Исследование способов повышения эффективности генерации потоков заряженных частиц в дуоплазматроне

Размещено на http://www.allbest.ru

Размещено на http://www.allbest.ru

Введение

Ионные источники начали активно применять в двадцатых годах прошлого века. С этого момента их использование в науке и технике только расширялось. Это было связано и с атомным проектом (разделительные установки), и с работами по изучению изотопов, и развитию ускорительной техники, где они являются основным элементом инжекторов

Традиционно наибольшее распространение ионно-плазменные технологии имели при производстве изделий электроники, микро- и оптоэлектроники. Однако в последние годы сфера их применения значительно расширилась. Анализ современного состояния развития исследований и производства в области «критических» технологий и техники новых поколений позволяет сделать заключение о том, что одним из наиболее динамично развивающихся междисциплинарных научно-технических направлений является физика и технология микро - и наносистем. Ввиду того, что в указанных системах в качестве характерных выступают размеры атомного уровня, при их изготовлении необходимо использовать «инструмент», обеспечивающий устойчивое воспроизведение размеров в нанометровом диапазоне. В качестве «инструмента» для указанных целей весьма эффективно использование потоков заряженных частиц и плазмы.

В настоящее время, в связи со значительным расширением фронта работ в области нанотехнологии и наноматериалов, теоретические и прикладные исследования в указанных областях начинают активно развиваться, что отражает объективные потребности современной науки, техники и производства. Поэтому, представляется целесообразным более детальное и глубокое изучение плазменных эмиссионных систем на базе разрядов низкого давления для модификации поверхности и нанесения различного рода покрытий.

Существует несколько способов генерации ионных пучков: генерация ионных пучков путем бомбардировки поверхности твердого тела потоком атомов (поверхностная ионизация), в исследовательских установках применяют источники с ионизацией атомов на разогретой поверхности твердых тел и т.д. Однако, наиболее перспективный способ генерации ионных потоков основан на извлечении ионов из плазмы. Газоразрядная плазма является эффективным эмиттером свободных ионов. Следует отметить, что именно плазменные ионные источники нашли широкое применение в различных областях научных исследований и в современном технологическом промышленном оборудовании.

В настоящей работе рассмотрен плазменный ионный источник с двойным контрагированием - дуоплазматрон, которых широко применяется в технологиях микро- и наноэлектроники и имеющий широкие перспективы развития.

1. Анализ достижений в области разработки плазменных источников ионов

1.1 Источники ионов

Ионный источник - устройство для получения в вакууме ионного пучка - сформированного потока ионов, скорость направленного движения которых много больше их тепловых скоростей. Ионный источник - неотъемлемая часть ускорителей, инжекторов быстрых атомов для термоядерных систем, установок электромагнитного разделения изотопов, масспектрометров, технологических установок различного назначения.

Ионный источник состоит из собственно источника ионов и устройства их экстракции. Атомы ускоряемых элементов могут вводиться в ионный источник либо напуском (в виде газа), либо испарением (жидкой или твердой примеси). В ионном источнике они ионизируются и вытягиваются соответствующим потенциалом в ускоритель, где приобретают нужную энергию.

К источнику ионов предъявляют следующие требования: стабильность пучка во времени; получение ионов с определенным зарядом, нужной плотности тока при низких экстрагирующих напряжениях; простота перестройки с одного ускоряемого элемента на другой и замены самого источника.

Источники ионов появились в 19-ом веке. Однако из-за низкой их эффективности широкого распространения не получили. Начало развития эффективных ионных источников относится к 30-ым годам прошлого столетия. Быстрое развитие ионных источников стимулировалось исследованиями в области ядерной физики, изучением свойств материалов для космических аппаратов. К настоящему времени разработано большое количество разных видов источников ионов, которые позволяют получать пучки ионов всех элементов таблицы Менделеева. Эти источники отличаются друг от друга, как типом получаемых ионов, так и принципом работы.

СВЧ ионные источники.

Источники ионов, в которых плазму получают посредством сверхвысокочастотного разряда в магнитном поле, называют СВЧ-источниками. Ионные источники, в которых используют плазму, получаемую посредством СВЧ разряда в магнитном поле, обладают многочисленными полезными свойствами. Поскольку такие источники работают даже в случае химически активных материалов, они могут создать пучки долгоживущих стабильных ионов многих типов. Это позволяет избежать частой замены деталей ионного источника, прерывающей его работу.

В соответствии с условиями работы и назначением СВЧ источники можно разделить на два типа. В источниках одного типа, действующих на электронном циклотронном резонансе, получают многозарядные ионы, а в источниках другого типа используется нерезонансная СВЧ плазма для получения сильноточных пучков однозарядных ионов, необходимых для промышленных применений. В общем случае плотность тока выводимых ионов пропорциональна произведению плотности числа электронов на квадратный корень из температуры электронов. Следовательно, чтобы достичь большего тока в ионных пучках, нужно увеличить один или оба этих параметра с помощью увеличения поглощаемой СВЧ мощности.

СВЧ ионные источники отличаются от радиочастотных ионных источников более высокой частотой. Вследствие чего ионы плазмы в среднем не ускоряются электрическим СВЧ полем, и получается малый разброс пучка ионов по энергиям. Высокочастотные источники предназначены для получения легких ионов путем объемной ионизации газов требуемых элементов. Плазма генерируется высокочастотным электромагнитным полем (10-30 МГц) с мощностью порядка 100 Вт в газе, находящемся под давлением примерно 10-3-10-2 Торр. Электромагнитная мощность подается или индуктивно (источник помещается в катушку), или через электроды, введенные в объем источника. Позволяет получать токи 1-20 мА, но обладают большим энергетическим разбросом 100 эВ.

Лазерные ионные источники.

Лазерный ионный источник - широкий термин, например, его используют для описания применения лазеров при избирательной фотоионизации нужных частиц из смеси атомов путем резонансного возбуждения. Однако наиболее широко данный термин употребляется при описании генерирования и вытягивания ионов, созданных воздействием лазера большой мощности на твердые тела.

Лазерный луч большой мощности, сфокусированный на поверхности твердой мишени, при плотности мощности более 108 Вт/см2 будет проходить через поверхность, где плотность электронов низка, и распространяться до тех пор, пока электронная плазменная частота не станет соответствовать частоте лазера. При достижении этого условия происходит быстрый электронный нагрев и интенсивная ионизация, создается плотная горячая плазма. Материал мишени «взрывается», образуя чрезвычайно плотную плазменную струю, распространяющуюся в направлении наибольшего градиента гидродинамического давления, обычно перпендикулярно поверхности.

Потенциально полезными свойствами для ионных источников плазменных выбросов являются:

· значительное количество ионов в выбросе;

· высокая степень ионизации;

· короткое время генерирования плазмы;

· направленность плазменных выбросов (их можно ориентировать вдоль оси вытягивания, что привет к малым эмиттансам пучка);

· возможность создания разнообразных ядерных частиц, потенциальным источником плазмы является любой твердый материал;

· простота проектирования и изготовления;

· отсутствие газа-носителя.

Рисунок 1.1. Лазерный источник, используемый в Дубне

Жидкометаллические источники ионов.

В отличии от ионных источников, использующих для создания пучков ионов, методы получения сильноточных источников ионов металлов более ограниченны. В источниках ионов металлов используется, как правило, испарение, как это описано в разделе лазерных источников, поверхностная ионизация или распыление ионов металла при помощи газов носителей. Источник MEVVA (MEtal Vapor Vacuum Arc) - новый вид источника, в котором в качестве плазменной среды, из которой происходит извлечение ионов, используется вакуумная дуга в парах металла. Этот источник позволяет получать пучки ионов металла с импульсным током более 1А для множества материалов твердого электрода. Вакуумная дуга в парах металла является плазменным разрядом между двумя металлическими электродами в вакууме. Давление должно достаточно низким, чтобы остаточный газ не влиял на процессы в разряде. Основная черта разряда данного типа - образование катодных пятен, очень маленьких областей с большой плотностью тока (более 106 А/см2) на поверхности катода, где материал катода испаряется и ионизируется. По аналогии с нагревом лазером, устанавливается большой градиент давления, который заставляет плазму двигаться сначала перпендикулярно катоду, а затем в направлении анода. Именно эта распространяющаяся плазменная струя и составляет среду, из которой происходит вытягивание ионов. Схема источника MEVVA приведена на рис. 1.3.

Рисунок 1.2. Схема источника MEVVA

Отличительной чертой источников данного типа является возможность получения очень больших токов ионов металла, которые как правило находятся в разнозарядовом состоянии. Большой ток позволяет сепарировать ионы по зарядовому состоянию.

Очень похожим образом действуют жидкометаллические ионные источники (рис.1.4) который состоит из жидкометаллического покрытия на игольчатой подложке. Приложение потенциала в несколько киловольт в высоком вакууме к расположенному рядом вытягивающему электроду приводит к деформации жидкого металла на конце иглы с образованием конуса. На вершине стабилизированного конуса электрическое поле достаточно для создания ионных токов. Этот источник обладает очень высокой яркостью, 106 А/(см2 •ср) и невысоким энергетическим разбросом (менее 10 эВ). Ограничением является применение только таких чистых элементов, которые являются проводниками и имеют низкое давление пара при температуре плавления.

Рисунок 1.3. Жидкометаллический ионный источник

Сильноточные газовые ионные источники.

Определение “сильноточные” означает, что для пуков, испускаемых этими источниками, основное внимание следует уделять явление объемного заряда. Определение газовые имеет довольно широкое значение, включая пары одноэлементных материалов или соединений. Рассматривая такие источники, следует различать генератор плазмы, или собственно источник, и вытягивающую систему; то и другое вместе можно назвать “ионная пушка”. Такое различие требуется по той причине, что разные генераторы плазмы могут быть использованы с одной вытягивающей системой и наоборот.

Существуют два условия, чтобы работала вся система:

1. Генератор плазмы должен давать плазму такой плотности, которая соответствует данной вытягивающей системе.

2. Вытягивающая система должна быть спроектирована так, как того требует плотность плазмы, соответствующая рабочему диапазону генератора.

Исторически при разработке сильноточных ионных источников преследовались несколько совершенно разных целей: инжекция нейтральных частиц для нагрева ограниченной магнитным полем термоядерной плазмы; создание реактивной тяги; обработка материалов, в первую очередь ионная имплантация; в последнее десятилетие -- подача ионов в ускорители частиц для исследований термоядерного синтеза с инерциальным удержанием плазмы. Все эти цели выдвигали совершенно разные основные требования к ионным источникам, такие, как производительность по мощности, производительность по топливу, надежность, достаточный выбор ионов и качество пучка. Преобладание одного из этих требований над другими в сочетании с тем фактом, что философия конструкции редко изменяется, если устройство уже оказалось в какой-то степени удачным, привело к довольно различающимся типам источников, но между ними все же есть много схожего.

Во всех современных сильноточных ионных источниках используются магнитные поля, чтобы ограничить плазму и увеличить степень ионизации на электрон, причем целесообразно применять систему магнитов, создающую область поля с минимальным значением магнитной индукции. Удержание плазмы в большом диапазоне плотностей может быть достигнуто, если линии магнитного поля удалены от области с наивысшей плотностью плазмы. В центре разрядной камеры значение магнитной индукции минимально.

1.2 Технологические процессы, использующие потоки ионов

Конструирование мощных источников заряженных частиц является актуальной физико-технической задачей. Одним из наиболее перспективных методов получения ионного пучка можно считать вытягивание его ускоряющим электрическим полем из холодной плазмы. При этом граница плазмы, которую приближённо можно считать резкой, служит эмиттером ионов. Ускоряющее электрическое поле создаётся системой электродов и искажается собственным полем пространственного заряда пучка, которое для мощных пучков может быть достаточно сильным. Суммарное электрическое поле, в свою очередь, определяет форму эмиттера и, как следствие, форму пучка. Для их нахождения необходимо решить самосогласованную задачу. Ограничиваясь рамками стационарного режима, можно допустить, что на эмиттере приближенно выполняется условие равенства нулю нормальной составляющей электрического поля.

В универсальных технологических системах можно проводить многие операции: очистки, ионно-пучкового травления и ионно-лучевого нанесения. В полупроводниковой микроэлектронике широко применяются технологии ионной имплантации и реактивного ионно-лучевого травления.

Среди областей применения ионно-лучевых технологий можно выделить:

· микро- и наноэлектроника - травление материалов в производстве транзисторов

· оптика - полировка поверхностей, травление элементов безаберрационной дифракционной оптики

· лазерная техника - травление материалов для твердотельных лазеров

· машиностроение - нанесение коррозийнностойких и фрикционностойких пленочных покрытий

· медицина - нанесение защитных и упрочняющих пленочных покрытий.

Ионное распыление.

Ионно-лучевое распыление представляет собой процесс нанесения материалов в вакууме (10-3…10-2 Па), при котором поток осаждаемых частиц получают в результате бомбардировки поверхности исходного напыляемого материала ускоренными ионами.

Для бомбардировки используются, как правило, ионы инертного газа, которые подаются к распыляемому материалу в виде концентрированного потока с энергией 1-10 кэВ. Источником ионов служит либо самостоятельный тлеющий разряд, либо плазма несамостоятельного разряда. Вытягивание пучка и ускорение ионов до требуемой энергии происходит в специальной ионно-оптической системе.

Схема процесса ионного распыления показана на Рис. 1.5.

Рисунок 1.5. Процесс распыления мишени. 1 - ионный источник; 2 - мишень; 3 - атомы, выбитые из мишени

С количественной стороны процесс распыления характеризуется выходом или коэффициентом ионного распыления Y.

По некоторым данным при сравнительно невысоких энергиях ионов (порядка 500…600 эВ) коэффициент распыления ионами тяжелых инертных газов Ar+, Xe+ большинства металлов близок или равен 1. Это позволяет реализовывать достаточно эффективные режимы распыления мишени.

Коэффициент катодного распыления Y зависит от энергии, массы и заряда падающего иона, угла его падения на поверхность, энергии связи атомов мишени, кристаллического строения, загрязненности поверхности, ее шероховатости и пористости.

Процесс распыления наблюдается, когда значение энергии падающего иона Е0 больше некоторой пороговой энергии Епор, которая зависит от масс иона и атома и энергии связи атома с поверхностью Есв.

Значения Епор лежат в диапазоне 10 … 30 эВ. С увеличением энергии Y возрастает, достигает максимума, а затем уменьшается (рис. 1.6).

Рисунок 1.6. Зависимость Y от энергии ионов

На значение коэффициента распыления очень сильно влияет угол падения иона на поверхность. При возрастании угла падения иона и от 0 до 60 … 750 наблюдается рост Y, который в первом приближении можно оценить как Y(и) = Y(0)cosfи, где Y(0) - коэффициент распыления при нормальном падении иона; f - показатель степени, для M2/M1 ? 0.1…10,
f = 1.7…1.

Максимальные значения Y(иmax) могут быть в 3-6 раз больше, чем при нормальном падении ионов. При углах падения и > иmax ионы начинают упруго отражаться, что приводит к резкому снижению Y (рис. 1.7).

Рисунок 1.7. Зависимость Y от угла падения ионов

Нанесение покрытий.

Тонкие пленки различных материалов можно наносить на подложку, распыляя материал мишени пучком ионов инертных газов.

Метод заключается в распылении мишени направленным ионным пучком и последующем осаждении распыленных частиц на подложке. Особенностью метода является возможность нанесения покрытий на термочувствительные материалы (пластики, фоторезисты), так как процесс нанесения характеризуется низкими температурами. Ионно-лучевое нанесение покрытий отличается высокой стабильностью скорости процесса, достаточно низкими давлениями по сравнению с другими вакуумными методами, что способствует повышению чистоты получаемых пленок.

Применение:

· формирование слоев металлов (Au, Pt, Сu, Si, Ni, Al, Cr) и сплавов (CoCrPt);

· формирование пленок оксидов (Al2O3, TiO2, SiO2, ZrO2);

· формирование алмазоподобных углеродных пленок.

Основные достоинства этого метода нанесения пленок по сравнению с методом ионно-плазменного распыления состоят в следующем:

· возможность нанесения пленок материалов сложного состава с сохранением компонентного состава мишени;

· малое рабочее давление в технологической камере, ограниченное лишь быстротой откачки вакуумной системы, а не условиями поддержания разряда;

· отсутствие электрических полей в области подложки, что особенно важно при нанесении диэлектрических пленок на подложки из проводящих материалов;

· возможность управления зарядами в осаждаемой диэлектрической пленке с помощью электронов, эмиттируемых катодом нейтрализации.

Ионно-лучевой метод наиболее эффективен для нанесения пленок многокомпонентных материалов, различных диэлектриков, магнитных материалов.

Плазменная очистка поверхности.

Плазменная очистка поверхности используется для предварительной подготовки материалов в цикле изготовления полупроводниковых приборов и в других областях производства. Процесс очистки происходит под действием ионной бомбардировки и за счет окисления органических загрязнений до легколетучих и газообразных продуктов, которые впоследствии откачиваются из реакционной зоны вакуумной системой. В результате обработки поверхность приобретает высокую адгезионную способность, что особенно важно для последующего нанесения покрытий.

Применение:

· Предварительная обработка перед нанесением фоторезиста, металлических, диэлектрических покрытий.

· Предварительная обработка перед микросваркой, пайкой или склеиванием.

· Предварительная обработка металлических изделий перед нанесением полимерных покрытий.

· Удаление жиров, масел, окислов и силиконов.

1.3 Требования, предъявляемые к ионному источнику

Требования определяются конкретным назначением источника и условиями работы. Несмотря на разнообразие применений и характерных условий, в в которых должен работать ионный источник, можно в общем виде сформулировать следующие основные требования к этим приборам:

· Ионный источник с устройством для формирования ионного пучка должен дать стационарный или импульсный пучок с необходимым током и такими ионно-оптическими параметрами, которые позволили бы использовать его наилучшим образом.

· Ионный источник должен дать пучок ионов определенного состава, т. е. должен поставлять ионы с заданной массой и зарядом. Другие компоненты в ионном пучке нежелательны, так как они «загрязняют» пучок, увеличивают нагрузку источников тока, ослабляют электрическую прочность ускорительной трубки и т. д.

· Ионный пучок, извлекаемый из источника, должен обладать заданной средней энергией ионов и допустимой величиной разброса их скоростей.

· Ионный источник должен работать стабильно. Модуляция тока ионного пучка, как правило, нежелательна.

· Заданный ионный пучок необходимо получать при минимальном расходе рабочего вещества. Это важно в первую очередь потому, что в области первичного формирования и ускорения пучка надо поддерживать высокий вакуум для повышения электрической; прочности. В случае применения ценных газов (например, трития)- важность этого требования определяется еще и экономическими соображениями.

· Желательно, чтобы расходуемая мощность, в первую очередь рассеиваемая в источнике, была минимальной. В тех случаях, когда подвод энергии к ионному источнику затруднен, это требование особенно важно.

· Источник должен быть достаточно надежным в работе, максимально простым по конструкции, питанию и управлению.
Источник должен иметь достаточный срок непрерывной работы, а также максимальный срок службы.

Исходя из всего выше перечисленного, одним из самых оптимальных источников заряженных частиц является дуоплазматрон, рассмотрим его далее.

2. Анализ процессов в источнике положительных ионов на базе разряда с двойным контрагированием

2.1 Дуоплазматрон

Среди плазменных источников заряженных частиц достаточно широко распространены системы с газоразрядными камерами (ГРК) на базе разрядов с двойным контрагированием, которые получили название дуоплазматронов и дуопигатронов. Первоначально дуоплазматроны разрабатывались в качестве инжекторов протонов для электрофизических установок. Их привлекательность заключалась в том, что они позволяли получать токи ионов водорода в пучке до 1А, при газовой экономичности до 90% и продольном разбросе ионов пучка по энергиям, не превышающим 10 эВ.

Дуоплазмотрон предназначен для получения ионных пучков высокой интенсивности из газообразных веществ. Разряд в газе слабого давления поддерживается в области между катодом и анодом, в котором проколото малое отверстие (0.5-1.5 мм). Наличие неоднородного магнитного поля и промежуточного электрода позволяет сконцентрировать область разряда в очень малой пространственной области, это и позволяет получать большие токи, за счет увеличения числа столкновений в единицу времени. Толщина полости между анодом и промежуточным электродом составляет 2-5 мм. Экстракция производится из области максимума магнитного поля, где поверхностная плотность ионов может достигать 1014 ионов/см2. Пучок обладает очень сильной расходимостью, для уменьшения которой используют вытягивающие электроды специальной формы. Вся система требует охлаждения.

В дуоплазмотроне для увеличения степени ионизации столб разряда подвергается механическому и магнитному, сжатию с помощью диафрагм и магнитного поля, нарастающего к анодному отверстию малого диаметра. Сжатие разрядной дуги в узком канале промежуточного электрода сопровождается возникновением плазменного "пузыря" со скачком потенциала в слое, отделяющем катодную плазму от более плотной анодной плазмы.

В тонком слое ускоряются и фокусируются электроны. Вблизи анода плотная плазма дополнительно сжимается сильным неоднородным магнитным полем, сечение плазмы вблизи выходного отверстия уменьшается, а концентрация ионов в плазме возрастает до 1014-1015 см -3. Такая плазма эмитирует ионы с плотностью в десятки А/см2, т. е. образуется "точечный" эмиттер.

В дуоплазматроне геометрическое контрагирование сочетается с действием неоднородного магнитного поля (магнитное контрагирование). Одна из первых конструкций дуоплазматрона представлена ниже (рис. 2.1).

Рисунок 2.1. Дуоплазматрон: 1 - катод; 2 - промежуточный электрод; 3 - анод; 4 - экстрактор; 5 - жаропрочная вставка; 6 - плазма, контрагированная магнитным полем; 7 - плазменный "пузырь"; 8 - водное охлаждение

Промежуточный электрод имеет канал, соединяющий анодную и катодную части газоразрядного промежутка. Анод и промежуточный электрод изготовлены из ферромагнетика и являются частями магнитной цепи, создающей в зазоре между этими электродами, а также в канале промежуточного электрода, сильное неоднородное магнитное поле. В дуоплазматроне уменьшение сечения разряда при входе в канал промежуточного электрода приводит к возникновению двойного слоя, окружающего плазменный "пузырь" и являющегося источником быстрых электронов. Поток этих электронов, ускоренных в поле двойного слоя, приводит к значительному повышению концентрации зарядов в пузыре. Специфично для дуоплазматрона то, что после "геометрического" контрагирования плазмы вступает в действие сильное неоднородное магнитное поле.

Постоянное магнитное поле не изменяет полной энергии электрона, и увеличение Н по мере приближения к отверстию эмиссии приводит к увеличению поперечной скорости электрона, т.е. к уменьшению его продольной скорости. При заданном потоке электронов уменьшение их продольной скорости компенсируется увеличением плотности. В случае большого давления газа или возникновения турбулентности в плазме эта относительно простая картина движения частиц усложняется диффузией. В этих реальных условиях магнитное поле ослабляет радиальную диффузию частиц, способствует их направленному движению к выходному отверстию, приводит к контрагированию плазмы.

В настоящее время еще нет теории дуоплазматрона, которая позволила бы рассчитать элементы его конструкции. Однако сейчас накопилось уже немало сведений, которые позволяют более определенно судить о процессах, происходящих в нем, и более сознательно подходить к его конструированию. Одна из наиболее важных характеристик дуоплазматрона - аксиальное распределение напряженности магнитного поля H(z), которое зависит от расположения, формы и материалов электродов: промежуточного электрода, анодного фланца со вставкой, экстрактора и некоторых других окружающих тел, в той или иной степени влияющих на магнитную цепь.

С повышением напряженности магнитного поля, контрагирующего разряд, анодная плазма концентрируется у отверстия эмиссии, при этом ионный ток быстро растет за счет увеличения вероятности ионизации. Однако, уменьшение поверхности разряда, вследствие контрагирования приводит к уменьшению поступления нейтрального газа в канал разряда. Одновременно с этим сокращается среднее время пребывания нейтральных частиц в разряде, из-за уменьшения его поперечного сечения. Поэтому с дальнейшим увеличением напряженности магнитного поля возникает недостаток нейтрального газа, а с ним и ионов в анодной плазме. Это приводит к падению ионного тока эмиссии вследствие сильного отшунтирования.

В классическом дуоплазматроне (А-типа) промежуточный электрод и анод изготовлены из ферромагнетика (в аноде может находиться немагнитная жаропрочная вставка). В другой модификации (К-тип) из ферромагнетика изготовлены промежуточный электрод и экстрактор, а анод изготовлен из немагнитного материала - меди. При такой конструкции легче осуществлять теплоотвод от анода, поэтому целесообразно использовать при создании мощных дуоплазматронов, работающих в непрерывном режиме. Исследование аксиального распределения напряженности магнитного поля в различных системах показало, что для А-дуоплазматрона характерны: сильное магнитное поле с максимумом, локализованным между промежуточным электродом и анодом, а также относительно сильное магнитное поле в канале промежуточного электрода. В К-дуоплазматроне максимальное магнитное поле находится в области выходного отверстия; в конце канала промежуточного электрода, обращенном к плазменному "пузырю", поле незначительно.

Отбираемый ток весьма чувствителен к величине и форме магнитного поля вблизи эмиссионного отверстия, которые определяются материалом анода и геометрией источника.

Из анализа зависимости извлекаемого ионного тока от магнитного поля в источниках с различными магнитными системами можно прийти к выводу, что для получения наибольшей плотности ионного тока максимальное магнитное поле должно быть локализовано в выходном отверстии. Таким образом, замена классической системы системой К-дуоплазматрона во многих случаях оправдана. Она приводит к уменьшению расходимости пучка и одновременно повышает электрическую прочность системы извлечения ионов. В этом случае источник обладает также упомянутым ранее конструктивным преимуществом.

Влияние геометрии системы на эмиссию ионов объясняется не только изменением топографии магнитного поля, но и другими причинами. При исследовании одного из К-дуоплазматронов установлено, что максимальная плотность плазмы в области отверстия эмиссии имеет место в том случае, когда диаметр промежуточного электрода равен расстоянию от торца этого электрода до анода.

Естественно, что к числу важнейших характеристик дуоплазматрона относятся зависимости тока эмиссии ионов и тока используемого ионного пучка от давления и разрядного тока.

В большинстве случаев в дуоплазматронах обоих типов ток эмиссии растет с током дуги сначала линейно, а потом так, что угловой коэффициент соответствующей кривой монотонно падает. Зависимость тока используемого ионного пучка от разрядного тока часто существенно отличается от аналогичной зависимости тока ионной эмиссии. На рис.2.2 показано соответствующее семейство кривых, параметром которых является давление газа в дуоплазматроне, служащем для получения ленточного пучка.



Рисунок 2.2. Зависимость тока ионного пучка от разрядного тока дуоплазматрона при различных давлениях газа

Такой ход кривых можно объяснить тем, что форма и положение границы плазмы, а следовательно, и свойства системы формирования и фокусировки пучка, зависят от плотности плазмы (от разрядного тока); при достаточно большом токе разряда ухудшается фокусировка пучка, часть выходящих ионов попадает на извлекающий электрод и ток пучка уменьшается.

Главная особенность дуоплазматрона - двойное контрагирование плазмы: геометрическое - с помощью сужения промежуточного электрода и магнитное - с помощью неоднородного магнитного поля у анода. Этот процесс приводит к сильному сжатию разряда и созданию плотной плазмы, что делает дуоплазматрон по сравнению с другими типами ионных источников наиболее эффективным по эмиссионной способности и расходу плазмообразующего газа. Газовая экономичность дуоплазматрона доходит до 92%.

2.2 Предельные режимы протекания тока в разрядах с двойным контрагированием

Одним из факторов, определяющих предельный ток ионного пучка, является максимальный ток разряда, допустимый для конкретной конструкции генератора плазмы ИИП. Ток разряда наряду с интенсивностью определяет также массовый и зарядовый составы формируемого в ИИП пучка.

Характерная особенность ИИП типа дуоплазматрон заключается в контрагировании разряда за счет использования сжимающего электрода и магнитного поля, в связи с этим максимальный стабильный ток разряда в ИИП данных типов сверху ограничен явлениями нестабильного токопрохождения, а в предельном случае - и обрывом тока разряда. При токах разряда, меньших критического, сужение играет положительную роль, так как в контрагированной прианодной плазме ее концентрация на 1-2 порядка превышает таковую в области катода. Возникающий перед сужением со стороны катода двойной электрический слой ускоряет катодные электроны до энергии в десятки эВ. За счет этой группы электронов возрастает скорость генерации ионов вблизи анодного отверстия (режим работы плазмотрона или дуоплазматрона выбирается так, чтобы длина свободного пробега электрона, ускоренного в двойном электрическом слое, по отношению к процессам ионизации была примерно равна расстоянию от места локализации двойного слоя до анода). Компонентный состав плазмы вблизи анодного отверстия определяется энергиями группы электронов, ускоренных в двойном электрическом слое, и средней энергией максвеллизованных электронов прианодной плазмы, а также количественным соотношением между группами.

При рассмотрении процессов в сжимающем электроде и прианодной плазме дуоплазматрона следует учесть наличие магнитного поля в области сужения, которое резко уменьшает диффузию ионов из прианодной плазмы и плазмы разряда в сужении на стенки сжимающего электрода, а также учитывать, что ионизация в области сужения осуществляется в основном электронами прианодной плазмы.

Обрыв тока в разряде с сужением связывают с эффектом выдувания газа из области сужения потоком электронов, движущихся в направлении от катода к аноду, наличием максимума на зависимости сечения ионизации атома электронным ударом, ростом ионных оболочек у стенок сжимающего электрода. Все эти эффекты сказываются на скоростях генерации заряженных частиц в области сужения и ухода из его объема.

Необходимым условием существования разряда является выполнение условия баланса ионов, образующихся в разрядном промежутке, и ионов, уходящих из разряда. Условие баланса ионов записывалось с учетом следующих условий:

- процессы рекомбинации заряженных частиц в объеме положительного столба отсутствуют;

- диффузионные потери через боковую поверхность положительного столба отсутствуют из-за наличия аксиального магнитного поля.

С учетом сказанного было получено уравнение, связывающее энергию электронов и плотность тока разряда в момент обрыва:

(1)

Выражение (1) позволяет оценить изменение средней энергии плазменных электронов от плотности тока разряда при заданном начальном давлении нейтралов в области сжимающего электрода. Но наибольший интерес представляет определение критических плотностей тока и энергии электронов, соответствующих предобрывному состоянию разряда, так как по данным в этом режиме дуоплазматрон является наиболее эффективным генератором однозарядных и многозарядных ионов, получаемых из металлов и сложных веществ. Для нахождения предельных параметров, соответствующих предобрывному состоянию разряда в дуоплазматроне, необходимо найти экстремум выражения (1), для чего его нужно продифференцировать и приравнять нулю. Таким образом, получим трансцендентное уравнение вида:


(2)

Результаты проведенных расчетов показаны на рис. 2.3-2.5.

Рисунок. 2.3. Зависимость плотности тока обрыва в дуоплазматроне от давления Ar: Т газа = 400 К; dа-с.э. - расстояние анодсжимающий электрод, мм.

Рисунок. 2.4. Зависимость плотности тока обрыва в дуоплазматроне от давления: Ar, Т газа = 400 К; dа-с.э. - расстояние анодсжимающий электрод, мм.



Рисунок. 2.5. Зависимость средней энергии плазменных электронов при обрыве тока в дуоплазматроне от давления: Ar, Т газа = 400К; dа-с.э. - расстояние анод-сжимающий электрод, мм.

Анализ выражения (2) показывает, что при заданном давлении зависимость плотности тока от энергии имеет максимум. Физически это объясняется тем, что плотность тока разряда с ростом энергии электронов не может увеличиваться до бесконечности, так как при определенном значении тока нарушается баланс скорости образования и потерь ионов в разряде, в результате уменьшения концентрации нейтралов в плазме разряда и уменьшения по этой причине скорости образования заряженных частиц. Формальный анализ полученных зависимостей показывает, что увеличение энергии электронов выше значений, соответствующих максимуму тока в сужении, приводит к уменьшению вычисляемых значений плотности тока. При этих значениях плотности тока и энергии электронов также выполняется условие баланса образования и потерь ионов, и уравнение (2) не накладывает запрета на существование второй формы разряда, характеризующейся той же самой плотностью тока в сужении, но более высокой энергией электронов. Для данной ветви кривой, связывающей энергию электронов и плотность тока, характерна обратная по отношению к первой ветви зависимость энергии от тока разряда: энергия электронов увеличивается при уменьшении плотности тока разряда. Однако данная форма энергетически менее выгодна и по этой причине не является устойчивой. Физически реализуются только режимы, соответствующие первой части кривой, описывающей поведение разряда при увеличении плотности тока от минимального до максимально возможного значения. Причем максимум зависимости соответствует предобрывному состоянию, и, вычисляя положение максимума, можно определить максимально достижимую энергию электронов и плотность тока в разряде [12].

Характер зависимостей (рис. 2.6.) показывает, что с ростом давления энергия электронов, соответствующая моменту обрыва тока разряда, падает. При качественном анализе зависимости можно заключить, что энергия электронов, соответствующая обрыву тока разряда, не должна зависеть от давления. До момента обрыва тока должны реализоваться все стадии развития разряда, связанные с уменьшением концентрации нейтралов в объеме положительного столба. При этом обрыв должен был бы наступить при той же самой энергии электронов, как и в случае более низкого начального давления в области сужения (или даже при несколько большей плотности в силу более интенсивного притока нейтралов в объем положительного столба со стороны окружающего газа). Наблюдаемое явление можно объяснить тем, что в случае высоких давлений достигаются более высокие концентрации заряженных частиц, чем при низком давлении. Это приводит к тому, что баланс давлений электронного и нейтрального компонентов плазмы положительного столба, с одной стороны, и давления окружающего положительный столб газа - с другой, достигается в случае высокого начального давления газа при более низкой энергии электронов, чем в случае низкого давления. Так как момент баланса давлений соответствует стадии обрыва тока разряда, то в случае высоких начальных давлений момент перехода разряда в неустойчивую форму происходит при более низких энергиях электронов. Таким образом, предельная энергия электронов в предобрывном состоянии при протекании тока в разряде с контрагирующим электродом определяется начальным давлением газа в области контрагирования.

2.3 Экстракция и первичное формирование ионного пучка

Существует три способа извлечения ионов из плазменных ионных источников, различающихся между собой положением и формой эмиссионной поверхности плазмы.

Процесс извлечения связан в основном с приложением высокого напряжения между резервуаром ионов и ускоряющим электродом с отверстием. На траектории ускоряемых ионов, которые непосредственно определяют качество пучка, влияет несколько факторов, в том числе напряженность приложенного поля, форма эмитирующей поверхности, которая может быть твердой или подвижной (плазменные источники), плотность пространственного заряда пучка. В случае плазменных источников эмитирующая поверхность обычно называется мениском, конкретная форма которого зависит от распределения электрического поля.

Мениск действует как пограничный слой между плазмой разряда и ускоренными частицами пучка. Мениск (рис. 2.6) имеет приблизительно сферическую форму, если плотность плазмы велика или мала. При некотором промежуточном значении плотности плазмы мениск будет плоским, а при достаточно сильном вытягивающем электрическом поле центр кривизны всегда будет лежать вне плазмы.

Рисунок 2.6 - Извлечение ионов из плазменного источника

а) сверхплотная плазма; б) плазма промежуточной плотности; в) разреженная плазма. P - плазма, O - эмиссионный электрод, E - извлекающий электрод.

В мощных ионных источниках, в частности дуоплазматронах, в большинстве случаев применяются классические квазипирсовы системы, в которых эмиссионная граница плазмы лежит вблизи плоскости выходного отверстия.

Для эффективного извлечения ионного пучка необходимо определить форму извлекающих электродов.

Рисунок 2.7. Различные конфигурации извлекающих электродов на ЭОС

Пирс описал метод определения формы электродов, компенсирующих действие пространственного заряда вне пучка (рис. 2.8). В основе ускоряющей системы на рис.2.9 лежит именно эта геометрия электродов. Фокусная длина F для круглой апертуры равна по формуле Дейвиссона и Калбрика: F = 4V/(V'1 - V'2), где V'2 = Е2, V'1 = Е1 - напряженности электрических полей на выходной и входной сторонах диафрагмы.

При разработке ИОС, предназначенных для получения интенсивных, хорошо сформированных ионных пучков, один из основных вопросов заключается в определении связи угла расходимости пучка с плотностью ионного тока, поставляемого из плазмы на ее границу.

Рисунок 2.8. Геометрия электродов

Выявление этой связи позволяет создать ИОС «оптимальной» геометрии, обеспечивающей получение пучков с минимальной угловой расходимостью при заданной плотности ионного тока.

Строгий теоретический анализ динамики ионов в ИОС и условий на границе плазмы очень сложен. Качественно описать работу ИОС можно, используя приближенный подход, основанный на методах электронной оптики. Трудность расчетов заключается в том, что граница плазмы не является «жестким» эмиттером, а изменяет свое положение и кривизну поверхности при изменении собственных параметров эмиттера или ускоряющего электрического поля. Поэтому на протяжении многих лет при создании ИОС оптимальная геометрия подбиралась экспериментально.



Рисунок 2.9. Электроды системы извлечения цилиндрического ионного пучка

Выявление этой связи позволяет создать ИОС «оптимальной» геометрии, обеспечивающей получение пучков с минимальной угловой расходимостью при заданной плотности ионного тока.

Строгий теоретический анализ динамики ионов в ИОС и условий на границе плазмы очень сложен. Качественно описать работу ИОС можно, используя приближенный подход, основанный на методах электронной оптики. Трудность расчетов заключается в том, что граница плазмы не является «жестким» эмиттером, а изменяет свое положение и кривизну поверхности при изменении собственных параметров эмиттера или ускоряющего электрического поля. Поэтому на протяжении многих лет при создании ИОС оптимальная геометрия подбиралась экспериментально.

Согласно многочисленным данным экспериментов на различных источниках в каждой ИОС для заданного ускоряющего напряжения Uo существует своя «оптимальная» эмиссионная плотность тока ионов j+опт, при которой угол расходимости пучка и минимален. Это говорит о том, что при различных j+опт положение и форма границы плазмы в этом случае примерно одни и те же.

2.4 Формирования потока заряженных частиц в системе с плазменным эмиттером

В мощных ионных источниках, в частности дуоплазматронах, в большинстве случаев применяются классические квазипирсовы системы, в которых эмиссионная граница плазмы лежит вблизи плоскости выходного отверстия.

Допущения:

1.

2. Форма границы - часть сферы

3. Плазма холодная

4. Не учитываем характер формирования

Оценим изменение начальной сходимости за счет вариации кривизны границы и линзового эффекта в отверстии экстрактора.

Для плоского промежутка плотность первеанса:

(3)

Для сферического случая:

(4)

Rэ - радиус кривизны эллиптической поверхности

(5)

Rк - радиус коллектора, если можно разложить в ряд и тогда:

(6)

Из (4) и (6) можно получить:

(7)

Начальный угол сходимости и связан с Rэ соотношением:

,

а полный ток

Для малых углов сходимости:

(9)

Таким образом для малых углов полный первеанс будет равен:

(10)

Из (8) следует, что Рсф квадратично зависит от .

Максимальный первеанс будет если определить геометрическим соотношением , тогда из (10) следует:

Влияние отверстия в коллекторе определяется его расфокусирующим действием

Для малых углов и угол преломления траекторий на рассеивающей анодной линзе Ш можно вычислить

После экстрактора щ=Ш-и и можно получить:

3. Исследование характеристик дуоплазматрона

3.1 Общие положения

Ионный источник дуоплазматрон был создан Ардене в 1949 г. До сих пор он является одним из самых широко используемых типов ионных источников. Такую долгую жизнь ему обеспечили два фактора: его выдающиеся характеристики (рекордно высокая плотность плазмы, высокая газовая эффективность и высокий КПД) и дальнейшая модернизация, которую проводят уже на протяжении многих десятилетий, существенно улучшая его параметры.

Существенное видоизменение дуоплазматрона произошло, когда был применен отбор пучка с развитой поверхности плазмы при помощи экспандера, позволивший отбирать ионные пучки большей интенсивности. Следующим шагом к повышению тока пучка было введение в дуоплазматрон осцилляции электронов для создания еще более плотной плазмы и большей газовой эффективности, что дало возможность увеличить эмиссионное отверстие. Из дуоплазматрона с осцилляцией электронов удалось отбирать и формировать пучки ионов водорода с током порядка одного ампера благодаря использованию трехэлектродной ионно-оптической системы ускорения?замедления. Формирование магнитного поля в дуоплазматроне с помощью постоянных магнитов взамен электромагнита позволило снизить массу источника и его энергопотребление.

Далее модернизация дуоплазматрона проводилась в направлении повышения ресурса его непрерывной работы, который в основном определяется сроком службы накаливаемого катода. С этой целью были предприняты попытки замены термокатода холодным катодом. Применение различных конструкций полых катодов в дуоплазматроне позволило повысить ресурс его работы, но в то же время выявило ряд серьезных недостатков, таких как низкая газовая эффективность и высокий потенциал поджига разряда. Использование в дуоплазматроне многоострийного катода не решило проблемы высокого потенциала поджига разряда, но добавило проблему высокого содержания примесей в генерируемых ионных пучках, так как ионизация продуктов эрозии катода достигает 90%. Эти проблемы в значительной степени удалось решить в дуоплазматроне с холодным магнетронным катодом.

В данной работе использовался источник ионов на базе разряда с двойным контрагированием - дуоплазматрон с холодным магнетронным катодом, обусловлено это тем, что применение холодного катода взамен накаливаемого позволяет существенно увеличить ресурс непрерывной работы источника. Также параметрами, по которым магнетронный катод превосходит накаливаемый, являются расход плазмообразующего газа, энергопотребление и эмиссионная способность источника.

В последнее время тлеющий разряд низкого давления с холодным полым катодом широко используется как для проведения технологических процессов в плазме, так и для создания источников положительных ионов, так как тлеющий разряд с полым катодом позволяет получать плотности тока на два порядка выше, чем в нормальном тлеющем разряде. В импульсном режиме при малых длительностях импульса тлеющий разряд позволяет получать плотности разрядного тока до сотни А/см2, а ионного тока до десяти А/см2.

В ходе данной работы использовался и был переоборудован существующий источник ионов путем добавления резиновых прокладок в вакуумплотные соединения. Благодаря этому удалось получить более высокую степень вакуума и улучшение характеристик всего источника в целом. Также была произведена замена катода на более эффективный и экономичный и замена регулятора расхода газа, с помощью которого стало возможным более точное контролирование давления напускаемого газа. В качестве рабочего газа использовался аргон. Также были улучшены высоковольтные блоки питания для подачи напряжения на экстрактор и промежуточный электрод для вытягивания ионного пучка.

3.2 Конструкция исследуемого модуля

В конструкции дуоплазматрона можно выделить две функциональные части: генератор плазмы, проникающей в вакуум, и устройство формирования потока заряженных частиц, которые в определенной мере можно рассматривать как независимые элементы конструкции.

В качестве первичного катода в нем применяется полый катод с неоднородным магнитным полем.

Для создания магнитного поля в области полого катода и контрагирования плазмы у анодного отверстия применены магниты железо-неодим-бор. Она позволяет при небольшом объеме используемых магнитов получить магнитное поле с большой напряженностью.

Между сжимающим электродом и анодом установлен дополнительный анод. Такая система, помещенная в магнитное поле, позволяет увеличить степень сжатия плазмы. Известно, что наилучшими характеристиками дуоплазматрон обладает, когда максимум магнитного поля лежит в области эмиссионного отверстия. Для удовлетворения этому условию на аноде устанавливается медная накладка с вольфрамовой вставкой.

Электрическая изоляция и вакуумные уплотнения выполняются из фторопласта или с применением керамики с использованием уплотнителей из резины для улучшения вакуумпрочности конструкции.

Оптическая система - трехэлектродная. Экстрактор вытягивает ионы с плазменной границы из дуоплазматрона, затем одиночная электростатическая линза с замедлением фокусирует полученный пучок.

3.3 Исследование источника заряженных частиц

В ходе работы был исследован источник положительных ионов типа дуоплазматрон и параметры его работы, были получены представленные ниже зависимости и исследованы способы повышения генерации заряженных частиц.

В первую очередь исследовался генератор плазмы с целью получения картины процессов происходящих в источнике. Была получена зависимость напряжения зажигания разряда в камере от давления газа.

Исходя из данного графика, можно сделать однозначный вывод, что напряжение зажигания прямо пропорционально давлению рабочего газа в объеме ионного источника. Эта кривая соответствует правой ветви кривой Пашена. Ход графика достаточно просто объясняется - при увеличении давления уменьшается длина свободного пробега электрона в газе, следовательно, уменьшается вероятность ионизации газа и растет Uзаж.

В ходе работы также исследовались зависимости эмиссионного тока от таких показателей как давление аргона и ток разряда, полученные кривые представлены на рисунках ниже.

Величина отбираемого ионного тока существенно зависит от параметров разряда и геометрии эмиссионного отверстия. С уменьшением давления газа в разрядном промежутке ниже определенного ток эмиссии ионов падает. Это падение наступает тогда, когда несмотря на увеличение напряжения разряда и рост энергии электронов недостаток ионов в плазме больше уже не может покрываться и разряд гаснет. С увеличением давления ионный ток эмиссии растет достигая максимума, который с увеличением тока разряда передвигается к более высокому значению давления.

При малом токе разряда ток эмиссии невелик из-за малого количества образующихся ионов в плазме. С увеличением разрядного тока возрастает концентрация заряженных частиц в анодной плазме за счет повышающейся степени ионизации нейтрального газа. Дальнейшие падение тока эмиссии обусловлено перераспределением пространственной конфигурации плазмы у выходного отверстия и вытекающим из этого уменьшением количества отбираемых ионов газа.

Заключение

ионный контрагирование дуоплазматрон

В ходе данной работы был доработан плазменный источник заряженных частиц - дуоплазматрон, исследованы его характеристики, получены зависимости эмиссионного тока, достигающего 400мкА, также были рассмотрены возможные способы повышения генерации заряженных частиц. Основными способами исследованными в данной работе являются изменения разрядного тока в газоразрядной камере и давления рабочего газа (аргона). Исходя из полученных зависимостей можно сделать вывод, что эмиссионный ток нельнейно зависит от давления газа и при его увеличении наблюдается неблоьшое насыщение, вызванное недостатком приложенном к вытягивающему электроду напряжения, ограничением в этом случае являлись используемые высоковольтные источники питания. Однако, при постоянном давлении эмиссионный ток при нарастании тока разряда падает, следовательно необходимо искать другие варианты повышения генерации заряженных частиц и эмиссионного тока. Такими вариантами, исходя из сделанного обзора литературы, могут являться изменение геометрии выходного отверстия, ведущее к увеличению площади отбора тока, изменение геометрии и размеров самого источника и сжимающего электрода. Также существенное влияние оказывает сжимающее магнитное поле, при повышении магнитной индукции стоит ожидать увеличение генерации заряженных частиц, из-за увеличения плотности прианодной плазмы и вероятности ионизации нейтрального газа, в данной работе не были проделаны подобные опыты в виду отсутствия замены используемым постоянным магнитам. Опыты по изменению магнитного поля и геометрии системы могут быть проведены в дальнейшем при развитии и модернизации существующего источника для получения более полной картины происходящих процессов.

...