плазменной струи с использованием электростатического анализатора ионов.
Измерение локальных характеристик плазмы катодной струи с использованием ленгмюровских зондов.
Времяпролетные исследования скоростных и амплитудных характеристик катодной струи с помощью коллектора.
Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые:
Выявлены условия, определяющие появление пучков ускоренных ионов
материала катода в начальной стадии развития искрового разряда и
установлена связь их средней энергии с амплитудой и скоростью
нарастания тока разряда, а также длиной разрядного промежутка в
широком диапазоне изменения этих параметров.
Обнаружен эффект формирования области отрицательного объемного заряда, локализованной во фронте катодной плазменной струи, причем скорости движения этой области и пучков быстрых ионов оказались близки в широком диапазоне изменения параметров разряда.
Установлено наличие в катодной струе искрового разряда быстрой и медленной (основной) ионных компонент и получена зависимость токов и скоростей этих компонент от амплитуды разрядного тока в широком диапазоне его изменения.
Показано, что быструю компоненту можно отождествить с пучком ускоренных (многозарядных) ионов, генерируемым в начальной стадии разряда, и получена оценка полного числа ионов, достигающего 1013 частиц в импульсе, при среднем заряде, равном +9 для медного катода.
Обнаружено значительное возрастание (до шести раз по сравнению с дуговым разрядом) скорости основной части ионов катодной плазменной струи при увеличении амплитуды разрядного тока, причем эту зависимость удается объяснить предположением о сжатии катодной струи магнитным полем разрядного тока.
На защиту выносятся следующие научные положения:
Характер движения катодной плазменной струи вакуумного искрового разряда существенно зависит от параметров разряда. Когда скорость нарастания и амплитуда разрядного тока превышают некоторые пороговые значения, граница расширяющейся в межэлектродный промежуток катодной струи эмитирует пучок быстрых ионов материала катода, средняя энергия которых растет с увеличением амплитуды и скорости нарастания разрядного тока.
Эмиссия быстрых ионов наблюдается, начиная с некоторого минимального размера струи (2-КЗ мм ), их энергия, при фиксированной
8 скорости нарастания разрядного тока, линейно растет с увеличением длины межэлектродного промежутка.
Скорость основной ионной компоненты катодной струи также растет с увеличением амплитуды разрядного тока вплоть до величин, существенно (до шести раз) превышающих скорости, регистрируемые в вакуумных дугах.
Основные экспериментальные характеристики и быстрой, и основной ионных компонент катодной струи, в широком диапазоне разрядных токов удается объяснить предположением о сжатии плазмы собственным магнитным полем тока струи. В то же время, наличие во фронте струи движущейся области отрицательного пространственного заряда указывает на возможный механизм ускорения ионов электрическим полем этого заряда.
Научная и практическая значимость работы.
Полученные зависимости параметров пучков быстрых ионов, генерируемых в начальной стадии искрового разряда, от его характеристик представляют существенный вклад в создание общей картины ускорительных процессов, протекающих в вакуумных разрядах. Эти данные могут быть использованы при создании нового класса источников быстрых ионов металлов на основе вакуумных искровых разрядов, где отсутствует высоковольтная система электродов, а ускорение ионов происходит в самосогласованных электромагнитных полях.
Исследованный эффект дополнительного (по сравнению с дугой) ускорения ионов катодной струи искрового разряда, позволяет разработать источники ионов металлов с варьируемой в широком диапазоне скоростью, которые можно использовать в технологических процессах нанесения покрытий, обработки поверхностей и других приложениях.
Полученные экспериментальные свидетельства в пользу существенного влияния собственного магнитного поля катодной струи на движение плазмы указывают на единую природу процессов в сильноточных пинчах и
9 вакуумных искровых разрядах с относительно небольшим разрядным током 102+104Л. 4. Достаточно высокие значения потоков многозарядных ионов, полученные в низкоиндуктивном искровом разряде, позволяют считать его перспективным видом источника для первой ступени мощных ионных ускорителей.
Апробация работы. Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на Конференции по физике низкотемпературной плазмы (Петрозаводск, Россия, 1995); XIII Европейской конференции по атомной и молекулярной физике ионизированных газов (Попрад, Словакия, 1996); XVIII Симпозиуме по физике плазмы и плазменным технологиям (Прага, Чехия, 1997); II Всероссийской конференции по молекулярной физике неравновесных систем (Иваново, Россия, 2000); XIX-XXI Международных симпозиумах по разрядам и электрической изоляции в вакууме (Сиань, Китай, 2000; Тур, Франция, 2002; Ялта, Крым, 2004); VI Международной конференции «Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц» (Томск, 2002); IV Российском семинаре «Современные средства диагностики плазмы и их применение для контроля веществ и окружающей среды» (Москва, МИФИ, 2003); XXXI Звенигородской конференции по физике плазмы и УТС, (Звенигород, 2004).
Работа состоит из введения, пяти глав и заключения. Полный объем диссертации составляет 124 страницы, содержит 37 рисунков и 1 таблицу. Список цитируемой литературы включает 107 наименований.
В первой главе на основе литературных данных сделан обзор
«* экспериментальных исследований по измерению скорости ионов в
вакуумной дуге и искре. Кратко рассмотрены также наиболее известные
гидродинамические модели катодной плазменной струи. Отмечается, что
10 согласно современным представлениям, направленная скорость ионов, набираемая ими в результате расширения токонесущей плазменной микроструи в вакуум, не зависит от заряда ионной компоненты, тока разряда и длины разрядного промежутка, а является только функцией материала катода. Вместе с тем, есть экспериментальные данные, которые позволяют заключить, что существуют дополнительные механизмы ускорения ионов. В результате рассмотрения делается вывод о необходимости исследования условий появления и свойств этих механизмов.
Во второй главе диссертации описывается экспериментальная установка, и приводятся электротехнические параметры разряда. Рассматриваются особенности методики измерений параметров ионных пучков с использованием ленгмюровского зонда и электростатического анализатора типа «плоское зеркало». Поскольку основные результаты работы получены с помощью энергоанализатора, подробно описана его калибровка и сделан сравнительный анализ с основными времяпролетньши методиками.
В третьей главе представлены результаты измерений энергетических и пространственных характеристик ионной компоненты плазмы вакуумного искрового разряда. На основе этих исследований сделан вывод о существовании порогового значения скорости нарастания тока
/«3-10 А/с, при превышении которого появляется пучок дополнительно
ускоренных ионов, энергия которых зависит от параметров разряда. Установлено, что энергия ионов линейно зависит от длины межэлектродного промежутка, а скорость нарастания тока является параметром, характеризующим эффективность ускорительного механизма. В этой же главе показано, что во фронте катодной плазменной струи существует область отрицательного объемного заряда, скорость движения которой близка к скорости регистрируемых энергоанализатором высокоэнергичных ионов в широком диапазоне изменений параметров разряда.
В четвертой главе рассматриваются параметры катодной плазменной струи, полученные с помощью коллекторных измерений. Экспериментально установлено, что в плазменной струе существует две ионных компоненты: основная и быстрая. Представлены измерения скоростей и амплитуд обеих ионных компонент в широком диапазоне изменений параметров разряда. Показано, что с увеличением тока разряда скорость и амплитуда обеих ионных компонент растет, а скорости быстрой компоненты соответствуют скоростям высокоэнергичных ионов полученных в третьей главе. Далее представлены измерения полного импульса катодной плазменной струи с использованием баллистического маятника. В результате этих измерений выяснено, что удельный коэффициент эрозии в сильноточном вакуумном разряде близок к его значению для вакуумных дуг.
В пятой главе проведено сравнение полученных экспериментальных результатов с существующими теоретическими представлениями. В предположении, что происходит сжатие токонесущей плазменной струи, как целого, собственным магнитным полем (эффект «магнитного сопла»), сделана оценка скорости катодного струи, которая находится в удовлетворительном согласии с полученной экспериментально зависимостью направленной скорости ионов от тока разряда в широком диапазоне изменений параметров разряда. Для быстрой ионной компоненты проведен сравнительный анализ возможных механизмов дополнительного ускорения и установлено качественное согласие экспериментальных результатов с разработанными в последнее время теоретическими представлениями.
В заключении кратко приводятся основные результаты работы, обоснована достоверность результатов исследований, отмечается личный вклад автора.
Газодинамический механизм ускорения ионов в катодных микроструях
Обсудим теперь механизмы образования и ускорения ионов материала катода в вакуумных разрядах. Предполагается, что эти процессы в генерируемой катодом первичной плазменной струе имеют единую природу в искровых и дуговых типах разрядов, поскольку, как отмечено выше, в обоих случаях регистрируются близкие значения скорости плазмы, сходная слабая зависимость скорости от параметров разряда, а также близкий зарядовый состав катодной плазмы [18]. Несколько более высокие значения скорости плазмы и ионного заряда в вакуумной искре, как показано в работе [19] связаны, по-видимому, с меньшим размером основания катодной струи в этом случае.
Согласно современным представлениям плазма в вакуумном разряде образуется в микрообластях вблизи поверхности катода. Специфической особенностью этого процесса является быстрый фазовый переход материала катода из твердого в жидкое, газообразное и плазменное состояние. Переход происходит вследствие взрывной эмиссии с поверхности катода, протекающей в виде кратковременных (длительностью порядка 10 9с) выбросов плазменных струй микронного масштаба (эктонов) [20, 21]. Циклический процесс взрывной эмиссии носит самоподдерживающийся характер и обеспечивает генерацию катодной микроструи первичной высокоионизованной плазмы. В экспериментах, выполненных в последние годы с помощью оптической аппаратуры с высоким временным и пространственным разрешением, плазменные эмиссионные центры наблюдались в виде ярко светящихся областей вблизи поверхности катода, так называемых катодных микропятен, размером D менее 5 мкм и характерным временем жизни порядка нескольких наносекунд. Такое пятно генерирует микрострую катодной плазмы с протекающим через нее током в диапазоне 1 10 А и плотностью частиц достигающей (3-г 6)-10 см [22]. Микропятна являются фрагментами более крупных объектов -макропятен, размером несколько десятых долей миллиметра, (см., например, [23,24]). Ток, протекающий через макропятно, лежит в диапазоне 20 -200 А, вследствие слияния отдельных микроструй в макроскопический плазменный поток на расстоянии г 100 мкм от поверхности катода. Хотя макропятна уже долгое время являются объектом исследования, процесс слияния микроструй, изучен весьма слабо. Лишь в последнее время появились работы, посвященные этому вопросу [25]. При достаточно больших токах дуги 200 500 А, макропятна на катоде существуют в виде групп размером 1 — 3 мм [23,24], генерирующих плазму в виде набора нескольких катодных потоков. На рис. 1.1 схематично изображена структура катодной плазменной струи вакуумного разряда с протяженным межэлектродным промежутком. В отличие от стационарных вакуумных дуг, в импульсных разрядах малой длительности образование и движение катодных пятен характеризуется широким диапазоном временных и пространственных масштабов [23, 26-28]. Так, авторы работ [29, 30] наблюдали в импульсном разряде с током 1 - 3 кА и длительностью около 1 мкс существование только одного катодного макропятна. Из вышеизложенного ясно, что структура катодной струи определяется временными параметрами разряда и его током, и в зависимости от этого ее поперечный размер в окрестности катода D изменятся на несколько порядков величины. Рассмотрим теперь механизм, устанавливающий в катодной струе наблюдаемый в эксперименте зарядовый состав и скорости ионных компонент. Существуют различные точки зрения относительно области, где, в основном происходят эти процессы: 1) на самой ранней стадии образования микроструи вследствие взрывной эмиссии, в субмикронной области очень плотной неидеальной плазмы или даже газа металлической плотности [31, 32]; 2) в образующейся на более поздней стадии микроструе микронного масштаба, где имеет место гидродинамическое течение столкновительной идеальной плазмы [33-39]. 3) основное ускорение ионов, образовавшихся в непосредственной близости к поверхности катода, на расстоянии порядка одного микрона, происходит при последующем расширении плазмы в области бесстолкновительного течения плазмы [3, 4, 40].
Естественно ожидать, что механизм ускорения ионов будет различным в разных интервалах плотности частиц, В первом случае предполагается, что основное ускорение происходит за счет энерговыделения в области гидродинамического и электромагнитного разрывов, формирующихся в процессе фазовых переходов вещества [31, 32]. Во втором случае считается, что квазинейтральная плазменная струя ускоряется газодинамическим механизмом под действием градиента давления, поддерживаемого джоулевым нагревом вследствие протекания тока [33-39]. В третьем случае полагается, что на этапе бесстолкновительного движения плазмы имеет место независимое ускорение ионов разного заряда под действием направленного к аноду электрического поля, которое может возникать в некоторой части межэлектродного промежутка как следствие образования между анодом и катодом «горба» потенциала [3, 4, 40]. Поэтому скорость ионов с одинаковой массой т, но разной зарядностью Zk будет равна где дФ - высота «горба».
Для выяснения адекватности теоретических моделей сравним результаты расчетов с данными эксперимента. Большинство теоретических работ посвящено исследованию в гидродинамическом приближении процесса расширения в вакуум плазме катодной струи с конкретным типом ионов, определяемым материалом катода, в качестве которого обычно выбирается медь. Отметим, в частности, недавнюю работу [41], где проведены наиболее детальные двумерные расчеты процесса расширения в вакуум катодной струи, генерируемой медным катодом, с учетом образования многократных ионов. Граничные параметры для расчетной области гидродинамического течения плазмы (ток струи, размер основания струи D) здесь взяты из эктонной модели эмиссионного центра [42].
В наиболее общей постановке задача расширения в вакуум струи токонесущей плазмы с заданными параметрами ионной компоненты: массой т; и средним зарядом Z,- была решена в работах [36, 43]. Было показано, что пространственные распределения параметров потока однозначно определяются заданием величины разрядного тока 1е и диаметра основания струи D (размера эмиссионного центра) с учетом известного из измерений для широкого диапазона токов и типов материала катода отношения электронного и ионного токов у = 1е/1; я 10.
В модельных расчетах предполагается, что в при катодной области, плазма вакуумной дуги существует в виде набора отдельных микроструй, вытекающих из микропятен. В микроструе происходят несколько процессов.
Ионный энергоанализатор и зондовые диагностики
Для данного значения UAt разные виды ионов, достигающие детектора, регистрируются как отдельные всплески тока. Момент регистрации этих всплесков характеризуется значениями /л/z, а площади этих всплесков определяются соответствующим количеством ионов. Поскольку амплитуда регистрируемых сигналов имела значительный разброс в различных выстрелах, достигавший 30% при заданном U А и неизменных параметрах разряда, производилось усреднение результатов по 12 выстрелам. Изменяя UА от некоторого UА min до UА max, можно найти распределение по энергии для каждого вида ионов dNijd6i (где Nt - площадь регистрируемого сигнала для данного значения ju/z).
В качестве регистратора ионов на выходе анализатора располагалась микроканальная пластина (МКП) с усилителем. МКП является удобным инструментом при исследовании импульсных ионных потоков, так как обладают хорошим временем усиления первичного сигнала 1нс, коэффициентом усиления до 10 и малым темновым током 10 А/см . Также МКП обладает хорошей эффективностью регистрации ионов, которая практически не зависит от энергии регистрируемых ионов (0.05 -5- 20 кэв) и слабо зависит от угла падения ионов [65]. Для проведения амплитудных измерений импульсных ионных потоков была проведена калибровка пластины импульсным электронным пучком, которая показала, что диапазон линейности усиления сигнала ограничен величиной суммарной поверхностной плотности выходного заряда, составляющей около 4-10 Кл/см [65-68]. При выполнении измерений чувствительность пластины контролировалась напряжением питания и задавалась таким образом, чтобы сигнал находился в линейном диапазоне. Применение времяпролетного метода с использованием электростатического анализатора ограничено выполнением условия, чтобы время пролета ионов было значительно больше, чем время их генерации (T»Tgm). Времяпролетный метод с использованием электростатического анализатора ионов позволяет выделить из плазменного потока, генерируемого в течение всего времени разряда, группу ионов с заданной энергией ., и получить распределение этой выделенной группы ионов по параметру ju/z. Изменяя напряжение на анализаторе можно получить распределение по энергии ионов с заданной величиной ju/z, т.е. получить информацию об энергетическом составе всех компонент плазменной струи. Ленгмюровский зонд. Диагностическое оборудование для измерения локальных характеристик плазмы состояло из двух цилиндрических ленгмюровских зондов (см. рис.2.10) [62,69,70]. Зонды были ориентированы перпендикулярно к оси разряда и располагались непосредственно за анодной сеткой для того, чтобы уменьшить влияние зондов на плазменную струю и снизить уровень электромагнитной наводки, а также избежать эрозии зондов ионами плазмы. Зонды был сделаны из вольфрамовой проволочки диаметром 0.1 лш и длиной 5 мм, и защищены от электромагнитных наводок и напыления материалом катода заземленным металлическим экраном. Первый зонд помещался сразу за анодной сеткой на расстоянии 0.5 мм от нее, второй на расстоянии 5.5 мм. Для измерения локальных характеристик плазмы зонды работали в двух режимах: 1 - измерение ионного тока насыщения, 2 - измерение потенциала плазмы. В первом режиме зонд находится под отрицательным потенциалом таким, что - е(р » kTe, то есть электроны практически не попадают на зонд, в то время как все ионы, приходящие на границу слоя пространственного заряда в направлении зонда, поглощаются им. В этом случае ток на зонд будет соответствовать ионному току насыщения / =n(eSVit где ni плотность ионов, S - площадь зонда, е - заряд электрона, Vt скорость ионов. Из этого соотношения видно, что сигнал с зонда пропорционален плотности плазмы и скорости ионов. Таким образом, использование Ленгмюровского зонда в описываемом режиме позволяет установить временные характеристики ионного потока. Для измерения ионного тока насыщения необходимо, чтобы входное сопротивление измерительной цепи было значительно меньше сопротивления перехода зонд-плазма. С другой стороны, при слишком малом входном сопротивлении уровень сигнала будет недостаточным для его регистрации, поэтому входное сопротивление подбиралось экспериментально. В режиме измерения потенциала плазмы, полный ток в цепи зонда равен нулю. При этом в единицу времени на поверхность зонда поступают одинаковые количества ионов и электронов, и зонд находится под плавающим потенциалом Vs, отрицательным по отношению к невозмущенной плазме. Плавающий потенциал V, определяется температурой электронов е р& кТе. Тем самым измерения в режиме плавающего потенциала позволяют установить динамику электронного нагрева.
Для измерения величины плавающего потенциала необходимо, что бы входное сопротивление измерительной цепи было значительно больше сопротивления перехода зонд-плазма. Высокий уровень электромагнитных наводок не позволял сделать большое входное сопротивление регистрирующей цепи, и оно подбиралось из условия сохранения правильной формы сигнала и устойчивого выделения сигнала на фоне помех. Величина плавающего потенциала определялась исходя из экспериментальных данных и параметров измерительной цепи.
Пространственные характеристики процесса ускорения ионов
Рассмотрим пространственные характеристики процесса ускорения ионов в импульсном вакуумном разряде. Результаты исследований представленные в разделе 3.2. позволяют сделать следующие выводы: 1. изучаемый механизм ускорения ионов начинает действовать на некотором макроскопическом расстоянии от катода, составляющем около 2-І-Змм, т.е. ускорение ионов происходит не в прикатодной области (катодном пятне), а в объеме катодной плазменной струи; 2. средняя энергия ионов линейно зависит от длины межэлектродного промежутка при фиксированной скорости нарастания тока; 3. максимальная скорость нарастания тока является параметром, от которого зависит коэффициент пропорциональности dsjdl между средней энергией регистрируемых частиц и длиной межэлектродного промежутка, т.е. эффективность ускорительного механизма; 4. с увеличением скорости нарастания тока эффективность ускорения растет, так что при dljdt = 6-109 А/с достигает значения dSj/dl = 1370 эВ/мм. Примечательно, что в работах [51-53] расстояние межэлектродного промежутка было также большим: 6 -г 20 мм. Исследования с использованием ленгмюровского зонда, работающего в режиме измерения ионного тока насыщения показали, что в момент значительного возрастания тока разряда фронт плазменной струи достигает анода. Скорость движения фронта катодной плазменной струи изменяется в широком диапазоне значений и контролируется внешними параметрами цепи. Из этих же измерений видно, что скорость движения фронта плазменной струи близка к средней скорости ускоренных ионов, полученной в исследованиях с использованием энергоанализатора. Учитывая, что ускорительный процесс стартует в момент, когда скорость нарастания тока достигает своего максимального значения, можно сделать вывод о том, что ускорение ионов происходит во фронте плазменной струи.
Измерения зондом в режиме плавающего потенциала показали, что во фронте плазменной струи формируется область отрицательного объемного заряда. Скорость движения этой области близка к средней скорости ускоренных ионов во всем диапазоне параметров разряда. С увеличением скорости движения области отрицательного заряда, ее временная длина уменьшается, подобно тому, как уменьшалась с увеличением энергии ионов длительность ионных сигналов в измерениях энергоанализатором. Размер области отрицательного объемного заряда S &Vburst &t слабо меняется и практически не зависит от параметров разряда. Можно предположить, что ионы увлекаются полем отрицательного пространственного заряда и двигаются в области объемного заряда вплоть до анода. В частности, отсутствие ускорения при малой длине разрядного промежутка можно объяснить тем, что отсутствует возможность для формирования области объемного заряда, так как длина разрядного промежутка / меньше размера этой области S.
Из рис.3.9 и рис.3.10 видно, что форма области объемного заряда значительно изменяется в процессе ее движения. Это означает, что различные части этой области двигаются с разными скоростями и ионы, увлекаемые пространственным зарядом, перемещаются с соответствующими разными скоростями. Изменением формы области объемного заряда при изменении параметров разряда можно объяснить наблюдаемую широкую дисперсию ионов по энергии.
Проведенные измерения позволяют оценить характерный размер области генерации ионов и длину катодного факела к моменту генерации. Генерация ионов происходит в течение 50 4-100 не через 300-г-400 «с после начала разряда. Считая, что скорость катодного потока составляет 1.5-106 см/с, длину катодного факела, в момент генерации, можно оценить как 4 т- 6 мм. Пространственный размер области генерации соответственно составляет 1 + 2 мм. Таким образом, можно сделать вывод о том, что генерация ионов происходит до момента перекрытия катодным факелом межэлектродного промежутка.
Как было показано в предыдущей главе в импульсной вакуумной катодной струе существуют ускоренные ионы, энергия которых зависит от параметров разряда и длины разрядного промежутка. В этой главе рассматриваются параметры катодной струи, полученные по времяпролетным измерениям с плоским коллектором. Оценивается доля ускоренных ионов в полном потоке и ее зависимость от параметров разряда. Определяется полный импульс катодной струи с использованием баллистического маятника и его зависимость от тока разряда.
Для проведения данной серии исследований, были сделаны изменения в экспериментальной установке (рис.4.1). Система электродов вакуумной камеры состояла из медного катода в виде иглы диаметром 1 мм и конусного медного анода с отверстием в центре диаметром 2 мм (рис.2.2а).
В отличие от измерений, представленных в главе 3, была изменена вакуумная система. Для обеспечения более высокого уровня вакуума, принимая во внимание большие длины пролета ионов, и для корректной регистрации количественных характеристик ионных потоков с высоким средним зарядом, диффузионный насос был заменен на магниторазрядный Норд-100, что позволило обеспечить уровень вакуума в разрядной камере не хуже (5 -ь 8) 10"6 7Ър и отсутствие в ней паров масла. Это необходимо, чтобы исключить влияние давления остаточных газов на зарядовый состав плазмы, которое, как было показано в работе [78], при давлении выше Р \0 6 Торр понижает содержание высокозарядных ионов.
Зависимость скорости ионов и амплитуды ионного тока от параметров разряда
Известно, что первичное ускорение ионов происходит в катодном пятне. Мы предполагаем, что они ускоряются также и в течение их движения по направлению к аноду, т.е. вне катодного пятна. Поскольку основная часть тока разряда замыкается, очевидно, через анод, то естественно предположить, что дополнительное ускорение происходит в промежутке катод-анод. Межэлектродный промежуток {1-9 мм) составлял малую часть (от 10 % до 1%) от полного пути ионов от места генерации до коллектора, который в ходе экспериментов изменялся в пределах L = 10-5-98см. С этой же точностью можно считать поверхность катода за точку старта ионов и использовать расстояние от катода до коллектора как полную длину пути ионов для времяпролетных измерений. Задержка между максимумом ионного сигнала на коллекторе и максимумом тока в первом полупериоде определяет время Ts, за которое, ионы пролетели расстояние L. Таким образом, относительная погрешность времяпролетных измерений скорости медленных ионов складывается из величины отношения времени генерации ионов к времени пролета &TS/TS И статистического разброса по серии «выстрелов».
Оценим погрешности для трех расстояний. Как видно на рис.4.2 и рис.4.3, с ростом амплитуды разрядного тока время пролета ионов уменьшается. Длительность первого полупериода тока разряда практически не меняется и составляет » 1.4 мкс, что приводит к уменьшению точности с ростом амплитуды тока разряда. Таким образом, отношение ATS/TS, для медленной ионной компоненты составляло, в среднем, 0.45, 0.2 и 0.05 для базы пролета 10, 36, и 98 см, соответственно.
Как видно из приведенных оценок, данные о скоростях медленных ионов, при длине пролета 10 см, имеют среднюю погрешность около 50%, что не позволяет сделать количественные оценки. Для других длин пролета ошибка в определении скоростных характеристик медленной ионной компоненты находится в разумных пределах.
Рассмотрим теперь погрешность измерений скоростей быстрых ионов. Задержка между первым пиком сигнала на коллекторе и моментом старта быстрых ионов определяет время Ту, за которое они пролетели дрейфовый промежуток длиной L. Как будет показано ниже, быстрая ионная компонента соответствует ускоренным ионам, описанным в предыдущей главе. Там было установлено, что генерация ускоренных ионов происходит в первой четверти периода колебаний разрядного тока длительностью Г/4 «0.5 мкс, вблизи максимума скорости нарастания тока, поэтому разброс скоростей определяется неточностью привязки момента старта ионов дГу «0.5 мкс, а также, естественно, статистическим разбросом по серии измерений. Таким образом, погрешность измерения скоростных характеристик быстрой ионной компоненты определяется величиной отношения Д Tf JTf . Как видно на рис.4.2 и рис.4.3, с ростом амплитуды тока разряда, скорость быстрой группы ионов увеличивается, что приводит к увеличению погрешности в измерении скоростей при неизменном расстоянии от катода до коллектора L. Оценим ошибку в определении скоростей быстрых ионов. Как можно видеть из рис.4.2г и рисАЗг при длине пролета 98 см амплитуда пика соответствующая быстрым ионам находится ниже уровня порога регистрации. Для базы пролета 36 см, величина отношения дГу/7"у, для быстрой ионной компоненты составляет, в среднем, 0.2. При длине пролета 10 см средняя погрешность в определении скорости составляла 50%, что не позволяло измерить скорость быстрой ионной компоненты с разумной точностью. Таким образом, при базе пролета 10 см, измерения позволяют сделать вывод лишь об относительной доле быстрых и медленных ионов вблизи области генерации, вследствие того, что погрешность в измерении скорости для обоих ионных компонент составляет около 50%. При длине дрейфового промежутка 36 см, измерения амплитудных и скоростных характеристик ионных потоков позволяют получить данные о скоростях и относительной доле быстрой и медленной ионной компоненты, а также оценить ионный ток каждой компоненты количественно. Амплитуда быстрых ионов находится, как правило, ниже порога регистрации, при длине дрейфового промежутка 9$ см, поэтому для этой длины пролета можно получить данные о скорости ионов и амплитуды ионного тока только для медленной компоненты. С помощью коллекторных измерений можно получить также данные об абсолютных значениях ионных потоков. В нашем случае следует принять во внимание, что перед коллектором установлены две сетки с геометрической прозрачностью 0.5. Таким образом, каждая сетка уменьшает поток ионов на коллектор как минимум в два раза. Рассмотрим зависимость скорости ионных потоков на коллектор от длины пролета и тока разряда. На рис.4.2 и рис.4.3 видно, что на длине пролета 10 см сигналы для медленной и быстрой ионной компоненты представляют собой отдельные пики. С увеличением длины дрейфового промежутка происходит расплывание пиков из-за дисперсии скоростей. Вследствие этого, на базе пролета 98см, быстрые ионы наблюдаются как подножие пика медленных ионов уровень которого, близок к порогу регистрации. 4.2 Зависимость скорости ионов и амплитуды ионного тока от параметров разряда Рассмотрим скорости быстрых ионов и сравним их со скоростями ускоренных ионов, представленными в главе 3 по результатам измерений с использованием анализатора. На рис.4.4 показана зависимость скорости быстрой ионной компоненты от тока разряда на базе пролета 36 см. На этом же рисунке представлена зависимость скорости многозарядных ионов от тока разряда полученная путем обработки экспериментальных данных работы [81 -83], а также зависимость скорости ионов от тока разряда представленная в главе 3. Как видно из рисунка, зависимости близки друг к другу с удовлетворительной точностью в широком диапазоне изменений токов разряда, что позволяет сделать вывод о сходных механизмах ускорения этих ионов. Рассмотрим зависимость амплитуды токов быстрой ионной компоненты от тока разряда. На рис.4.5 представлена зависимость амплитуды тока быстрых ионов от тока разряда, при длине пролета 1 ОСЛІ и 36 см. Видно, что с увеличением базы пролета , амплитуда токов падает, примерно, как 1/L2, При фиксированной длине пролета ионный ток на коллектор возрастает существенно быстрее амплитуды тока разряда.
