Роль быстрых электронов в кинетике оптического излучения в плазменно-пучковом разряде с щелевым катодом Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 537.521

РОЛЬ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОНОВ В КИНЕТИКЕ ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ПЛАЗМЕННО-ПУЧКОВОМ РАЗРЯДЕ С ЩЕЛЕВЫМ КАТОДОМ

© 2006 г. Н.А. Ашурбеков, К.О. Иминов, В.С. Кобзева, О.В. Кобзев, О.А. Омаров

The spatial distribution of plasma's optical irradiation in the discharge with a slot cathode under nanosecond electrical breakdown of helium in the gas pressure range of 1-100torr has been experimentally studied. It has been shown that in the process of gas breakdown a group of fast electrons with energy over 100 eV is formed. The relaxation peculiarities of optical irradiation of the discharge caused by the energy relaxation of electron are studied.

Неравновесная плазма, создаваемая электронным пучком, находит широкое применение в различных технологических устройствах, в частности, для накачки электроионизационных лазеров, обработки поверхностей и нанесения тонких пленок, в радиационной и электронно-лучевой технологии, в плазмохимии и других областях [1-3]. В связи с этим особую актуальность приобретает изучение механизма формирования наносекундных разрядов, в которых в процессе пробоя газа формируется пучок быстрых электронов с энергией до нескольких кэВ [4, 5].

Данная работа посвящена экспериментальному исследованию динамики оптического излучения поперечного наносекундного плазменно-пучкового разряда с щелевым катодом в гелии и выяснению роли быстрых электронов в формировании оптических свойств этого разряда.

Условия эксперимента и его результаты

Исследования проводились на установке, подробно описанной в работе [4]. Разряд происходил между двумя алюминиевыми электродами длиной 40 см и расстоянием между ними 0,6 см. Катод представлял собой круглый стержень диаметром 1 см с прорезом вдоль него шириной 0,2 см и глубиной 0,6 см. Анод имел плоскую форму в виде прямоугольной пластины шириной 2 см и толщиной 0,5 см. Измерение тока разряда и напряжения на разрядном промежутке производились с помощью омических шунта и делителя напряжения в цифровом виде; картины оптического излучения разряда регистрировались с помощью ПЗС-матрицы и ФЭУ, подключенных к компьютеру.

Исследования проводились в разряде в гелии в диапазоне давлений газа 1-ь100 Торр. Величина напряжения на разрядной камере регулировалась в диапазоне 0,5- 5 кВ, при этом амплитуда импульса тока менялась в пределах 10-500 А.

Были выполнены систематические исследования пространственно-временной динамики оптического излучения разряда в Не в зависимости от давления газа и амплитуды импульсов напряжения и установлены общие закономерности формирования разряда.

На рис. 1 и 3 приведены характерные картины распределения оптического излучения между электродами и соответствующие им вольт-амперные характеристики наносекундного разряда в Не. При низких напряжениях (менее 1 кВ) в щели полого катода и у выхода из нее наблюдается светящаяся область с максимальной яркостью излучения у выхода из щели (рис. 2 а), переходящая далее по направлению к аноду

в область темного пространства. При этом у поверхности анода также наблюдается небольшая светящаяся область с пятнами на аноде (рис. 1 а).

С ростом величины напряжения на электродах уменьшается область темного пространства между катодом и анодом за счет увеличения светящейся области со стороны катода и одновременно увеличивается интенсивность оптического излучения во всем промежутке. При высоких напряжениях (рис. 1 б) оптическое излучение заполняет весь промежуток между катодом и анодом и в этом случае интенсивность излучения имеет максимальное значение у выхода из щели в катоде (рис. 2 б). Величина разрядного тока составляет 270 А, а величина напряжения пробоя 1750 В.

При увеличении давления газа в разрядной камере выше 30 Торр при постоянном напряжении на промежутке разряд внутри щели начинает прижиматься к стенкам полости, и в центре щели образуется темное пространство, которое достигает до анода. Интенсивность оптического излучения в промежутке с ростом давления уменьшается. Например, при р=34 Торр (рис. 3) по обе стороны от фарадеева темного пространства наблюдаются светящиеся области положительного столба, разделенные небольшими областями темного пространства от областей отрицательного свечения, расположенных у внешних поверхностей катода. Прианодная область по ширине анода имеет существенно неоднородную структуру. При этом величина разрядного тока составляет 40 А, а величина напряжения пробоя 1000 В.

Анализ экспериментальных результатов

Как известно, одной из особенностей разряда с полым катодом является резкое уменьшение размера области катодного падения потенциала (КП) по сравнению с обычным тлеющим разрядом [6]. Для оценки величины йк в импульсном разряде с щелевым катодам нами использовались результаты работы [7]. Проведенные оценки при плотности ионов и+=1013см-3 и давлении газа р = 10 Торр дали величину ~ 2-10-3 см-3. Для оценки значения поля в прика-тодном слое 0<х<ёь была использована аппроксимация [8]: = (1 - х)т, 0<т<1

Здесь Е0- значение напряженности поля у катода.

Для аномального разряда с щелевым катодом, когда мало т=2/3, значение прикатодного падения потенциала

ик = 2Е0^/5. (1)

-200 и,В

200

400 600 800

-500

и,В

о-

500100015002000-

-и г

: \ н ........г.....

»_« fJ

-10 I, А

10

20

30

200

400 600 t,HC

40

800 1000

-и г

i ; У1

) л

l ij

\\ \ f

\j 'J

и

V

-100 1,А

0 100 200 300 400

б 0 100 200 300 400 500 600

1,нс

Рис. 1. Поперечные распределения оптического излучения и вольт-амперные характеристики разряда при давлении газа в камере 10 Торр

. 200 Ii

I

5

100

0

-X . 300 -о? а ± 5 .......б

Л

/ч ^А 100-

1 0

0,0

0,3

0,9

0,6 0,9 1,2 0,0 0,3 0,6

Х,см Х,см

Рис. 2. Распределение интенсивности оптического излучения по центру разряда от анода до основания щели катода при давлении газа в камере 10 Торр и напряжении на электродах 600 В (а) и 1750 В (б)

1 ,2

-300

и,В

0^ 300 600 900 1200

-и .....I г-

\| " \ 1

\ 1 ' » ; '' - -

\ * ■ . I J

\ 1 f :i /

i \

-20 1,А

0

20

40

60

80

0 100 200 300 400 500 600 1,нс

Рис. 3. Поперечное распределение оптического излучения и вольт-амперные характеристики разряда при давлении газа в камере 34 Торр

0

0

а

Для оценки значений иь по формуле (1) величину Е0-ёь можно брать равной величине напряжения пробоя. Оценки по формуле (1) дают значения ик1 = 240 В, иь2 = 700 В и иь3 = 400 В соответственно для условий, приведенных на рис. 1 а, б и рис. 3.

Оценка длины свободного пробега электронов по отношению к неупругим процессам дает величины Я1 = 1/(М а) &8Л0-2см прир = 10 Торр и Х2 = 1/(М2а)& «3-10-3см при р = 34 Торр, где а(е)к4■ 10-17см2 - максимальное сечение ионизации [9]. Полученные оценки показывают, что для условий данной работы Л1 и А.2 > следовательно, электроны, эмитируемые с поверхности катода область КП проходят без столкновений и приобретают энергию )1 = еиь1 = 240 эВ, )2 = еик2 = 700 эВ и )3 = еик3 = 400 эВ. Длины пробега этих ускоренных электронов в плазме Л1 = )I ~ 0,3 см , Л2 = ^2)2/) ~ 1,3 см и Л3 = ^3)3/) « 0,03 см, где ) = 46 эВ - энергия образования пары ионов [2]. Длина пробега быстрых электронов, имеющих энергию катодного падения потенциала еик, определяет длину области отрицательного свечения. Сравнение Л1 с длиной светящейся области у катода (рис. 1 а) показывает, что эти величины совпадают и эта область есть область отрицательного свечения. Она отделяется от небольшого положительного столба, расположенного у анода, областью фара-деева темного пространства. В этом случае мы имеем аномальный разряд с щелевым катодом, который занимает весь катод, геометрию которого между анодом и катодом можно считать одномерной (Ь<<Я), где Ь = 0,6 см - расстояние между электродами, Я = 2,5 см-расстояние до стенки разрядной камеры. При этом Л1 < Ь и ионизация сосредоточена вблизи катода и почти все ионы возвращаются на катод. В области х > Л1, где 0<х<Ь располагается фарадеево темное пространство, длина которого определяется как

Ьф~тт{1пЯ} ■1п(птах/пс), где 1Г = ^Ба ■ тг - длина, на

которую продиффундирует электрон за время жизни относительно объемной рекомбинации, птах, пс - концентрации ионов на границе катодного слоя и в положительном столбе соответственно [8]. Для условий (рис. 1) оценки показывают, что электроны за счет свободной диффузии уходят из области разряда, не успев рекомбинироваться с ионами, поэтому тг =Л/Ба, здесь Лг - характерная диффузионная длина. Для разрядной камеры использованной в данной работе [10] Лг = 0,13 см. Следовательно, 1Г~ЛГ=0,13 см, птах/пс~ 5-8 [11] и получаем Ьф~0,25 см. Известно, что положительный столб в разряде возникает, когда Ь>т1п{Я,1г}, что имеет место в указанных условиях.

Если длина плазменной прикатодной области Ьс меньше по сравнению с длиной энергетической релаксации плазменного электрона при квазиупругих соударениях т.е.

Ьс =Л! + Ьф <Л)=Л,Ш, (2)

то в этом случае распределение электронов является нелокальным и зависит от полной энергии )=м>-ед(х),

где w = ти /2 , ср(х) - потенциал электрического поля в точке х [8].

Для условий (рис. 1 а) Л«7,6 -10 3 см, 48 «1,6 10 2, ^,¿^0,5 см, следовательно, неравенство (2) имеет место. Здесь надо иметь в виду, что Л1^0,3 см - это максимальная длина свободного пробега быстрых электронов, в реальности между электродами всегда Л1<0,3 см. В разряде одновременно присутствуют быстрые и плазменные электроны. Плазменные электроны удобно разделить на две группы: промежуточные и медленные (максвелловские). Промежуточные электроны характеризуются концентрацией пя их энергии ещ<^<)1 (щ -потенциал второй точки обращения знака поля, )1 -порог неупругих процессов), и они переносят разрядный ток. Медленные электроны с энергией w<eщt и концентрацией пе обеспечивают квазинейтральность плазмы. Они заперты в потенциальной яме и могут двигаться только внутри этой ямы [8]. Полная энергия ) промежуточных электронов на длине сохраняется. Если для них х1< А.е <Ь, то они свободно достигают точки х1, где х1 - вторая точка обращения знака поля, и создают ионизацию в положительном столбе, что и видно на рис. 1 а.

Для условий (рис. 1 б) Ь<Л2 и быстрые электроны свободно достигают анода. При этом ионизация происходит во всем промежутке, потоки ионов при х=ёь и х=Ь примерно равны и на катод возвращается до половины ионов, генерируемых в плазме. Фарадеево темное пространство в этом случае отсутствует, и вся светящаяся область между катодом и анодом представляет собой область отрицательного свечения.

В обоих случаях области отрицательного свечения у боковых поверхностей щели перекрываются и в полной мере проявляется эффект полого катода. Быстрые электроны, стартующие с боковых поверхностей щели, отражаются в обратном поле с противоположной стороны и возвращаются в область отрицательного свечения. В результате таких осцилляций электронов в полости происходит дополнительная ионизация и смещение быстрых электронов в сторону анода, что приводит к увеличению их концентрации у выхода из щели. Одновременно быстрые электроны релаксируют по энергии за счет неупругих столкновений и смещаются в область энергий, где сечения возбуждения и ионизации имеют большие значения. Эти два фактора приводят к усилению процессов возбуждения и ионизации у выхода из щели. По-видимому, этим и объясняется наблюдаемая в эксперименте (рис. 2) максимальная яркость излучения плазмы вблизи выхода из щели в катоде. При повышенных давлениях р > 30 Торр (рис. 3) Ьф>А)~0,14 см реализуется локальный режим, исчезает разделение плазменных электронов на промежуточные и медленные и отличием полной энергии от кинетической можно пренебречь. При этом Л3~0,03 см < 1Г и поток ионов из области отрицательного свечения на катод составляет значительную часть полного тока. Хотя в подобных условиях длина прикатодной области должна быть небольшой, возникает аномально длинное фарадеево темное пространство по центру щели и разрядного промежутка с длиной Ьф ~1,2 см и шириной ~ I (I - расстояние между боковыми поверхностями щели в катоде). Ионизация в щели сосредоточена в неболь-

ших областях, расположенных у внутренних поверхностей щели, что связано с релаксацией энергии быстрых электронов в этих областях. Между щелевым катодом и анодом разряд имеет сложную неоднородную структуру. По-видимому, такая структура разряда объясняется отсутствием влияния эффекта полого катода на разряд между электродами и как следствие появлением двух независимых аномально тлеющих разрядов между анодом и внешними краями щелевого катода, разделенных темным пространством.

В щели катода во всех рассмотренных случаях большинство ионов, генерируемых в области отрицательного свечения, возвращаются на катод, т.е.

« (1 -б) << 1, где j'¡'ICc - параллельная составляющая ионного тока боковым поверхностям щели в области отрицательного свечения; б - коэффициент использования ионов. Для щелевого катода:

& и h

/(l2 + h2)и 0,9 , где h - глубина щели; l - ширина

щели. Учитывая, что для щелевого катода adk<1, где а -коэффициент ионизации Таунсенда , условие непрерывности тока на катоде можно записать в виде [8]

S1M1 + M2 = 1/y , (3)

где M1

eUk ¡1

M 2

eUk 12

число ионизации,

е, Л е, Л

проводимых быстрым электроном в области отрицательного свечения и прикатодном слое соответственно; ¡1 и 12 - длины отрицательного свечения и катодного слоя, так, что ¡1+12=Л; у — эффективный коэффициент вторичной ионно-электронной эмиссии.

Для условий (рис. 1 а и б) оценки по формуле (3) дают у1«0,22 и у2«0,07. Эти оценки показывают, что эффективность ионно-электронной эмиссии в щелевом катоде зависит от соотношения длин ¡1 и ¡2.

Выводы

Результаты экспериментального исследования и проведенный анализ показывают, что при исследованных условиях возможны три режима наносекунд-ного разряда с щелевым катодом. 1. При Л>Ь между электродами формируется короткий аномальный разряд. При этом ионизация происходит эффективно во всем объеме, и в этом случае

фарадеево темное пространство отсутствует, а распределение электронов в плазме является нелокальным. Эффект полого катода оказывает решающее влияние на развитие разряда между электродами.

2. При ¡<Л<Ь ионизация быстрыми электронами происходит лишь на расстоянии Л от катода. В области х>Л располагается фарадеево темное пространство, положительный столб при этом возникает когда Ь>тт(Я,1г}. При этом распределение электронов в плазме в зависимости от Ле может быть локальным или нелокальным. Эффект полого катода и в этом случае оказывает существенное влияние на развитие разряда между электродами.

3. При Л<<1 ионизация происходит в узких областях, прилегающих к поверхностям щели, и по центру щели располагается длинное фарадеево темное пространство, которое доходит до анода. В этом случае распределение электронов в плазме является локальным, эффект полого катода в полной мере не проявляется и не оказывает влияния на развитие разряда между электродами.

Работа выполнена при частичной финансовой поддержке фонда РФФИ, проект № 05-02-17267-а. Литература

1. Бычков В.Л., Васильев М.Н., Коротеев А.С. Электронно-пучковая плазма. М., 1993.

2. Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И. // УФН. 2004. Т. 174. № 9. С. 953—971.

3. Бабич Л.П. // УФН. 2005. Т. 175. № 10. С. 1069—1091.

4. Ашурбеков Н.А. и др. // ТВТ. 1998. Т. 36. № 3. С. 368—373.

5. Ашурбеков Н.А. и др. // Изв. РАН, Серия Физическая. 2003. Т. 67. № 9. С. 1307—1311.

6. МоскалевБ.И. Разряд в полом катоде. М., 1969.

7. Королев Ю.Д., Месяц А.Г. Автоэмиссионные и взрывные процессы в газовом разряде. М., 1982.

8. Голубовский Ю.Б. и др. Кинетика электронов в неравновесной газоразрядной плазме. СПб, 2004.

9. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М., 1987.

10. Ашурбеков Н.А., Иминов К.О. // Физика газового разряда. М., 1990. С. 26—30.

11. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. // ЖТФ. 2003. Т. 73. Вып. 3. С. 56—64.

Дагестанский государственный университет

13 марта 2006 г.