Источники отрицательных ионов. Двойная перезарядка, страница 19

е + Н₂( ν^٭) → Н⁻₂ → Н⁻ + Н, где Н₂(ν*) означает колебательно-возбужденную молекулу (часто говорят о колебательно-вращательном возбуждении, поскольку молекула может также находиться и в возбужденном вращательном состоянии). Для молекулы, пребывающей в низшем электронном состоянии с квантовым колебательным числом ≥6, рассчитанное в работе [56] сечение реакции диссоциативного прилипания оказывается на 4—5 порядков выше, чем в случае невозбужденной молекулы. В дополнение отметим, что является очевидным существование двух возможных путей получения большого числа колебательно-возбужденных молекул. При первом из них электроны с энергией, превышающей 20 эВ, участвуют в реакции

e +  Н₂ → Н^٭₂ , где Н₂* означает электронно-возбужденную молекулу водорода. Затем молекула Н₂* вследствие радиационного затухания переходит в основное электронное состояние, оставаясь при этом колебательно-возбужденной. Другой путь, приводящий к образованию Н₂(ν*), связан с реакцией

е + Н⁺₃ → Н₂ (ν^٭) + Н ;

плотность ионов Н₃+ в разрядной плазме обычно велика вследствие реакции

Н⁺₂ + Н₂ → Н⁺₃ + Н.

В этом анализе мы опустили реакции, приводящие к образованию Н₂(ν*) с разрушением иона Н⁻.       Причины высокой эффективности источника Леунга [186],в котором основная плазменная область, содержащая первичные электроны с высокой энергией, отделена от области эмиссионной плазмы, где присутствуют лишь электроны низкой энергией (Т_е =1 эВ), становятся понятными, если исходить из того, что ионы Н⁻ образуются в результате реакции диссоциативного прилипания электронов к колебательно-возбужденным молекулам. Наличие в первой камере большого количества электронов с энергией, превышающей 20 эВ, способствует высокой скорости образования колебательно-возбужденных молекул водорода, которые свободно проникают через магнитный фильтр во вторую камеру. Сюда также приходит и поток низкоэнергичных электронов, вследствие чего с высокой скоростью протекает реакция диссоциативного прилипания, результатом которой и является образование ионов Н⁻. В то же время из-за низкой энергии электронов практически не идет реакция столкновительного отщепления электрона от отрицательного иона, хотя все еще протекают реакции перезарядки и рекомбинации. Отсюда ясно, что должна существовать некоторая оптимальная толщина второй камеры.

В. Двухкамерный источник с остроугольной структурой магнитного поля

В работах, проводимых в лаборатории Лоуренса  в  Беркли (LBL),  продолжалось  совершенствование  описанного  в предшествующих  разделах   двухкамерного  плазменного   источника. Так, в работе Леунга и др. [187] было обнаружено значительное возрастание извлекаемого ионного тока в случае расположения эмиссионного отверстия в непосредственной близости от магнитного фильтра. В этой же работе было проведено исследование влияния материала стенок разрядной камеры на величину выхода ионов Н⁻. Полученные результаты представлены на рис. 10.20.  Наиболее предпочтительным  материалом  стенок   оказались чистые А1 и Си. Использование в источнике медных стенок позволяет получить в два раза   больший выход  отрицательных ионов, чем в случае работы со стенками из нержавеющей стали. Авторы полагают, что этот эффект связан со вторичной эмиссией со стенок при их бомбардировке электронами с энергией 90 эВ. Принимая во внимание энергию эмитируемых электронов,  а также величину пристеночного падения потенциала, можно  предположить,  что  в  результате  вторичной  эмиссии  в .плазму будут поступать электроны с энергией 8 эВ. В отдельном эксперименте было установлено, что присутствие в плазме электронов с такой энергией приводит к существенному снижению выхода ионов Н⁻. Это, а также характер обратной зависимости от коэффициента вторичной эмиссии и позволили авторам работы [187] сделать такое заключение.