CC BY
33
УДК 537.521
ГЕНЕРАЦИЯ УСКОРЕННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ В НАНОСЕКУНДНОМ РАЗРЯДЕ В КОРОТКОМ МЕЖЭЛЕКТРОДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ
© 2014г. Н.А. Ашурбеков, К.О. Иминов, К.Т. Таибов, Г.М. Юсупова
Ашурбеков Назир Ашурбекович - доктор физико-математических наук, профессор, проректор по научной работе и развитию, Дагестанский государственный университет, ул. Гаджиева, 43а, г. Махачкала, Республика Дагестан, 367000, e-mail: nashurb@mail.ru.
Иминов Кади Османович - доктор физико-математических наук, доцент, Дагестанский государственный университет, ул. Гаджиева, 43а, г. Махачкала, Республика Дагестан, 367000, e-mail: iko6161@mail.ru.
Таибов Калабек Таибович - кандидат физико-математических наук, Дагестанский государственный университет, ул. Гаджиева, 43а, г. Махачкала, Республика Дагестан, 367000, e-mail: taibovk@va.ru.
Юсупова Гюльханум Магомедгаевна - младший научный сотрудник, научно-исследовательская лаборатория физики плазмы, Дагестанский государственный университет, ул. Гад-жиева, 43а, г. Махачкала, Республика Дагестан, 367000, email: morskaya83@bk.ru.
Ashurbekov Nazir Ashurbekovich - Doctor of Physical and Mathematical Sciences, Professor, Vice Rector for Research and Development, Dagestan State University, Gadjiev St., 43a, Makhachkala, Republic Dagestan, Russia, 367000, email: nashurb@mail.ru.
Iminov Kadi Osmanovich - Doctor of Physical and Mathematical Sciences, Associate Professor, Dagestan State University, Gadjiev St., 43a, Makhachkala, Republic Dagestan, Russia, 367000, e-mail: iko6161@mail.ru.
Taibov Kalabek Taibovich - Candidate of Physical and Mathematical Sciences, Dagestan State University, Gadjiev St., 43a, Makhachkala, Republic Dagestan, Russia, 367000, e-mail: taibovk@va.ru.
Yusupova Gyulkhanum Magomedgaevna - Junior Researcher, Research Laboratory of Plasma Physics, Dagestan State University, Gadjiev St., 43a, Makhachkala, Republic Dagestan, Russia, 367000, e-mail: morskaya83@bk.ru.
Экспериментально исследованы электрические, оптические и поляризационные характеристики наносекундных разрядов в коротком межэлектродном промежутке. Установлены условия и механизмы формирования ускоренных электронов в разряде. Получены оценки энергии и длины пробега ускоренных электронов и эффективности генерации электронного пучка в исследуемом разряде. Формирование электронных пучков подтверждено исследованиями поляризации спонтанного излучения разряда.
Ключевые слова: наносекундный разряд, ускоренные электроны, короткие межэлектродные промежутки.
Experimental research of electrical, optical and polarization characteristics of nanosecond level in a short period between electrode. Conditions and mechanisms offormation of accelerated electrons. Estimation of energy and run the accelerated electrons and electron beam generation efficiency in the discharge. Formation of electron beams is confirmed by studies of spontaneous polarization of radiation level.
Keywords: nanosecond discharge, accelerated electrons, short interelectrode gap.
В последние годы большое внимание уделяется исследованию физических свойств различных видов электрических разрядов, в которых образуются электронные пучки [1-4]. Во-первых, это связано с широким применением неравновесной плазмы, создаваемой электронным пучком, в различных технологических устройствах, в частности, для создания мощных электроионизационных лазеров и плазменных источников света нового поколения, обработки поверхностей, получения и нанесения тонких пленок [5, 6]. Во-вторых, такие разряды позволяют связать в единое целое область ускорения электронов и активную часть лазера или другого плазменного устройства, т. е. совместить условия, при которых происходит генерация электронных пучков, с условиями их использования, что позволяет избежать трудностей,
связанных с отделением области формирования пучков от области их взаимодействия [3, 4]. Несмотря на большое количество работ, посвященных исследованию таких разрядов, к настоящему времени не до конца выяснены вопросы, связанные с механизмами генерации ускоренных электронов и динамикой самосогласованного развития таких разрядов [7, 8]. В связи с этим особый интерес представляют исследованные в нашей лаборатории наносекундные разряды в коротком межэлектродном промежутке при средних давлениях газа, где в процессе электрического пробоя газа формируются пучки быстрых электронов с энергией до 1 кэВ. В разряде в коротком межэлектродном промежутке ускорение электронов происходит в катодном слое, а их энергия на входе в область отрицательного свечения определя-
ется значением катодного падения потенциала (КПП).
Целью данной работы является определение механизмов ускорения электронов и формирования электронных пучков из анализа электрических, оптических и поляризационных характеристик наносе-кундных разрядов в коротком межэлектродном промежутке.
Условия эксперимента и его результаты
Исследуемый разряд происходил в кварцевых трубках с внутренним диаметром 1 и 2 см. Схематический разрез разрядных трубок представлен на рис. 1.
Рис. 1. Схематический разрез разрядной трубки: 1, 2 - электроды; 3 - диэлектрическая разрядная трубка; 4 - напуск и откачка газа; 5 - кварцевые окошки
Электроды диаметром 0,8 см, изготовленные из стали или алюминия, имеющие полусферическую форму, были расположены на расстоянии 0,1-0,5 см друг от друга. На разрядный промежуток подавались импульсы напряжения регулируемой амплитуды 1^6 кВ со временем нарастания по фронту около 70 нс и длительностью на полувысоте 300 нс. Разряд зажигался, как правило, с частотой повторения 50 Гц.
Высоковольтные импульсы напряжения формировались с помощью генератора (ГИН), собранного по трансформаторной схеме. В качестве коммутатора использован керамический тиратрон с водородным наполнением типа ТГИ1-1000/25.
Параметры импульсов напряжения измерялись с помощью омического делителя напряжения с соответствующей коррекцией в области высоких частот, что обеспечивало полосу пропускания до 109 Гц. Для измерения разрядного тока последовательно разрядному промежутку включался шунт из малоиндуктивного сопротивления типа ТВО величиной Яш = 1 Ом. Для выяснения роли поперечных емкостных токов на стенки трубки в анодную цепь также включался омический шунт, идентичный шунту в цепи катода. Накопительным элементом ГИН является малоиндуктивный конденсатор типа КВИ с электрической емкостью ~10 нФ.
Для исследования спектральных характеристик разряда использовался монохроматор с дифракционной решеткой 1200 штр/мм. Световой поток на выходе монохроматора регистрировался с помощью ФЭУ, согласованного с помощью эмиттерного повторителя на СВЧ-транзисторах коаксиальным кабелем в 50 Ом. Собственная задержка ФЭУ, обусловленная прохождением электрического сигнала между динодами, определялась путем модуляции сигнала по первому ди-
ноду. Такие измерения показали, что ФЭУ имел временное разрешение по фронту импульса около l0 нс, а его собственная задержка составляет величину порядка 80 нс при напряжении на ФЭУ около l кВ. Излучение плазмы проецировалось на вход монохрома-тора как при помощи линз и диафрагм, так и с использованием световодов диаметром 0,5 см. При исследовании состояния поляризации оптического излучения на входе монохроматора устанавливался поляроид.
В качестве регистрирующих приборов использовались двухканальный аналогово-цифровой преобразователь (ЦЗО ACK-3151), подключенный к персональному компьютеру, и осциллограф типа Tektronix TDS 3032B.
Были выполнены систематические экспериментальные исследования электрических, оптических и поляризационных характеристик разряда в зависимости от амплитуды прикладываемого к разрядному промежутку напряжения U0 и давления газа p в камере.
На рис. 2 приведены характерные осциллограммы импульсов тока Ip и напряжения горения U, разряда. При больших амплитудах U0 время формирования пробоя было меньше длительности фронта импульса U,, поэтому пробой происходил на переднем фронте импульса, не достигнув своего максимального значения. Экспериментальная установка позволяла регулировать длительность фронта импульса прикладываемого напряжения путем использования емкостных обострителей фронта. Осциллограммы Ip, как правило, имели вид кривых с двумя максимумами. На начальных стадиях импульса тока во всех исследованных условиях двум основным максимумам 1 и 2 Ip (рис. 2) предшествовал кратковременный максимум длительностью в несколько наносекунд. Следует отметить, что амплитуда этого максимума на порядок превосходила амплитуду емкостного тока смещения.
IpA
U, B
о
о
О 200 400 600 800
Рис. 2. Осциллограммы тока (1) и напряжения горения (2) разряда в гелии. Давление газа - 20 Тор, радиус трубки -1 см, межэлектродное расстояние - 0,4 см
Были выполнены детальные исследования начальных стадий пробоя газа, которые показали, что первый кратковременный максимум на импульсе тока связан с переносом заряда, осажденного на диэлектрических стенках трубки и диэлектрических пленках
на поверхности электродов [9]. С началом кратковременного максимума импульса 1р на импульсе иг наблюдался небольшой спад, предшествующий основному спаду напряжения горения, как правило, этот спад наблюдался на переднем фронте иг, после чего величина иг возрастала до пробивного значения. Уменьшение амплитуды U0 приводило к смещению спада напряжения, соответствующего кратковременному пику тока относительно максимума иг. Если при больших значениях и0 небольшой спад напряжения наблюдался до достижения максимального значения иг, то при уменьшении амплитуды и0 этот спад сначала доходил до максимума, а затем появлялся на спаде иг. Детальные исследования зависимости амплитуд импульсов тока от давления газа и прикладываемого напряжения показали, что при заданной амплитуде и0 увеличение давления газа в диапазоне 1^30 Тор приводит к быстрому росту тока, в диапазоне давлений 30^100 Тор рост тока заметно уменьшается, причем относительное изменение амплитуды первого максимума больше, чем второго. Для заданного давления увеличение приложенного напряжения приводило к увеличению амплитудных значений токов, причем и здесь относительное изменение первого максимума было больше, чем второго.
Систематизация полученных электрических характеристик показала, что для всех значений давлений газа и напряжений в исследованных диапазонах выполняются определенные закономерности в виде зависимости j/p2 от параметра Е/р или потенциала катодного падения ик, которые справедливы для аномально тлеющего разряда (АТР) [6]. При получении этих зависимостей Е определялась как среднее поле в разряде. Полученные закономерности позволяют отнести исследуемый разряд к АТР. Из осциллограмм импульсов тока и напряжения были оценены плотности электронов в максимуме тока с использованием табличных значений дрейфовой скорости электронов. Проведенные оценки показали, что, например, в момент достижения второго максимума тока плотность электронов имеет величину ne = 2-1012 см2 при р = 30 Тор и и0 = 2,4 кВ.
В аналогичных условиях были подробно исследованы поведение интенсивностей и степени линейной поляризации излучения rj спектральных линий Не1, соответствующих спектральным переходам 41? - 21S (Л = 396,5 нм), 41D - 2^ (Л = 492,1 нм), 33D - 23P (Л = =587,6 нм). Верхние уровни выбранных спектральных линий в основном заселяются прямым электронным ударом с основного состояния, имеют заметный эффект Штарка, и исследование их позволяет изучить пучковые свойства разрядной плазмы. Характерный вид временной зависимости rj (Л = 587,6 нм) приведен на рис. 3, из которого видно, что максимум степени линейной поляризации излучения совпадает с максимумом разрядного тока.
При изменении давления газа в диапазоне 1-100 Тор степень поляризации менялся на -5^10 % (рис. 4). Следует отметить, что степень поляризации некоторых спектральных линий в начальных стадиях разряда была отрицательной, а в поздних стадиях разряда становилась положительной.
Ц , %
0
О 10С20аЗ00ЮС50аВ0С70
^ нс
Рис. 3. Зависимость степени линейной поляризации излучения Не1 (Л = 587,6 нм) от времени. и0 = 3,2 кВ; р = 40 Тор
Ц , %
0
20
40 60 80
Р, Тор
Ц , % 10
20
40
60
80
Р, Тор
Рис. 4. Зависимость степени линейной поляризации излучения от давления газа: а - Не1 (Л = 492,1 нм), и0 = 3,2 кВ; в - Не1 (Л = 587,6 нм ), и0 = 2,4 кВ
Исследование степени поляризации излучения, регистрируемого из различных областей трубки, показало, что, как правило, степень поляризации излучения вблизи катода выше, чем вблизи анода.
а
в
Также на начальных стадиях разряда степень поляризации из центра трубки была ниже, чем вблизи электродов. С увеличением амплитуды приложенного напряжения степень поляризации для спектральных линий 1 = 587,6 нм и 1 = 388,9 нм заметно росла, а для линии с 1 = 492,1 нм этот рост был незначительным. При определении значений 77 каждая экспериментальная точка на графике определялась как среднеарифметическая по большому числу измерений, выполненных в одних и тех же условиях, и все аппроксимации экспериментальных данных выполнялись по методу наименьших квадратов. Также при определении степени поляризации вводились соответствующие поправки, полученные при градуировке поляроида, и установки по неполяризованному излучению от лампы накаливания для каждой исследуемой спектральной линии в отдельности.
Анализ экспериментальных результатов
В исследованных условиях при наличии объемной стадии разряда основное падение потенциала и ускорение электронов происходят в области катодного падения потенциала (КПП). В наносекундном диапазоне времени вследствие конечного времени формирования пробоя газа удается создавать значительные перенапряжения. В результате этого под действием сильного внешнего поля движение ускоренных электронов становится практически направленным и может сформироваться электронный пучок. Ниже проанализируем особенности формирования ускоренных электронов в разряде в коротком межэлектродном промежутке.
Вольт-амперная характеристика катодного слоя импульсного разряда определяется следующими соотношениями для условия самоподдержания разряда:
4
ехр(\a.dx) = 1 -1/у 0
и уравнением Пуассона
^ =
dx щ Е
Здесь а и у - коэффициенты ионизации и электрон-ионной эмиссии; 1к - ширина катодного слоя (области КПП); щ - подвижность ионов; Е - напряженность электрического поля. Если предположить, что в катодном слое напряженность электрического поля падает линейно [7]
(>) =
k
\ - x lk
(1)
при х < 1к и Ек >> Ест (Ек и Ест - напряженность электрического поля у поверхности катода и в положительном столбе), то распределение потенциала в катодном слое определяется соотношением
(
ф(>) =
.2 Л
4
Катодное падение потенциала в этих условиях
lk
Uk = f E(x)dx = 0
Et
При больших значениях плотности тока аномального разряда значение (р4)ан стремится к 0,37(р4)н. Для гелия с алюминиевыми электродами (р1к)н = = 1,32 см-Тор [10]. Тогда в условиях данной работы 4 = (0,48)/р. При давлениях газа р = 1-100 Тор после установления катодных частей разряда оценки для толщины катодного слоя дают величину 1к ~5-10-1--5-10-3 см. Для определенности дальнейшие оценки проведем для давлений газа р = 20 Тор. Для таких условий 4 ~2,4-10-2 см.
Считая, что электроны рождаются вблизи поверхности катода при х = 0 за счет вторичной электронной эмиссии, можно написать соотношение, связывающее электронный ток с ионным током
].(0) = У-,(0). (2)
Поскольку в исследуемых условиях длина катодной части 4 << г, где г - радиус трубки, диффузионной составляющей можно пренебречь по сравнению с конвективной:
dn„
D„
dx dm
< ne^eEx ~ je / e,
dx
В этих условиях из (2) получаем, что
dje . dji
-Г = а/е= аji,
dx dx
где а связан с частотой ионизации ц соотношением
ц = ащеЕ.
Для того чтобы определить, с какой энергией покидают электроны катодный слой, оценим длину свободного пробега электронов. Электроны могут терять энергию в катодном слое в упругих и неупругих столкновениях. Оценим сечение каждого из этих процессов в катодном слое. При плотности электронов 1012-1013 см-3 и давлении газа 1-100 Тор, что соответствует условиям данной работы, частота электрон-ионных столкновений << ца. Такое же соотношение справедливо и для электрон-электронных столкновений << ца. Полная частота упругих соударений электронов ц=(уе++уее+уеа )~цеа. В случае разряда в гелии для частоты упругих столкновений электронов с атомами возможны следующие аппроксимации [11]:
Jl,11-107pT0'5, с"1,
2,65 -109ö, с"1,
0 < е < 5 уД е> 5 уА
4
Здесь р - давление газа, Тор. В катодном слое средняя энергия электронов е > 5 эВ, поэтому можно считать, что при фиксированном давлении газа частота упругих соударений электронов с атомами является постоянной величиной. При упругих столкновениях из закона сохранения импульса и энергии следует, что электронами атому передается энергия, равная 8 = 2т (1 - собВ) е /М, где т - масса электрона; М -масса иона; е - энергия налетающего электрона; в -угол рассеяния. При больших электрических полях рассеяние на большие углы не происходит и поэтому соБв и 1. При давлениях газа р = 20 Тор, при е = 10 эВ, 1упр ~5,4-103 см и при е =100 эВ 1упр ~1,7-10-2 см. В этих условиях, проходя катодный слой, электрон ус-
v„„ =
ea
k
x -
певает несколько раз упруго столкнуться с атомами, но из-за малости S = 2 m/M при этом практически энергию не теряет. Основную роль в потере энергии электронов будут играть неупругие процессы. Длину свободного пробега электронов по отношению к неупругим процессам можно оценить из соотношения X = 1/N-ct, где N = 3,3-1016р см-3; а = 4-10-17 см2. Для давлений газар = 20 Тор оценки дают X ~4^10-2 см, т.е. 1 > lk и электроны, эмитируемые катодом, проходят область КПП практически без столкновений и приобретают энергию s = eUk. Для оценки значения поля в прикатодном слое в основном пользуются аппроксимацией (1). Для нашего сильноточного объемного разряда, когда dK мало для оценки значения прикатод-ного падения потенциала, можно воспользоваться соотношением, полученным в [2]
Uk « 3-Ua/5. (3)
Из рис. 2 видно, что в момент основного максимума тока иг «900 В. Следовательно, из (3) UK «560 В и эмитированные с поверхности катода электроны, проходя область КПП, ускоряются и набирают энергию s=560 эВ. (Отметим здесь, что электроны, эмитированные в момент времени, соответствующий первому максимуму тока, набирают энергию до 1000 эВ).
Рассмотрим, как распространяется этот пучок по столбу плазмы. Для рассматриваемого короткого импульсного разряда характерны большие напряженности электрического поля и в положительном столбе (Ест ~ 40-60 В/см-Тор), однако вторичные электроны, образовавшиеся при ионизации атомов электронами пучка, при движении к аноду ионизацию не производят, потому что при малых энергиях электронов цена образования электрон-ионной пары велика. В связи с этим можно считать, что анодный ток есть 1п + /вт = 1а (ток пучка + ток вторичных электронов). Ток вторичных электронов определяется числом электрон-ионных пар, произведенных электроном пучка при движении через газ. Число ионизаций Gi и возбуждения GK атомов газа электронами пучка в единичном объеме за единицу времени выразим в виде
Gj = nn Vj ; v, = < unainna) ;
Gk = nnVk ; Vk = ( Unakn na) ,
где nn= jn /eun - концентрация электронов пучка; un -скорость электронов пучка. Сечения ионизации ain и возбуждения akn являются функциями скорости электронов пучка. Для оценки плотности тока пучка In(t), по осциллограммам разряда U(t) и Ia (t) можно использовать простой способ. Плотность анодного тока выражается формулой Ia = ne ve e = E e ne , где ne -число электронов, образованных пучковыми и вторичными электронами при столкновениях с атомами газа. Число рожденных вторичных электронов можно оценить из соотношения Zt = s0/I, где I - средняя цена образования электрон-ионной пары. Для гелия при s 0 > 300 эВ, I ~ 46 эВ [12]. Считая, что вторичные электроны ионизацию не производят, и исходя из условия непрерывности тока в электрической цепи, можно записать ja = jn s0 /I = Zt jn , где Zt ~12, и в момент основного максимума тока для ja = 2,4 А/см2 получаем jn = ja / Zt = 0,2 А/ см2.
Таким образом, в исследуемых условиях ток пучка электронов составляет примерно 10 % от общего тока разряда. Оценка длины пробега этих ускоренных электронов в плазме для р = 20 Тор по формуле [13] рЛ =6,5-10-4(еи,/'54 дает значение Л = 0,56 см, и они доходят до поверхности анода. При этом наиболее благоприятные условия для возбуждения и ионизации атомов рабочего газа электронами пучка реализуются в анодной области. Оценим времена формирования катодных частей разряда. Согласно [12], минимальное время формирования катодного слоя определяется временем дрейфа электронов на длине 4 -ты = к /
Для Е/Р ~ 270 В/см-Тор, что соответствует начальным стадиям в наших условиях, уг ~ 0,1-108 см/с [14], что дает для 4 =2,4-10-2 см, -ты ~0,1 нс. Максимальное время формирования катодного слоя определяется временем дрейфа ионов в катодной части
tm
dx
0
Согласно (3) установившееся значение катодного падения потенциала составляет ик~560 В при р = 20 Тор и Еср = иЛ = 2,3-104 В/см. Подвижность ионов гелия в собственном газе составляет ^ =10,5 см2/с^В [14], что дает для наших условий значение $+ ~ 2,4-105 см/с. Тогда максимальное время установления катодных частей ¡тах ~ 10-7 с, что примерно совпадает с временем характерного изменения импульса тока на осциллограмме. Приведенные выше оценки показывают, что в исследованном разряде катодный слой формируется за время меньше 1 нс и эмитированные с поверхности катода электроны проходят область КПП без столкновений, ускоряются и формируют электронный пучок, который в процессе неупругих столкновений, рассеиваясь, доходит до поверхности анода.
Дополнительным доказательством образования пучка ускоренных электронов в разрядном промежутке является поляризация спектрального излучения плазмы. Проанализируем механизмы, вызывающие поляризацию спонтанного излучения разряда. В исследованных условиях основными процессами, ответственными за поляризацию атомных состояний в плазме, могут быть анизотропное электронное возбуждение или влияние сильного неоднородного электрического поля. Если выберем в качестве направления наблюдения вектор п перпендикулярно направлению поля Е, а за независимые направления поляризации - векторы ец и ел, первый из которых лежит в плоскости векторов п и Е, а второй - перпендикулярно этой плоскости. Тогда степень линейной поляризации излучения ] = (1\\ -1)}/(1\\ + I) можно представить в виде [15] ] = Р0 + Рь где Р0 определяется анизотропной накачкой, а Ру - вклад электрического поля. Выражения для степеней поляризации Р0 и Ру приведены в [10]. Возбуждение атомов монохроматическим пучком электронов приводит к выстраиванию атомных состояний. Величина степени поляризации Р0 оптического излучения ансамбля таких атомов и ее знак определяются отношением импульсов рассеянного и налетающего электронов. При возбуждении
пороговыми электронами Р0 > 0, а быстрыми, наоборот, Р0<0 [15]. Для оценки вклада электрического поля в степень поляризации Р^ необходимо вычислить элементы недиагонального поляризационного тензора
р(к ^ (I, J'), которые находятся из решения соответствующих кинетических уравнений. Однако для перехода - 4:Р, если предположить, что возбуждение верхнего уровня спектрального перехода происходит прямым электронным возбуждением из основного состояния, можно получить следующие формулы [15]:
P =
l
(роо -Plih P = а (Р00 "Pli)
V4? I\\ + Ij
00 • 30 Ii, +1,
(4)
I 1 +11
где а = 0,02Е, Е - напряженность электрического поля, кВ/см.
Из (4) следует, что для такого перехода
Pf
9 -10-5 E2 [êÂ/fii ]
(5)
В условиях данной работы U0 = 3 кВ и d = 0,4 см напряженность электрического поля E ~ 7,5 кВ/см. ДЛЯ ЭТИХ условий ИЗ формулы (5) получим Pf / P0 -~ 5 • 10-3, т.е. вклад электрического поля в поляризацию излучения рассматриваемой спектральной линии меньше 1 %.
Таким образом, наблюдаемая в эксперименте поляризация излучения исследованных спектральных линий свидетельствует о наличии пучковой составляющей электронной компоненты и эффекта выстраивания атомных состояний HeI в плазме наносе-кундного разряда в коротком межэлектродном промежутке. Сложный вид временной зависимости q и изменение характера поведения величины q с изменением значений U0 и p связаны с особенностями энергетической релаксации ускоренных электронов в разряде и сменой одних процессов возбуждения и ионизации атомов другими на разных стадиях разряда. Уменьшение степени поляризации излучения, отбираемого из областей, расположенных ближе к аноду, по-видимому, связано с релаксацией пучковой составляющей электронной компоненты, формируемой в катодном слое и двигающейся в сторону анода.
Следует отметить, что при высоких значениях U0 в разряде возникали неустойчивости и при этом в конце импульса тока наблюдались осцилляции с характерной частотой 3 • 107 Гц. Указанные неустойчивости, как правило, приводили к контракции объемного разряда. К началу контракции на катоде и аноде появлялись пятна, располагающиеся по концентрическим окружностям. Таких окружностей наблюдалось до трех-четырех при диаметре электрода 0,8 см. Катодные и анодные пятна соединялись узкими каналами. Количество этих каналов зависело от условий в разряде, но независимо от числа они перемещались в пределах своих концентрических окружностей. В некоторых условиях визуально можно было наблюдать движение катодного или анодного пятна по окружности на поверхности электрода с частотой 1-2 Гц.
Заключение
Результаты экспериментального исследования и проведенный анализ показывают, что при исследованных условиях эмитированные с поверхности катода электроны, ускоряясь в области КПП, приобретают энергию до 1 кэВ и формируют пучок электронов, который доходит до анода. Присутствие пучка в энергетическом спектре электронов вносит анизотропию в процессы электронного возбуждения уровней и приводит к выстраиванию атомных состояний и поляризации спонтанного излучения. При высоких значениях прикладываемого к электродам напряжения (U0 > 6 кВ) на катоде и аноде появляются пятна, располагающиеся по концентрическим окружностям, и на конце импульса тока появляются осцилляции, которые приводят к контракции объемного разряда.
Литература
1. Бохан П.А., Закревский Д.Э. Высокоэффективная генера-
ция электронных пучков в открытом разряде без анодной сетки // Письма в ЖТФ. 2002. Т. 28, вып. 2. С. 74.
2. Ульянов К.Н. Убегание электронов и формирование
пучков в тлеюшцх разрядах // ТВТ. 2005. Т. 43, № 5. С. 645.
3. Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Кобзева В.С., Кобзев О.В.
Формирование ускоренных электронов и их влияние на структуру наносекундного разряда со щелевым катодом // ТВТ. 2007. Т. 45, № 4. С. 485.
4. Сорокин А.Р. Широкоапертурный сильноточный элек-
тронный пучок в разряде с катодной плазмой и повышенным давлением // ЖТФ. 2009. Т. 79, вып. 3. С. 46.
5. Завьялов М.А., Крейндель Ю.Е., Новиков А.А., Шанту-рин Л.П. Плазменные процессы в технологических электронных пушках. М., 1989. 256 с.
6. Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника. М.,
2004.C. 704.
7. Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И. Механизм убегания
электронов в плотных газах и формирование мощных субнаносекундных электронных пучков // УФН. 2004. Т. 174, № 9. С. 953.
8. Бабич Л.П. Анализ нового механизма убегания электро-
нов и рекордных токов убегающих электронов, достигнутых в равзрядах в плотных газах // УФН. 2005. Т. 175, № 10. С. 1069.
9. Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Таибов К.Т. Роль поверх-
ностных явлений при формировании наносекундных высоковольтных разрядов // Изв. вузов. Сев.-Кавк. регион. Естеств. науки. 2009. № 2. С. 29.
10. Королев Ю.Д., Месяц Г.А. Автоэмиссионные и взрывные
процессы в газовом разряде. Новосибирск, 1982. C. 255.
11. Елецкий А.В., Палкина Л.А., Смирнов Б.М. Явления пе-
реноса в слабоионизованной плазме. М., 1975. C. 391.
12. Королев Ю.Д., Месяц Г.А. Физика импульсного пробоя
газов. М., 1991. 224 с.
13. Сорокин А.Р. Источники электронных пучков в аномаль-
ном тлеющем разряде // ЖТФ. 2006. Т. 76, вып. 5. С. 47.
14. Физические величины: справочник / под ред. И.С. Гри-
горьева, Е.З. Мейлихова. М., 1991. 1231 с.
15. Демкин В.П., Купчинский Н.Л., Муравьев И.И. О меха-
низме поляризации состояний атомов гелия при возбуждении электронным пучком в электрическом поле // Физика плазмы. 1992. Т. 18, вып. 10. С. 1352.
Поступила в редакцию
30 октября 2013 г.
0
