Курнаев Введение в пучковую електронику 2008

длительности импульса τ до 20 мс токи перехода достигают 250 А, что соответствует плотности катодного тока j 25 А/см2. Уменьшение индукции магнитного поля приводит к увеличению разряд-

ного напряжения Udmax (B ) до некоторого критического значения

Udкр , зависящего только от материала катода и рода газа. Дальней-

шее уменьшение индукции магнитного поля приводит к переходу разряда в высоковольтный режим, характеризующийся крутым ростом ВАХ и малым (до 1 А) значением разрядного тока.

Рис. 3.74. Устойчивые формы разряда низкого давления в скрещенных E × H полях: 1 – стационарный магнетронный разряд; 2 – сильноточный магнетронный разряд; 3 – сильноточный диффузный разряд; 4 – дуговой разряд

Сильноточный диффузный разряд (область 3 на рис. 3.74) фор-

мируется при токах 10 ÷ 2000 А и характеризуется постоянным напряжением горения 65 ÷ 140 В, временем существования свыше 1 мс, а также отсутствием контракции в плазме и катодном слое. Средняя плотность тока сильноточного диффузного разряда может достигать 90 А/см2. Сильноточный диффузный разряд реализуется преимущественно в диапазоне давлений 10–2 ÷ 5 Торр, независимо от вида разрядного устройства, рода газа, материала катода. Плотность ионов может достигать (1,0 ÷ 1,5) 1015 см–3. Температура электронов составляет 4 ÷ 8 эВ при высокой однородности разряда и отсутствии токовых каналов.

391

ными пятнами, но отличается от дугового процессами переноса тока и способом нагрева плазмы, обеспечивающим баланс нужного числа носителей. Перенос разрядного тока пучками заряженных частиц и нагрев электронов плазмы до энергий, достаточных для ионизации газа, происходит за счет коллективного пучковоплазменного взаимодействия. СППР – самостоятельный разряд, так как необходимое для разряда число носителей поддерживается исключительно за счет поданного на электроды напряжения. Различают два характерных типа СППР: К-разряд и М-разряд, которые отличаются как пространственной локализацией двойного слоя, так и условиями возникновения и динамикой поддержания. При К- разряде минимум концентрации плазмы и, соответственно, двойной слой локализован в прикатодной области диода между плотной плазмой катодных пятен (1015 – 1017 см–3) и плазмой диода (1012 – 1013 см–3). Формируемый в двойном слое мощный электронный пучок пронизывает весь разрядный промежуток. В случае М-разряда двойной слой расположен между электродами и его локализация определяется областью с минимумом концентрации плазмы. При этом основной ток разряда переносится пучком электронов только на участке двойной слой – анод. Меняя область минимума концентрации плазмы, можно управлять местоположением слоя, а следовательно, и местоположением зоны генерации интенсивных пучков заряженных частиц.

СППР применяется для генерации интенсивных пучков электронов и ионов. Для этого диодный промежуток, как правило, помещают в продольное однородное магнитное поле катушек. Генерируемый в двойном слое пучок электронов за счет ионизации создает плазму, которая удерживается в магнитном поле. Номинальный ток в магнитных катушках таких устройств порядка 200 А, что соответствует величине магнитного поля порядка 600 Гс. При токе пучка порядка 1 A энергия электронов пучка – 3 – 4 кэВ. В СППР есть условия, когда существует группа горячих электронов с энергиями порядка десятков и даже сотен килоэлектрон-вольт, что значительно больше энергии пучка. Высокоэнергетичные электроны, нагретые пучково-плазменными колебаниями, при кулоновском рассеивании и в столкновении со стенками производят рентгеновские кванты. Поэтому СППР может быть использован как генератор интенсивного рентгеновского излучения. В этом случае более

393

предпочтительной является локализация двойного слоя непосредственно у поверхности анода-мишени, что исключает потери энергии электронного пучка на взаимодействие с плазмой. При этом создание градиента концентрации плазмы с минимумом у анода в сильноточных импульсных плазменных диодах возможно как за счет градиента концентрации первичной плазмы, которой предварительно заполняется диодный промежуток, так и за счет градиента давления нейтрального газа вдоль разрядной трубки. Следует отметить, что формирование постоянного градиента давления предполагает, как правило, наличие мощных средств откачки, что в различных практических приложениях зачастую затруднено. Для автономных систем необходимы очень быстрый импульсный напуск рабочего газа с катодной стороны плазменного диода (чтобы кратковременно создать необходимый градиент давления) и интенсивная откачка отработанного газа после гашения разряда.

Пучково-плазменный разряд

Пучково-плазменный разряд (ППР) в магнитном поле обладает следующими особенностями:

сильно неравновесная (энергия электронов плазмы значительно превышает энергию тяжелых частиц ионов, атомов, моле-

кул) низкотемпературная (< 10 эВ) плазма высокой плотности

(1010 − 1013 см–3);

широкий диапазон степени ионизации рабочего вещества –

от полной ионизации (α = 1) до слабо ионизованной плазмы

(α = 10–5);

высокие значения потоков тяжелых частиц (ионов и атомов)

1016 − 1019 cм–2с–1;

возможность получения стационарной плазмы с высокой энергонапряженностью (до 0,5 Вт/см–3) в большом объеме (несколько десятков литров).

Для технологических применений важное значение имеют связанные с этими свойствами новые возможности, а именно:

имеется возможность получать плазму для разных рабочих веществ (в газах и парах металлов), например, в воздухе, азоте, кислороде, водороде, метане, углекислом газе, фреоне, аргоне, литии, кальции и др.;

394

плазменной обработке могут подвергаться весьма большие поверхности (диаметром до 0,5 м и длиной до 2 м);

при проведении процесса получается плазма высокой чистоты с крайне малым содержанием примесей.

Указанные особенности позволяют предлагать пучковоплазменный разряд для разработки новых ионных источников с высокими значениями ионного тока для различных применений.

Кроме технологического использования ППР применяется для исследования ионо- и магнитосферной плазмы (электронные пучки инжектируется на высотах 90 ÷ 150 км), так же как эффективный генератор СВЧ и рентгеновского излучения.

В лабораторных условиях пучково-плазменный разряд возника-

ет при прохождении пучка электронов диаметром 1 − 5 см с энергией 0,1 − 10 кэВ, током 10–1 − 10 А через плазмообразующий газ

(например, H, He, N2, Ar) в вакуумной камере (при давлении в пределах 10–5 − 10–1 мм рт.ст.), помещенной в однородном магнитном поле (напряженностью 10 − 104 Э). Пример разработанного на кафедре физики плазмы МИФИ встраиваемого плазменно-пучкового генератора для создания потоков плазмы показан на рис. 3.75.

Рис. 3.75. Малогабаритный плазма-пучковый генератор: 1 – охлаждаемый соленоид; 2 – катодный узел; 3 – алюминиевый катод; 4 – антикатод

Возникновение ППР прежде всего происходит вследствие развития пучковой неустойчивости, в результате чего происходит возбуждение электронным пучком колебаний и волн в плазме. Поддержание ППР в магнитном поле обусловлено ионизацией газа

395

плазменными электронами, ускоренными в поле высокочастотных колебаний (СВЧ) колебаний, возбуждаемых электронным пучком в плазме. То, что электронный пучок в ППР имеет сильно "’размытую" функцию распределения электронов по продольным скоростям с наличием электронов, имеющих энергию большую энергии инжекции, отмечалось уже в первых экспериментах. В настоящее время известно, что часть электронов плазмы (до 10 %) ускоряется

вППР до энергий на порядок превышающих энергию электронного пучка. Экспериментально было обнаружено, что большая часть ускоренных электронов движется навстречу пучку. Область локализации высокоэнергетичных электронов привязана к максимальной амплитуде возбуждаемых колебаний. Таким образом, плазма ППР

вобласти взаимодействия является генератором потоков заряженных частиц. Максимум СВЧ-колебаний лежит в области, прилежащей ко входу, через который подается электронный пучок, входит

вобласть взаимодействия. В этой же области регистрируется и рентгеновское излучение из плазмы. Это дает основание предположить, что электроны испытывают сильное рассеяние на возбуждаемых СВЧ-полях в плазме, совершая при этом сложные движения, в результате чего их реальный пробег между соударениями оказывается большим. К тому же, существование стационарно пространственно выделенной области рентгеновского излучения обусловлено торможением на нейтральных атомах плазмообразующего газа, указывает на наличие "длительного" удержания электронов

ввыделенном пространстве.

Одной из особенностей ППР при выходе в "установившийся" режим "горения" является смена знака тока, принимаемого коллектором электронного пучка, т.е. токоприемный коллектор принимает незакомпенсированный поток ионов. Причем при удалении от коллектора зонд фиксирует положительный ток. На некотором расстоянии от коллектора на зонде появляется отрицательный ток. Существование локальной области, из которой ускоренные электроны и ионы движутся в противоположном направлении, может свидетельствовать и о формировании двойного слоя.

Основной максимум СВЧ-колебаний соответствует резонансной частоте, равной электронно-плазменной частоте (ωр1 = ωре). Дополнительный максимум соответствует частоте в два раза больше, чем электронно-циклотронная частоте (ωр2 = 2ωНе). Электроны плазмы

396

в поле СВЧ-волн этих резонансных частот приобретают энергию и ионизуют газ. Между параметрами плазмы (температура и плотность электронов) и амплитудой СВЧ-колебаний наблюдается корреляция. При возбуждении колебаний с первой резонансной частотой ωр1 = ωре отмечается максимальное значение температуры электронов. Максимальному значению плотности и минимальному значению температуры электронов плазмы соответствует вторая резонансная частота ωр2 = 2ωНе. При увеличении плотности плазмы происходит отстройка от резонанса ωр2 = 2ωНе. Электроны перестают набирать энергию. Плазма из локализованной области существования ускоренных электронов вытекает к коллектору. Понижение плотности плазмы восстанавливает резонанс, а вместе с этим восстанавливаются и условия для ускорения электронов плазмы. После чего становится возможной доионизация газа электронами, сопровождающаяся ростом плотности плазмы в ППР. В условиях неоднородной плазмы возбуждаемые электронно-плазменные моды СВЧ-колебаний вызывают возбуждение низкочастотных (НЧ) ионных колебаний, роль этого процесса для поддержания разряда является определяющей. Резонанс разрушается при возрастании плотности плазмы с возбуждением НЧ-колебаний (ионный звук).

Основной вклад в ионизацию газа дают электроны, ускоренные в области пространства, где сконцентрирована энергия СВЧ-волн. Плазма вытекает из этой области со скоростью ионно-звуковых волн. Неоднородность плазмы и нелинейное взаимодействие СВЧ-

иНЧ-волн, возбуждаемых пучком, усиливает НЧ-колебания, включая дрейфовые волны. Они обеспечивают аномальную диффузию плазмы поперек магнитного поля. В результате этого плазма занимает объем радиусом много большим радиуса пучка. Максимальная температура электронов плазмы достигается в условиях возбуждения максимальной амплитуды НЧ-колебаний. При этом СВЧ- и НЧ-колебания становятся нерегулярными. В результате этого электроны в поле ускоряющей волны имеют большую эффективную частоту соударений. СВЧ-колебания отдают большую часть своей энергии низкочастотным. В стохастических НЧ-полях ускоряются

иионы плазмы. Управление спектром НЧ-колебаний позволяет, как это следует из экспериментов, регулировать передачу энергии от пучка к ионам плазмы.

397

3.7.8. Разряды с термокатодом

Использование накаливаемого термокатода позволяет получать ионы как в результате прямой ионизации электронами, ускоренными в промежутке между катодом и анодом, атомов или молекул газа при любой сколь угодно малой их концентрации, когда плазма не образуется, так и при повышенном давлении газа. В первом случае говорят об источниках ионов с электронным ударом, применяемым в основном в массспектрометрии, когда вероятность образования

иона прямо пропорциональна концентрации газа. Во втором случае речь может идти об разрядах низкого давления или о дуговых разрядах низкого давления (Р ~ 0,1 – 1Па) с накаливаемым катодом. Распределение потенциала и напряженности поля для разрядов с накаливаемым катодом показано на рис. 3.76.

Так как для существования разряда вторичная эмиссия электронов из катода под действием ускоряемых к нему ионов не обязательна, то напряженность электрического поля у катода, как и на границе плазмы, может быть равной нулю. Ширина промежутка между катодом и плазмой определяется длиной свободного пробега электрона. Плотность тока электронов и ионов в нем определяется законом Чайлда – Ленгмюра (3.19) (см. разд. 3.5), при соотношении плотности электронного тока je к плотности тока ионов j+

je /j+ = (Mi /me )1/2.

При недостатке термоэлектронов (недокале катода) вольтамперная характеристика разряда – растущая: с увеличением раз-

398

рядного напряжения ток разряда растет. При достаточной температуре катода, когда плотность тока термоэмиссии выше плотности разрядного тока и достаточной концентрации нейтрального газа попытка увеличения напряжения на разряде приводит к росту разрядного тока без изменения напряжения на нем. Напряжение на разряде, как в дуге, может составлять несколько десятков вольт, однако для его зажигания необходимо приложить намного большее (в 2 – 3 раза) напряжение. Если термокатод представляет собой вольфрамовую или танталовую проволоку, то по мере бомбардировки ионами она утоньшается за счет распыления. При этом сопротивление катода увеличивается, а ток через него уменьшается. Таким образом при постоянном напряжении на катоде обеспечивается примерно постоянная его температура.

Плазменные источники ионов с накаливаемыми катодами могут реализовываться в различных вариантах, в том числе с продольным (по отношению к направлению извлечении ионов) и поперечным магнитным полем (калютрон).

Все описанные разряды могут служить источниками заряженных частиц: как ионов, так и электронов. Вид используемого в источнике разряда зависит от направленности той или иной пучковой технологии. Разработано множество различных типов плазменных источников ионов. Однако для получения интенсивных ионных пучков эффективно можно использовать лишь некоторые из них.

3.8.Плазменные ускорители

3.8.1.МГД-приближение

Для описания ускорения плазмы магнитным полем воспользуемся МГД-приближением. Теорию МГД-метода разработал Альфвен в 1942 г. для описания динамики космической плазмы. А основной вклад в разработку плазменных ускорителей внес А.И. Морозов. Плазма рассматривается как проводящая жидкость. Основное приближение – это введение nα (t,r), Vα (t,r):

399

Система МГД-уравнений состоит из уравнения непрерывности, уравнения движения, уравнения состояния для каждой компоненты плазмы и четырех уравнений Максвелла:

В данной системе температура компоненты плазмы выступает как внешний параметр. Если к этой системе добавить уравнение для расчета температуры, обычно это уравнение теплового баланса, то система становится замкнутой и для ее расчета необходимы только начальные и граничные условия. Уравнение теплового баланса для каждой конкретной задачи имеет свой специальный вид. Например, для плазмы пинча или дугового разряда оно состоит в том, что омические потери идут на излучение плазмы как черного

тела: R(T ) I 2 = σStT 4 , где R(T ) – сопротивление плазмы, завися-

щее от температуры (можно взять cпитцеровскую температурную зависимость проводимости).

3.8.2.Одножидкостная модель

Водножидкостной модели считается, что ионы и электроны движутся с одинаковой скоростью как целое. Для достаточно плотной плазмы это оправдано эффектом амбиполярности, более под-

400