CC BY
48
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ ЦАГИ
Т о м VI
197 5
№ 4
УДК 533.93
О ЯВЛЕНИИ УСКОРЕНИЯ БЕСТОКОВОЙ ПЛАЗМЫ ПОЛЕМ СОБСТВЕННОГО ОБЪЕМНОГО ЗАРЯДА
Б. Е. Жесткое, А. И. Омелик, В. В. Помаржанский
Экспериментально исследуются параметры свободномолекулярного потока, полученного в результате ускорения плазмы полем собственного объемного заряда и перезарядки в попутной газодинамической струе. Показано, что скорость и энергия потока соответствуют падению потенциала на границе плазмы.
1. Одним из способов создания высокоскоростного потока разреженного газа является ускорение ионов или плазмы электрическим полем с последующей их перезарядкой. Электрическое поле может создаваться как внешними электродами (электростатическое ускорение), так и самой плазмой. В последнем случае механизм ускорения может быть объяснен следующим образом. Известно [1], что плазма газового разряда заряжается положительно из-за большей подвижности электронов. Разность между потенциалами в плазме и на ее границе можно оценить, исходя из равенства потоков электронов и ионов к границе и из квазинейтральности плазмы [2]:
здесь индексы г и е относятся соответственно к ионам и электронам, Т — температура, т — масса.
В таком поле ионы могут быть ускорены до энергии еУ*. Явление это, которое мы для краткости будем называть „саморазгоном”, впервые наблюдалось в работах [3, 4], исследовано экспериментально в работах [5, 6] и теоретически описано в [7, 8]. В частности, в [5, 7] показано, что если обеспечено достаточно быстрое расширение плазмы, то энергия ионов вне источника может в десятки раз превышать энергию, соответствующую температуре торможения плазмы. При этом в плазме возникает электрическое поле, локализованное в области максимальных градиентов магнитного поля и давления газа.
В указанных работах исследовалось ускорение плазмы непосредственно из области, занятой разрядом. При этом на ускорение ионов может оказывать влияние поле разряда, а ускоренному потоку сопутствует излучение разряда. Целью данной работы является исследование саморазгона бестоковой плазмы.
Схема эксперимента представлена на фиг. 1. Рабочий газ (азот) подается в камеру ионизации I и ионизуется в высокочастотном индукционном разряде, создаваемом с помощью генератора 2, при давлении газа в камере ионизации рх = (7 -^-85)-10—3 Тор = (0,9-5- 11) Па. Ионизованный газ поступает в камеру ускорения 3, соединенную с рабочей камерой 4 отверстием диаметром 60 мм, перекрытым сеткой 5 с ячейками диаметром 2/-0 = 8 мм. Через сетку часть плазмы, ускоренная в направлении, перпендикулярном потоку ионизованного газа, попадает в рабочую камеру 4. Остальной газ поступает в камеру разделения 6
(1)
и откачивается средневакуумной станцией 7, обеспечивающей в рабочем режиме давление />3 = 2-10-3 Тор 0,25 Па. Рабочая камера откачивается высоковакуумной станцией до давления рк х 5-10—15 Тор * 6-10—3 Па.
В работе измеряются зондовыми методами характеристики плазмы в камере ускорения, а также поток импульса и поток энергии — в свободномолекулярном, потоке в рабочей камере.
2. Ускоренный поток ионов в рабочей камере сопровождается газодинамическим потоком нейтральных молекул. В связи с этим необходимо оценить вклад процессов перезарядки и упругого рассеяния ускоренных ионов на молекулах попутной струи, характеризуемых сечениями сп и ас соответственно.
Азот
Рассмотрим движение потока ионов, имеющих скорость і/* и плотность п+ „ сквозь слой нейтрального газа, плотность которого п(х). изменяется вдоль направления движения ионов. Пусть п\х) > п+ . Обозначив плотность перезарядившихся ускоренных молекул через п° (х), получим
dn + — — ап пп+ dx — ас пп+ dx\ dn° == — ос пп° dx -f- <гп пп+ dx.
(2>
Граничные условия: и+ = п^, п
плотности спутного потока можно представить в виде [9]
п = пйа/(Ьх2+ 1),
0, и = и0 при х = 0. Выражение для
(3)
где х = xlr0,% величина а и Ь зависят от характера истечения. Подставив (3) в (2), получим:
= ехр -у <jc п0 г о arctg bx j 1 — exp^— -j- ип «о r0 arctg b х j
п+ Г а , — 1
— = е хр — -у (ас + оп) и0 Го arctg b X .
«о L J.
_ тс
Вдали от источника, т. е. полагая arctg bx=~2~, получим:
- |ехр ~j~y °сп0 г.)][1 — ехр [— j- -у- о„п0г0
Последнее выражение имеет максимум при
п0г„=(_2Ц,п(*^.
V j \ °с /
(4)
(5)
Заметим теперь, что первый и последний сомножители в правой части имеют порядок единицы. Действительно, так как ас~оп, то 1п ?с °п ~ I, а отноше-
ние — изменяется в пределах 1,15< —<1,27. Поэтому па тс а
г о = 1/оп и0.
(7)
Таким образом, перезаряженный поток максимален, если радиус отверстия соизмерим с длиной пробега (по перезарядке) ионов в камере ионизации. Доля перезарядившихся ионов при этом равна
— = / °с V
ио"= \°с + °п/
: +°п ’
(8>
что для случая ос—сгп составляет 25
3. Обратимся к измерению параметров плазмы в камере ускорения. Для выяснения механизма ускорения ионов наибольший интерес представляет определение электрических полей, возникающих в плазме (в камере ускорения) вследствие образования в ней объемного заряда. С этой целью были проведены измерения с помощью термозонда [10, 11] при р0 = 10—3 Тор.
Результаты эксперимента представлены на фиг. 2 в виде распределения потенциала вдоль оси потока. Потенциал плазмы определялся несколькими способами: по точке перегиба характеристики накаливаемого зонда (точки 1), по значению напряжения, при котором разность токов зонда в горячем и холодном режимах /] — /3 достигает половины своей максимальной величины (точки 2), а также по полусумме напряжений зонда, соответствующих (1г — 1з)тлх и Д—/2=(> (точки 3). Точки 4 получены по полусумме плавающих потенциалов: зонда в горячем и холодном режимах. Полученные значения согласуются между собой в пределах ±10%.
Распределение потенциала на фиг. 2 показывает, что основное его падение происходит в камере ускорения примерно на трех длинах свободного пробега ионов. Электрическое поле, соответствующее этому градиенту потенциала, приводит к ускорению ионов. Как будет показано в п. 4, величина разности потенциалов хорошо согласуется с энергией ускоренных ионов. Минимум потенциала вблизи сетки связан с неполным экранированием поля сетки, находящейся под плавающим потенциалом ис = — 20 В. Присутствие высокочастотного поля не влияет на движение ионов, так как период изменения поля значительно меньше времени нахождения ионов в зоне ускорения.
4. Обратимся теперь к измерению параметров ускоренного потока. С этой
целью измерялись поток импульса Р = рг»2 и поток энергии д = у pv3 в невозмущенном потоке. Отсюда определялись значения скорости V и концентрации молекул п:
V = 2 д/Р, ' (9)
(10>
Измерение потока импульса Р основано на измерении силы, действующей в потоке на пробное тело, коэффициент сопротивления которого известен [12]. Результаты измерения потока импульса представлены на фиг. 3 (точки 1; точки 2—истечение с выключенным разрядом) в виде зависимости от р0 приведенной величины р1»2/р0- Видно, что при /?0^3-10—3 Тор =0,4 Па эта величина заметно превышает значение, соответствующее газодинамическому истечению (пунктирная линия).
ра_
Ро
0,0750
0,0375
1 РУ
гмЛр. 60
• /
О 2
л 3
5.0
3.0 1.5
О о А ' • * О ер“ о о со
0,1 0,. 0,4 0,8 Фиг. 3
Л*/с в / О
=ч> 0 о Ч
^ О О О Л .
о / ‘ о V
30
®*-т~
’мгс
10
Ч
0,1 о,г о/ р„п&
Фиг. 4 ,
Для определения потока энергии с помощью термоэлектрического датчика компенсационного типа [13] измерялся тепловой поток ^ к пластине, расположенной поперек потока газа. Методика измерений изложена в работе [13], где
, 1 показано, что для шероховатой пластинки в гиперзвуковом потоке ц = -у рх>3.
Результаты измерений в виде зависимости отношения ------------ ^ -------от
2Л/2-т-7'о
давления р0 представлены на фиг. 3 (точки 3). ТемператураТ0, измеренная спектральным методом [2], близка к комнатной (Т0 — 400 К). И здесь, как и в измерении потока импульса, при /?0^3-Ю-3 Тор=0,4Па величина -----------р-3-
2Л V2— Т°
г пг
заметно превышает значение, соответствующее газодинамическому истечению {сплошная линия).
Скорость потока, определенная на основании измерений р и <?, представлена в виде зависимости от р0 на фиг. 4. Величина ее лежит в пределах ■( 1,5-5-4)» 10 м/с. Сравним величину энергии, соответствующую этой скорости, с разностью потенциалов плазмы в камере ускорения и в потоке У*. Из фиг. 2 видно, что при давлении />0 = 1 • 10~3 Тор = 0,13 Па разность потенциалов соответствует
еУ1 = 240 эВ. С другой стороны, величина скорости при этом составляет у = 4-Ю4 м/с, что соответствует энергии молекул 250 эВ. Видно хорошее согласие между этими измерениями.
Таким образом, истечение плазмы в высокий вакуум приводит к образованию объемного заряда, служащего, в свою очередь, источником электрического поля, ускоряющего ионы в направлении градиента давления.
ЛИТЕРАТУРА
1. Энгель А. Ионизованные газы. М., Физматгиз, 1959.
2. Зленко О. Я., Омелик А. И., Орлова 3. Т. Исследование некоторых характеристик ионно-плазменного источника с высокочастотной ионизацией. „Ученые записки ЦАГИ“, том IV, № 2, 1973.
3. Кучеренко Е. Т., Ф е д о р у с А. Г. Распределение по энергиям ионов, извлекаемых из высокочастотного источника, „Радиотехника и электроника", т. 4, № 8, 1959.
4. Габов и ч М. Д., Романюк Л. И., Лозовая Е. Л. Проникновение плазмы из источника с осцилляцией электронов в вакуумную область с магнитным полем. ЖТФ, т. 34, №3,1964.
5. Демирханов Р. А., Курсанов Ю. В., Скрипа ль Л. П., Харин Г. В. Получение потоков энергичных ионов из разряда с высокой температурой электронов в неоднородном магнитном поле. В сб. „Плазменные ускорители', М., „Машиностроение", 1973.
6. Гуревич А. В., Парийская Л. В., Питаев-ский Л. П. Ускорение ионов при расширении разреженной плазмы. ЖЭТФ, т. 63, № 2. 1972.
7. Литвинов И. И. Стационарное истечение в вакуум двухтемпературной полностью ионизованной плазмы. Журн. прикл. мех. и техн. физ., 1971, № 6.
8. М и к у л и н А. И. Влияние поперечного градиента электронной температуры на течение плазмы в осесимметричном магнитном поле. „Теплофиз. высоких температур", т. II) № 1, 197J}.
9. Owen P. L., Thornhill С. К. The flow in an axially symmetric jet from a nearly sonic orifice into vacuum. Aeronautical Research Council, Rep. and Memo, № 2616, 1948.
10. Langmuir I., Compton К. T. Electrical discharges in gases.
Part. II. Fundamental phenomena in electrical discharges. Rev. Mogern
Physics, vol. 3; № 2, 1931.
11. Кемп P. Ф., Сел лен Дж. H. Методика измерения потенциала плазмы с помощью эмиссионных зондов. Приборы для научных исследований, 1966, № 4.
12. 3 а к и р о в М. А., Омелик А. И. Измерение коэффи-
циентов сопротивления тел простой формы в ускоренном свободномолекулярном потоке азота. „Ученые записки ЦАГИ“, т. V, № 2, 1974.
13. Жиля ев И. Р., Омелик А. И. Термоэлектрический
измеритель тепловых потоков компенсационного типа. „Теплофизика высоких температур", т. XI, № 2, 1973.
Рукопись поступила 25jll 1974 г.
