Исследование потерь импульсного электронного пучка при транспортировке в газе низкого давления

Низкотемпературная плазма, создаваемая электрическими разрядами, с успехом используется в качестве эмитирующей электроны или ионы среды в источниках ускоренных заряженных частиц различного назначения. Импульсные источники электронов на основе плазменного катода активно используются для исследовательских и технологических работ по модификации поверхности металлических и металлокерамических материалов [6], [7], в том числе и для наноструктурирования их поверхности [2], [7]. Перспективность использования этого типа источников обусловлена такими особенностями, как возможность получения импульсов субмиллисекундного и миллисекундного диапазона, возможность работы в частотном режиме, высокое значение однородной плотности тока (до > 10 А/см2) при значительной площади эмиссионной поверхности (до 100 см2), а также возможность плавной и независимой регулировки основных параметров пучка (тока, ускоряющего напряжения, длительности импульса и частоты следования импульсов) [4], [5].

Важным условием устойчивой работы электронно-пучковых источников с плазменным катодом является обеспечение электрической прочности ускоряющего промежутка. С этой целью ускоряющая электродная система источника интенсивных электронных пучков конструктивно выполняется отстоящей на несколько десятков сантиметров от области взаимодействия пучка с облучаемым материалом, так как попадание паров материала в межэлектродный промежуток ускоряющей системы, как правило, приводит к его пробою. В связи с этим существует необходимость детального изучения транспортировки электронного пучка.

Представленные в данной работе исследования были сосредоточены на системе, где эмиссия электронов из газоразрядной плазмы осуществляется через катодный сеточный электрод, а в качестве анодного ускоряющего электрода используется подвижная граница анодной плазмы, которую создает сам электронный пучок при ионизации газа в пространстве дрейфа [3].

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

На рис. 1 представлена схема электронного источника, на котором проводились исследования. Катодная плазма создается двухступенчатой разрядной системой. Инициирующий (поджигающий) разряд зажигается между полым анодом 1, помещенным в поле постоянных магнитов, и электродом 2. Основной дуговой разряд с регулируемыми длительностью (до 100 мкс) и током (до 200 А) горит при подаче импульса напряжения U_d на электроды 2 и 3. Постоянное ускоряющее напряжение (до 20 кВ) прикладывается между плоским эмиссионным электродом 5 и извлекающим электродом 6, выполненным в виде диафрагмы 0 82 мм. Извлечение электронов под действием ускоряющего потенциала происходит с центральной части эмиссионного электрода, имеющего отверстие 0 40 мм, перекрытое мелкоструктурной сеткой 4.

Рис. 1. Упрощенная схема электронного источника

Длительность и ток пучка определяются соответствующими параметрами основного разряда. Транспортировка электронного пучка до коллектора 8 (20 см) осуществляется в трубе дрейфа 7. Система помещена в аксиальное магнитное поле с регулируемой индукцией (от 0 до 30 мТл), создаваемой катушками 9. Напуск рабочего газа – аргона – осуществляется через электрод 1. Давление газа в камере – 10^–2–10^–1 Па. Поскольку напуск газа осуществлялся в электронный источник, реальное давление в области транспортировки электронного пучка было выше измеряемого в объеме рабочей камеры, причем в области эмиссионной сетки оно превышало измеренные значения в 4 ^ 5 раз. В качестве датчиков тока использовались пояса Роговского, ускоряющее напряжение измерялось с помощью резистивного делителя. Электронный пучок попадал на коллектор 10, где установлен образец для импульсной термообработки электронным пучком или интегральный калориметр.

ЭКСПЕРИМЕНТ

В работах [1], [8] сообщалось, что в аналогичной системе при повышении давления ≥ 3 · 10–2 Па и наложении аксиального магнитного поля ≥ 30 мТл происходит существенное увеличение тока в ускоряющем промежутке. В не- которых случаях ток в ускоряющем промежутке в 2 раза и более превышал по амплитуде ток разряда в газоразрядной ячейке плазменного катода. Экспериментально было показано, что значительное увеличение тока в ускоряющем промежутке обусловлено возникновением вторичной ионно-электронной эмиссии на поверхности эмиссионного электрода [8]. При таком режиме генерации ток пучка состоит из электронов, извлеченных из катодной плазмы, и вторичных электронов, выбитых с поверхности эмиссионного электрода и ускоренных в слое пространственного заряда до энергии, соответствующей величине приложенного напряжения. В настоящее время это явление, названное эффектом усиления эмиссии, продолжает интенсивно исследоваться [1].

На рис. 2 приведены построенные по осциллограммам зависимости общего тока от давления при различных значениях магнитного поля (а) и зависимости общего тока в ускоряющем промежутке от величины продольного магнитного поля для различных рабочих давлений (б). Осциллограммы тока снимались в диапазоне рабочих давлений (1,5–4) · 10–2 Па и диапазоне магнитных полей (3,6–30) мТл.

Видно, что с ростом давления ток в ускоряющем промежутке растет. Та же тенденция наблюдается с увеличением аксиального магнитного поля при давлении ≥ 2 · 10–2 Па. Первый факт связан с увеличением вероятности неупругого столкновения молекул рабочего газа с электронами пучка в пространстве дрейфа вследствие увеличения их концентрации.

Это приводит к увеличению концентрации плазмы в данной области и как следствие – к росту обратного ионного тока на эмиссионный электрод. В дополнение к этому рост обратного ионного тока приводит к увеличению тока вторично эмитированных электронов. В результате ток в цепи ускоряющего электрода, включающий в себя ток эмитированных электронов, обратный ионный ток и ток вторичных электронов, вырастет.

Осциллограммы на рис. 3 иллюстрируют зависимость тока в ускоряющем промежутке от величины магнитного поля при давлении 4 · 10–2 Па.

Для наименьшего и наибольшего полей из исследуемого диапазона наблюдалось следующее (рис. 3). В слабом (3,6 мТл) поле ток в ускоряющем промежутке равен току разряда (~100 А). Ток в цепи коллектора меньше этого значения и составляет ~80 А, на трубе дрейфа регистрируется электронный ток с амплитудой ~30 А. С увеличением магнитного поля до 30 мТл ток ускоряющего электрода превысил ток основного разряда и составил ~160 А, а ток коллектора вырос до ~200 А. На трубе дрейфа регистрировался ионный ток с амплитудой до ~50 А.

Объяснить эти результаты можно увеличением длины траекторного пробега электронов в пространстве дрейфа, которое приводит к уве- личению вероятности столкновения электронов пучка с молекулами рабочего газа, то есть к увеличению концентрации плазмы, генерируемой пучком. Возрастающий вместе с концентрацией плазмы обратный ионный ток увеличивает ток вторичных электронов. Следовательно, растет ток в ускоряющем промежутке. Движение плазменных электронов на стенку трубы дрейфа (поперек магнитного поля) затруднено, и их ток замыкается на коллектор (рис. 3б, осциллограмма 3).

Дополнительный возможный механизм, объясняющий увеличение тока в ускоряющем промежутке при увеличении магнитного поля, может быть связан с перераспределением ионных потоков на электроды в пространстве дрейфа

—■— 3,6 мТл

—°— 6 мТл

* 12 мТл

—V— 16 мТл

—— 20 мТл

—f— 30 мТл

1,5         2,0         2,5         3,0         3,5         4,0

p, 10-2 Па

Рис. 3. Осциллограммы токов

Ток разряда (1) ; ток в ускоряющем промежутке (2) ; ток на коллектор (3) ; ток на трубу дрейфа (4) ; p = 4 • 10^-2 Па; П уск . = 15 кВ, масштаб: 100 А/дел., 25 мкс/дел.; а - магнитное поле B_z = 3,6 мТл;

б - магнитное поле B_z = 30 мТл.

а)

B, мТл

б)

Рис. 2.

а - зависимости общего тока в ускоряющем промежутке от давления в рабочей камере для различных значений внешнего аксиального магнитного поля, б - зависимости общего тока в ускоряющем промежутке от величины внешнего аксиального магнитного поля при разных рабочих давлениях

пучка. Наложение аксиального магнитного поля в трубе дрейфа затрудняет движение плазменных электронов на стенку трубы (поперек магнитного поля). В результате этого между плазмой и трубой может образоваться слой положительного приа-нодного падения потенциала. Это дополнительное падение будет препятствовать движению ионов на стенку трубы и направлять большую их часть в сторону эмиссионного электрода и в сторону коллектора. В результате такого перераспределения ионного потока будет происходить увеличение тока ионов на эмиссионный электрод, а следовательно, и вторичного электронного тока с него.

Наличие существенного электронного тока на трубу дрейфа и малая (по сравнению с током ускоряющего промежутка) амплитуда тока на коллекторе в слабых магнитных полях (~3,6 мТл) могут быть связаны с малой эффективностью транспортировки пучка к коллектору. Часть краевых электронов пучка, вероятно, попадает на трубу дрейфа и не доходит до коллектора.

Распределение потерь энергии по длине трубы дрейфа измерялось помещенным в нее калориметром. Прибор изготовлен из восьми медных колец

2,00

1,75

*

*

—■— 1,9

• 2,4

▲ 2,9

▼ 3,5

N 4,0

10-2Па

10-2Па

10-2Па

10-2Па

10-2Па

1,50

1,25

1,00

0,75

0,50

0,25

x, см

б)

Рис. 4. Распределение потерь энергии по длине трубы дрейфа при разных давлениях U_уск = 15 кВ, I_d = 100 A:

диаметром 80 мм и шириной 25 мм. На каждом кольце установлен датчик температуры – термистор. Результаты измерений приведены на рис. 4. Как видно, в слабом магнитном поле (3,6 мТл) энергия, приходящая на трубу дрейфа, значительна. Например, при давлении p = 2,4 · 10–2 Па она составляет 28 Дж, что сравнимо с энергией на коллекторе. Максимум функции распределения находится на расстоянии 20 30 мм до выходного конца трубы дрейфа, причем с ростом давления максимум потерь в этой области трубы плавно уменьшается, и при давлении 0,113 Па распределение становится равномерным. Тот факт, что суммарные по всей трубе дрейфа (интегральные) потери электронного пучка с ростом давления при слабом внешнем магнитном поле падают, вероятно, связан с лучшими условиями зарядовой нейтрализации электронного пучка при повышенном давлении и с уменьшением глубины модуляции его радиуса. Наличие максимума в функции распределения, по-видимому, связано с особенностями взаимодействия собственного магнитного поля пучка со слабым внешним неоднородным аксиальным магнитным полем.

ш

0,00

а – 3,6 мТл, б – 30 мТл.

При увеличении магнитного поля потери уменьшаются (при неизменном давлении) и для поля 30 мТл составляют уже ~3 Дж ( p = 2,4 х 10^–2 Па), что не достигает 5 % от энергии, регистрируемой на коллекторе. Характер распределения потерь также сильно меняется с увеличением магнитного поля. На рис. 5 показано распределение величины магнитного поля по длине трубы дрейфа для значений поля в катушках 3,6 мТл и 30 мТл. В сильных полях потери энергии электронного пучка на трубу дрейфа распределяются таким образом, что максимальные их значения приходятся на минимальные значения внешнего аксиального магнитного поля.

С ростом давления при транспортировке в сильном магнитном поле потери на трубу дрейфа растут. Например, для 30 мТл при переходе от давления 1,9 · 10–2 Па к давлению 4 · 10–2 Па потери увеличиваются с 1,7 до 3,5 Дж. Рост потерь в этих условиях, по-видимому, связан со значительным ростом тока пучка (потери на трубу дрейфа увеличиваются приблизительно пропорционально). Режим работы электронного источника с большим внешним магнитным полем является более эффективным с точки зрения потерь энергии на трубу дрейфа.

0  1020304050

L, см

Рис. 5. Распределение величины магнитного поля по длине трубы дрейфа 3,6 мТл (1) и 30 мТл (2)

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, экспериментально показано, что потери электронного пучка, генерируемого электронным источником с плазменным катодом с сетчатой стабилизацией эмиссионной границы и подвижной границей анодной плазмы, на трубе дрейфа при его транспортировке в газе низкого давления существенно зависят от таких парамет- ров, как давление рабочего газа и величина внешнего продольного магнитного поля. В слабом (3,6– 16 мТл) магнитном поле энергия, приходящая на трубу дрейфа, соизмерима с энергией, выделяемой пучком на коллекторе. При этом с увеличением давления рабочего газа наблюдается снижение потерь пучка. В сильном (20 ^ 30 мТл) магнитном поле потери энергии электронного пучка на трубе дрейфа не превышают 5 % от энергии на коллекторе во всем диапазоне давлений. В этом режиме с ростом давления наблюдается увеличение потерь на трубу дрейфа. Полученные результаты представляют интерес для оптимизации режимов термообработки импульсным электронным пучком материалов и изделий с целью наноструктуризации их поверхностного слоя.