книги из ГПНТБ / Малкин, О. А. Импульсный ток и релаксация в газе

релаксацию концентрации свободных электронов при дости­ жении квазнстациопарного состояния (характерное время тр„е порядка ІО-4 — 10-в сек), релаксацию температуры

тяжелых частиц (время тттпорядка ІО-5 сек). Изучение

процессов релаксации отрыва температуры электронов от температуры тяжелых частиц, обладающей характерным временем ~ ІО-7 сек, на описанной установке не пред­ ставлялось возможным.

Для выполнения сформулированных выше требований к методу создания плазмы, особенно для достижения одно­ родности, стабильности и осесимметричности, а также от­ сутствия примесей от электродов и стенок, пришлось при­ нять специальные меры. Конструкция разрядной трубки обеспечивала осесимметричность и коаксиальность. Ра­ ботали на непрерывном протоке исследуемого газа; для избежания загрязнения газа материалом стенок трубки тщательно контролировали режимы разряда, не допуская испарения стенок при больших плотностях тока или длин­ ных импульсах. Конструкция разрядной трубки изображена на рис. 1.6. Трубка из кварца диаметром от 20 до 60 мм, длиной до 200 мм обладала цилиндрической симметрией; электроды — медные, торцевые, занимали практически все поперечное сечение (за вычетом небольших отверстий для вакуумной системы). Подвод тока осуществлялся шестью коаксиальными кабелями, равномерно размещенными по окружности, соосной с трубкой; оба полюса генератора были присоединены к фланцам у торцов трубки, так что разрядный и обратный токи были коаксиальными. Таким образом, электродинамические силы от обоих токов взаим-

37

НО скомпенсированы. Индуктивность разрядной трубки составляла не более 100 см. Плазму наблюдали млн по ра­ диусу, или с любого из торцов через окна. Серьезное внима­ ние было уделено организации начальных стадий разряда. При начальном напряжении 5 кв поджиг разряда в гелии и азоте при давлении холодного газа 10 mopp затруднен. Поэтому необходимо было подавать высоковольтный под­ жигающий импульс непосредственно на электроды трубки. Применяли отдельный поджигающий блок с напряжением

Ряс. 1.7. Осциллограммы тока (}) и напряжения (2) на уста­ новке силыюпонпзоваппоп плазмы (азот; р » = і торр).

до 20 кв. Вследствие часто наблюдавшихся нарушений осесимметрнн канала тока из-за его одностороннего развития был использован предварительно зажигаемый тлеющий разряд с током около 100 ма. Для питания эталонного источ­ ника излучения ЭВ-45 [39, 53] также использовали основ­ ную конденсаторную батарею генератора. Ввиду того что импульс поджига ЭВ-45 должен обладать напряжением около 50 кв, необходимо было предусмотреть, чтобы элек­ трическая прочность включающего разрядника была доста­ точной для предотвращения самопроизвольного запуска разрядника и шунтирования поджига ЭВ-45. Поэтому в соответствии с рекомендациями работы [52] использовали пятисекционный включающий разрядник.

Система откачки и наполнения исследуемым газом вклю­ чала форвакуумный и диффузионный насосы, обеспечиваю-

38

щие откачку до ~ 5 • 10~5 mopp и работу установки на протоке газа, два натекателя, регулирующих давление, емкости с исследуемым газом, вакуумный манометр ВИТ-ІА и U-образный масляный манометр для измерения давления выше 1 mopp. Система смешения газов давала возможность приготовлять тройные смеси. Для проведения опытов с во­ дородной плазмой на установке был смонтирован водяной электролизер на постоянном токе. Получаемый водород очищали от паров воды пропусканием через колонку с ед­ ким натром.

Электрические параметры импульса тока — напряже­ ние и ток, измеряли емкостно-омическим делителем и ма­ лоиндуктивным коаксиальным шунтом соответственно. Ос­ циллограммы напряжения и тока приведены на рис. 1.7. Амплитуды тока контролировали при помощи накопитель­ ного вольтметра (пик-вольтметра). Начальное напряжение генератора измеряли статическим киловольтметром. Уста­ новка обеспечивала повторение формы импульсов, что проверяли как электрическими измерениями (осциллограм­ мы тока II напряжения, отсчеты пик-вольтметра), так и оп­ тическими измерениями (форма светового спектрального импульса на спектрографе с фотоэлектрической пристав­ кой и скоростная фоторегистрация канала тока).

§ 1.4. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ПАРАМЕТРОВ ПЛАЗМЫ

Для экспериментального определения характеристик элементарных процессов в плазме необходимы комплекс­ ные исследования энергетических состояний компонент плазмы. Поэтому к методам измерения параметров плазмы предъявляются большие требования. Диагностические мето­ ды должны обеспечить одновременное получение следую­ щих опытных данных: а) температуры тяжелых частиц — атомов и ионов в основном состоянии, а также давления плаз­ мы в целом и ее отдельных компонент; б) абсолютных засе­ ленностей возбужденных уровней атомов и ионов и их рас­ пределения в возможно широком энергетическом интервале; в) функции распределения и концентрации электронов. Все эти сведения необходимо получить для данной точки пространства, и они должны относиться к невозмущенной плазме. При исследовании релаксационных процессов по­ мимо перечисленных требований методы диагностики долж­ ны обладать временным разрешением, удовлетворяющим условию т„зМ4С тр> где тпзм — постоянная времени из­

39

По данным работ [33—57 и др.], эффективная температура

в слабоионнзованной плазме надо считать пробег электро­ на, рассчитанный по полному эффективному сечению ней­ тральных частиц; оценив это сечение величиной порядка

что обычно собирающий зонд выполняют диаметром менее 1 мм, можно считать, что оба первых условия будут выпол­ нены для зондовых измерений в высокочастотной плазме. Рассматривая третье условие, легко установить, что второе слагаемое левой части неравенства примерно в 10 раз мень­

В соответствии с результатами проведенных оценок со­ бирающий зонд (рис. 1.8) был выполнен из вольфрамовой проволоки диаметром 0,3 мм с длиной неизолированной части 5 мм; в качестве противозонда использовали фольгу из нержавеющей стали размером 10 X 15 см (отношение площадей около 3000), размещенную на внутренней ци­ линдрической поверхности разрядной трубки. Продольный разрез в противозонде необходим для проникновения в плаз­ му вихревого поля индуктора. Описанное расположение противозонда, как показали проведенные нами специаль­ ные опыты с помощью магнитного зонда, практически не влияло на распределение электрического поля в плазме. Для снижения помех, наводимых высокочастотным полем на собирающий зонд, последний находился в экранирую-

41

ідей медной трубке с внешним диаметром 3 мм. Таким об* разом, отношение наибольшего диаметра зонда к диаметру разрядной трубки не превышало ЧІ0, что по данным работ [56, 58] дает максимальную погрешность из-за возмущений плазмы корпусом зонда менее 10%. Согласно проведенной выше оценке будут отсутствовать и возмущения измеряемой функции распределения электронов. Собирающий зонд мог передвигаться как вдоль осп разрядной трубки, так и по ее сечению. Напряжение на зонд подавали от источника пита­ ния типа УИП-1; смещение нуля зондового тока производи­ ли при помощи аккумуляторной батареи. Таким образом,

Рис. 1.9. Осциллограммы напряжения высокочастот­ ного поля (а) и зопдопого

положительную п отрицательную ветви зондовой характе­ ристики можно было получить без переключения полярно­ сти измерительной аппаратуры. Всю характеристику полу­ чали за время около ЗОсек. Вольт-ампериые характеристики зонда регистрировали двухкоординатным самописцем типа ПДС-021. Для подавления высокочастотных составляющих зондового тока применяли емкостно-индуктивный фильтр. Как видно из осциллограммы зондового тока (рис. 1.9), зондовый ток не содержит высокочастотных составляющих. Для снижения постоянной времени зондовой цепи измери­ тельное сопротивление R (см. рис. 1.8) было низкоомным — не более 7 ом, а полное внутреннее сопротивление источни­ ка питания удалось резко снизить при помощи емкости С2. В результате постоянная времени зондовой цепи сос­ тавляла 0,2—0,3 мксек, что было установлено специальными измерениями при помощи генератора прямоугольных им­ пульсов Г5-15 с крутизной фронта не хуже 0,1 мксек. В целях устранения влияния поверхностных явлений на ка-

42

чество зондовых характеристик [54] перед снятием харак­ теристик собирающий зонд прокаливали поочередно ион­ ным и электронным токами.

Важным вопросом является изучение влияния искаже­ ний функции распределения электронов по энергиям, вызываемых спецификой зондовых методов диагностики плазмы. Это разобрано в целом ряде теоретических и экс­ периментальных работ [59—69]. Искажения функции рас­ пределения электронов в области малых энергий происхо­ дят из-за конечной скорости диффузии медленных электро­ нов к зонду; сток электронов на зонд из плазмы также в принципе искажает функцию распределения, в особен­ ности, при малых энергиях электронов [59]. Количествен­ ное рассмотрение этих явлений проведено в недавней работе [60]; получена поправка к измеренной функции распределе­ ния электронов, устраняющая максимум близ потенциала пространства. В результате функция распределения элект­ ронов соответствует свойствам плазмы, не возмущенной влиянием зонда. Влияние других искажений из-за колеба­ ний потенциала плазмы, шумов и других помех рассмотре­ но в работах [61—69]. Было обнаружено, что колебания потенциала плазмы приводят к завышению концентрации электронов, измеренной по излому вольт-амперной харак­ теристики [68]. Важным итогом являются обнаруженные в работе [64] искажения второй производной зондового тока, измеренной методом наложения малой переменной составляющей, из-за колебаний потенциала плазмы. В то же время последние не влияют на достоверность измерений, самой вольт-амперной характеристики [65, 69].

Для определения коэффициентов скорости неупругих элементарных процессов с большими пороговыми энергия­ ми (c?u ^ f) необходимо достоверное измерение высокоэнер­ гетической части функции распределения электронов. Обыч­ но трудности подобных измерений заключаются в появлении флуктуаций, шумов и колебаний потенциала плазмы при больших отрицательных потенциалах зонда, когда зондо­ вый ток мал, и корректном учете вклада ионного тока в общий ток зонда. Выше отмечалось, что влияние флук­ туаций, шумов и колебаний потенциала мало сказывается на достоверность получения самой вольт-амперной харак­ теристики. Однако следует учитывать возможные искаже­ ния второй производной зондового тока при больших отри­ цательных потенциалах. В настоящей работе непосредствен­ но получали вольт-амперные характеристики зонда, поэ­

43

тому целесообразно рассмотреть лишь влияние ионного

тока.

Оценку влияния вклада ионного тока на измерения функции распределения электронов при больших отрица­ тельных потенциалах зонда проведем по модернизирован­ ной теории Ленгмюра [70, 71], учитывающей зависимость толщины призондового слоя от потенциала зонда, а также эффект ускорения ионов в предслое, рассмотренный Бомом. Так как выводы теории существенно зависят от относитель­ ной толщины слоя (г0 — г 3)/г3, где г 3 — радиус зонда, сначала определим толщину слоя (/-с — г 3). При потен­ циале плазмы электронный ток на зонд равен току насы­ щения Іе Используем формулу Ленгмюра для плотности

тока, ограниченного объемным зарядом:

где 1] = I е0Ѵ3 \!kTe3фф — безразмерный потенциал зонда. Подставляя выражение для іе (приближенно полагаем

функцию распределения электронов максвелловской, что применимо для участка зондовой характеристики, где электронный ток равен току насыщения) в формулу (1.6), найдем

Подставив в выражение (1.8) параметры исследуемой плаз­ мы для р = 0,1 mopp (см. гл. 3);' пе — 4,5-ІО12 см~3; /:Те8фф = 5,66 эв и величину потенциала зонда, соответ­ ствующую малым амплитудам функции распределения

44

т. е. принять равным току насыщения по Бому, но с учетом зависимости радиуса слоя от потенциала зонда. Здесь / — длина собирающей части зонда. Преобразуем формулу (1.8) и представим ее в следующем виде (что допустимо для г) < 7):

Как известно [72], электронный ток на зонд при немаксвел­ ловской функции распределения электронов выражается формулой

Легко видеть, что в общем случае от потенциала зонда за­ висят как радиус собирающего слоя, так и интеграл в пра­ вой части формулы (І.П ). Рассчитаем отношение вторых производных электронного тока, определенных при двух предположениях:

V

Подставив параметры плазмы высокочастотного разряда, измеренные в настоящей работе при р = 0,1 mopp, пе =

= 4,5 • 1012 елг3-, ІіТеафф = 5,66 эв и г3 = 1,5 • ІО-2 см,

получим выражение (1.12) в следующем виде:

/;<а)//;<б) = - 4 ц з/2(9+ 4 г1>/2) х

f( e ^ V ) ( k T e афф)3

Хсо

f ('S—V) f (CS) d'S

45

татьтолщину слоя не зависящей от потенциала зонда. Вычислим теперь интересующий нас вклад ионного тока во вторую производную Ц для больших отрицательных потенциалов зонда. При расчете /" учтем зависимость тол­ щины собирающего слоя от Ѵ3. Тогда

ную величину вклада ионного тока во вторую производ­ ную не более 0,0596. Следовательно, при измерениях функ­

пренебречь влиянием ионного тока.

Для исследования кинетики изменения функции рас­ пределения электронов и концентрации электронов при протекании релаксационных процессов на фронтах импуль­ са высокочастотного поля необходимо получать вольтамперные характеристики зонда за время, много меньшее характерного времени самого быстрого из изучаемых ре­ лаксационных процессов. Оценка времен релаксации иони­ зации и возбуждения, а также функции распределения электронов, проведенная выше, показывает, что период времени, за который необходимо получить всю вольтамперную характеристику, должен составлять не более 1 мксек. В соответствии с этой задачей была разработана импульсная методика получения зондовых характеристик, схема которой изображена на рис. 1.4. Напряжение, сни­ маемое с сопротивления R в цепи зонда, поступало к элек­ тронному коммутационному устройству, которое регистри­ ровало зондовый ток только в течение 1 мксек в заданный момент времени от начала подачи импульса высокочастотно­ го электрического поля. Далее при помощи накопительной схемы производилось преобразование полученных импуль­ сов в постоянное напряжение, пропорциональное зондовому току в этот момент времени. Вольт-амперная характеристи-

46'