Источники отрицательных ионов. Двойная перезарядка, страница 11

В работе [106] было обнаружено, что выход отрицательных ионов с цезированной грани (110) монокристалла вольфрама в расчете на один нуклон падающих частиц одинаков для ионов Н⁺, Н₂⁺ и Н₃⁺. Также было установлено, что среди отраженных частиц нет ионов Н⁺. Эффективность образования ионов Н⁻ хорошо описывается формулой

η= exp(—1/βυ),                                   (10.7)

где β — константа; эта зависимость находится в согласии с теорией Лэнга [165] и теоретической работой [105]. Для протонов с энергией 100 эВ, бомбардирующих покрытую монослоем цезия (степень покрытия 0,6) грань (110) монокристалла вольфрама с углами падения и отражения 70°, было достигнуто значение η, равное 0,67. Воздействие водорода на цезированную поверхность приводило к значительному снижению выхода ионов Н⁻, что довольно неожиданно, если вспомнить о результатах, полученных в работе [222].

В работе [6] доказывается, что соотношение скоростей осаждения атомов цезия из плазмы интенсивного разряда на поверхность и ее распыления ионами Cs⁺ с энергией 100 эВ и выше таково, что степень покрытия поверхности оказывается ниже оптимальной, требуемой для получения минимальной работы выхода. Для преодоления этих трудностей были проведены эксперименты, в которых жидкий цезий поступал на поверхность через поры в молибденовом конвертере, что позволило обеспечить требуемую степень покрытия. Этот конвертер испытывался в источнике типа описанного в разд. 8.3 (небольшой стационарный источник с полым катодом), и полученный выход ионов Н⁻ был в пять раз выше, чем в случае использования традиционного конвертера, покрываемого цезием, поступающим только из газоразрядной плазмы.

По-видимому, возможно создать поверхность, имеющую значительно более низкую величину работы выхода, чем в случае поверхности Мо—Н—Cs. Так, например, в работе [140] было предложено провести испытания поверхности, покрываемой при испарении Cs₂CO₃. При температуре 875 К из этого вещества выделяется СО₂, а менее летучий Сs₂О осаждается на требуемой поверхности. Полученные фотоэлектрическим методом оценки величины работы выхода этой поверхности дают значение ~1,1 эВ. Вероятно, это покрытие может быть сделано достаточно толстым, чтобы катод поверхностно-плазменного источника выдерживал ионную бомбардировку в течение длительного периода времени. Автору ничего не известно о каких-либо испытаниях такой поверхности в условиях реального источника, и, возможно, на то имеются серьезные причины. Приготовление такого покрытия, по-видимому, предъявляет чрезвычайно высокие требования к вакуумным условиям и качеству приготовления поверхности образца.

В проведенном обсуждении рассматривался выход ионов Н⁻  под действием бомбардировки поверхности ионами Н+, Н₂+ и Нз⁺. После введения в разряд паров цезия в плазме будут также содержаться ионы Cs. В работе [120] провели измерение выхода ионов Н⁻ с поверхности Мо—Н—Cs при ее бомбардировке ионами цезия. Выход очень мал при энергии ионов Cs+ менее 200 эВ, но с ростом энергии он быстро возрастает и достигает своего максимального значения 0,55 при энергии 750 эВ.

В. Поверхностно-плазменные источники магнетронного типа

Возвращаясь непосредственно к обсуждению поверхностно-плазменных источников различных конфигураций, обратимся к рис. 10.11, на котором представлены некоторые характерные черты планотрона, не показанные на рис. 10.9. Между эмиссионной щелью и областью плотной плазмы вокруг катода (эта область по форме напоминает беговую дорожку ипподрома) находится межэлектродное пространство. Поскольку для электронов движение в направлении, поперечном магнитному полю, оказывается гораздо более затруднительным, чем для ионов Н⁻, плазма в межэлектродной области содержит особенно высокий процент отрицательных ионов, а электронный поток в направлении эмиссионной щели существенным образом снижается. В дополнение отметим, что увеличение расстояния, на котором может произойти резонансная перезарядка, т. е. увеличение межэлектродного пространства, приводит к возрастанию плотности тока ионов Н⁻, формирующих моноэнергетический пик спектра отрицательных ионов, что, естественно, происходит за счет уменьшения плотности тока ионов во втором, широком максимуме спектра.