Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Основные результаты исследований тлеющих разрядов с осциллирующими электронами 12
1.1. Область и количественная мера эффекта полого катода 12
1.2. Энергетический спектр электронов, оптические характеристики, влияние температуры катода и неравновесность разрядной плазмы 30
1.3. Вторичные процессы возбуждения и ионизации в разряде и в послесвечении, влияние катодного распыления 52
1.4. Отличия разряда с полым катодом в магнитном поле от магнетронного и отражательного разрядов 57
1.5. Процессы в катодном слое разряда и его реакция на инжекцию в полый катод электронов и ионов 62
1.6. Разряд с разнопотенциальными катодами, роль различных видов электронной эмиссии и пучково-плазменных взаимодействий 64
1.7. Переход тлеющего разряда в дугу, сверхплотный тлеющий разряд и колебания в плазме разряда 67
1.8. Выводы 71
Глава 2. Влияние потерь энергии эмитированных катодом электронов на характеристики и нижнее рабочее давление разряда 74
2.1. Столки овительная релаксация энергии быстрых электронов в газе . 75
2.2. Зависимость потерь катодных электронов от геометрических параметров электростатической ловушки 81
2.3. Анализ траекторий катодных электронов в магнитном поле 86
2.4. Визуализация траекторий катодных электронов 89
2.5. Инверсия разряда с цилиндрическим полым катодом в магнитном поле 95
2.6. Электростатические ловушки с переменной толщиной катодного слоя 102
2.7. Многостержневые электростатические ловушки 108
2.8. Снижение рабочего давления газа в разряде с катодом-лабиринтом . Ill
2.9. Снижение рабочего давления газа в разряде с полым катодом 116
2.10. Снижение рабочего давления ТРЭУЭ в магнитном поле 123
2.11. Выводы 128
Глава 3. Зависимость характеристик ТРЭУЭ от расположения анода, размеров ловушки и ее выходной апертуры 131
3.1. Положительное анодное падение и двойной электростатический слой в ТРЭУЭ 131
3.2. Распад анодной плазмы двойного слоя 141
3.3. Зависимость формы и площади поверхности двойного слоя от геометрических параметров отверстия ловушки 150
3.4. Стабилизация эмитирующей электроны поверхности плазмы ТРЭУЭ вблизи отверстия ловушки 156
3.5. Большие и малые электростатические ловушки 163
3.6. Выводы 168
Глава 4. Размножение быстрых электронов в катодном слое разряда 172
4.1. Отбор быстрых электронов из полого катода закрытой формы 173
4.2. Доля ионизации в катодном слое разряда с цилиндрическим полым катодом 180
4.3. Специфические свойства ТРЭУЭ 186
4.4. Ионизация газа электронами, образованными в катодном слое 192
4.5. Вольтамперные характеристики и подобие ТРЭУЭ в среднем диапазоне давления области ЭЭЛ 199
4.6. Выводы 203
Глава 5. ТРЭУЭ при значительных потерях энергии эмитированных катодом электронов 206
5.1. Нижнее граничное давление области ЭЭЛ 206
5.2. Снижение разрядного напряжения при увеличении эмиссии электронов на катоде 208
5.3- Сильноточный ТРЭУЭ в нижнем диапазоне давления области ЭЭЛ . 218
5.4. Зависимость ТРЭУЭ от состояния газа и катодного распыления 224
5.5. Особенности ТРЭУЭ с катодным падением потенциала до 30 кВ 228
5.6. Выводы 232
Глава 6. Практическое использование результатов исследований 234
6.1. Электронные пушки с широким плазменным эмиттером 234
6.2. Плазменно-иммерсионная обработка проводящих подложек 236
6.3. Источники широких пучков быстрых нейтральных молекул 240
6.4. Универсальные источники широких пучков электронов и быстрых молекул, совмещенных с потоком металлического пара 240
Заключение 242
Литература 246
- Вторичные процессы возбуждения и ионизации в разряде и в послесвечении, влияние катодного распыления
- Зависимость потерь катодных электронов от геометрических параметров электростатической ловушки
- Зависимость формы и площади поверхности двойного слоя от геометрических параметров отверстия ловушки
- Вольтамперные характеристики и подобие ТРЭУЭ в среднем диапазоне давления области ЭЭЛ
Введение к работе
В настоящее время для модификации свойств поверхности широко применяются плазма газового разряда низкого давления и пучки ускоренных частиц. Для транспортировки в рабочей вакуумной камере ускоренных частиц и атомов осаждаемых материалов от источника до обрабатываемой поверхности длина их свободного пробега должна превышать ~ 10 см. Поэтому для получения плазмы и пучков чаще всего используются высокочастотный [1], вакуумно-ду-говой [2] и магнетронный [3] разряды при давлении газа ниже - 0,1 Па. Для получения плазмы в больших камерах используют также разряд с периферийным магнитным полем на поверхности камеры, ограничивающим апертуру потерь электронов, и термоэмиссионными катодами [4]. При этом в качестве термокатода часто используют цилиндрический полый катод с внутренним диаметром в несколько миллиметров из тугоплавкого металла [5]. Через отверстие в катоде в камеру с большой скоростью подается газ, разряд с током до сотен и тысяч ампер при давлении внутри катода в десятки паскалей и напряжении в десятки вольт поддерживает внутри него плотную плазму, эмитирующую на его поверхность ионы, ток которых до ~ 100 А поддерживает необходимую для эмиссии температуру катода.
Что касается разряда с холодным полым катодом [6], его применения для обработки поверхности ограничены из-за сравнительно высокого давления рабочего газа. На исходный момент настоящей работы в литературе отсутствовали данные о тлеющем разряде с холодным катодом без магнитного поля при давлении газа ниже 1 Па. Не было устоявшихся представлений о механизме разряда и факторах, определяющих величину его нижнего рабочего давления. Не существовало и общего мнения о физических процессах, вызывающих эффект электростатической ловушки (ЭЭЛ), известный ранее лишь как эффект полого катода. В то же время результаты исследований и практического применения разряда свидетельствовали о том, что тлеющий разряд с полым катодом способен формировать ионные и электронные пучки, а также плотную и однородную во всем объеме полости плазму. С ростом тока концентрация атомов и ионов металла в плазме достигала величины, достаточной, например, для высокоскоростного осаждения покрытий.
При снижении давления на 2 порядка тлеющий разряд с холодным катодом и электростатическим удержанием электронов мог составить конкуренцию и вакуумно-дуговому [2], и магнетронному [3] разрядам. Он позволил бы даже решить ряд известных проблем, ограничивающих область их применения, например, избавиться от микрокапель металла в покрытиях, осаждаемых дуговым методом, и существенно повысить по сравнению с величиной, обычной для магнетронного осаждения, концентрацию плазмы у поверхности обрабатываемого изделия. Однако решить эту глобальную с практической точки зрения задачу можно было, лишь выяснив физическую суть эффекта электростатической ловушки (ЭЭЛ) и определив зависимость характеристик разряда от ее параметров. Была нужна теория ЭЭЛ, подтвержденная надежными экспериментальными результатами.
Простота конструкции, большой срок службы разрядных устройств с холодным катодом даже в случае генерации плазмы таких химически активных газов, как, например, кислород, и их низкая себестоимость по сравнению с генераторами плазмы на основе высокочастотного разряда и разряда с периферийным магнитным полем определили экономическую целесообразность и актуальность выполненных в настоящей диссертационной работе исследований эффекта электростатической ловушки и изучения предпосылок практического применения тлеющего разряда с электростатическим удержанием электронов.
Целью работы является установление механизма тлеющего разряда с электростатическим удержанием электронов (ТРЭУЭ), выяснение физической сущности эффекта электростатической ловушки (ЭЭЛ), установление для ловушек разных типов универсальных параметров, от которых зависят характеристики разряда и его рабочий диапазон давления, разработка общей теории и определение области ЭЭЛ (диапазона давления и напряжения, в котором разряд с
7 электростатическим удержанием электронов существенно отличается от разряда без удержания), получение аналитических выражений для определения границ характерных диапазонов давления области ЭЭЛ и вольтамперной характеристики (ВАХ) разряда, поиск путей снижения рабочего давления до - 0,01 Па, а также разработка на основе полученных результатов устройств и установок для обработки изделий плазмой и пучками ускоренных частиц. Научная новизна работы заключается в том, что: впервые доказано, что эффект электростатической ловушки (ЭЭЛ) в тлеющем разряде, ранее известный лишь как эффект полого катода, не зависит от типа ловушки, будь то полый катод, цилиндрический катод в магнитном поле, параллельном образующей цилиндра, или катод-лабиринт, и во всех случаях обусловлен ионизацией газа многократно возвращающимися в катодный слой разряда и размножающимися в нем быстрыми электронами; впервые установлены общие для всех тлеющих разрядов с электростатическими ловушками закономерности, в том числе специфические свойства (независимость при постоянном катодном падении потенциала ширины катодного слоя от давления и ее пропорциональная зависимость от длины пробега электронов между точками поворота в слое), позволяющие объединить их в одну группу тлеющих разрядов с электростатическим удержанием электронов (ТРЭУЭ); впервые для электростатических ловушек разных типов и геометрических форм установлены универсальные параметры, определяющие характеристики ТРЭУЭ и границы трех характерных диапазонов давления области ЭЭЛ; впервые для среднего диапазона давления области ЭЭЛ получено аналитическое выражение ВАХ, установлено и подтверждено экспериментально подобие разрядов с электростатическими ловушками; выявлены факторы, определяющие нижнее рабочее давление ТРЭУЭ: потери энергии быстрых электронов, покидающих ловушку через апертуру потерь, или распад анодной плазмы двойного электростатического слоя вблизи выходного отверстия ловушки при расположении анода за ее пределами; установлено, что в нижнем диапазоне давления области ЭЭЛ при значительных потерях энергии эмитированных катодом электронов разрядный ток поддерживается благодаря увеличению с ростом катодного падения потенциала U вклада в ионизацию электронов, образованных в катодном слое, а при U в единицы и десятки киловольт предыдущие поколения образованных в слое быстрых электронов предают эстафету ионизации последующим поколениям; в нижнем диапазоне давления области ЭЭЛ на кривой зависимости катодного падения ТРЭУЭ U от его тока / обнаружен максимум, из-за которого величина тока, устанавливающегося при зажигании разряда, неоднозначно определяется нагрузочной характеристикой источника питания, причем положение максимума при изменении ширины ловушки от ~ 1 до ~ 100 см изменяется незначительно; впервые рабочее давление сильноточного тлеющего разряда с холодным катодом без магнитного поля снижено до — 0,01 Па, что позволяет разрабатывать на его основе новые источники плазмы и широких пучков ускоренных частиц для обработки поверхности изделий и решения других задач.
Научная и практическая ценность работы состоит в том, что: результаты исследований существенно расширяют знания о физических процессах в тлеющем разряде с холодным катодом и электростатическим удержанием электронов; на основе полученных результатов разработаны установки иммерсионной обработки изделий, а также плазменные источники электронов, ионов и быстрых нейтральных молекул с рекордно высокими характеристиками; разработанные устройства и установки нашли применение, как в научных экспериментах, так и в промышленности.
В первой главе диссертации на основе литературных данных анализируются основные результаты исследований и практического использования тлеющих разрядов с осциллирующими электронами.
Во второй главе представлены результаты исследований потерь электронов, эмитированных катодом тлеющего разряда, из электростатических лову-
9 шек трех типов: в виде полого катода, стержневого катода в аксиальном магнитном поле и катода-лабиринта из параллельных стержней.
Третья глава посвящена зависимости разрядных характеристик от расположения анода, размеров ловушки и влиянию двойного электростатического слоя в плазменном канале, соединяющем плазму внутри нее с внешним анодом, на величину нижнего рабочего давления разряда.
В четвертой главе излагаются результаты исследования ионизации газа в катодном слое и вклада образованных в нем быстрых электронов в эффект электростатической ловушки.
В пятой главе рассматривается ТРЭУЭ в нижнем диапазоне давления области ЭЭЛ при значительных потерях энергии эмитированных катодом электронов.
В шестой главе приводятся примеры использования результатов исследований для обработки поверхности плазмой и пучками ускоренных частиц.
На защиту выносятся следующие научные положения:
Электростатическое удержание электронов в тлеющем разряде определяет общие закономерности в разрядах с катодом-лабиринтом, стержневым катодом в осевом магнитном поле и полым катодом, в том числе - их специфические свойства: независимость при постоянном напряжении U ширины катодного слоя d от давления р и ее пропорциональную зависимость от длины а = 4V/SK пролета эмитированных катодом электронов в объеме К ловушки между точками поворота вблизи катодной поверхности площадью SK.
Эффект электростатической ловушки (ЭЭЛ) не зависит от типа ловушки и во всех случаях определяется ионизацией газа многократно возвращающимися в катодный слой и размножающимися в нем быстрыми электронами, а рассчитанные с учетом ионизации газа первым поколением образованных в катодном слое электронов вольтамперные характеристики разряда хорошо согласуются с экспериментом в среднем диапазоне давления области ЭЭЛ.
Границы трех характерных диапазонов давления области ЭЭЛ определяются средней длиной Ядг пробега между столкновениями с ионизацией эмитированных катодом электронов с начальной энергией eUz, где С/с - катодное падение потенциала в ее среднем диапазоне, длиной релаксации их энергии Л = (eUJW)XN, где W - цена ионизации, и универсальными геометрическими параметрами ловушки: средней длиной a = 4V/SK пробега электронов между точками поворота в катодном слое и средней длиной L = 4V/S0 их пути в ловушке до ухода из нее через апертуру потерь S0, причем верхнее граничное давление ръ области ЭЭЛ определяется равенством Л = а, верхняя граница р ее среднего диапазона - равенством Я# = а, нижняя граница р0 среднего диапазона - равенством A = L, а нижнее граничное давлениера области ЭЭЛ - равенством Х^ = L.
В верхнем диапазоне ЭЭЛ с уменьшением давления р нарушаются характерные свойства тлеющего разряда без электростатического удержания (при постоянном напряжении pd = const nj/p = const), в среднем диапазоне разряд обладает специфическими свойствами (при постоянном напряжении dla = const nja2 = const), а в нижнем диапазоне эмитированные катодом электроны и первые поколения образованных в катодном слое электронов значительную долю своей энергии уносят из ловушки через апертуру потерь и разряд поддерживается последующими поколениями быстрых электронов.
В нижнем диапазоне давления области ЭЭЛ кривая зависимости катодного падения U от тока / квазистационарного ТРЭУЭ имеет при токе в десятки ампер максимум высотой до нескольких киловольт, из-за которого величина тока, устанавливающегося при зажигании разряда, определяется нагрузочной характеристикой источника питания, причем положение максимума при изменении ширины ловушки от ~ 1 до ~ 100 см изменяется незначительно.
Увеличение электронной эмиссии на катоде в результате инжекции электронов в ловушку через сетчатый катод или его бомбардировки электронами с энергией до нескольких кэВ уменьшает катодное падение потенциала до 100 В и ниже, что снижает содержание в плазме примесей материала катода.
7. Нижнее рабочее давление тлеющего разряда с электростатическим удержанием электронов определяет один из двух факторов: потери энергии по кидающих ловушку быстрых электронов или распад анодной плазмы двойного электростатического слоя в выходном отверстии ловушки при расположении анода снаружи ловушки и ограниченном напряжении источника питания.
Полученный и подтвержденный экспериментально критерий образования в ТРЭУЭ с анодом, расположенным за пределами ловушки, двойного электростатического слоя SB < S* = (2т)'М) SK> где SB - площадь отверстия ловушки, атиМ- массы электрона и иона рабочего газа, является при давлении 0,01 -0,1 Па критерием стабилизации вблизи отверстия вогнутой поверхности площадью 51* плазменного эмиттера электронного пучка.
Полученные теоретические и экспериментальные закономерности позволяют разрабатывать на основе сильноточного тлеющего разряда с холодным катодом электрофизические устройства для обработки изделий плазмой и пучками ускоренных частиц, функционирующие при давлении 0,01-1 Па.
Вторичные процессы возбуждения и ионизации в разряде и в послесвечении, влияние катодного распыления
По мнению авторов, диапазон, в котором U падает с уменьшением р, является областью оптимальных давлений (ООД) эффекта. На рис. 9 представлены полученные ими в работе [30] кривые зависимостей U(p) в гелии, неоне и аргоне при постоянной средней плотности тока у = 40 мА/см 2 на внутренней поверхности полого катода диаметром 4 мм. С увеличением массы молекулы рабочего газа ООП смещается в область низких давлений. При уменьшении длины катода от 250 мм до 100 мм и его диаметра от 30 мм до 15 мм [18] оба граничных давления возрастают в 2 раза (рис. 10). С уменьшением же длины катода от 250 мм до 15 мм верхняя граница (370 Па) не изменяется, а ООД сужается за счет перемещения нижней границы от 40 Па до 150 Па (рис. И).
Представляет интерес сравнение этих результатов с приведенными Ми-зерачиком [31] кривыми U(p) для разряда в гелии с цилиндрическими полыми катодами из нержавеющей стали диаметром 5 мм и длиной от 8 мм до 96 мм и одном и том же токе 100 мА (рис. 12). Здесь верхняя граница ООД смещается вниз от 2400 Па при длине катода 8 мм до 1800 Па при 24 мм, асимптотически приближаясь далее к 1300 Па. Однако так как средняя плотность тока на катоде с ростом его длины уменьшается на порядок, то температура газа и его давление при постоянной плотности молекул в полости также снижаются. Поэтому и здесь верхняя граница на самом деле соответствует одной и той же плотности газа при любой длине катода. Таким образом, верхнее граничное давление ООД в одном и том же газе изменяется обратно пропорционально ширине катодной полости А и практически не зависит от разрядного тока, длины и материала катода.
При постоянном давлении газа разряд с полым катодом начинает отличаться от разряда с плоским катодом, когда ширина полости А становится меньше определенной величины [14]. Для каждого давления газа существует свой диапазон А, в котором проявлялся эффект. На рис. 13 для иллюстрации приведены полученные в работе [21] при давлении р = 31 Па паров цезия зависимости от А тока / при постоянном падении потенциала 400 В (штриховая кривая) и катодного падения U при постоянном разрядном токе 4 мА (сплошная кривая). Стёрджес и Оскам [32] получают представленные на рис. 14 сплошными кривыми зависимости ЩА) при давлении 670 Па и токах 10 мА, 20 мА и 75 мА разряда в гелии с катодом, состоящим из двух параллельных молибденовых пластин площадью 3 см 2. В отличие от зависимости U(A), представленной на рис. 13, здесь каждая кривая имеет не один, а два минимума. Например, при токе 10 мА U сначала уменьшается до 114 В при А = 7 мм, затем возрастает до 129 В при А = 6 мм, далее снова уменьшается до 115 В при А = 3,5 мм и монотонно возрастает до 145 В при А - 1,5 мм. Необходимо, однако, отметить, что каждую из кривых U{A) можно представить в виде суммы обычной зависимости U\{A) с одним минимумом на участке, обозначенном штриховой линией, и небольшой добавки /2(Л),отличной от нуля лишь при А меньших определенной пороговой величины А0. Например, при токе 10 мА (кривая 1) 11г резко возрастает от нуля при А0 = 7 мм до 19 В при А = 6,5 мм и сохраняет это значение с дальнейшим уменьшением А. При токе 20 мА (кривая 2) Аа — 6 мм и U2 здесь столь же быстро достигает 19 В. С дальнейшим ростом тока U2 снижается и при токе 75 мА (кривая 3) уже не превышает 7 В. Характер кривых U\{A) полностью соответствует зависимостям U(A) полученным другими исследователями.
Дёпель[22] обнаруживает, что при постоянной величине рА с уменьшением А коэффициент q не сохраняет свое значение, а возрастает. Кроме того, при прочих равных условиях q увеличивается с ростом диаметра катодных дисков. Впоследствии зависимость q от диаметра катодных дисков наблюдает и Чоботару [33]: при увеличении отношения диаметра катодных дисков к ширине полости А эффект полого катода усиливается. В работе [34] Дё пель при давлениях газа 10 - 200 Па исследует разряд в водороде, аргоне, неоне и воздухе с цилиндрическим полым катодом в виде набора из 10 стальных цилиндров с внутренним диаметром по 23 мм. Сравнивая вольтамперные характеристики разряда с разным числом одновременно подключенных секций, он и здесь приходит к выводу, что q зависит не только от давления р и ширины полости А, но также возрастает и с увеличением длины полости,
Область эффекта полого катода можно было бы определить и как диапазон параметров, в котором проявляются специфические свойства этого разряда, открытые Стефенсоном [17] в 1926 году при исследовании разряда в сухом воздухе между плоскопараллельными латунными катодными дисками. Изменяя в расстояние между дисками, он первый замечает, что при постоянном разрядном напряжении ширина темного катодного пространства изменяется пропорционально ширине катодной полости. Полученный Стефенсоном результат впоследствии подтверждается и другими исследователями. В работе Бадарэу и Попеску [35] исследуется разряд в сухом воздухе со стальными дисковыми катодами. Здесь в отличие от работы Стефенсона [17] в разряде участвуют обе стороны каждого катодного диска (рис. 15), и катодные слои можно наблюдать как внутри, так и снаружи катодной полости. Полученные ими при давлениях воздуха 10 - 70 Па зависимости d от расстояния между катодными дисками А при постоянном катодном падении потенциала U= 500 В приведены на рис. 16. При малых А и минимальных давлениях газа ширина катодного слоя практически не зависит от давления р и изменяется прямо пропорционально расстоянию между катодами, т. е. ширине катодной полости А. Однако при достижении определенной величины А ширина катодного слоя d при постоянных А и U с ростом давления начинает снижаться.
Указанные закономерности строго выполняются лишь при постоянной температуре газа и при сохранении состава газовой среды. Приведенные в более поздней работе Бадарэу [21] зависимости тока разряда с никелевым полым катодом от давления цезия (рис. 6) свидетельствуют о том, что с уменьшением давления плотность тока на катоде возрастает в несколько раз, а следовательно ширина катодного слоя d не постоянна, как при разряде в воздухе, а также заметно снижается. Это связано в первую очередь с интенсивным распылением кітода тяжелыми ионами цезия. В результате плотность распыленных атомов материала катода оказывается сравнимой с плотностью молекул газа, в то время как при разряде в воздухе [35] она на несколько порядков ниже плотности молекул газа и не влияет на разрядные характеристики.
Зависимость потерь катодных электронов от геометрических параметров электростатической ловушки
Как и в случае цилиндрического сетчатого анода Солдатова с соавторами [53] протяженный проволочный анод резко снижает аксиальную составляющую тока в плазме, а в результате повышает аксиальную однородность плазмы даже при высоких значениях отношения длины катода к его диаметру. Так как при таком аноде ток в плазме переносится в направлении, перпендикулярном оси катода, разряд получает название поперечного. Высокая аксиальная однородность плазмы позволяет и этим авторам выявить влияние на ФРЭЭ элементарных процессов в плазме. И здесь наблюдается резкий спад ФРЭЭ с ростом энергии, начинающийся при энергии нижнего возбужденного уровня гелия 19,8 эВ (рис. 24). Дополнительный максимум при 26 эВ, который можно разглядеть и на рис. 22 и 23, авторы объясняют рекомбинацией иона гелия при столкновении с двумя электронами, в котором один из электронов получает всю целиком энергию ионизации гелия 24,58 эВ. Вероятность такой рекомбинации очень быстро снижается с ростом энергии электронов. С ростом тока и уменьшением давления эта энергия повышается, а в результате максимум при 26 эВ снижается и вообще исчезает (кривая 1 на рис. 24). В работе [67] Эмелеус показывает, что основной вклад здесь дает диффузия, и лишь в разряде с внешним расположением анодов могут преобладать потери из-за рекомбинации.
В работе [68] Мизерачик исследует ФРЭЭ в гелиевой плазме разряда с полым катодом из нержавеющей стали диаметром 10,5 мм и длиной 10 см с анодной структурой из 6 параллельных оси катода вольфрамовых стержней диаметром 1,5 мм, симметрично расположенных по всей его длине на расстоянии 0,5 мм от его поверхности. При сохранении аксиальной однородности плазмы увеличение числа анодных стержней приводит к увеличению разрядного напряжения в 3 - 4 раза. По этой причине такой разряд называют высоковольтным разрядом с полым катодом. Сравнивая тлеющий разряд с плоским катодом и высоковольтный, а также поперечный разряд с полым катодом, Мизерачик и Найгер [69] показывают, что при увеличении числа стержней эффект полого катода полностью исчезает. Если в поперечном разряде зависимости напряжения U от давления р при постоянных разрядных токах имеют характерные минимумы и максимумы, соответствующие нижней и верхней границам «области оптимальных давлений» [18], то в высоковольтном разряде с уменьшением давления U монотонно повышается. Авторы объясняют отсутствие эффекта полого катода поглощением анодной поверхностью ионов и мета-стабильных атомов, ответственных за эмиссию электронов на катоде.
При высоких отрицательных потенциалах зонда результаты измерений сильно искажаются вторичной электронной эмиссией, и поэтому для быстрых электронов необходимо разрабатывать другие методы. В работе Бакалейника [70] сообщается об экспериментальном подтверждении существования плотных потоков быстрых электронов в водородной плазме импульсного тлеющего разряда с цилиндрическим полым катодом 1 (рис. 25) диаметром 12,6 мм и длиной 15 мм, с одной стороны перекрытым катодным диском 2, а с другой стороны - плоским анодом 3. При давлении водорода 10 Па импульс разряда формирующей линии 4 длительностью « 4 мкс на промежуток между анодом и катодом инициируется электронным пучком. Для этого на накаленный катод 5 по отношению к аноду 3 подается отрицательный импульс напряжения. При напряжениях в сотни В средняя плотность тока на катоде достигает 80 А/см2.
Для регистрации электронов автор используют либо пристеночный зонд в центральной зоне цилиндра (на рис. 25 не показан), либо кольцевой зонд 6, охватывающий цилиндрический катод 1 с кольцевой щелью 7 шириной 1 мм в его центральной зоне. Из-за вторичной электронной эмиссии пристеночный зонд не обнаруживает никаких быстрых электронов. Кольцевой же зонд 6 позволяет не только обнаружить поступающие на его поверхность с границы разрядной плазмы 8 быстрые электроны, но и получить зависимость тока / в цепи зонда от разности потенциалов ф между анодом 3 и зондом 6 (рис. 26).
Существенная разница между двумя зондами состоит в том, что лишь в случае кольцевого зонда вторичные электроны запираются отрицательным потенциалом пространства вблизи его поверхности. Действительно, если разность потенциалов ср между анодом 3 и зондом 6 меньше разрядного напряжения U, потенциал пространства в зазоре между катодом и зондом на достаточном расстоянии от катодной щели монотонно возрастает при приближении к зонду. Распределение потенциала вдоль радиуса В, проходящего вдали от щели, представлено на рис. 25 штриховой кривой В. При смещении радиуса В к щели 7 распределение потенциала пространства из-за влияния плазмы 8 изменяется. Вдоль проходящего через центр щели радиуса А оно имеет минимум (сплошная кривая А на рис. 25), в котором потенциал пространства на ф + Дф ниже анодного потенциала. Величина потенциала Дф, запирающего вторичные электроны с поверхности зонда, максимальна при ф = 0 и падает до нуля с ростом ф до ф « U. Она завит также от ширины щели, зазора между катодом и зондом, толщины стенки катода и от глубины провисания плазмы в щели, а следовательно и от разрядного тока.
Представленные на рис. 26 вольтамперные характеристики зонда /(ф) дают представление, как о плотности тока быстрых электронов, так и о характере их распределения по энергиям. При отключении кольцевого зонда он под действием быстрых электронов приобретает большой отрицательный относительно плазмы плавающий потенциал, близкий к потенциалу холодного катода. С уменьшением сопротивления Rp и увеличением потенциала зонда ток в его цепи монотонно возрастает. Это говорит о непрерывном распределении быстрых электронов по энергии от некоторой минимальной величины еДф, регистрируемой зондом при ф = 0, до максимальной величины к eU при ф я U.
Зависимость формы и площади поверхности двойного слоя от геометрических параметров отверстия ловушки
Напряженность однородного осевого магнитного поля изменялась в экспериментах от нуля до 32 кА/м. Все измерения проводились в режиме непрерывного протока через трубку спектрально чистого гелия при давлении 10 - 80 Па. На рис. 45а сплошными кривыми представлены зависимости от напряженности Я магнитного поля напряжения U разряда в гелии при давлении 67 Па и постоянных токах 40 мА, 100 мА и 200 мА. Штриховыми кривыми представлены зависимости U(H) при тех же самых параметрах, но после установки на оси трубки керамического стержня диаметром 0,6 см. При Я 8 кА/м напряжения U разряда со стержнем и без него практически совпадают. При Н 4 кА/м наличие стержня обусловливает заметное увеличение напряжения с уменьшением Я. При Я = 0 оно в два раза выше, чем в отсутствие стержня.
С уменьшением давления характер кривых U(H) изменяется. Уже при давлении 40 Па (рис. 456) после небольшого подъема напряжения с уменьшением Я до 3,2 - 4 кА/м разряд скачком переходит в высоковольтную форму с напряжением 1300 В при токе 100 мА. С дальнейшим уменьшением Я до нуля напряжение разряда уже не изменяется. При еще более низких давлениях разряд при 3,2 - 4 кА/м вообще обрывается. Оценки по формулам (2.19) и (2.21) показывают, что в момент обрыва разряда диаметр D\ свободной от быстрых электронов зоны становится равным диаметру керамического стержня.
Таким образом, в полом катоде действительно присутствуют быстрые электроны с энергией eU. При низком давлении газа эти электроны играют определяющую роль в разряде, и причиной обрыва разряда с керамическим стержнем на оси катода является их поглощение поверхностью стержня,
Для того, чтобы убедиться в наличии электронов с энергией ef/в разрядной трубке с цилиндрическим катодом (рис. 44), вполне достаточно понаблюдать через ее торцевое окошко 6 за изменением в магнитном поле радиального распределения свечения разряда. Так как эти электроны не только ионизуют, но и возбуждают молекулы, на их пути возникает интенсивное свечение. В результате происходит визуализация их траекторий.
В отсутствие магнитного поля все эмитированные цилиндрическим катодом 1 электроны фокусируются и концентрируются вблизи его оси. Вследствие этого, при разряде в гелии на фоне сравнительно однородного зелено-голубого свечения плазмы на оси трубки наблюдается ярко светящийся шнур белого цвета диаметром 1 мм. Уже при напряженности магнитного поля Н 0,4 кА/м он, увеличиваясь в диаметре, размывается и исчезает. С дальнейшим ростом Н интенсивность свечения плазмы вблизи оси резко снижается, свечение смещается к катодной поверхности, а диаметр темной центральной зоны увеличивается. При Н 8 кА/м вблизи оси трубки снова возникает свечение, но теперь уже малинового цвета.
Аналогичная картина, но с другой цветовой гаммой наблюдается и в других газах. Практически везде при Я = 0 на оси виден тонкий шнур белого цвета. Цвет свечения, смещающегося с ростом Н к катодной поверхности, соответствует цвету отрицательного свечения тлеющего разряда с плоским катодом в соответствующем газе, а цвет свечения, возникающего в центральной зоне при достаточно большой напряженности магнитного поля, - цвету его положительного столба. Величина Н, при которой в центральной зоне снова возникает свечение, возрастает с увеличением массы ионов. Так в ксеноне при Н до 32 кА/м повторного появления свечения в осевой зоне вообще не наблюдается.
При исследовании радиального распределения интенсивности спектральных линий картина свечения разряда в масштабе 1:1 фокусировалась кварцевой линзой с фокусным расстоянием 210 мм, установленной на оптической оси разрядной трубки, на входную щель монохроматора ЗМР-2 с фотоэлектронным умножителем. Разрядная трубка и линза жестко зафиксированы на оптической скамье, оборудованной устройством, обеспечивающим возможность их плос 91 непараллельного перемещения в горизонтальном направлении перпендикулярно оптической оси и вертикальной входной щели монохроматора. Система юстируется таким образом, что в исходном положении центр входной щели, центр линзы и центры обоих торцевых окошек трубки лежат на одной прямой, совпадающей с оптической осью монохроматора. С помощью диафрагмы «ласточкин хвост» открывается лишь центральный участок входной щели высотой 0,5 мм. Так как ширина щели в десятки раз меньше высоты, именно ее высота определяет точность разрешения радиального распределения интенсивности спектральной линии вблизи оси разрядной трубки. С увеличением расстояния от оси трубки точность разрешения радиального распределения интенсивности лишь возрастает.
Спектральные исследования показали, что излучение осевой зоны, возникающее при большой напряженности магнитного поля, содержит в основном линии, соответствующие переходам с низких уровней атомов гелия, в то время как свечение вблизи катодной поверхности содержит также и интенсивные линии ионов. Свечение из какого-либо элементарного объема катодной полости может быть обусловлено не только возбуждением газа в нем электронным ударом, но и вторичными процессами с участием ионов и метастабильных атомов, образованных быстрыми электронами на значительном расстоянии от этого элементарного объема (см. раздел 1.5). Поэтому для визуализации траекторий быстрых электронов лучше всего подходит излучение переходов с возбуждаемых лишь ими высоких уровней [106]. На рис. 46 представлены радиальные распределения интенсивности линии иона гелия X 468,6 нм с порогом возбуждения электронным ударом 24,59 эВ + 51,01 эВ = 75,6 эВ при постоянном разрядном токе 50 мА и давлении гелия 20 Па в отсутствие магнитного поля (кривая 1) и в магнитном поле напряженностью Я от 0,8 кА/м до 6,4 кА/м (кривые 2 - 5).
Вольтамперные характеристики и подобие ТРЭУЭ в среднем диапазоне давления области ЭЭЛ
Поглощения электронов катодом можно избежать, если они влетают в катодный слой под достаточно большим углом падения а. При а 6 относительное снижение доли кинетической энергии электрона, соответствующей движению в направлении, перпендикулярном катодной поверхности, превышает 1 %. При катодном падении потенциала в сотни вольт этого уже достаточно для того, чтобы точка поворота траектории электрона в слое находилась на достаточном для предотвращения поглощения удалении от катодной поверхности. Поэтому в ловушках с переменной шириной слоя можно ожидать снижения вероятности поглощения катодом.
Фактически, ловушками указанного типа являются почти все полые катоды, описанные в главе 1. Рассмотрим, например, конфигурацию плазмы между двумя плоскопараллельными дисковыми катодами диаметром 2 см (рис. 15), представленную в работе Бэдэрэу и Попеску [35]. При расстоянии между катодами 1 см ширина слоя изменяется здесь от 1 мм в центре катода до 4 мм на его границе. Поэтому плазма между катодами имеет вид выпуклой линзы толщиной 8 мм в центре и 2 мм на краях. Лишь электроны, эмитированные небольшой центральной частью катода, влетают в противоположный катодный слой под углом падения, близким к нулю. Остальная же катодная поверхность эмитирует электроны, получающие при ускорении в слое значительную составляющую скорости, направленную к центру полости. Эти электроны участвуют в двух колебательных движениях: между катодами параллельно оси и с меньшей скоростью между противоположными краями катодной полости. Они не поглощаются катодом и могут быть потеряны лишь в результате вылета из него через выходную апертуру.
Внутри цилиндрических полых катодов, в том числе выполненных из сетки и позволяющих наблюдать форму плазменной границы через катодный цилиндр, плазма имеет форму веретена с максимальным диаметром в середине цилиндра и с утончениями вблизи его торцов. Здесь поглощаться катодом могут лишь электроны, эмитированные в средней зоне цилиндра. Остальные осциллируют в радиальном направлении и одновременно совершают колебательные движения в аксиальном направлении между его торцами. Их потери также определяются лишь выходной апертурой.
Таким образом, при неоднородной толщине слоя смогут быть две группы эмитированных катодом электронов, отличающиеся характером их потерь. Если преобладает группа электронов, осциллирующих между сужениями плазмы вблизи выходной апертуры и не поглощающихся катодом, то, несмотря на поглощение электронов другой группы, представляется возможным поддерживать разряд и при уменьшении давленияр ниже величины, при которой Яо{р) -А.
Форма плазменной границы, а следовательно и соотношение между указанными группами электронов изменяются с давлением и разрядным током, зависят от размеров катода и его геометрической выходной апертуры. Для исследования ее зависимости от параметров разряда было изготовлено разрядное устройство, представленное на рис. 52. Плоскопараллельные катодные диски 1 установлены на массивных водоохлаждаемых основаниях 2, боковая поверхность которых закрыта керамическими цилиндрами 3, в центре объема вакуумной камеры, ограниченного стеклянным цилиндром 4 высотой 15 см и внутренним диаметром 18 см, а также металлическими фланцами 5. Камера откачивается диффузионным насосом с азотной ловушкой через трубу 6 на нижнем фланце. Через штуцер 7 на верхнем фланце с помощью игольчатого натекателя напускается рабочий газ. Давление газа в камере регулируется игольчатым на-текателем и измеряется вакуумметром ВИТ-3 с термопарным датчиком ПМТ-4М и ионизационным датчиком ПМИ-10-2, установленными на верхнем фланце. Конструкция позволяет изменять расстояние между катодами от нуля до 8 см, а расстояние между верхними плоскостями нижнего катода и анодного кольца 8 - от нуля до 6 см. Все металлические элементы конструкции, в том числе и катодные диски, изготовлены из немагнитной нержавеющей стали.
Источником питания служит выпрямитель с выходным напряжением, регулируемым от 20 В до 1500 В, которое подается на разрядный промежуток и 8 кА/м (штриховые кривые). Через балластное сопротивление. Фланцы камеры электрически не связаны с разрядной цепью, а анод 8 подключается через ввод 9. Камера устанавливается внутри соленоидов 10, создающих перпендикулярное катодам постоянное однородное магнитное поле напряженностью до 40 кА/м.
Осциллограммы разрядного тока и напряжения показали, что коэффициент пульсаций тока до 1 А не превышал 1 %. Все измерения проводились в режиме непрерывного протока через разрядную камеру аргона. Предварительно камера откачивалась до 0,01 Па, а затем при давлении 10 Па катодная поверхность тренировалась в течение 10-20 минут током 0,5 А тлеющего разряда в магнитном поле напряженностью 8 кА/м.
На рис, 53а представлены вольтамперные характеристики разряда в аргоне при трех диаметрах катодных дисков DK (5см, 7 см и 10 см) и при трех расстояниях А между ними (1 см, 2 см и 4 см), полученные при равных величинах Ар = 13 см Па, а следовательно, при примерно равных отношениях AQ/A. В указанном диапазоне габаритов полого катода отношение to = 2A/DK геометриче-ской выходной апертуры izDKA к площади поверхности катода TZDK /2 изменяется на порядок от 0,2 до 1,6. При со = 0,2 разрядное напряжение составляет 600 В при средней плотности тока на катоде 10 мА/см . С ростом со до 1,6 из-за потерь электронов через выходную апертуру напряжение повышается до 1000 В при плотности тока всего в 0,5 мА/см . В последнем случае р = 3,3 Па и согласно рис. 40 при комнатной температуре До 0,6 см, т. е. и без учета снижения плотности молекул в результате нагрева газа заметно превышает А = 4 см. При со = 0,2 газ нагревается еще сильнее, и XQ электрона с энергией 600 эВ, при комнатной температуре и давлении аргона;? = 13 Па равное 1,8 см, многократно превышает расстояние между катодными дисками А = 1 см. Таким образом, разряд действительно можно поддерживать при А$(р) А, а сильная зависимость его характеристик от выходной апертуры катода свидетельствует об определяющей роли скорости ухода быстрых электронов из катодной полости.
