Курнаев Введение в пучковую електронику 2008

источника отрицательных ионов с последующим преобразованием в нейтралы оказалось эффективнее.

Мощные источники отрицательных ионов

В первых источниках отрицательных ионов использовался эффект повышенного образования отрицательной зарядовой фракции при соударении атомов ионов водорода с поверхностью с малой работой выхода (рис. 3.101, из которого видно, что отрицательная зарядовая фракция может превышать 40 %). Поэтому в конструкциях этих источников использовали близко расположенные к эмиссионному отверстию поверхности, а в разряд подпускали цезий. Такие источники назывались поверхностно-плазменными. Самые мощные источники такого типа были разработаны в ИЯФ СО РАН в Новосибирске.

Рис. 3.101. Магнетронный источник отрицательных ионов: 1 – заполненный цезием сердечник катода; 2 – напуск водорода; 3 – анод; 4 – катод; 5 – плазма низкой плотности; 6 – эмиссионный электрод; 7 – плотная плазма. Магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости рисунка

Именно благодаря наличию магнитного поля извлекаемые вместе с отрицательными ионами электроны дрейфовали в ускорительном промежутке, не нагружая ИОС источника. В таком источ-

нике была получена плотность тока отрицательных ионов до

~ 4 А/см2.

Однако и в объемных разрядах в водороде в некоторых реакциях образуются отрицательные ионы. А именно, в образовании отрицательных ионов определяющую роль играют колебательновозбужденные молекулы водорода

431

e + H2 (ν* ) + H2(ν*) = H– + H.

Современные источники отрицательных ионов с объемным дуговым или СВЧ-разрядом похожи на источники положительных ионов, извлекаемые их них стационарные токи уже превышают десяток ампер. Но во всех используется слабое магнитное поле, которое замагничивает и уводит из пучка электроны, лишь слабо влияя на отрицательные ионы водорода.

3.10. Получение пучков медленных ионов, рекуператоры энергии заряженных частиц

Пучки медленных ионов необходимы не только для исследования проблем в пограничной области физики взаимодействия частиц с конденсированной средой, когда энергия атомных частиц сравнима с энергией связи атомов в решетке твердого тела, но и для «мягкого» воздействия на материалы и гетероструктуры, когда энергии падающих частиц недостаточно для создания радиационных дефектов при прямом кинетическом столкновении. При моделировании взаимодействия термоядерной плазмы с обращенными к ней материалами проблема исследования эффектов воздействия на материалы ионов электрон-вольтных энергий связана с концепцией так называемого газового дивертора, в котором вблизи мишени, с которой должна взаимодействовать плазма, напускается газ. При этом энергия частиц потока плазмы за счет соударений ионов с холодными атомами или молекулами существенно уменьшается вплоть до полного прекращения ионного тока на мишень (режим отрыва плазмы от стенки).

Однако проблема создания достаточно интенсивных пучков низких энергий сложна из-за трудностей извлечения ионов при низких энергиях, так как в соответствии с законом Чайлда – Ленгмюра (3.19) плотность извлекаемого тока уменьшается с убыванием ускоряющего напряжения в степени 3/2. С другой стороны, медленные пучки заряженных частиц сильно расталкиваются из-за объемного заряда пучка (см. разд. 3.6.1).

Поэтому основным способом создания достаточно интенсивных пучков медленных ионов является извлечение их при высоком ускоряющем потенциале с последующим торможением перед

432

мишенью. Для этой цели используются различные способы торможения, частично рассмотренные в разд. 3.1.1. При понижении продольной энергии пучка возрастает вклад перпендикулярной к направлению распространения скорости частицы, в итоге угол наклона траектории к первоначальному направлению распространения пучка возрастает тем больше, чем выше степень торможения пучка. Как правило, для пучков с небольшим значением объемного заряда наилучшие системы торможения могут создать степень торможения до 0,95 без потери значительной доли пучка. Поэтому для получения, например, ионов с энергиями в единицы электрон-вольт можно использовать пучки, сформированные при энергии в сотни электрон-вольт.

Наиболее просто реализуются системы, когда на мишень можно подавать тормозящий потенциал. В этом случае система торможения располагается непосредственно перед мишенью. Это позволяет увеличить полный приходящий на мишень ток за счет более полного сбора ионов. В некоторых задачах желательно иметь мишень под потенциалом, близким к потенциалу земли. В этом случае конструкция ионно-лучевой установки усложняется (рис. 3.102). Так как конечная энергия попадающих на мишень частиц определяется лишь разностью потенциалов между источником ионов и приемником, то на источник ионов необходимо подавать потенциал, соответствующий (деленному на заряд) значению энергии, с которой ион должен попасть на мишень. Достаточное для извлечения необходимых токов ионов напряжение обеспечивается за счет подачи на вытягивающий электрод и, соответственно, элементы ионного тракта высокого отрицательного потенциала (при работе с положительными ионами). В этом случае внутри вакуумной камеры ион- но-лучевой установки устанавливают лайнер под высоким отрицательным потенциалом, обеспечивающим движение ионов в эквипотенциальном пространстве установки (см. рис. 3.102).

Более высокая степень торможения при малом расхождении пучка при торможении обеспечивается при малом эмиттансе пучка. Такие пучки реализуются при низкой ионной температуре в плазме источника (дуоплазматроны, источники с ионизацией электронным ударом), обеспечивающей малое значение поперечных составляющих в пучке вытягиваемых ионов.

433

Для сходящегося пучка перспективной является система торможения с потенциалом, спадающим обратно пропорционально расстоянию от точки фокуса. В этом случае можно создать систему, тормозящая сила в которой действует строго вдоль направления движения. В общем случае нахождение оптимальных конфигураций замедляющих систем производят с помощью современных пакетов прикладных программ типа SIMION.

Для более плотных пучков эффективной оказалась система торможения с обратной пирсовой оптикой, потенциалы на электродах которой

Рис. 3.104. Распределение плотности тока по поверхности мишени (а) и углов падения на нее ионов (б)

На рис. 3.104 показаны рассчитанные с помощью программы SIMION-7 распределения плотности тока на мишени (см. рис. 3.103, а) и углов падения ионов (см. рис. 3.103, б) для сходящегося пучка. При расчете системы моделировалось торможение

435

пучка ионов D3+ (90 нА) с начальной энергией 2,5 кэВ. Пучки тор-

мозились до энергии 50 эВ, что соответствует коэффициенту торможения 0,98. Это практически предельный коэффициент торможения для системы с таким количеством электродов.

Для сходящегося пучка потенциалы на электродах: «0» – на первом электроде (соединен с пролетным каналом); + 1900 В – на электроде 2; + 2100 В – на электроде 3; + 2450 В – на прогреваемом экране и мишени.

Рис. 3.106 показывает, что при плотности тока порядка 2,5 мкА/см2 в данной системе обеспечивается достаточно равномерное распределение тока по поверхности и очень небольшой разброс по углам падения на мишень. Проблема создания пучков низкой энергии близка к проблеме рекуперации (прямого преобразования) энергии потоков заряженных частиц. Для повышения эффективности рекуперации также необходимо «посадить» заряженную частицу на находящуюся под тормозящим потенциалом поверхность с возможно меньшей кинетической энергией. Такая рекуперация повышает КПД мощных пучковых систем как в электронных генераторах мощного электромагнитного излучения, так и в инжекторах мощных пучков для термоядерных установок. Проблемы повышения эффективности преобразования кинетической энергии пучка в электрическую связаны не только с тем, что при торможении пучка с высоким эмиттансом он сильно расходится (соответственно, на тормозящий электрод частицы приходят под углом к поверхности, а в материале мишени выделяется не малая оставшаяся часть нормальной к поверхности составляющей энергии частицы, а полная кинетическая энергия), но и с тем, что попавшие на коллектор ионы вызывают вторичную электронную эмиссию. Выбитые из тормозящего электрода электроны могут ускоряться в системе торможения, и уже преобразование их кинетической энергии в тепло на электродах понизит общий КПД рекуператора. На рис. 3.105. показан самый простой сеточный рекуператор. При подаче на сетку отрицательного потенциала будут запираться как вторичные электроны, присутствующие в пучке ионов, так и электроны вторичной ион-электронной эмиссии, выбитые из коллектора жалюзийного типа тормозящимися ионами пучка. Рабочая область рекуператора представляет собой обращенный пло-

436

ческих пучков (например, как было показано, из источника ионов водорода извлекаются не толь-

ко атомарные, но и молекулярные ионы, которые при диссоциации на остаточном газе порождают ионы с энергией, равной половине начальной и равной одной трети от начальной) на кафедре физики плазмы МИФИ был разработан рекуператор в виде системы скошенных диафрагм (рис. 3.107).

437

плотность эмиссионного тока, они удобнее при работе в импульсном режиме, могут работать при более высоком давлении газов, чем термокатоды, которые при высоком давлении быстро разрушаются ионной бомбардировкой за счет физического (или химического) распыления. Кроме того, плазменные катоды позволяют получать пучки большего сечения.

Наиболее широко в качестве плазменных катодов используются тлеющие разряды с полым катодом, пеннинговские разряды или разряды цилиндрического магнетронного типа, а также дуговые разряды.

В отличие от положительных ионов, ускоряемых к стенке в двойном слое между плазмой и поверхностью эмиссионного электрода, электроны в этом слое тормозятся. Даже если разность между анодом и эмиссионным электродом равна нулю, электроны тормозятся в этом слое. При подаче ускоряющего электроны напряжения на коллектор и снижении тормозящего электроны барьера ток на коллектор возрстает, но это возможно только за счет уменьшения электронного тока на элементы окружающего плазму анода. В с соответствии с соотношением Больцмана такое снижение тока возможно лишь за счет увеличения потенциала плазмы Ia ∞exp[−e(ϕпл −ϕa) ] . Ускорение электронов при отборе их из

плазмы возможно при выполнении соотношения

где Sэ – площадь эмиссионной поверхности; Sа – площадь по-

верхности всех электродов разряда, на которые могут уходить электроны; G – параметр, примерно равный отношению плотности специально не ускоряемой (хаотической) части тока электронов к плотности тока без отбора электронов из плазмы с целью формирования электронного пучка (G ≈ 2 – 20). Это условие следствие закона сохранения заряда – из плазмы нельзя извлечь больше электронов, чем в ней рождается, т.е. в разряде при излечении электронов происходит перераспределение токов вплоть до равенства извлекаемого тока току разряда (ионная составляющая не превышает нескольких процентов). Влияние извлечения электронов из плазмы помимо повышения ее потенциала сопровождается изменением плотности плазмы, тока разряда, появлению ВЧ-колебаний, неус-

439

тойчивому горению разряда. Поэтому в реальных источниках плазмы эмиссию производят через отверстия, сравнимые по размерам со слоем пространственного заряда у поверхности эмиссионного электрода (рис. 3.108). В результате эмиссия электронов происходит как с открытой плазменной поверхности в центре эмиссионного отверстия, так и на периферии через потенциальный барьер. Но так как эмиссия из плазмы без барьера много больше, то ток, эмитируемый каждым отверстием в соответствии с рис. 3.108, равен

Рис. 3.108. Извлечение электронов из плазмы через эмиссионное отверстие с радиусом re: 1 – плазма; 2 – эмиссионный электрод; 3 – электронный пучок; 4 – ускоряющий электрод

Толщина двойного слоя li ≡ d, как и в случае эмиссии ионов,

может быть оценена из равенства плотности тока на зонд, определяемой законом Бома j = 0,4 n(2kT/M)1/2 и законом Чайлда – Лен-

гмюра (3.19):

Использование сеток или небольших отверстий с размерами, меньшими ширины двойного слоя, приводит к так называемой «слоевой стабилизации» эмиссии. Действительно, случайное увеличение тока эмиссии приводит к возрастанию потенциала плазмы относительно анода и в соответствии с (3.62) к увеличению шири-

440