Содержание к диссертации
Введение
Глава1. Газовые разряды низкого давления и механизмы электронной эмиссии 22
1.1 Основные механизмы электронной эмиссии 22
1.2. Тлеющие разряды 30
1.3. Высокочастотные разряды 32
1.4. Вторично-эмиссионное усиление разрядного тока в высокочастотном мультипакторном разряде 34
1.5. Пучково-плазменный разряд 38
1.5.1. Основные области применения ППР 38
1.5.2. Генерация и нагрев плазмы в магнитных ловушках с помощью ППР 40
1.5.3. Разделение изотопов и элементов в плазменных центрифугах 47
1.5.4. Неравновесная плазмохимия 49
1.5.5. Электронно-лучевые технологии 51
1.5.6. Источники многозарядных ионов 52
1.5.7. Коллективные методы ускорения и генераторы электромагнитных колебаний 53
1.6. Усиление вторичной эмиссии в присутствии тонких диэлектрических слоев на металлической подложке 55
1.6.1. Условия образования диэлектрической пленки 62
1.6.2. Контактные явления на границе металл-диэлектрик 65
1.6.3. Нейтральный контакт 66
1.6.4. Запирающий контакт 67
1.6.5. Омический контакт 68
1.6.6. Поверхностные состояния 70
1.7. Явления в диэлектриках при наличии в них сильных электрических полей 71
1.7.1. Снижение потенциального барьера и эффект Шоттки и автоэлектронная эмиссия из металла в свободную зону диэлектрика 72
1.7.2. Прыжковая проводимость 73
1.7.3. Эффект Пула-Френкеля 73
1.8. Вторичная эмиссия протяженных диэлектриков 76
Выводы к главе 1 77
Глава 2. Экспериментальная установка для исследования вторично-эмиссионной неустойчивости и возбуждения высокочастотных автоколебаний в коллекторной системе пучково-плазменного разряда 79
2.1. Общая схема установки ПР-2 79
2.2. Средства диагностики 85
2.2.1. Зондовая диагностика 85
2.2.2. Встраиваемые масс-анализаторы 92
2.2.3. Диагностические средства для регистрации автоколебаний 98
2.3. Опытный образец автоколебательного модуля 101
Выводы к главе 2 107
Глава 3. Условия появления N-образной ВАХ плазменно-поверхностного контакта и методы исследования его устойчивости 108
3.1. Эмиссионные неустойчивости протекания тока через плазменно-поверхностный контакт 110
3.2. Механизмы эмиссии и мгновенная ВАХ контактной поверхности в режиме АВЭР 115
3.3. Расчет мгновенной ВАХ плазменно-поверхностного контакта с повышенной вторичной эмиссией 117
3.4. Особенности мгновенной ВАХ ППК по вторично-эмиссионному механизму 126
3.5. Механизм усиления вторичной эмиссии в присутствии тонких диэлектрических слоев 129
3.6. Математическая модель динамической системы для плазменно-поверхностного контакта с N-образной ВАХ 140
3.6.1. Автоколебательные динамические системы 141
3.6.2. Эквивалентная цепь для описания протекания тока через плазменно-поверхностный контакт N-образной ВАХ 146
3.6.3. Простейший оператор эволюции для токового обмена в плазменно-поверхностном контакте 150
3.6.4. Классификация устойчивых и неустойчивых состояний 157
3.6.5 Диаграмма устойчивости плазменно-поверхностной динамической системы с N-образной ВАХ 165
3.6.6. Условия возникновения автоколебательной неустойчивости 169
3.6.7. Релаксационные автоколебания 171
3.6.8. Квазигармонические и ангармонические колебания 182
3.6.9. Устойчивые состояния плазменно-поверхностного контакта с N-образной ВАХ на участке с отрицательным дифференциальным сопротивлением 1190
3.6.10. Бистабильное состояние плазменно-поверхностного контакта 193
3.6.11. Моностабильные состояния плазменно-поверхностного контакта 196
3.7. Численное моделирование поведения ДС плазменно-поверхностного контакта, расчет фазовых траекторий, осциллограмм тока и напряжения 198
3.8. Об использовании высоковольтных релаксационных автоколебаний в ионно-плазменной технологии 209
3.9. Торцевой зонд в автоколебательном режиме развертки 211
Выводы к главе3 221
Глава 4. Автоколебательные разряды повышенной мощности и их применение в генераторах плазменных потоков 224
4.1. Возникновение модулированных режимов АВЭР повышенной мощности 227
4.2. Автоколебательный разряд на собственных резонансных частотах 231
4.2.1. Собственные колебания АВЭР в приближении коаксиальной линии 231
4.2.2. Автоколебательный разряд геликонного типа 238
4.2.3. Структура геликонных волн 244
4.2.4. Возбуждение и усиление геликонных колебаний в плазмозаполненном резонаторе 252
4.3. Самосогласованная модуляция автоколебаний в цепи контактной поверхности за счет собственной эмиссии дополнительной надтепловой группы электронов 257
4.4. Генерация высоковольтных импульсов при индуцированной потере поверхностной пленкой диэлектрических свойств 262
4.5. Формирование высоковольтных импульсов с применением больших индуктивностей 268
Выводы к главе 4 275
Глава 5. Униполярные автоколебательные вторично эмиссионные разряды (УАВЭР) 276
5.1. Условия возбуждения УАВЭР с одним коллектором 279
5.2. УАВЭР в условиях локального нарушения амбиполярности плазменных потоков 280
5.3. Эксперименты по возбуждению УАВЭР 281
5.4. Генерация, захват и мобилизация пылевых частиц при развитии вторично-эмиссионных неустойчивостей 288
Выводы к главе 5 294
Основные результаты диссертации 296
Список использованной литературы 299
Условные обозначения и сокращения 316
- Генерация и нагрев плазмы в магнитных ловушках с помощью ППР
- Механизм усиления вторичной эмиссии в присутствии тонких диэлектрических слоев
- Структура геликонных волн
- Генерация, захват и мобилизация пылевых частиц при развитии вторично-эмиссионных неустойчивостей
Генерация и нагрев плазмы в магнитных ловушках с помощью ППР
Хотя само явление бесстолкновительного пучково-плазменного взаимодействия известно довольно давно, первый мощный толчок его систематическим исследованиям дали работы в области управляемого термоядерного синтеза, в которых импульсный электронный пучок большой мощности использовался для нагрева плазмы в открытой адиабатической ловушке [47 - 50]. Типичные условия таких экспериментов определялись целевыми параметрами термоядерной плазмы.
В первых экспериментах с открытыми адиабатическими ловушками для генерации и нагрева плазмы широко применялся метод ионного магнетрона (рисунок 1.3) [51,52].
Принцип данного метода сводится к следующему. С помощью дугового генератора плазмы приосевая часть ловушки заполняется низкотемпературной плазмой. Между сформированным таким образом плазменным шнуром (Ф = 1 см, nе = 1011-1010 см-3) и стенками камеры прикладывается сильное электрическое поле (на источник и плазменный шнур подается импульс порядка 20-30 кВ), после снятия которого ловушка оказывается заполненной относительно горячей плазмой с температурой Тi 1 кэВ и плотностью ni 109 см-3. Изучение поведения этой плазмы позволило значительно повысить эффективность удержания плазмы в открытых системах. В методе ионного магнетрона нагрев плазмы происходит в результате развития сильных центробежных неустойчивостей, проявляющихся при вращении плазменного цилиндра в скрещенных полях (продольном магнитном и радиальном электрическом). Для вывода плазменной системы из равновесия и генерации неустойчивостей необходимо приложение большого потенциала к исходному сравнительно устойчивому приосевому шнуру.
Как показали многочисленные более поздние исследования, значительно эффективней для нагрева плазмы использовать пучковые неустойчивости. Плазменный шнур без приложения внешних полей, но пронизываемый интенсивным и мощным электронным пучком оказывается более эффективным средством внутренней инжекции горячей плазмы в открытые ловушки. При сравнимых с магнетронным методом энергозатратах с помощью неустойчивого пучка удалось получить плазму с плотностью горячих протонов ni = 1011 см-3 при Ti = 1-2 кэВ. Следует подчеркнуть, что при практической реализации пучково-плазменной инжекции нет необходимости в применении специального генератора плазмы, а исходный электронный пучок получить значительно проще, чем создавать дуговой генератор. Более того, режим ППР позволяет и нагреть плазму.
Интенсивный электронный пучок при транспортировке в разряженном газе, ионизируя нейтральные молекулы, создает необходимую для начала развития коллективных взаимодействий форплазму. В результате бесстолкнови-тельного нагрева плазменные электроны приобретают способность ионизовать газ. При этом динамическое равновесие в системе может устанавливаться на таком уровне, когда роль плазменных электронов в ионообразовании становится преобладающей по сравнению с электронами первичного пучка. В процессе установления равновесия плотность плазмы возрастает на несколько порядков по сравнению с той, которая определяется только ударной ионизацией одними первичными электронами пучка. Такое состояние и классифицируется как пучково-плазменный разряд. В нем отчетливо проявляются типичные для плазмы коллективные явления и неустойчивости, которые лежат в основе современных методов генерации, нагрева и ускорения плазмы, а также в основе новейших систем возбуждения и усиления электромагнитного излучения. В силу важности рассматриваемых механизмов взаимодействия замагниченного электронного пучка с газовой средой в разрядном объеме ППР для развития вторично-эмиссионной неустойчивости остановимся на них подробнее, следуя, в основном, работе [53].
. Таким образом, за достаточно большое время для накопления нейтрализующих частиц интенсивный пучок превращается в плазменную систему с сильно неравновесной функцией распределения частиц по энергиям. Она выражена в виде острого пика в области w . Наличие положительной производной в функции распределения по скоростям определяет предрасположенность такой системы к развитию пучковых неустойчивостей. В результате малой подвижности ионов по сравнению с электронами в системе возникает перекомпенсация объемного заряда электронного пучка ионами. В системе накапливается третий компонент - холодные плазменные электроны, через которые и происходит в дальнейшем при установлении нового динамически равновесного состояния передача энергии от пучка плазме. В основе механизма бесстолкновительного нагрева плазмы лежит возбуждение в ней мощных колебаний (обратное затухание Ландау). Острый пик в энергетическом распределении исчезает, происходит уширение энергетического спектра частиц пучка вплоть до формы ступеньки с нулевой производной или даже до максвелловского вида с отрицательной производной.
Итак, на качественном уровне можно утверждать, что для возбуждения пучково-плазменного разряда необходим пучок достаточно большой интенсивности для индукции коллективных полей при локальном нарушении нейтральности плазмы. При этом его мощность также должна быть достаточно большой для компенсации ионизационных и других энергетических потерь в объеме канала транспортировки пучка. В развитии ППР существенную роль играют плотность остаточного газа и условия удержания генерируемых ионов и электронов. В продольном магнитном поле пороги возбуждения ППР значительно снижаются по сравнению условиями свободной транспортировки электронного пучка.
Если же скорость генерации ионов превышает скорость ухода частиц, т.е. Г+ N+, то потенциал приобретает положительный знак, и в системе накапливаются медленные электроны, рассматриваемая система содержит уже три компонента пь п+, пе. Такой пучок называют плазменным. Нагрев вторичного электронного компонента до появления у него ионизирующей способности ведет к резкому повышению плотности плазмы и вовлечению в процессы ионообразования значительной части нейтрального газа. При этом плотность и объем генерируемой плазмы могут на несколько порядков превышать соответствующие параметры первичного пучка. Как было указано выше, именно такое состояние, возникающее при инжекции в газ интенсивного и мощного пучка заряженных частиц, и соответствует режиму горения ППР.
Под нагревом ионов в ППР обычно понимают увеличение их хаотической энергии в перпендикулярном магнитному полю и первичному электронному пучку направлении. Ускорение связывается с увеличением энергии в продольном направлении. Ускорение и нагрев ионов подробно изучались в работах [54,55].
Одна из первых экспериментальных установок для нагрева плазмы с помощью ППР представляла из себя пробкотрон с расстоянием между пробками 80 см, пробочным отношением от 1.8 до 5.25 и магнитным полем в центральной части от 0.5 до 2 кГс [47]. Установка была оснащена отдельным дуговым генератором плазмы. Исходная плотность плазмы достигала характерных значений порядка 1012 см"3 при температуре электронов Те 10 эВ. Такие параметры плазмы обеспечивались инжекцией плазменного сгустка в ловушку вдоль магнитного поля при помощи плазменного инжектора, помещенного на одном из торцов ловушки. При дополнительной инжекции вдоль оси ловушки с противоположного торца ловушки электронного пучка с энергией электронов Еа»6 + Ъ2 кэВ, плотностью электронов в пучке пь ,1010 см"3 наблюдался нагрев части электронов плазмы до температур в 40 - 200 кэВ. Плотность горячей компоненты составляла и Ю10 см"3 . Теоретическое обоснование этим экспериментальным данным, получившее название диффузионной модели нагрева плазмы электронным пучком, было дано в [48].
В настоящее время одной из самых крупных и продвинутых термоядерных установок с нагревом плазмы мощным релятивистским электронным пучком является установка ГОЛ-3 Новосибирского института ядерной физики им. Г.И.Будкера (рисунок1.4) [56, 57].
Она представляет собой 12-метровый соленоид с гофрированным магнитным полем (110 отдельных катушек, импульсное магнитное поле до 5Тл). Основной нагрев плазмы осуществляется мощным релятивистским электронным пучком. Параметры греющего электронного пучка: 0.5-0.8 МэВ, ток 30кА, время импульса - порядка 10мкс. В результате достигается плотность плазмы в диапазоне 1014-1016 см-3. Нагрев и удержание плазмы определяется коллективными процессами, которые улучшают эффективность передачи энергии первичного пучка и продольного удержания плазмы.
Хотя с помощью ППР не удалось нагреть ионный компонент плазмы в ловушке до термоядерных температур, эти исследования заложили основу понимания пучково-плазменных явлений и в дальнейшем привели к появлению целого ряда идей по их практическому применению.
Плотность быстрой группы электронов и ее энергетическое распределение могут сильно отличаться от стационарного ППР. В режиме АВЭР, как в самостоятельном, так и в несамостоятельным (без первичного ППР) также реализуется случай трехкомпонентной плазмы. Основным объемным механизмом генерации плазмы является коллективное плазменно-пучковое взаимодействие пучков, эмитируемых контактной поверхностью. Отметим также, что в АВЭР эмиссия электронов с контактной поверхности сильно модулирована ВЧ автоколебаниями. В результате эффекта группирования, когда более быстрые электроны догоняют ранее инжектированные при меньшем ускоряющем напряжении на переднем фронте генерируемого импульса, мгновенная плотность инжектированного пучка оказывается очень высокой в области группирования, что уменьшает длину релаксации таких пучков в соответствии с формулой (1.6). Во многих практических применениях ППР использование методов АВЭР может способствовать улучшению эксплуатационных параметров, повышая плотность и температуру плазмы.
Механизм усиления вторичной эмиссии в присутствии тонких диэлектрических слоев
Поскольку механизм усиления вторичной эмиссии в присутствии тонких диэлектрических слоев играет принципиально важную роль в развитии вторично-эмиссионной неустойчивости, и к нему приходится обращаться при объяснении основных наблюдаемых эффектов, приведем его качественное объяснение с помощью энергетических диаграмм (рисунок 3.6). При переходе от электронного насыщения к -ветви ВАХ с подачей отрицательного относительно плазмы потенциала сначала происходит резкое сокращение потока тепловых электронов на поверхность, не способных вызвать вторичную эмиссию. В режиме собирания тепловых электронов на поверхности пленки преобладают отрицательные заряды, поле является запирающим по отношению к генерируемым быстрым компонентом вторичным электронами, и вторичная эмиссия мала. При достижении плавающего потенциала это поле снижается, а вторичная эмиссия возрастает, далее происходит положительная зарядка диэлектрической пленки, а ток меняет знак и становится в основном эмиссионным. Сначала он ограничен объемным зарядом и быстро нарастает при дальнейшем росте отрицательного смещения. При дальнейшем росте отрицательного смещения лимитирующим фактором становится снижение количества и энергии быстрых электронов, бомбардирующих поверхность. Эмиссионный ток снижается, и ВАХ выходит на -ветвь.
В реальности картина сложнее. Например, в модельных представлениях рассматриваются только поверхностные заряды, и поле в пленке считается однородным. Чтобы объяснить высокую эмиссию в области максимума тока, приходится привлекать представления об автоэлектронной эмиссии из металлической подложки через диэлектрическую пленку в плазму. Для разных условий положение экстремумов по напряжению и соотношение токов в максимуме и минимуме может очень сильно изменяться в зависимости от состояния контактной поверхности и параметров ее облучения. На рисунке 3.7 показан пример экспериментальной ВАХ с участками электронного насыщения, прохождения через плавающий потенциал, -ветвь и начало N-спада. Она снималась в режиме дифференциального зонда при малой площади ППК, малых смещениях и большом абсолютном значении ОДС, чтобы избежать возбуждения автоколебаний
Видно, что эмиссионный ток превышает ток быстрых первичных электронов почти в 100 раз. Начальная энергия первичного пучка 500В. С учетом энергетической цены генерации электронных носителей в оксиде алюминия коэффициент истинной ВЭЭЭ не может превышать 10 (для массивного диэлектрика на основе оксида алюминия он имеет максимальное значение 6). Без прямой эмиссии из металлической подложки такое поведение ВАХ объяснить нельзя.
С другой стороны, если сквозные автоэлектронные токи управляются электрическим полем, связанным с поверхностными зарядами, нельзя объяснить быструю обратную связь на N-спаде. Поскольку экспериментально наблюдаются автоколебания с частотой, значительно выше 100 МГц, положительная обратная связь должна обеспечивать время реакции эмиссии в ППК на изменение потенциала поверхности порядка 1нс. Емкость диэлектрической пленки толщиной 5нм составит значение порядка 1 мкФ/см2. Чтобы изменить напряжение в ней на 1В за 1нс, потребуется ток с плотностью не менее 1000А/см2. Это явно противоречит экспериментальным данным.
С учетом этой оценки -ветвь ВАХ на больших частотах вообще не должна проявляться. Действительно, последовательно включенные емкость СОЗ и емкость диэлектрической пленки представляют собой делитель напряжения. Поскольку емкость СОЗ падает с напряжением обратно пропорционально U3/4, напряжение в пленочном диэлектрическом слое должно нарастать пропорционально U1/4. На большой скорости нарастания падения напряжения в ППК должно продолжаться нарастание автоэмиссионного тока. Следовательно, воздействие быстрых электронов на эмиссию диэлектрического слоя в присутствии полей с высокой напряженностью имеет более сложный механизм, чем просто изменение поверхностного заряда.
Обратим внимание на глубину прохождения электронов и ионов через 5нм слой оксида алюминия (рисунок 3.8). Как видно, электроны с энергией порядка 10эВ имеют возможность проходить слой на всю глубину, благодаря тому, что они не испытывают неупругие столкновения с генерацией носителей. Это важно, когда оценивается выход в вакуум вторичных электронов и электронов, инжектированных в зону проводимости диэлектрического слоя из металлической подложки. Электроны с энергией от 100 до 1000эВ могут генерировать электрон дырочные пары носителей заряда на всю глубину слоя, искажая линейное распределение потенциала. Это ведет к появлению индуцированной проводимости слоя со стороны плазмы и вызывает значительное изменение конфигурации энергетического барьера в контакте металл-диэлектрик, влияя на инжекцию электронов уже из метала в зону проводимости диэлектрического слоя.
Ионы из плазмы с энергией менее 1 кэВ должны практически полностью тормозиться в пределах слоя. Они могут вызывать распыление, каскады смещения с образованием структурных дефектов и ловушек для электронов.
Обратимся к рисункам 1.6 и 1.7 с энергетическими диаграммами для запирающего слоя и омического контакта. Учтем, что работа выхода алюминия составляет m = 4,28 эВ, а сродство к электрону и ширина запрещенной зоны Al2O3 составляют = 4,4 эВ, Eg = 9,4 эВ [96]. Поскольку m , контакт с пленкой следует отнести к омическому типу с инжекцией электронов из металла в диэлектрик. Ее ограничение при относительно малых напряженностях происходит по механизму объемного заряда. Таким образом, эмиссионные электроны, инжектируемые из металла, проходят два барьера с объемным зарядом: на границе металл-диэлектрик и на границе диэлектрик-плазма.
Рассмотрим три характерные режима работы ППК по мере увеличения отрицательного смещения контактной поверхности, которые соответствуют: началу быстро растущей с напряжением -ветви ВАХ, в максимуме тока и в области перехода к -ветви при напряжениях -U1, -U2, -U3.
На рисунке 3.9 показана упрощенная энергетическая диаграмма с распределениями положения дна зоны проводимости в диэлектрическом слое и вакуумного уровня в СОЗ.
При малом смещении -U1 генерация дополнительных носителей надтепловыми электронами в диэлектрике вблизи границы слоя с подложкой вызовет глубокие изменения распределения потенциала, поскольку формируется плазмоподобное состояние с электронами и дырками. За счет экранирования увеличение плотности носителей понижает высоту и толщину потенциального барьера. Туннельный ток в зону проводимости диэлектрика увеличится, однако эмиссия в плазму останется ограниченной объемным зарядом с вакуумной стороны, в плазменном СОЗ. Ограничению тока эмиссии в плазму по "закону 3/2" с хорошей точностью соответствует начальный участок -ветви ВАХ, после прохождения плавающего потенциала (рисунок 3.7).
Причем, время реакции на изменение генерации носителей будет соответствовать времени жизни новых индуцированных носителей. Обычно оно очень мало.
При увеличении смещения до -U2 ток достигает максимума, определяемого конкуренцией двух факторов: повышением высоты и уширением первого барьера для инжекции электронов из металла, с одной стороны, снижением и сужением второго барьера в СОЗ, с другой стороны. Для обычного термоэмиттера рост эмиссионного тока сменяется насыщением. Для рассматриваемой эмиссионной системы наблюдается быстрый спад тока.
На N-спаде уже превалирует эффект снижения инжекции электронов из металла. При выходе на на -ветвь (-U3) генерация носителей надтепловыми электронами из плазмы прекращается, и работает запирание туннельной эмиссии первым барьером, несмотря на снижение второго. Ионы имеют меньшую плотность тока по сравнению с надтепловыми электронами, при нейтрализации они оставляют положительный заряд на поверхности, практически не вызывая генерации новых носителей в диэлектрическом слое. Распределение потенциала в пленке выпрямляется, и барьер объемного заряда перед контактом с металлической подложкой возвращается к исходному состоянию, что сопровождается снижением туннельного тока в зону проводимости, обеспечивая очень малый ток на -ветви. Компенсация зарядного ионного тока происходит при некотором падении потенциала в пленке (порядка 10-20В), небольшом по сравнению с полным напряжением в ППК (порядка 1000В). Несмотря на снижение барьера со стороны вакуума, полный эмиссионный ток выходит на насыщение с небольшим ростом уже за счет ВИЭЭ.
Структура геликонных волн
В приближении коаксиальной линии плазменный шнур считался хорошо проводящим для пропускания тока с малыми омическими потерями. Индуцированное токами переменное магнитное поле имело только азимутальные составляющие, а электрическое поле - радиальные составляющие. Причем, в рамках модели переменные поля располагались вне плазменного шнура, а переменные токи только на обращенных друг к другу поверхностях проводящей стенки и шнура. Это приближение удовлетворительно работает для установки ПР-2, где диаметр протяженной цилиндрической камеры более чем на порядок превышает диаметр первичного пучка, а дебаевский слой очень мал.
Теоретический анализ условий возбуждения и структуры геликонных волн связан со значительными математическими трудностями. Рассмотрим упрощенную структуру геликонных волн, следуя работам [28, 173]. Поскольку теперь переменные поля существуют в заполненном плазмой объеме, то в нем могут существовать и - переменные токи j . Для возмущенных переменных составляющих полей и токов можно записать уравнения Максвелла В0 и п0 - невозмущенные осевое магнитное поле и плотность плазмы. По-прежнему будем пренебрегать токами смещения в плазме по сравнению с токами проводимости (а «а р). В уравнении (4.27) не учитывается продольная составляющая электрического поля благодаря высокой проводимости а , принято дрейфовое приближение для электронного тока (сэ«сэсе) и не учитывается ионный ток (a))aci).
Далее, применяется стандартное комплексное представление возмущенных компонент поля
Аналогичную зависимость имеет и продольная компонента переменного тока. Чтобы определить поперечное волновое число g, необходимо записать условия на границе г = а. Отметим, что для проводящей стенки Еф(а) = 0 (Ez=0 согласно предположению о продольной проводимости), для диэлектрической стенки - j(a)=0.
Используя (4.40), (4.30) получим дополнительные уравнения для определения Br и В
Таким образом, и для проводящей, и для диэлектрической стенок граничные условия совпадают. В этом проявляется одно из принципиальных преимуществ возбуждения геликонных волн в автоколебательном режиме перед антенным возбуждением. В используемых в настоящее время генераторах для введения ВЧ мощности от внешнего источника требуется диэлектрическая боковая стенка. Предельная мощность разряда при этом ограничена теплопроводностью диэлектрической стенки. В автоколебательном режиме генерации геликонных волн плазма может быть ограничена со всех сторон металлическими стенками с более эффективным охлаждением, что позволяет обеспечить более высокую удельную мощность по сравнению с антенными системами. Из уравнения (4.43) и (4.56) следует
Отметим также, что в практике антенного возбуждения геликонных разрядов обычно используются аксиально-несимметричные моды с т=1. Для этого на внешней стороне диэлектрической стенки располагаются специальные охлаждаемые антенны, индуцирующие поперечное магнитное поле. В геликонном автоколебательном режиме наиболее просто возбуждаются аксиально-симметричные моды, соответствующие m = 0, когда максимумы Bz и j расположены на оси: Bz = BXJ0 (gr).
При этом условие на границе (4.56) запишется как Ji(ga) = 0 или ga 3,83.
Это соотношение показывает, что при возбуждении геликонных волн в плазмозаполненном резонаторе (ар ак) их резонансные частоты растут с ростом отношения магнитной индукции к плотности плазмы. Для типичных параметров ПР-2 они оказываются меньше частот, соответствующих коаксиальному резонатору в приближении (ар«ак).
Приведем сводку выражений для компонент магнитного и электрического полей в волне для аксиально-симметричной геликонной волны
Из рассмотрения структуры геликонных волн следует, что мода аксиально симметричных колебаний m = 0 должна эффективно возбуждаться за счет развития вторично-эмиссионной неустойчивости и возникновения переменных аксиальных токов jz согласно рассмотренным механизмам. Причем, поскольку ППК с N-образной ВАХ выполняет роль широкополосного усилителя, наибольшее усиление получают резонансные моды автоматически без необходимости согласования частот и сопротивлений генератора и разряда как нагрузки. Рассматриваемый метод принципиально отличается от общепринятого безэлектродного антенного возбуждения геликонных волн. Так как плотность плазмы в геликонном режиме превышает критическое значение для проникновения ВЧ поля плазму, рассматриваемый метод представляет прикладной интерес в плане создания эффективных генераторов плазменных потоков различного назначения.
Проанализируем особенности сопряжения высокоэмиссионной торцевой коллекторной пластиной с N-образной ВАХ и геликонных волн.
Генерация, захват и мобилизация пылевых частиц при развитии вторично-эмиссионных неустойчивостей
В термоядерной плазме присутствие пылевых частиц признается серьезной проблемой для безопасной и эффективной работы будущих реакторов. Пылевые частицы, образуемые в токамаках варьируются в размерах от нанометров до сотен микрометров [199]. На существующих токамаках и имитационных установках ведутся эксперименты как по мониторингу естественной пыли, так и по ее поведению в плазме при инжекции калиброванных частиц. Целью экспериментов состоит в улучшении понимания механизмов генерации, захвата и мобилизации пылевых частиц, сопровождающих пылевую эрозию контактных поверхностей, а также явлений при низкоскоростных воздействиях пылевых частиц на мишень (отражение, прилипание, скольжение).
При возбуждении АВЭР и УАВЭР можно наблюдать и образование, и перенос пылевых частиц в плазменном канале. Один из наиболее необычных эффектов состоит в захвате достаточно мелких пылевых частиц в плазменный шнур и их перенос внутрь ловушки, навстречу потоку истекающей из ловушки плазмы. Это становится возможным, когда мощность автоколебаний становится достаточной для обращения локального градиента давления и потоковой скорости вблизи контактной пластины.
При возбуждении АВЭР этот эффект очень наглядно демонстрируют эксперименты с инжекцией в канал ППР пылевых частиц. На рисунке 5.5 показана принципиальная схема проведения скоростной видеосъемки переноса пылевых частиц. Сечение камеры соответствует среднему расстоянию между торцевым высокоэмиссионным коллектором и диафрагмой.
На расстоянии 15 см от торцевого коллектора над плазменным каналом устанавливался ультрозвуковой дозатор графитовых пылевых частиц размером 1-10 мкм. Подсветка осуществлялась лазером (5Вт, 450 нм). Луч преобразовывался с помощью цилиндрической линзы и освещал приосевую область ППР. Запись движения пылевых частиц велась через окошко с бокового фланца. На рисунке 5.6 показано последовательное покадровое наложение изображения пылинки, движущейся с некоторым ускорением по направлению к торцевому коллектору справа. Он находится под плавающим потенциалом, автоколебаний нет, контактная поверхность является стоком плазменного потока, и на нее направлена потоковая скорость плазмы, увлекающая пылинку. Отметим также, что получаемый пылинкой отрицательный заряд удерживает ее в периферийном слое канала с положительным потенциалом относительно стенок и радиальным градиентом потенциала, а азимутальный дрейф плазмы приводит к появлению азимутальной составляющей ионного увлечения и вращению пылевой частицы вокруг канала. Эти процессы хорошо моделируются в численных расчетах
На рисунке 5.7. Показаны траектории нескольких частиц, полученные в результате покадровой обработки. Принципиальное отличие условий от рисунка 5.6 связано с переводом разряда в режим АВЭР. Поскольку свечение разрядного канала возросло многократно, съемка выполнена с применением синего фильтра для обеспечения необходимого контраста. Хорошо видно, что в условиях генерации автоколебаний произошло обращение направления ионного увлечения. Теперь пылинки уходят внутрь установки, причем их скорость увеличилась почти на порядок. Это говорит о том, что в приповерхностной зоне в условиях АВЭР за счет дополнительного нагрева и ионизации газа возрастает давление, что и перенаправляет ионный поток внутрь установки.
Таким образом, пылевые частица в условиях развития вторично-эмиссионной неустойчивости могут эффективно захватываться и перемещаться вдоль разрядного канала и магнитного поля на значительные расстояния.
Появление мелкодисперсных пылевых частиц при плазменно поверхностном взаимодействии, может быть вызвано большим количеством эффектов. Особенно ярко эти эффекты появляются при импульсных ионно радиационных и тепловых нагрузках. Вторично-эмиссионная неустойчивость также может приводить к появлению пылевых частиц повышенной эрозии контактной поверхности. В частности, это проявляется в режиме генерации высоковольтных автоколебаний. Можно выделить два принципиально разных пути образования пылевых частиц в режиме АВЭР. В пределах активного высокоэмиссионного пятна с тонкой пленкой генерируются очень мелкодисперсные частички, менее микрона. Более крупные пылевые частицы (порядка 10мкм) генерируются на периферии разряда, где могут образовываться достаточно толстые диэлектрические пленки, не проводящие ток даже в условиях облучения высокоэнергетичными электронами. Они образуются на стенках вакуумной камеры и на контактных пластинах вне зоны падения первичного пучка.
На рисунке 5.8а в качестве примера мелкодисперсной эрозии показано полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа изображение области падения первичного пучка после длительного (порядка 1часа) работы в автоколебательном режиме. Контактная пластина изготовлена из алюминия. Рабочий газ - водород, оксидный слой поддерживался автоматически в режиме динамического равновесия процессов окисления - распыления и восстановления. Поверхность покрыта субмикронными порами.
На рисунке 5.8б показана аналогичная зона с несобственным диэлектрическим слоем из двуокиси кремния на поверхности контактной пластины из нержавеющей стали. Изначально было нанесено непроводящее покрытие из SiO2 порядка 1мкм, которое затем распылялось с использованием ППР в аргоне. Поверхностная пленка утонялась в результате распыления под плавающим потенциалом. Ток в цепи контактной пластины и автоколебания появлялись после уменьшения толщины до туннельно-тонкого значения порядка 5 нм. После появления автоколебаний проводилась смена рабочего газа на водород. Далее автоколебательный режим мог поддерживаться достаточно долго.
После извлечения контактной пластины в ее теневой периферийной зоне по отношению к первичному пучку наблюдались следы сквозного пробоя толстого диэлектрического слоя в форме "снежинок" с центральным проплавленным керном (рисунок 5.9).
Эта зона может выступать источником микрокапель. Отметим, что после длительной работы в режиме АВЭР подобные эффекты наблюдаются и для контактных поверхностей с собственным диэлектрическим оксидом, когда достаточно толстые покрытия переосаждаются на периферии контактной поверхности или даже на стенках камеры.
В основе механизма формирования подобных "снежинок" лежит зарядка поверхности толстого непроводящего диэлектрического слоя на периферии контактной поверхности вне сечения первичного пучка с туннельно тонкой пленкой. Фактически, периферийная непроводящая зона является нагрузкой для генерируемых в приосевой активной зоне с N-образной ВАХ автоколебаний.
Через непроводящее покрытие могут возбуждаться барьерные ВЧ разряды. В результате "детекторного" эффекта контактная поверхность непроводящей пленки приобретает постоянное смещение относительно металлической подложки, соизмеримое с амплитудой переменного напряжения. При развитии импульса в активной зоне АВЭР и достижении некоторого предельного значения напряжения в периферийном диэлектрике происходит его локальный пробой с образованием проводящего канала. Обращенная к плазме поверхность канала оказывается под потенциалом подложки. Стекание к нему поверхностных зарядов приводит к перегреву и проплавлению керна. Далее развивается искровой пробой с образованием микрокапель, которые, попадая в канал АВЭР, могут захватываться и перемещаться в продольном направлении в соответствии с изложенными выше представлениями. Если пробой вызывает на некоторое время спад напряжения на контактной пластине и прекращение автоколебаний, пылевые частицы возвращаются к контактной поверхности. Если автоколебания не прекращаются или быстро восстанавливаются (по сравнению с пролетным временем микрокапель), то они попадают внутрь установки.