Генерация сильноточных импульсных электронных пучков форвакуумным плазменным источником на основе дугового разряда Казаков Андрей Викторович

Содержание к диссертации

Введение

ГЛАВА 1. Дуговой разряд в импульсных плазменных источниках электронов 10

1.1 Особенности инициирования дугового разряда 10

1.2 Функционирование дугового разряда с катодным пятном и генерация плазмы 18

1.3 Дуговой разряд в плазменных источниках электронов 25

1.4 Применение импульсных электронных пучков для обработки диэлектрических материалов в форвакуумном диапазоне давлений 34

1.5 Выводы и постановка задач исследований 40

ГЛАВА 2. Инициирование дугового разряда с катодным пятном в разрядной системе форвакуумного импульсного источника электронов 42

2.1 Техника и методика эксперимента 42

2.2 Особенности инициирования дугового разряда в форвакуумном диапазоне давлений 46

2.3 Моделирование процессов инициирования дугового разряда 54

2.3.1 Модель инициирования разряда 55

2.3.2 Результаты расчетов и сравнение с экспериментальными данными 59

2.4 Выводы 62

ГЛАВА 3. Функционирование дугового разряда с катодным пятном в форвакуумном плазменном источнике электронов 63

3.1 Техника и методика эксперимента 63

3.2 Параметры и характеристики дугового разряда 67

3.3 Спектры оптического излучения плазмы дугового разряда 73

3.4 Масс-зарядовый состав плазмы дугового разряда 77

3.5 Радиальное распределение концентрации эмиссионной плазмы дугового разряда 84

3.6 Выводы 87

ГЛАВА 4. Генерация широкоапертурных импульсных низкоэнергетичных электронных пучков в дуговом форвакуумном плазменном источнике 89

4.1 Техника и методика эксперимента 89

4.2 Эмиссионные свойства плазмы импульсного дугового разряда в форвакуумной области давлений 93

4.3 Особенности формирования широкоапертурных импульсных электронных пучков дуговым плазменным источником в форвакуумном диапазоне давлений 105

4.4 Параметры плазменного источника электронов на основе дугового разряда с катодным пятном 111

4.5 Выводы 114

ГЛАВА 5. Электронно-лучевая обработка диэлектрических полимерных материалов 116

5.1 Техника и методика экспериментов 117

5.2 Обработка полимеров импульсным электронным пучком в форвакуумном диапазоне давлений 119

5.3 Выводы 127

Заключение 128

Список литературы

• Дуговой разряд в плазменных источниках электронов
• Особенности инициирования дугового разряда в форвакуумном диапазоне давлений
• Параметры и характеристики дугового разряда
• Особенности формирования широкоапертурных импульсных электронных пучков дуговым плазменным источником в форвакуумном диапазоне давлений

Введение к работе

Актуальность темы. Отличительной особенностью источников электронов с плазменным эмиттером является способность сохранять работоспособность в присутствии химически агрессивных сред и при повышенных давлениях рабочего газа. Такая особенность существенно расширяет область применения данных источников в электронно-лучевых технологиях. Необходимость повышения рабочего давления источников электронов привела к созданию, так называемых, форваку-умных плазменных источников. Устройства такого типа обеспечивают генерацию электронных пучков в форвакуумном диапазоне давлений от единиц до десятков паскалей как в непрерывном, так и в импульсном режимах. Генерация электронных пучков в форвакууме обеспечивает возможность эффективной электроннолучевой обработки различных диэлектрических материалов (керамики и др.) без использования дополнительного оборудования, обеспечивающего снятие заряда с поверхности диэлектрика.

В импульсных источниках электронов с плазменным катодом величина тока электронного пучка определяется главным образом значением тока разряда, который генерирует эмиссионную плазму. Существовавшие до выполнения настоящей работы форвакуумные импульсные плазменные источники электронов были созданы на основе тлеющего разряда с полым катодом. В указанных устройствах эмиссионная плазма достаточно однородна, обладает стабильными параметрами, а также низким уровнем шумов. Однако в тлеющем разряде с полым катодом плотность тока разряда и полный ток ограничены некоторым предельным (пороговым) значением, превышение которого приводит к образованию катодного пятна и переходу разряда в дуговой режим. В этих условиях катодное пятно возникает случайным образом в любой точке поверхности катодной полости, и процесс дугооб-разования резко нарушает однородность плазмы, что, в конечном счете, приводит к пробою ускоряющего промежутка. Кроме того, для выхода на рабочий режим импульсного источника, основанного на тлеющем разряде с полым катодом, необходимо кондиционирование («тренировка») электродов разрядной системы, которое может занимать достаточно длительное время, особенно после разгерметизации вакуумной системы и проведения технических работ. Проблема ограничения предельного тока и длительности его импульса в плазменных источниках электронов, функционирующих в традиционном диапазоне давлений от 10^–5 до 10^–1 Па, решалась заменой тлеющего разряда на дуговой. Для формирования сильноточных импульсных электронных пучков аналогичный переход на дуговой разряд целесообразно использовать и в форвакуумном диапазоне давлений.

Характеристики дугового разряда и особенности его использования в плазменных источниках заряженных частиц достаточно подробно изучены в диапазоне давлений от 10^–5 до 10^–1 Па. При этом установлено, что давление в указанном диапазоне оказывает влияние на параметры дуги. При горении дугового разряда в области более высоких давлений форвакуумного диапазона следует ожидать, что наличие газа может оказать существенное влияние на параметры разряда, а, следовательно, и на эмиссионные характеристики плазмы. Однако использование дугового разряда в форвакуумном диапазоне давлений от единиц до десятков паскалей применительно к плазменным источникам электронов практически не исследовалось. В связи с этим тематика диссертационной работы, направленная на исследо-3

вание особенностей функционирования импульсного дугового разряда и эмиссии электронов из дуговой плазмы в широкоапертурном форвакуумном плазменном источнике электронов, представляется актуальной.

Цель работы состояла в проведении комплекса экспериментальных исследований, направленных на изучение особенностей генерации и формирования широкоапертурных импульсных низкоэнергетичных электронных пучков в форва-куумном диапазоне давлений в системе с плазменным эмиттером на основе дугового разряда с катодным пятном.

Основные задачи настоящей работы заключались в определении особенностей зажигания и горения дугового разряда с катодным пятном в форвакуумном плазменном источнике электронов, а также в исследовании эмиссионных свойств дуговой плазмы и процессов формирования широкоапертурных импульсных низ-коэнергетичных электронных пучков в форвакуумном диапазоне давлений. В задачи работы также входили исследования возможности использования импульсных низкоэнергетичных пучков, генерируемых в форвакууме, для электроннолучевой модификации поверхностных свойств диэлектрических полимерных материалов.

Научная новизна диссертационной работы заключается в следующем:

1. Выявлены особенности инициирования и формирования дугового разряда с катодным пятном в плазменном источнике электронов, функционирующем в фор-вакуумном диапазоне давлений. Установлена степень влияния обратного ионного потока, возникающего при подаче используемого для извлечения электронов постоянного высокого напряжения, на зажигание дугового разряда.

2. Определены и изучены режимы (стадии) горения дугового разряда в фор-вакуумном диапазоне давлений. Установлены факторы, которые оказывают влияние на режимы горения дугового разряда с катодным пятном.

3. Исследованы эмиссионные свойства дуговой плазмы и особенности формирования низкоэнергетичных широкоапертурных импульсных электронных пучков в форвакуумном диапазоне давлений.

4. Изучены процессы импульсной электронно-лучевой модификации диэлектрических полимерных материалов в форвакуумной области давлений.

Научная и практическая ценность работы состоит в следующем:

5. Решена проблема ограничения амплитуды и длительности импульса тока разряда, формирующего эмиссионную плазму в форвакуумном плазменном источнике электронов, при этом выход на необходимые параметры разряда осуществляется без кондиционирования («тренировки») электродов разрядного промежутка.

6. Создан опытный образец форвакуумного импульсного плазменного источника электронов на основе дугового разряда, который обеспечивает в рабочем диапазоне давлений 3–15 Па генерацию широкоапертурного электронного пучка с током до 170 А, энергией электронов до 15 кэВ, длительностью импульса до 1 мс, полной энергией в импульсе до 600 Дж и частотой следования импульсов до 50 Гц. Неравномерность распределения плотности тока по сечению пучка диаметром 70 мм не превышает 15 %, при этом плотность энергии пучка в импульсе достигает 15 Дж/см². Сжатие пучка обеспечивает повышение плотности энергии до 85 Дж/см².

3. Показана возможность использования низкоэнергетичных импульсных электронных пучков, генерируемых в форвакуумном диапазоне давлений, для поверхностной обработки диэлектрических полимерных материалов.

4. Выявленные закономерности зажигания, формирования и горения дугового разряда, используемого применительно к форвакуумному плазменному источнику электронов, могут быть использованы в других газоразрядных устройствах на основе дуги, которые функционируют в области рабочих давлений форвакуумного диапазона.

Методы исследования. Для достижения целей работы и решения поставленных задач были использованы следующие экспериментальные методики: осциллография импульсных токов и напряжений; зондовая диагностика параметров плазмы и электронного пучка; оптическая спектрометрия; масс-спектрометрия ионов плазмы; растровая электронная микроскопия; атомно-силовая микроскопия; ИК-спектроскопия; численные оценки и моделирование.

На защиту выносятся следующие научные положения:

1. В форвакуумном плазменном источнике электронов на основе импульсного дугового разряда с катодным пятном повышение давления рабочего газа приводит к снижению напряжения зажигания дугового разряда и уменьшению времени запаздывания зажигания разряда, а также сокращению переднего фронта импульса тока дуги. По сравнению с форвакуумным источником электронов на основе тлеющего разряда с полым катодом для источника на основе катодной дуги влияние обратного ионного потока из ускоряющего промежутка на процессы зажигания дугового разряда, формирующего эмиссионную плазму, проявляется в заметно меньшей степени.

2. В форвакуумном диапазоне давлений в течение импульса тока дуги возможны два режима (стадии) горения дугового разряда. Первая (начальная) стадия разряда наблюдается при относительно высоком давлении (> 10 Па) рабочего газа и малом токе дуги (< 80 А), характеризуется более высоким напряжением горения и заметной долей ионов газа в плазме дугового разряда. При переходе во второй режим напряжение горения дуги снижается, и в разрядной плазме доминируют ионы материала катода. Длительность первой стадии и время перехода ко второй стадии возрастают с повышением давления газа и уменьшением тока дуги.

3. В процессе отбора электронов из плазмы импульсного дугового разряда, функционирующего в форвакуумной области давлений, так же как и для более низких давлений, повышение давления рабочего газа при неизменном токе разряда приводит к увеличению амплитуды импульса тока эмиссии электронов и, соответственно, тока пучка. При транспортировке широкоапертурного электронного пучка, генерируемого форвакуумным плазменным источником, повышение давления рабочего газа, а также увеличение эмиссионного тока, обеспечивают сжатие пучка.

4. Форвакуумный плазменный источник электронов на основе импульсного дугового разряда с катодным пятном обеспечивает в рабочем диапазоне давлений 3–15 Па генерацию широкоапертурного электронного пучка с током до 170 А, энергией электронов до 15 кэВ, длительностью импульса 20–1000 мкс, полной энергией пучка в импульсе до 600 Дж и частотой следования импульсов до 50 Гц. Неравномерность распределения плотности тока по сечению пучка диаметром

70 мм не превышает 15 %, при этом плотность энергии пучка в импульсе достигает 15 Дж/см². Сжатие пучка обеспечивает повышение плотности энергии до 85 Дж/см². Полученные параметры электронного пучка обеспечивают возможность эффективной электронно-лучевой обработки диэлектрических материалов. Продемонстрирована возможность использования низкоэнергетичных импульсных электронных пучков для поверхностной модификации полимеров в форваку-умном диапазоне давлений.

Достоверность и обоснованность результатов работы подтверждаются систематическим характером исследований, использованием различных экспериментальных методик, сопоставлением полученных экспериментальных данных с численными оценками и литературными данными, а также практической реализацией научных положений и выводов при создании и применении импульсного плазменного источника электронов.

Апробация. Результаты работы докладывались и обсуждались на: XI и XII Международных конференциях «Газоразрядная плазма и ее применение» (Томск, 2013 и 2015); International Congress on Energy Fluxes and Radiation Effects (Томск, 2014); 26th International Symposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (Мумбаи, Индия, 2014); V Международном Крейнделевском семинаре «Плазменная эмиссионная электроника» (Улан-Удэ, 2015); X, XI и XII Международных конференциях студентов и молодых ученых «Перспективы развития фундаментальных наук» (Томск, 2013, 2014 и 2015); Всероссийских научно-технических конференциях «Научная сессия ТУСУР» (Томск, 2013 и 2014); X Международной научно-практической конференции «Электронные средства и системы управления» (Томск, 2014).

Публикации. По результатам исследований по теме диссертации опубликовано 26 работ, из которых 7 статей в рецензируемых журналах, входящих в перечень ВАК РФ и реферативные базы данных Web of Science и Scopus, 1 полный текст доклада в индексируемом в базе Scopus сборнике трудов конференции, 9 полных текстов докладов на международных и 6 полных текстов докладов на всероссийских конференциях. По результатам работы получено 2 патента РФ на полезные модели и 1 свидетельство о регистрации программы для ЭВМ.

Личный вклад автора состоит в создании экспериментальной установки, выборе методик эксперимента, проведении исследований и анализе их результатов. Обсуждение задач исследований, методов их решения и результатов анализа экспериментальных данных проводилось совместно с соавторами, фамилии которых указаны в работах, опубликованных по теме диссертации. Автором самостоятельно выдвинуты защищаемые научные положения, сделаны выводы и даны рекомендации, на основании которых была модернизирована конструкция форвакуумного импульсного плазменного источника электронов, применяемого для обработки диэлектрических материалов. Соавторы, принимавшие участие в отдельных направлениях исследований, указаны в списке основных публикаций по теме диссертации. Все результаты, составляющие научную новизну диссертации и выносимые на защиту, получены автором лично.

Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, пяти глав, заключения, списка литературы и приложений. Диссертация изложена на 150 страницах, содержит 100 рисунков и 4 таблицы. Список литературы включает 160 источников.

Дуговой разряд в плазменных источниках электронов

Подача высоковольтного импульса на поджигающий электрод возбуждает скользящий разряд по поверхности диэлектрика, который создает вблизи катода плотную плазму. Ионы из плазмы вспомогательного разряда бомбардируют катод, инициируя на его поверхности катодное пятно, которое, как правило, возникает в области контакта металл–диэлектрик [18]. При этом для надежного (стабильного) зажигания основного дугового разряда вспомогательный поджигающий разряд должен обеспечить генерацию достаточного количества плазмы, которая в свою очередь обеспечит возникновение катодного пятна. Необходимая плотность плазмы может быть достигнута подбором амплитуды и длительности поджигающего импульса. Например, в работах [23, 24] показано, что для инициирования катодного пятна достаточно разряда по поверхности керамики с током в десятки ампер и длительностью импульса в несколько микросекунд, а увеличение длительности импульса до десятков микросекунд значительно повышает стабильность возникновения катодного пятна. Возникшее катодное пятно обеспечивает генерацию плазмы и зажигание основного дугового разряда.

Зажигание дуги вспомогательным высоковольтным разрядом по поверхности диэлектрика – достаточно простой и надежный метод, который обеспечивает малые времена задержки зажигания дуги и ресурс системы 105–106 импульсов [20–24]. Недостатки данного метода: необходимость использования вспомогательного блока питания; нежелательные примеси в составе дуговой плазмы, связанные с эрозией изолятора и триггера; возможность замыкания катода и триггера проводящей пленкой с малым сопротивлением, образуемой на диэлектрике в результате осаждения материала катода. Обычно эти проблемы решаются подбором геометрии и материала изолятора, а также геометрии поджигающего электрода [22].

Для упрощения конструкции и системы электропитания в некоторых источниках с инициированием дуги вспомогательным разрядом по поверхности диэлектрика поджигающий электрод соединяют с анодом через сопротивление порядка сотен Ом [9–11, 25]. В этом случае не требуется дополнительный высоковольтный блок питания, а поджигающий электрод фактически становится вспомогательным анодом. Стабильность зажигания разряда достигается геометрией поджигающего электрода, выбором соответствующего материала диэлектрика и протяженности диэлектрического промежутка. В таких системах конфигурацию инициирующего промежутка обычно подбирают таким образом, что бы напряжение зажигания не превышало 1–1,5 кВ.

Для надежного пробоя промежутка по поверхности диэлектрика, как правило, требуются напряжения в несколько киловольт, что не всегда удобно и в целом усложняет оборудование. В то же время, экспериментально установлено [22], что стабильность инициирования дугового разряда вспомогательным разрядом по поверхности керамики увеличивается, если поверхность диэлектрика становится немного проводящей в результате осаждения макрочастиц (капель) и ионов из металлической плазмы дуги. Поэтому для снижения пробивного напряжения часто прибегают к «искусственному загрязнению» поверхности керамики, так чтобы она стала немного проводящей. Развитие данного способа привело к методу, предложенному А. Андерсом и др. [26, 27]. Для снижения напряжения зажигания авторы [26, 27] разработали низковольтный или, так называемый, «triggerless» метод инициирования дуги. Особенность данного метода заключается в том, что для его осуществления не нужен ни вспомогательный блок питания, ни поджигающий электрод. На рисунке 1.4 представлена одна из возможных схем реализации режима «triggerless» [26].

Непосредственно на керамический изолятор, разделяющий катод и анод, наносится тонкий слой из электропроводящего материала (обычно графит). Авторами экспериментально установлено [26, 27], что система достаточно надежно работает в диапазоне сопротивлений слоя от 1 Ом до 10 кОм, а напряжение зажигания составляет сотни вольт. В некоторых ионных источниках на основе дугового разряда из-за особенностей конструкции авторы использовали дополнительный вспомогательный анод [27], подключенный к основному аноду через сопротивление, но принцип работы системы не отличался. Согласно [26, 27], плазмообразование в режиме «triggerless» происходит следующим образом. Так как на керамику, разделяющую катод и анод, нанесен проводящий слой, то практически отсутствует диэлектрический промежуток, и по слою может протекать ток. Однако, как следует из рисунка 1.4, ток протекает по тонкому слою и локализуется в одной или нескольких точках. Это приводит к появлению «горячего пятна» на границе «проводящий слой – катод». Дальнейший омический нагрев этого пятна приводит к тепловому пробою промежутка: увеличение температуры пятна контакта вызывает возрастание его сопротивления и, соответственно, увеличение рассеиваемой на нем мощности, что приводит к еще большему росту температуры и, в конечном счете, к взрывной эмиссии и образованию плазмы. Преимуществами метода «triggerless» являются простота реализации, отсутствие необходимости использования вспомогательного высоковольтного блока питания, возможность реализации без дополнительного изолированного поджигающего электрода. Количество актов инициирования дуги может достигать более 10 импульсов [27]. Однако, как отмечают авторы [26], данный метод не всегда обеспечивает стабильную работу системы с катодами из легкоплавких и легко окисляющихся материалов.

В литературных источниках отсутствует информация о влиянии форвакуумного давления на инициирование дугового разряда с катодным пятном в плазменных источниках, функционирующих в импульсно-периодическом режиме. В то же время известно, что переход в форвакуумный диапазон рабочих давлений (3-100 Па) оказывает заметное влияние на параметры плазменных источников электронов на основе тлеющего разряда с полым катодом, функционирующих как в постоянном [28-30], так и в импульсно-периодическом [31, 32] режимах. В форвакуумном диапазоне давлений подача постоянного ускоряющего напряжения, используемого для извлечения и формирования электронного пучка, приводит к появлению в ускоряющем промежутке плазменного источника «паразитного» высоковольтного тлеющего разряда (ВТР), который формирует слаботочный, порядка нескольких миллиампер, электронный пучок [28, 30]. Данный электронный пучок, распространяясь в пространстве дрейфа, ионизует атомы и молекулы рабочего газа, в результате чего в сторону извлекающего электрода формируется «обратный» ионный поток. Несмотря на малый ток, ионы, проникая в разрядную полость, вызывают вторичную электронную эмиссию со стенок катода, величина которой оказывается достаточной для значительного снижения напряжения зажигания основного тлеющего разряда с полым катодом до нескольких сотен вольт [29].

С учетом поступающих в полый катод ионов выражение, описывающее условие инициирования основного разряда, выглядит следующим образом [28]: где уі - коэффициент вторичной ионно-электронной эмиссии для ионов, образованных в разрядном промежутке; j2 - коэффициент вторичной ионно-электронной эмиссии для ионов, проникших в разрядный промежуток; а - коэффициент Таунсенда; d - эффективный путь электрона; Nm -минимальное количество дополнительных ионов в расчете на один вторичный электрон, при котором (1.3) имеет место.

Особенности инициирования дугового разряда в форвакуумном диапазоне давлений

Для описания ионов используется метод крупных частиц [114], суть которого сводится к рассмотрению распространения конечного (небольшого) числа групп, характеризующихся общими параметрами: координатой дс, скоростью v, количеством JV; ионов в группе. Данные где Хо, Vo - координата и скорость в предыдущий момент времени соответственно; х,у- координата и скорость в текущий момент времени соответственно; а - ускорение ионов в текущем слое; /и/ - масса иона. При движении часть ионов рассеивается на молекулах остаточного газа, их количество определяется формулой: Nr=yi2-Axi-Ni-n- Tr, (2.14) где Axi - пройденный ионами путь за временной шаг At; аг = 7і(гі+Г2) - эффективное сечение рассеяния (гі иГ2 - радиусы иона и молекулы остаточного газа соответственно).

Рассеянные ионы Nr вычитаются из основной группы, а скорость их движения приравнивается к нулю. При попадании ионов на поверхность катода выбиваются вторичные электроны, количество Nse которых определяется в соответствии с выражением Nse = Nt -уп (2.15) где ys - коэффициент вторичной ион-электронной эмиссии. Ионизация газа и накапливание ионов приводят к повышению напряженности электрического поля вблизи тройной точки, что вызывает возрастание плотности автоэлектронного тока и, как следствие, приводит к увеличению десорбированных молекул и актов ионизации.

С течением времени развитие данных процессов может привести к превышению плотностью автоэлектронного тока некоторой пороговой величины (10 А/см [17]), что приводит к взрыву микроострий на поверхности катода и последующему формированию катодного пятна [18], что считается критерием зажигания основного разряда в случае, когда длительности поджигающего импульса достаточно для его дальнейшего развития. Величина времени развития основного разряда tf с момента появления катодного пятна оценивается по формуле: / t f = —, (2.16) vf где / - расстояние катод - анод; V/ - скорость движения фронта плазмы катодного факела (для медного катода v/ 1,2510 м/с [35]).

На основе представленной модели были проведены расчеты с применением методов численного моделирования. В результате расчетов получены зависимости напряжения Uign зажигания от протяженности dt поверхности (инициирующего промежутка) диэлектрика (рис. 2.14), от давления р остаточного газа (рис. 2.15) и длительности г/ поджигающего импульса (рис. 2.16). При сравнении расчетных значений с экспериментальными данными под напряжением Uign зажигания подразумевается такое напряжение // поджигающего импульса на электродах инициирующей системы, при котором вероятность зажигания разряда достигает 100 % (і/ = 1).

Расчетные значения напряжения Utgn зажигания при различных протяженности dt инициирующего промежутка и давлении р рабочего газа удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными (рис. 2.14 и 2.15), что свидетельствует о справедливости положений модели. Заметное расхождение характеров рассчитанной и экспериментальной зависимостей напряжения Utgn зажигания от длительности г/ поджигающего импульса (рис. 2.16) вероятно связано с тем, что в эксперименте фронт поджигающего импульса напряжения имеет конечное время развития, которое не учитывалось в представленной модели.

На рисунке 2.17 представлена расчетная зависимость плотности jtgn тока вспомогательного разряда по поверхности диэлектрика от времени /, отсчет которого начинается непосредственно после «приложения» напряжения на электроды инициирующей системы. Полученная расчетная кривая имеет три характерных участка, что согласуется с экспериментальными данными работы [115]. Этот факт также свидетельствует о справедливости предложенной модели.

Расчетная зависимость плотности jign тока вспомогательного разряда от времени t при di = 0,9 мм, p = 8 Па и Ui = 2000 В.

На рисунке 2.18 представлены расчетные зависимости концентрации n газа вблизи поверхности диэлектрика от времени t, отсчет которого начинается с момента подачи напряжения.

Полученные зависимости (рис. 2.18) показывают, что в форвакууме при развитии пробоя по поверхности диэлектрика концентрация частиц остаточного (рабочего) газа (кривая 2) сравнима с концентрацией десорбированных газовых частиц (кривая 1). Это позволяет утверждать, что при развитии пробоя по поверхности диэлектрика роль остаточного газа заметна даже при давлении p = 3 Па (рис. 2.18.а), соответствующему нижней границе давлений в эксперименте. Дальнейшее увеличение давления p усиливает роль остаточного газа, и при определенных условиях (параметрах) на начальном этапе развития пробоя концентрация частиц остаточного газа может даже превышать концентрацию десорбированных молекул (рис. 2.18.б).

Параметры и характеристики дугового разряда

Полученные с помощью масс-спектрометрии зависимости коррелируют с данными оптических спектров излучения плазмы, что свидетельствует об изменении параметров плазмы дугового разряда, функционирующего в форвакууме, при изменении давления p рабочего газа.

Исчезновение многозарядных ионов и уменьшение доли ионов металлов при увеличении давления p рабочего газа наблюдалось в работах [58, 60, 133, 134]. Однако в работах [133, 134] рост давления приводил также к снижению и газовой ионной составляющей, а в [60] зависимость тока газовых ионов от давления имеет максимум при p = 9,310-3 Па, и дальнейшее увеличение давления приводит к снижению тока газовых ионов. В отличие от [58], в настоящей работе эффективная генерация газовых ионов и рост их доли по мере увеличения давления происходит без использования (в отсутствие) магнитного поля. Кроме того, в отличие от [60, 133, 134], регистрация ионов газов наблюдалась во всем диапазоне давлений/? = 2,5-30 Па, и в отличие от [56], газовые ионы регистрировались во всем диапазоне частот следования импульсов тока дуги v = 1-25 Гц.

В условиях форвакуумного диапазона давлений снижение зарядности и «гибель» ионов материала катода обусловлены ионной перезарядкой металлических ионов на газовых нейтралах, рекомбинацией в тройных столкновениях, а также формированием адсорбированного слоя газовых атомов и молекул на поверхности катода с последующей их десорбцией и ионизацией.

Снижение зарядности металлических ионов и появление газовых ионов, происходящее вследствие ионной перезарядки, описываются выражениями [5, 135]: MeQ1+ +MeQ2+ -» Ме(й_1)+ +Me(Q2+1)+, (3.1) MeQ1+ + А Me(Q1 1)+ + А+, (3.2) где Me - ион материала катода (металл); Qi и (?2 - зарядности металлических ионов (Qj Q2; Q_2 = 0, 1, 2 ..); А - атом или молекула газа. Ударно-радиационная рекомбинация в тройных столкновениях происходит по схеме [136]: MeQ1+ +е + В - Me(Q1 1)+ +В , (3.3) где е - электрон; В - частица, которая может быть как электроном, так и тяжелой частицей (атом или молекула).

При низком форвакуумном давлении (р 5 Па), по-видимому, будут преобладать реакции ионной перезарядки (3.1) и (3.2). В то же время, согласно оптическим спектральным исследованиям, которые представлены в [137], уже при таких давлениях может наблюдаться заметный вклад рекомбинации. О возрастающей, по мере роста давления, роли процессов рекомбинации в плазменном столбе дугового разряда так же отмечают авторы [133]. В форвакууме в условиях роста давления р рабочего газа, по-видимому, роль процесса рекомбинации в плазме положительного столба дугового разряда будет увеличиваться. Об этом косвенно свидетельствует наблюдаемое при увеличении давления р рабочего газа значительное снижение интенсивностей группы спектральных линий излучения ионов меди (к = 368-428 нм) и появление дополнительных линий излучения (402,7 нм и 406,26 нм), соответствующих нейтральным атомам Cu (рис. 3.14).

Наблюдаемая при низком форвакуумном давлении регистрация двухзарядных ионов Mg , по-видимому, связана с тем, что потенциал ионизации иона магния (15,03 эВ) заметно ниже, чем у меди (20,29 эВ). Вследствие того, что, согласно [52, 53], без магнитного поля отсутствует генерация многозарядных (Q 2) ионов магния, то исходя из выражения (3.1), наиболее вероятна реакция: Mg1 + Mg2 Mg1 + Mg2 . Протекание данной реакции, по-видимому, и обеспечивает сохранение в разрядной плазме ионов Mg в условиях относительно низкого форвакуумного давления. При увеличении давления р и, соответственно, концентрации газовых атомов и молекул начинают преобладать реакции (3.2) и (3.3), что, в конечном счете, и +2 приводит к исчезновению ионов Mg .

При давлении р в десятки Па, когда наблюдаются две стадии горения дугового разряда, характерное время образования монослоя адсорбированного газа на поверхности металлического катода, оцененное согласно выражению (1.6) [56], может составлять величину в экспериментах, период следования импульсов составляет 1 = 410 c. Поэтому даже при максимальной длительности разрядных импульсов т = 10 c в форвакуумном диапазоне давлений на поверхности катода может успевать формироваться адсорбированный слой газовых атомов и молекул. В результате чего функционирование катодного пятна на загрязненной поверхности катода также приводит к снижению зарядности металлических ионов и появлению в плазме дугового разряда газовых ионов. Однако вследствие того, что площадь рабочей поверхности катода мала, данный процесс не может обеспечить генерацию большого количества газовых ионов.

Поскольку при увеличении давления рост доли газовых ионов в масс-спектре разрядной плазмы происходит одновременно со значительным уменьшением доли металлических ионов, то рождение газовых ионов, помимо указанных выше механизмов, может происходить в результате ударной электронной ионизации, вклад которой растет по мере увеличения давления. Авторы [138] на основе экспериментальных исследований и моделирования горения дугового разряда в присутствии газовой среды отмечают, что при р = 5 Па доля газовых ионов, возникающих в результате ударной электронной ионизации газовых нейтралов, достигает 20 % от общего числа генерируемых газовых ионов. Соответственно, при давлениях/? 10 Па, когда наблюдаются две стадии горения дуги, на значительном удалении от катодного пятна электронная ионизация газа может быть доминирующим процессом генерации газовых ионов.

Полученные данные позволяют заключить, что в форвакууме изменение параметров горения дугового разряда при увеличении давления рабочего газа, по-видимому, обусловлено трансформацией катодных пятен 1-го рода в пятна 2-го рода и процессами генерации газовых ионов в разрядном промежутке источника. 3.5 Радиальное распределение концентрации эмиссионной плазмы дугового разряда

Для технологического применения электронных пучков важным параметром является однородность распределения плотности тока по сечению пучка. Распределение плотности тока пучка, в свою очередь, зависит от характера распределения плотности плазмы в разрядном промежутке (разрядной ячейке) источника электронов. Поэтому для генерации электронных пучков со стабильными пространственными и временными параметрами необходимо обеспечить формирование достаточно однородной эмиссионной плазмы в области, где осуществляется отбор электронов.

В форвакуумном плазменном источнике на основе дугового разряда для формирования развитой поверхности эмиссионной плазмы был использован полый цилиндрический анод, который выступает в роли экспандера для генерируемой в катодном пятне плазмы.

На рисунке 3.22 представлено радиальное распределение концентрации n плазмы дугового разряда вблизи области отбора электронов (h = 40 мм) при различной амплитуде токов Id разряда. Увеличение тока Id дуги приводит к пропорциональному повышению концентрации эмиссионной плазмы, однако, несмотря на то, что основным источником плазмы является катодное пятно, значительного изменения профиля радиального распределения концентрации n плазмы в области отбора электронов не наблюдается.

Особенности формирования широкоапертурных импульсных электронных пучков дуговым плазменным источником в форвакуумном диапазоне давлений

Для конфигурации источника с перераспределяющим электродом и ограничением тока на полую часть анода (Ra = 30 Ом) на рисунке 4.15 представлена ВАХ при различных токах Id дугового разряда. В условиях ограничения разрядного тока на полую часть анода при низком форвакуумном давлении p = 3 Па амплитуда тока Ib пучка достигает величины порядка 50–60 % от амплитуды тока Id разряда.

Таким образом, использование модернизированной конфигурации разрядной системы источника с перераспределяющим электродом и ограничением тока на полую часть анода обеспечивает стабильные параметры электронного пучка, а также позволяет значительно повысить эффективность источника электронов с плазменным эмиттером на основе дугового разряда при низких форвакуумных давлениях (p = 3–5 Па).

Для модернизированной конфигурации источника увеличение давления p рабочего газа также приводит к росту тока Ib пучка (рис. 4.16) и способствует повышению скорости dIb/dt нарастания тока Ib электронного пучка. Вследствие перераспределения разрядного тока Id при ограничении тока на полую часть анода (Ra = 30 Ом) влияние давления p на величину тока Ib пучка выражено слабее.

При использовании модернизированной конфигурации разрядного промежутка увеличение давления p рабочего газа, которое обеспечивает рост тока Ib пучка, не приводит к значительному изменению характера ВАХ источника (рис. 4.17). Ток Ie эмиссии при p = 10 Па достигает 90 % от тока Id разряда, однако вследствие потерь в ускоряющем промежутке (на экстракторе) эффективность ( = Ib/Id) генерации электронного пучка достигает = 0,8. При этом для больших токов (Id 70 A) при росте давления p величина увеличивается слабее. В то же время работа источника без экстрактора, т.е. ускорение электронов в двойном слое между эмиссионным электродом и пучковой плазмой, невозможна вследствие резкого увеличения тока «паразитного» ВТР, который горит в ускоряющем промежутке и нарушает стабильность работы форвакуумного плазменного источника электронов.

Наблюдаемое в форвакуумной области давлений значительное увеличение амплитуды тока Ib пучка с ростом давления p рабочего газа может быть обусловлено несколькими факторами. Первым фактором, который следует рассмотреть, является вторичная ионно-электронная эмиссия с плоской части анода, которая возникает в результате бомбардировки эмиссионного сеточного электрода 6 (см. рис. 4.1) обратным ионным потоком из пространства дрейфа. Обратный ионный поток в условиях повышенного давления форвакуумного диапазона формируется вследствие того, что электронный пучок, распространяясь в пространстве дрейфа, ионизует атомы и молекулы рабочего газа. Образовавшиеся в результате этого ионы под действием напряжения Ua, приложенного к ускоряющему промежутку, движутся в противоположном электронному пучку направлении, ускоряясь до энергий соответствующих приложенному напряжению. Именно этот механизм указывается в качестве наиболее вероятного в работах [67, 144], где наблюдается двукратное увеличение тока эмиссии при изменении давления с 0,810-2 до 410-2 Па. Столь значительный рост эмиссионного тока для эмиссионного электрода (анода) с прозрачностью около 50 % требует уточнения деталей. Авторы [67, 144] связывают наблюдаемое возрастание эмиссионного тока с вторичной ионно-электронной эмиссией со сплошной поверхности анодного диска, окружающей эмиссионное окно, которое перекрытое мелкоструктурной сеткой, при этом площадь сплошной поверхности диска в разы больше полной площади эмиссионной сетки.

При используемой в данной работе конфигурации ускоряющего промежутка сплошная часть эмиссионного электрода (плоская часть анода 4) практически полностью закрыта от обратного ионного потока изолятором. Кроме того, четко выраженный участок насыщения тока пучка на вольтамперных характеристиках (см., например, рис. 4.17) электронного источника однозначно свидетельствует о малом вкладе в полный ток пучка вторичных электронов, выбитых с поверхности эмиссионной сетки обратным потоком ионов из области ускорения и транспортировки электронного пучка.

Второй фактор, способный оказать влияние на ток пучка, заключается в непосредственном изменении плотности эмиссионной плазмы в области отбора электронов при изменении давления p рабочего газа за счет ударной электронной ионизации рабочего газа в разрядном промежутке. Как показали эксперименты по исследованию параметров плазмы в отсутствие ускоряющего напряжения (Ua = 0), несмотря на то, что основным источником плазмы дугового разряда является катодное пятно, увеличение давления p приводит к заметному росту концентрации эмиссионной плазмы n в области отбора электронов. В то же время даже при ограничении тока на полую часть анода увеличение плотности плазмы вследствие ударной электронной ионизации газа не может полностью обеспечить наблюдаемый рост тока Ib пучка. Так, в условиях ограничения тока на полую часть анода (Ra = 30 Ом) при изменении давления p рабочего газа с 3 до 8 Па концентрация n эмиссионной плазмы увеличивается в среднем на 10–12 % (рис. 4.12), тогда как ток Ib пучка увеличивается на величину порядка 20–25 % (рис. 4.16). Кроме того, без ограничения тока на полую часть (Ra = 0) при изменении давления p с 3 до 8 Па, в зависимости от конфигурации разрядного промежутка, ток Ib пучка может увеличиваться в 2–3 раза (рис. 4.7).

Третий фактор, оказывающий влияние на амплитуду тока пучка, связан с явлением ионной перезарядки [145, 146], которая возникает при возмущении тонкого слоя разрядной плазмы, прилегающего к эмиссионной границе, ионами обратного потока из области ускорения и транспортировки электронного пучка. Оценки, проведенные по представленной в [146] методике, показывают, что время, за которое вследствие ионной перезарядки концентрация эмиссионной плазмы возрастает в несколько раз, составляет десятки микросекунд. Таким образом, в течение импульса концентрация плазмы в тонком слое, прилегающем к эмиссионной границе, за счет ионной перезарядки может возрасти в несколько раз, что в свою очередь приводит к росту токов эмиссии и пучка при практически неизменном токе разряда. Концентрация эмиссионной плазмы в области отбора электронов перестает расти при наступлении баланса между рождением и уходом медленных ионов. При этом условии токи Ie эмиссии и Ib пучка также перестают увеличиваться. Неизменность тока Id разряда в течение импульса обусловлена токовым источником питания, который стабилизирует амплитуду импульса тока разряда.

В пользу влияния обратного ионного потока свидетельствует тот факт, что при наложении слабого магнитного поля (310-4 Т) на область распространения электронного пучка наблюдается дополнительное увеличение токов эмиссии Ie и пучка Ib (рис. 4.18). Указанное увеличение, по-видимому, обусловлено более эффективной ионизацией рабочего газа в области ускорения и распространения электронного пучка.