Вторая глава посвящена описанию экспериментальной установки и методик измерения, используемых в работе.
В параграфе 2.1 приводится схема и описание экспериментальной установки для исследования влияния продольного магнитного поля на тлеющий разряд низкого давления. Тлеющий разряд осуществлялся в цилиндрической кварцевой трубе диаметром 42 мм. Расстояние между анодом и катодом составляло 50 см. Питание тлеющего разряда осуществлялось источником с регулируемым выходным напряжением до 5 кВ, что позволяло варьировать ток разряда в диапазоне 1ч100 мА. Градуировка магнитной системы показала, что напряженность магнитного поля в просвете между катушками уменьшалась не более чем на 5% по сравнению с полем в центре каждой катушки. Диапазон прикладываемых магнитных полей составлял 0ч1500 Гс.
Вольфрамовые электрические зонды диаметром 2?10-2 см имели возможность передвигаться по длине разряда. Измерение зондовой вольт-амперной характеристики осуществлялось с помощью 10 разрядного аналого-цифрового преобразователя с последующей записью сигнала на компьютер, где с помощью предварительно написанного компьютерного кода осуществлялся расчёт температуры и плотности электронов.
Спектральные измерения проводились в просвете между катушками в непосредственной близости от того места, где располагались зонды.
В параграфе 2.2 выполнено описание методики градуировки оптической системы с помощью эталонного источника света для возможности проведения спектральных измерений в абсолютных величинах. Представлена оптическая схема тарировки, приведена калибровочная кривая, с помощью которой осуществлялся пересчёт полученного сигнала на ФЭУ, а также указана погрешность абсолютных измерений (30 %).
В параграфе 2.3 сделан краткий обзор существующих методов диагностики плазмы, позволяющих определять температуру электронов и плотность заряженных частиц. Сделан вывод, что только зондовый метод может подходить для определения типичных значений температуры электронов 0.2ч5 эВ и плотности заряженных частиц 109ч1012 см-3 плазмы тлеющего разряда низкого давления.
В параграфе 2.4 сделан вывод о необходимости использования в присутствии магнитного поля метода двойного зонда. Приводится описание схемы включения, а также качественного поведения вольт-амперной характеристики двойного зонда. Приведены формулы для определения температуры и плотности электронов. Указаны ограничения и погрешности применения двухзондового метода.
В третьей главе приведены экспериментальные результаты по исследованию влияния магнитного поля на электрические характеристики тлеющего разряда.
В параграфе 3.1 рассмотрена картина свечения тлеющего разряда в магнитном поле. Показано, что наложение магнитного поля оказывает влияние на основные характеристики тлеющего разряда: геометрию, ток, интенсивность излучения, температуру и концентрацию электронов.
Отмечено, что с увеличением величины магнитного поля катодные области разряда увеличивают свою длину, полностью заполняя объём разрядной камеры. При этом положительный столб исчезает, а разряд сжимается, образуя по центру разрядной трубки узкий, ярко светящийся шнур диаметром менее 1 см. Этот эффект особенно сильно выражен при низком давлении для лёгких газов. В этом случае объем плазмы единицы длины шнура может уменьшаться более чем в 25 раз по сравнению с соответствующей величиной без магнитного поля. Кривизна силовых линий магнитного поля приводит к захвату электронов в периферийной области и их увлечению в центр магнитной системы. Если разряд помещён в равномерное магнитное поле, то такого сильного сжатия не наблюдается.
Рис. 1 Зависимость напряжения тлеющего разряда при Id = 10 мА от напряженности магнитного поля
На рис. 1 представлена зависимость напряжения тлеющего разряда Ud в гелии при постоянном токе Id от величины прикладываемого магнитного поля H для различных давлений. Из рис. 1 видно, что увеличение давления приводит к уменьшению влияния магнитного поля на разряд. При давлении ~ 130 Па и выше, напряжение разряда не изменяется, сжатия не происходит. Продольное электрическое поля в положительном столбе перестаёт зависеть от величины прикладываемого магнитного поля, что свидетельствует о постоянстве температуры электронов.
В этом случае ларморовский радиус вращения иона становится соизмерим с длинной его свободного пробега. Столкновения с атомами приводят к увеличению диффузии в поперечном по отношению к полю направлении. Ионы перестают "замечать" действие магнитного поля, оставаясь незамагниченными.
В параграфе 3.2 приведены результаты измерения продольного распределения температуры и плотности электронов в случае, когда магнитное поле отсутствует (рис. 2, рис. 4) и H = 700 Гс (рис. 3, рис. 5).
Рис. 2 Распределение температуры и плотности электронов по длине разряда. H2, p = 20 Па, Id = 10 мА, Ud = 2200 В
Рис. 3 Распределение температуры и плотности электронов по длине разряда в магнитном поле Н = 700 Гс. H2, p = 20 Па, Id = 10 мА, Ud = 1300 В
По мере удаления от катода отсутствие электрического поля в области отрицательного свечения тлеющего разряда приводит к падению Te основной группы электронов за счёт их ухода на стенку (рис. 2). Релаксация группы быстрых электронов приводит к уменьшению актов ионизации, а, следовательно, скорости рождения новых заряженных частиц. В результате гибели на стенке плотность заряженных частиц падает.
Наложение магнитного поля приводит к уменьшению коэффициента амбиполярной диффузии поперек поля, а, следовательно, и потерь заряженных частиц на стенке. В этом случае ионизация от электронов пучка уравновешивается объёмными потерями. Потери энергии электронов на стенке становятся несущественными. Это приводит к увеличению абсолютных значений Te и ne по сравнению со случаем без магнитного поля и их постоянству после входа в магнитную систему (рис. 3).
С увеличение давления разрядного газа группа быстрых электронов начинает терять свою энергию интенсивней. Температура электронов основной группы по длине разряда падает (рис. 5). В распределении плотности заряженных частиц по длине разряда вначале наблюдается увеличение за счёт сжатия и входа в магнитную систему, затем плотность электронов падает. Для дальнейшего поддержания баланса заряженных частиц продольное электрическое поле увеличивается и формируется область положительного столба, чему соответствует расстояние от катода, большему 35 см на рис.5.
Рис. 4 Распределение температуры и плотности электронов по длине разряда. He, p = 70 Па, Id = 10 мА, Ud = 930 В
Рис. 5 Распределение температуры и плотности электронов по длине разряда в магнитном поле H = 700 Гс. He, p=70 Па, Id =10 мА, Ud=590 В
В параграфе 3.3 на основании того, что в диапазоне энергий 50ч3000 эВ потери электронов в результате ионизационных столкновений доминируют над суммарными потерями всех других неупругих процессов, методом Монте-Карло рассчитана длина релаксации пучка быстрых электронов в гелии. Сравнение расчётных данных (рис. 6) показывает хорошее согласие с экспериментом (K. Brewer (1937)).
Рис. 6 Зависимость длины отрицательного свечения от потенциала катодного падения. Нe, сплошная кривая _ расчёт, точки _ экспериментальные данные (K. Brewer (1937))
Результаты наших экспериментов показывают, что предположение о линейной зависимости длины релаксации пучка быстрых электронов от давления (сделанное например в работах K. Brewer (1937) и Райзер и Шнейдер (1991) может привести к существенным погрешностям при уменьшении давления. Так, например, при p = 20 Па и напряжении разряда Ud = 1300 В длина отрицательного свечения составляет LNG = 44 см, а результаты расчёта предсказывают существенно большее значение LNG = 290 см.
Для объяснения такого существенного расхождения предложена модель релаксации пучка быстрых электронов с учётом его гибели на стенке. Сопоставление дифференциальных сечений рассеяния в результате ионизации и упругого столкновения показало, что упругое рассеяние является главным процессом, приводящим к попаданию пучка на стенку. Результаты расчёта функции распределения (рис. 7) и плотности пучка от пройденного пути (рис. 8) показывают, что с понижением давления помимо энергетической релаксации необходимо учитывать гибель электронов пучка на стенке. Скорость образования заряженных частиц в некоторой точке x уменьшается, что приводит к более раннему образованию положительного столба по сравнению с расчётом учитывающим только энергетическую релаксацию пучка.
Рис. 7 Функция распределения электронов пучка по энергиям, нормированная на своё максимальное значение Fmax, в зависимости от расстояния x. He, p = 70 Па, Ud = 940 В
Рис. 8 Распределение плотности пучка по длине разряда. He, p = 70 Па
Наложение магнитного поля приводит к сжатию разряда и препятствует попаданию электронов пучка на стенку. Пучок оказывается "запертым" в разряде, что приводит к сохранению его концентрации по длине разряда. В этом случае, экспериментально наблюдаемые длины отрицательного свечения совпадают с расчётной длиной энергетической релаксации. Гибель быстрых электронов пучка на стенке становится не существенной.
В четвёртой главе приводятся экспериментальные данные об интенсивности излучения области отрицательного свечения. Основное внимание уделяется непрерывному спектру излучения. Рассмотрены процессы, приводящие к формированию непрерывного спектра. На основании результатов зондовых измерений выполнен расчет спектральной плотности излучения тормозного рассеяния на нейтральных частицах.
В параграфе 4.1 представлены результаты измерения спектра излучения области отрицательного свечения тлеющего разряда. Приводятся зависимости поперечного сечения разряда (рис. 9), температуры и плотности электронов (рис. 10) от магнитного поля
При низкой плотности газа основным каналом гибели заряженных частиц является рекомбинационные потери на стенке (Райзер (1992)). Уменьшение коэффициента амбиполярной диффузии, а, следовательно, потери заряженных частиц на стенке при сжатии разряда приводит к увеличению времени жизни заряженной частицы в плазме. В результате, скорость рождения заряженных частиц за счёт ионизации оказывается не уравновешенной их гибелью за счёт диффузии к стенке, что приводит к увеличению концентрации заряженных частиц до тех пор, пока объёмные потери не будут компенсировать процессы рождения заряженных частиц. Объёмная рекомбинация, несущественная раньше, теперь становится главным каналом гибели. Это объясняет увеличение концентрации электронов с ростом магнитного поля на рис. 3, рис.5 и рис. 10.
Рис. 9 Зависимость поперечной площади разряда от магнитного поля. p = 20 Па, Id = 10 мА. Расстояние от катода 38 см.
Рис. 10 Зависимость температуры и плотности электронов от напряженности магнитного поля. He, p = 20 Па, Id = 10 мА. Расстояние от катода 38 см
Постепенное увеличение магнитного поля приводит к падению напряжения на разряде (рис. 1). Энергия пучка, а, следовательно, и скорость ионизации уменьшаются, что объясняет падение концентрации заряженных частиц на рис. 10.
В параграфе 4.2 приводится классификация переходов, приводящих к излучению непрерывного спектра. Рассчитана спектральная плотность излучения фоторекомбинационного и тормозного излучения, возникающего при рассеянии на ионах. Оценен вклад процесса фотоприлинания.
В параграфе 4.3 представлена теория статического тормозного излучения электрона при рассеянии на нейтральной частице.
Показано, что в слабоионизованной плазме при степенях ионизации ? 10-3 главным процессом приводящим к формированию непрерывного спектра является тормозное излучение, возникающее вследствие рассеяния электронов на нейтральных частицах. При больших степенях ионизации существенным становится вклад тормозного излучения на ионах и фоторекомбинационного излучения. При степенях ионизации ~ 10-7_10-4, характерных для отрицательного свечения тлеющего разряда низкого давления, находящегося в магнитном поле, вклад в интенсивность непрерывного спектра процесса электрон-ионной рекомбинации и тормозного рассеяния на ионах становится несущественным и может не учитываться.
Таким образом, основным процессом, формирующим излучение непрерывного спектра тлеющего разряда низкого давления, является тормозное рассеяние на нейтральных частицах.
По результатам зондовых измерений выполнен расчёт спектральной плотности тормозного излучения в предположении наличия у электронов максвелловской функции распределения по энергиям.
Расчёт сделан в полуклассическом приближении J (Зельдович и Райзер (1966)), а также точным квантовомеханическим способом Jbrems (Касьянов и Старостин (1965)). Сравнение J и Jbrems с экспериментальными данными Jзexp показало существенное отличие данных величин (рис. 11, рис. 12).
Рис. 11 Спектральная плотность излучения разряда Jexp и рассеяния электронов на нейтральных частицах J, Jbrems при = 532 нм от величины магнитного поля. He, p = 20 Па, Id = 10 мА.
Рис. 12 Рис. 3.19. Спектральная плотность излучения разряда Jexp и рассеяния электронов на нейтральных частицах Jbrems при = 530 нм от величины магнитного поля. H2, p = 20 Па, Id = 10 мА.