Извлечение и ускорение пучков положительных ионов, страница 12

Наиболее сложная вычислительная программа была разработана Уитли с сотрудниками (Национальная лаборатория в Окридже) и описана в серии статей, которые указаны в библиографии к работе [205]. Вычислительные методы, используемые Уитли, позволили ему «запускать» ионы из состояния покоя не с предполагаемой границы плазмы, а непосредственно из плазмы, что дало возможность учесть скорость в направлении электродов, сообщаемую ионам слабыми полями, существующими в плазме. Применение усовершенствованной программы для расчета четырехэлектродной системы (рис. 5.20) позволило получить величину угловой расходимости пучка ±0,26°. Было найдено, что результаты выполненных вычислений (рис. 5.20)  согласуются с проведенными наблюдениями.

Необычно толстый, т. е. протяженный, заземленный электрод (см. рис. 5.20, электрод 4) играет важную роль. Его тол-

Рис. 5.20.   Геометрия электродной системы с вычисленными траекториями и эквипотенциалями Г2051.

щина и форма электрода 3 обусловливают перехват медленных ионов из пучковой плазмы, прежде чем они попадут в поле между электродами 3 и 4. Это позволяет уменьшить генерацию вторичных электронов на лектроде 3.

Максимальное значение нормированного первеанса, которое может быть получено для пучков с очень малой угловой расходимостью, составляет 0,2. Для ионных двигателей с расходимостью пучка ±30° можно получить гораздо большие ве-личины первеанса, например первеанс одной апертуры для ртути [210] равен 2,5-10-9 А/В3/2, что для ионов Hg+ соответствует величине нормированного первеанса 0,65. Присутствие небольшого  количества   ионов   Hg2+  несколько  уменьшит  эту величину,   но  обычно  она   гораздо выше 0,2.

Рис. 5.21. а — вероятная причина сокращения ухода ионов на плазменные электроды с близко расположенными апертурами; б — способ устранения утечки ионов на плазменный   электрод.

В конструкциях электродов источников, где не важно получение малой угловой расходимости, плазменный электрод может быть сделан тонким и отверстия в нем могут располагаться очень близко для достижения высокой прозрачности электродов. В этом случае было обнаружено, что ток ионов на плазменный электрод, находящийся под потенциалом катода, уменьшается быстрее, чем уменьшается площадь электрода, вследствие уменьшенного расстояния между апертурами. Этот эффект (рис. 5.21, а) можно отнести за счет ионов, 'которые вытягиваются из части пространства за электродом. Можно предположить, что вблизи края апертуры    ускоряющее    поле-7

расширяет переходный слой. Следует довести эту идею до предела (рис. 5.21,6), когда фактически отсутствует бомбардировка плазменного электрода заряженными частицами.

Для выполнения этого условия необходимо, чтобы толщина переходного слоя была не меньше толщины плазменного электрода. Например, источник с плотностью плазмы 5 10¹¹ см^-3 и температурой электронов 6 зВ способен генерировать, в соответствии с выражением ,(3.69) 93 мА/см² ионов Н+. Предположим, что к плазме обращен электрод, находящийся по отношению к ней под отрицательным потенциалом 60 В. Толщина слоя будет примерно равна 13 дебаевским радиусам, или 0,33 мм (см. рис. 3.12). Для плазмы такой плотности возможно уменьшение перехвата ионов   (рис. 5.21). Такое уменьшение не предназначено для небольшого увеличения извлекаемого тока, скорее оно служит для уменьшения мощности, выделяемой на плазменном электроде и, следовательно, увеличения его механической устойчивости без необходимости охлаждения.

Рис. 5.22. Ионный двигатель [258]. (Можно заметить постепенное изменение размера эмиссионных отверстий для компенсации изменения плотности плазмы по диаметру источника.)