Извлечение и ускорение пучков положительных ионов

Глава 5

ИЗВЛЕЧЕНИЕ И УСКОРЕНИЕ ПУЧКОВ ПОЛОЖИТЕЛЬНЫХ ИОНОВ

5.1. Проблема извлечения ионов

При создании плазмы ионы дрейфуют к ее границам (см. разд. 3.5), принося к краю плазмы кинетическую энергию направленного движения порядка кТ, где Т — электронная температура плазмы, и попадают на стенку, пройдя через переходный слой. Стенка может находиться под плавающим потенциалом по отношению к плазме; в этом случае падение потенциала на переходном слое составит величину порядка 5кТ/е. Перепад может быть немного меньше, чем в указанном случае, если стенка является анодом, собирающим ,в основном электроны, а не ионы, или значительно больше. Если допустима бомбардировка стенки высокоэнергичными ионами, то не вызовет затруднений размещение электрода, обращенного к плазме и находящегося по отношению к ней под большим отрицательным потенциалом. В подробно обсуждаемой в разд. 5.10 простой системе извлечения пучка в качестве отрицательного электрона используется прозрачная тонкая сетка, которая является квазиисточником ионов; однако применение сетки ограничивается ее нагревом и распылением.

Обычно для извлечения ионного пучка необходима стенка — электрод с отверстиями, обращенными к ускоряющему электроду (рис 5.1). При использовании электродов правильно рассчитанной формы, с соответствующим образом подобранным распределением потенциалов на них можно сделать границу плазмы плоской (рис. 5.1, а). Уменьшение разности потенциалов будет вынуждать плазму выгибаться наружу (рис. 5.1,б). Форма поверхности плазмы определяется требованием, чтобы решение уравнения Пуассона с объемным зарядом одного знака справа от плазменной границы соответствовало близкому к нулю значению поля на поверхности с учетом плотности тока медленных ионов, поставляемых плазмой.

Нежелательно иметь выпуклую границу плазмы (рис. 5.1,б), так как при этом ускоряемые ионы расходятся и их большое количество попадет на ускоряющий электрод. Путем выбора  большей  разности  потенциалов     между электродами (или меньшей плотности тока), чем требуется для достижения плоской границы плазмы (рис. 5.1, а), можно получить вогнутую конфигурацию плазменной поверхности (рис. 5.1, в), при которой ионы будут сходиться. В этой1 главе мы рассмотрим соображения, касающиеся извлечения ионного пучка, включая условия, необходимые для достижения фокусировки пучка (рис. 5.1,в).

5.2. Первеанс и нормированный первеанс электрода

Представим, что имеется круглая апертура диаметром а и электрод, помещенный на расстоянии L, от нее (рис. 5.2) и примем допущения, которые позволят нам получить важные соотношения, связывающие ток, напряжение и конфигурацию электрода. При точных вычис-лениях прийти к этим соотно-шениям довольно трудно.

Рис. 5.1. Извлечение ионного пучка из плазмы с плоской границей (а); при неадекватно выбранной разности потенциалов между электрода-ми (б); с фокусировкой, обусловленной вогнутостью поверхности плазмы (в).

Очевидно, что при L>>а (рис. 5.2, а) получаемый пучок далеко не удовлетворяет условиям бесконечного потока (разд. 2.2), для которого справедливо уравнение (2.8) Чайлда—Ленгмюра.    Тем    не    менее,  как будет показано ниже (разд. 5.3), придавая надлежащую форму электроду, можно заставить ионы двигаться по параллельным траекториям. При этих условиях соотношение между потенциалом, плотностью тока и расстоянием точно такое же, что и для двух бесконечных 'Параллельных плоских электродов.

При очень большом напряжении, когда можно пренебречь начальными скоростями ионов, плотность тока [уравнение (2.9а)] равна

где коэффициент % определен уравнением    (2.96)    и является функцией массы иона (рис. 2.2). Полный ток равен

                                                                 (5.1)

Казалось бы, он может увеличиваться беспредельно при уменьшении L. Однако искривление эквипотенциалей (рис. 5.2,б)  при сокращении расстояния между электродами умень-

Рис. 5.2. Извлечение пучка при межэлектродном расстоянии L>>a (а) и при L<<a (б).

шает эффективную длину ускорения до размеров порядка диаметра а. При L=a получается максимальная величина тока, равная

                                                              (5.2)

Неточность этих вычислений не оправдывает потерю множителя π/4 в приближенном равенстве (5.2). В случае щелевой апертуры длиной b>>a это приближенное равенство можно заменить на следующее:

                                                  (5.3)

Первеанс P = I/V3/2, определяемый уравнением (2.115) как параметр ионного пучка, первоначально, служил мерой эффективности электродной системы и является функцией ее геометрии. Мы нашли, что максимальный первеанс, достижимый при одноэлектродной системе, равен

                                                              (5.4)

Ионные пучки, как часто называют ускорительные ионные системы, первеанс которых близок к максимальному, обусловливают формирование пучков с существенным    угловым разбросом (рис. 5.2,б), хотя в значительной мере его можно скомпенсировать за счет сильной вогнутости эмитирующей поверхности. Вообще полезно работать с величинами первеанса, которые значительно меньше максимальных. Как и для электронных пучков, в этом случае используется понятие нормированного первеанса, который равен