WWW.DISS.SELUK.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА
(Авторефераты, диссертации, методички, учебные программы, монографии)

 

Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |

«Е. М. Окс ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ: ФИЗИКА, ТЕХНИКА, ПРИМЕНЕНИЯ Томск – 2005 2 Введение УДК 621.384: 537.533 О 52 Окс Е.М. Источники электронов с плазменным катодом: физиО ...»

-- [ Страница 1 ] --

ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ И РАДИОЭЛЕКТРОНИКИ

Е. М. Окс

ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ

С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ:

ФИЗИКА, ТЕХНИКА, ПРИМЕНЕНИЯ

Томск – 2005

2 Введение

УДК 621.384: 537.533

О 52

Окс Е.М. Источники электронов с плазменным катодом: физиО 52 ка, техника, применения. – Томск: Изд-во НТЛ, 2005. – 216 с.

ISBN 5-89503-248-6 Настоящая монография представляет собой попытку обобщения современного состояния одного из разделов прикладной физики низкотемпературной плазмы – плазменной эмиссионной электроники. В книге в равной степени уделено внимание как современному пониманию основных физических процессов эмиссии электронов из плазмы, так и представлению последних разработок в области создания источников электронов с плазменным катодом. Она может представлять интерес для разработчиков источников электронов, а также для специалистов, использующих электронные пучки для решения фундаментальных и прикладных задач. Книга может быть полезна для студентов старших курсов, магистрантов и аспирантов высших технических учебных заведений, специализирующихся в областях вакуумной и плазменной электроники, генерации пучков заряженных частиц и их применения.

УДК 621.384: 537. Р е ц е н з е н т: доктор технических наук Н.Г. Ремпе Рекомендовано к изданию ученым советом Томского государственного университета систем управления и радиоэлектроники ISBN 5-89503-248-6 © Е.М. Окс, Введение

ВВЕДЕНИЕ

Способность к эмиссии заряженных частиц является одним из фундаментальных свойств плазмы. Практический интерес к этому явлению связан с возможностью создания на основе плазменных систем источников заряженных частиц широкого спектра параметров для различных применений. Если эмиссия ионов из плазмы представляет собой едва ли не единственную возможность генерации ионных пучков, то получение электронных пучков с использованием так называемого «плазменного катода» или «плазменного эмиттера электронов» может быть оправдано только при наличии явных преимуществ такого устройства по сравнению с традиционно используемым твердотельным термоэмиссионным катодом.

К известным достоинствам плазменных источников электронов следует отнести более высокую плотность эмиссионного тока, способность к импульсной эмиссии, более широкий диапазон давлений остаточного газа, некритичность к остаточной вакуумной среде и ряд других. Преимущества плазменных катодов проявляются в тех случаях, когда термокатод не может обеспечить требуемых параметров электронного пучка из-за ограничения эмиссионной способности, например, в импульсном режиме, или при его работе в области более высоких давлений, а также в присутствии агрессивных сред. Важная особенность плазменного катода состоит в возможности отбора из плазмы практически всех электронов, генерируемых в разрядном промежутке. Это обуславливает высокую эффективность эмиттера электронов такого типа.

Относительно высокая, по сравнению с термокатодом, температура электронов в плазме может быть отнесена к одному из основных недостатков плазменного эмиттера электронов, повышающего эмиттанс электронного пучка и ограничивающего максимальное значение его яркости. Однако большая, по сравнению с термокатодом, плотность электронного тока, отбираемого из плазмы, позволяет для многих случаев применения плазменных источников электронов существенно ослабить и даже нивелировать негативное влияние повышенной температуры электронов на качество формирование электронного пучка.

4 Введение Специфические свойства электронных источников с плазменным катодом делают привлекательным их применение в таких областях, как электронно-лучевая сварка и наплавка, модификация поверхностных свойств материалов, генерация электромагнитного излучения, радиационные и плазмохимические технологии и ряде других.

Совокупность исследований эмиссионных свойств плазмы в сочетании с созданием на их основе эффективных источников электронных пучков представляет собой научное направление прикладной физики низкотемпературной плазмы, получившее название «Плазменная эмиссионная электроника». Признание плазменной эмиссионной электроники как самостоятельного научного направления неразрывно связанно с именем его основателя – лауреата Государственной премии РФ в области науки и техники, доктора технических наук, профессора Юлия Ефимовича Крейнделя. Именно при его непосредственном участии и под его научным руководством были выполнены пионерские работы по исследованию эмиссии электронов из плазмы разрядов низкого давления.

В результате тщательного изучения эмиссионных свойств низкотемпературной плазмы достигнуто понимание основных физических механизмов, обуславливающих процесс эмиссии электронов из плазмы, предложены эффективные методы стабилизации эмиссионных параметров плазмы и способы управления ими. На основании этих исследований создана широкая номенклатура плазменных источников электронов с уникальными параметрами и широкими функциональными возможностями. Опыт создания высокоэффективных плазменных катодов может быть использован и в плазменных источниках ионов. Следует также отметить, что параметры ионных или электронных пучков, извлеченных из плазмы, несут информацию об основных физических процессах, происходящих в плазме. Это делает возможным привлечение эмиссионных методов для исследования фундаментальных процессов в плазме и разряде низкого давления.

Весомый вклад в развитие плазменной эмиссионной электроники внесли соратники и ученики профессора Ю.Е. Крейнделя, работавшие с ним и под его руководством в г. Томске: в отделе плазменной эмиссионной электроники Института сильноточной электроники СО РАН и на кафедре физики Томского государственного университета систем управления и радиоэлектроники, а после его переезда в г. Екатеринбург – в Институте электрофизики УрО РАН. Среди них доктора наук, профессора П.М. Щанин, В.А. Груздев, А.П. Семенов, Е.М. Окс, Н.В. ГавВведение рилов, Н.Н. Коваль, С.П. Никулин, Н.Г. Ремпе, В.Я. Мартенс. Существенный вклад в решение инженерных проблем развития сварочных электронных пушек с плазменным катодом и их широкое внедрение внес к.т.н. С.И. Белюк. Значительное влияние на развитие этого научного направления, особенно на физическую интерпретацию явления эмиссии электронов из плазмы, оказали д.ф.-м.н., профессор А.В. Жаринов и д.ф.-м.н. Ю.А. Коваленко (г. Москва). Из зарубежных исследователей следует, прежде всего, выделить американских ученых: доктора Д. Гойбела (D. Goebel), доктора Э. Гершковича (A. Herchcovitch), а также профессора Я. Красика (Израиль).

По данной тематике в 1977 г. была издана замечательная книга Ю.Е. Крейнделя «Плазменные источники электронов» [1]. Позднее, в 1989 г., в книге «Плазменные процессы в технологических электронных пушках» [2] им была написана отдельная глава, посвященная плазменным источникам электронов. Проблемам и перспективам развития плазменной эмиссионной электроники посвящены тематические сборники [3 – 5], ряд обзорных статей [6 – 10], а также материалы I Всесоюзного совещания по плазменной эмиссионной электронике [11]. Вопросы формирования электронных пучков большого сечения, включая системы с плазменным катодом, рассмотрены в [12].

Настоящая монография представляет собой попытку обобщения современного состояния плазменной эмиссионной электроники на основе ее развития в последние годы. В книге в равной степени уделено внимание как современному пониманию основных физических процессов эмиссии электронов из плазмы, так и представлению последних разработок в области создания источников электронов с плазменным катодом, а также их применениям. Она может представлять интерес как для разработчиков источников электронов, так и для специалистов, использующих электронные пучки для решения фундаментальных и прикладных задач. Книга может быть полезна для студентов старших курсов, магистрантов и аспирантов высших технических учебных заведений, специализирующихся в областях вакуумной и плазменной электроники, генерации пучков заряженных частиц и их применения.

Монография состоит из 5 глав. В первой главе описаны разрядные системы, наиболее часто применяемые в электронных источниках с плазменным катодом. К таким системам относятся тлеющий разряд с полым катодом, разряды в скрещенных электрическом и магнитном полях типа Пеннинга и магнетронного, дуговой контрагированный разряд низкого давления, а также вакуумная дуга с катодным пятном. Для всех используемых разрядных систем характерно отсутствие накаленных (термоэмиссионных) электродов. Рассмотрены основные особенности каждого из разрядов, приведены их характеристики и параметры.

Вторая глава посвящена общим вопросам эмиссии электронов из плазмы. Здесь же описаны принципы стабилизации эмиссионных параметров плазмы и методы управления током эмиссии электронов. В этой же главе приведены результаты исследований процесса токоотбора из плазмы в форвакуумной области давлений и особенности генерации электронных пучков из нестационарных плазменных образований.

В третьей и четвертой главах представлены конструкции различных плазменных источников электронов, приведены их параметры и характеристики. В частности, третья глава посвящена источникам аксиальносимметричных (цилиндрических и узкосфокусированных) электронных пучков, тогда как в следующей главе описаны источники электронных пучков большого сечения, в том числе и источники ленточных электронных пучков.

В пятой, заключительной, главе представлены некоторые наиболее характерные для сегодняшнего дня области применения электронных источников с плазменным катодом.

Значительная часть излагаемого в книге материала представляет собой результаты исследований, выполненных непосредственно автором со своими коллегами и учениками. В книге использованы литературные данные других авторов, опубликованные в отечественной и зарубежной печати. Очевидно, что не все известные на сегодняшний день результаты исследований и разработок нашли в данной монографии отражение в полном объеме. В ряде случаев автор ограничился лишь ссылкой на соответствующие публикации. Выбор того или иного материала для представления определялся во многом личными «пристрастиями» автора в условиях ограниченного объема книги. Автор заранее приносит свои извинения коллегам, результаты исследований которых не нашли здесь достаточного отражения.

Автор признателен рецензенту, д.т.н. Н.Г. Ремпе, за внимательное прочтение рукописи. Полезные предложения и замечания, высказанные рецензентом, существенно улучшили ее содержание.

Для автора большая честь посвятить эту работу своему учителю – профессору Ю.Е. Крейнделю.

Монографии, обзорные статьи и сборники статей 1. Крейндель Ю.Е. Плазменные источники электронов. – М.: Атомиздат, 2. М.А. Завьялов, Ю.Е. Крейндель, А.А. Новиков, Л.П. Шантурин. Плазменные процессы в технологических электронных пушках. – М.: Энергоатомиздат, 1989. – 256 с.

3. Источники электронов с плазменным эмиттером: Сб. статей / Под ред. проф. Ю.Е. Крейнделя. – Новосибирск: Наука, 1983. – 120 с.

4. Источники заряженных частиц с плазменным эмиттером: Сб. статей / Под ред. проф. П.М. Щанина. – Екатеринбург: Наука, 1993. – 152 с.

5. Изв. вузов. Физика: Тематич. вып. «Плазменная эмиссионная электроника» / Под ред. проф. П.М. Щанина. – 2001. – Т. 44. – № 9.

6. Oks E.M. Physics and technique of plasma electron sources // Plasma Sources Sci. Тechnol. – 1992. – V. 1. – P. 249 – 255.

7. Oks Е.М. and Schanin P.M. Development of plasma cathode electron guns // Physics of Plasmas. – 1999. – V. 7. – No. 5. – P. 1649 – 1654.

8. Broad beam electron guns with plasma cathodes / N.N. Koval, E.M. Oks, Yu. E. Kreindel, P.M. Schanin and N.V. Gavrilov // Nucl. Instrum. Methods in Phys. Research. – 1992. – V. A312. – P. 417 – 428.

9. Gushenets V.I., Oks E.M., Yushkov G.Yu., Rempe N.G. Current Status of the Plasma Emission Electronics: I. Basic Physical Processes // Laser and Particle Beams. – 2003. – V. 21. – No. 2. – P. 123 – 138.

10. Bugaev A.S., Vizir A.V., Gushenets V.I., Nikolaev A.G., Oks E.M., Yushkov G.Yu., Burachevsky Yu.A., Burdovitsin V.A., Osipov I.V., Rempe N.G.

Current Status of the Plasma Emission Electronics: II. Hardware // Laser and Particle Beams. – 2003. – V. 21. – No. 2. – P. 139 – 156.

11. I Всес. совещ. по плазменной эмиссионной электронике: Сб. докл. – Улан-Удэ: Бурятский НЦ СО РАН, 1991. – 152 c.

12. Бугаев С.П., Крейндель Ю.Е., Щанин П.М. Электронные пучки большого сечения. – М.: Энергоатомиздат, 1984. – 112 с.

Глава

РАЗРЯДЫ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ

ДЛЯ ПЛАЗМЕННЫХ ИСТОЧНИКОВ ЭЛЕКТРОНОВ

При создании источников электронов с плазменным катодом необходимо удовлетворить одновременно двум противоречивым требованиям.

С одной стороны, для обеспечения требуемой эмиссионной плотности электронного тока из плазмы необходимо достижение определенного значения концентрации плазмы, что подразумевает создание условий для эффективной ионизации в плазме вблизи ее эмиссионной границы. С другой стороны, для ускорения электронного пучка до требуемых энергий необходимо приложение в области формирования и ускорения пучка высокого напряжения. Это, в свою очередь, требует существенного снижения вероятности ионизационных процессов, приводящих к пробою ускоряющего промежутка. Проблема, очевидно, может быть решена в результате создания перепада давлений между областями генерации плазмы и отбора электронов. Однако это возможно лишь в случае относительно небольшой площади эмиссионной поверхности плазмы, например при генерации сфокусированных электронных пучков. Для электронных пучков большого сечения или при генерации электронов в форвакуумном диапазоне давлений создание такого перепада затруднено или практически невозможно. В связи с этим выбор соответствующей разрядной системы, способной одновременно обеспечить условия для эффективной генерации электронов в плазме и их устойчивого отбора, представляется едва ли не единственным условием успешного функционирования электронного источника с плазменным катодом.

Разряды, применяемые в источниках электронов с плазменным катодом, должны обеспечить при минимально возможном давлении генерацию плотной плазмы в локальной области отбора электронов. Таким специфичным требованиям в наибольшей степени удовлетворяют Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов тлеющий разряд с полым катодом, разряды в скрещенных электрическом и магнитном полях типа Пеннинга или цилиндрического магнетронного, а также дуговой контрагированный разряд и вакуумная дуга.

Отметим, что для большинства плазменных катодов характерна комбинация различных разрядных систем в одном устройстве. Например, один из разрядов (основной) используется для генерации эмиссионной плазмы, а другой (вспомогательный) применяется для инициирования и поддержания основного разряда. Рассмотрим кратко особенности каждой из разрядных систем, наиболее часто применяемых в электронных источниках с плазменным катодом.

1.1. Разряд с полым катодом Разряд с полым катодом [1] благодаря ряду своих замечательных свойств нашел широкое применение в различных плазменных устройствах, в том числе и в плазменных источниках электронов. Характерной особенностью разряда этого типа является осцилляция быстрых электронов, эмиттированных с внутренних стенок катодной полости и ускоренных в катодном слое. В отличие от аналогичных разрядных систем с осцилляцией электронов, реализуемых, например, в скрещенных электрическом и магнитном полях (см. разд. 1.2), где электроны удерживаются магнитным полем, в разряде с полым катодом быстрые электроны остаются в разрядном промежутке достаточно долгое время, многократно отражаясь в катодном падении потенциала [2,3]. Возможны обеспечивающие осцилляцию электронов, однако в плазменных источниках электронов катодная полость обычно выполняется в виде полого цилиндра с центральным отверстием в одном из его торцов (рис. 1.1). В зависимости от требуемых эмиссионных параметров плазмы характерные размеры полости варьируются от единиц миллиметров до десятков сантиметров. Оптимальное отношение длины поРис. 1.1. Электродная схелости lп к ее диаметру dп лежит в пределах ма разряда с полым катоlп/dп 7 –10. Диаметр отверстия в открытом дом: 1 – катод; 2 – анод;

торце полости dо обычно в несколько раз 3 – отверстие; 4 – катодный слой; 5 – плазма 10 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ меньше dп. Именно электростатическое удержание электронов в катодной полости обуславливает так называемый эффект полого катода, который проявляется в резком понижении напряжения горения разряда и увеличении его тока (рис. 1.2), а также в расширении рабочего диапазона давлений в область более низких значений. Отметим, что эффект полого катода реализуется лишь в условиях, когда длина свободного пробега электронов превышает характерный размер катодной полости. Тип разряда с полым катодом определяется механизмом эмиссии электронов в катодной поверхности. В связи с этим можно выделить: дуговые разряды с холодным и накальным полым катодом [4], в том числе с самокалящимся катодом [5], а также тлеющие разряды с полым катодом в высоковольтной и низковольтной формах [6].

Рис. 1.2. Вольт-амперная характеристика разряда с полым катодом в различных областях его существования [3]:

кр. 1 – тлеющий разряд в отсутствие эффекта полого катода; кр. 2 – тлеющий разряд с полым катодом; кр. 3 – дуга с катодным пятном и холодным катодом Низковольтный тлеющий разряд с «холодным» полым катодом достаточно просто реализуется, отличается временной стабильностью [7] и пространственной однородностью [8] параметров плазмы. Эта разновидность разряда наиболее часто используется для генерации плазмы в источниках электронов с плазменным катодом. Для таких систем в стационарном режиме при напряжении горения разряда Uг = 400 – 600 В ток разряда Iр, как правило, не превышает 1 А, хотя при создании специальных условий, препятствующих образованию катодных пятен, возГлава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов можно увеличение тока приблизительно на порядок величины [9]. В импульсном режиме разряда с полым катодом в микросекундном диапазоне длительностей диффузная форма горения может быть реализована с током в сотни ампер [10]. Температура электронов в плазме разряда Te такого типа обычно составляет несколько электрон-вольт. Концентрация плазмы ne определяется достигнутой в разряде плотностью тока на катод (от единиц миллиампер до нескольких ампер на см2), и порядок ее величины лежит в пределах ne ~ 1010 – 1013 см–3.

В процессе исследования низковольтной формы разряда с полым катодом было обращено внимание на возможность дополнительной эмиссии электронов с поверхности катода в результате ультрафиолетового излучения из объема плазмы [11]. Однако авторами работы [12] был сделан вывод о том, что фотоэлектронная эмиссия может играть лишь второстепенную роль. Ими было также высказано предположение о том, что основным фактором, обеспечивающим развитие эффекта полого катода, является размножение электронов в области катодного падения потенциала. Очевидно, что роль данного фактора снижается при увеличении тока разряда или снижении рабочего давления, когда протяженность катодного падения потенциала становится малой по сравнению с размерами катодной полости, а длина свободного пробега электронов е становится много больше характерных размеров разрядного промежутка.

Протяженность катодного падения потенциала dк может быть определена из совместного решения известных уравнений Чайлда – Ленгмюра и Бома [13]:

где e – заряд электрона; Uк – катодное падение потенциала; ni – концентрация ионов в плазме; Te – температура электронов.

Однородность плотности ионного тока по поверхности полого катода зависит как от геометрической формы катода, так и от рабочего давления. В длинной и узкой катодной полости концентрация плазмы, а следовательно, и плотность ионного тока на катод возрастает по мере приближения к выходной апертуре катода, обращенной к аноду [14].

Геометрия разрядной системы оказывает значительное влияние на условия генерации разрядной плазмы, и, следовательно, на параметры разряда [15, 16]. Для достижения эффективной осцилляции быстрых электронов необходимо либо уменьшать выходную апертуру катодной полости, либо увеличивать размеры катода. В работе [17] показано, что 12 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ снижение величины отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади внутренней поверхности катода Sа/Sк приводит к значительному уменьшению нижнего предела рабочего давления. Более того, в этой области рабочее давление газа p прямо пропорционально отношению Sа/Sк. При снижении Sа/Sк до некоторого значения разряд реагирует на уменьшение давления резким ростом напряжения горения.

Нижнее предельное давление, а также рабочее давление при заданном напряжении горения также резко возрастает. При этом в области выходной апертуры образуется двойной электростатический слой, на котором локализуется напряжение Uc = 10 – 40 В.

Поскольку катодная полость представляет собой электростатическую ловушку для быстрых электронов, покинуть которую они могут лишь через выходную апертуру в результате хаотических осцилляций, доля энергии первичного электрона, затраченная на ионизацию, зависит от соотношения /L. (Здесь – длина релаксации электрона: среднее расстояние, на котором его первоначальная энергия уменьшается до потенциала ионизации Ei рабочего газа, L – средняя длина траектории электрона, которую он прошел внутри катодной полости до того, как вышел через апертуру.) Если потери энергии быстрого электрона определяются только неупругими столкновениями с молекулами газа, то величина приблизительно равна длине ионизационной релаксации i, которая, согласно [17], оценивается как где i – средняя длина свободного пробега электрона между двумя последовательными актами ионизации. Для Sа/Sк 1 пространственное распределение первичных электронов практически однородно и изотропно. В этих условиях зависимость L от Sа/Sк может быть получена исходя из допущения, что осциллирующие первичные электроны движутся ко всем частям катодной поверхности с равной вероятностью. С использованием выражений для вероятности вылета электрона из полости и для средней длины одного пролета в [17] было получено Здесь V – объем катодной полости.

В рабочей области давления тлеющего разряда с полым катодом энергия первичного быстрого электрона определяется величиной катодного падения потенциала, которая, в свою очередь, зависит от отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов внутренней поверхности катода. Энергия быстрого электрона полностью расходуется на ионизацию в катодной полости только в случае, когда L. Длина свободного пробега электрона с энергией 300 – 600 эВ при давлении, близком к нижнему граничному (около 5·10–2 Па), составляет приблизительно 2 м, что в 10 – 100 раз больше, чем обычно используемый диаметр катодной полости. Следовательно, потери первичных электронов в результате поглощения катодной поверхностью не влияют на параметры разряда, тогда как потери электронов через выходную апертуру полости играют решающую роль [15 – 17]. При уменьшении выходной апертуры катодной полости, начиная с некоторого значения, в области выходной апертуры может образовываться двойной электрический слой, на котором локализуется скачок потенциала. Критерий образования двойного слоя следует из условия равенства катодного и анодного токов разряда [17]. Автор этой работы исходил из предположения, что анод с достаточно большой поверхностью заряжен отрицательно по отношению к плазме. В этом случае разность потенциалов, отражающая электроны, исчезает при Sа/Sк (m/Mi)1/2. При дальнейшем уменьшении отношения Sа/Sк условие токопрохождения в разряде может выполняться только при формировании внутри катодной полости в области выходной апертуры двойного слоя с площадью поверхности больше, чем Sa. Электроны, ускоряемые в двойном слое, Рис. 1.3. Зависимость рабочего давления тлеющего разряда с полым катодом от отношения площади выходной апертуры катодной полости к площади внутренней поверхности катода.

Напряжение горения 600 В 14 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ фокусируются и проходят через малую выходную апертуру, обеспечивая условие равенства тока через апертуру на анод катодному току. Таким образом, условие возникновения двойного слоя в области выходной апертуры катодной полости принимает вид [17] Условие (1.4) хорошо согласуется с экспериментальными данными для аргона, полученными в [17], где было показано, что при оптимальном соотношении Sа/Sк сильноточная (2 мА/см2) низковольтная (до 1000 В) форма тлеющего разряда может существовать при давлении вплоть до 0,03 Па.

Таким образом, уменьшение отношения Sа/Sк положительно влияет на параметры разряда с полым катодом, приводя к снижению напряжения горения, а также нижнего предельного давления (рис. 1.3) лишь до момента, определяемого неравенством (1.4). Дальнейшее изменение этого отношения приводит к обратному эффекту за счет возникновения двойного электростатического слоя в анодной области разряда.

В оптимальных условиях горения разряда с полым катодом время жизни электронов достаточно для практически полной потери их энергии на ионизацию. Тем на менее создание в катодной области магнитного поля приводит к значительному снижению напряжения горения разряда на 100 – 150 В [12, 18]. Это однозначно свидетельствует о появлении в магнитном поле дополнительного источника генерации плазмы.

Снижение напряжения горения разряда в данном случае сопровождается появлением колебаний плотности ионного тока на зонд, частота которых лежит в пределах 5 – 50 кГц и возрастает с увеличением индукции магнитного поля [18, 19]. Влияние магнитного поля на процессы горения разряда с полым катодом может быть связано с формированием коллективной неустойчивости в плазме. Однако этот вопрос требует проведения дальнейших исследований.

В заключение отметим, что, несмотря на широкое использование тлеющего разряда с полым катодом в плазменных источниках электронов, рабочее давление разряда такого типа несколько выше, чем давление, необходимое для обеспечения стабильной эмиссии электронов из плазмы. Поэтому снижение рабочего давления разряда с полым катодом так же, как и напряжения горения остаются актуальными проблемами, решение которых обуславливает дальнейшее развитие электронных источников с плазменным катодом на основе разряда такого типа.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов Ряд других аспектов функционирования разряда с полым катодом применительно к его использованию в плазменных источниках электронов изучался в работах [20 – 23] 1.2. Разряды в скрещенных электрическом К тлеющим разрядам в скрещенных ЕН полях относятся разряд типа Пеннинга [24], а также магнетронный разряд [25]. Разряды такого типа достаточно хорошо известны, и они широко используется в различных газоразрядных устройствах (ионных насосах, газоразрядных манометрах, ионных источниках, напылительных установках и др.). Несмотря на различие конфигураций электродных систем, процессы образования плазмы и условия токопрохождения в разрядах Пеннинга и магнетронного настолько близки, что они рассматриваются как две разновидности одного и того же разряда в магнитном поле. Благодаря созданию условий для осцилляции электронов, разряды в скрещенных полях относительно легко зажигаются при низких и сверхнизких давлениях, а в области рабочих давлений плазменных источников электронов они существуют в сильноточной низковольтной форме, обеспечивая требуемый ток электронного пучка. Важно отметить, что для плазменных эмиттеров электронов на основе разрядов в скрещенных ЕН полях не существует проблемы согласования катода с внешним магнитным полем, которое может использоваться для фокусировки и (или) транспортировки ускоренного электронного пучка.

Схематичные изображения электродных систем разрядов типа Пеннинга и магнетронного представлено на рис 1.4. Ускоренные в катодном падении электроны, удерживаясь магнитным полем, движутся в скрещенных ЕН полях по замкнутым траекториям: возвратно-поступательно в разряде Пеннинга и по циклоиде в магнетронном разряде. Покинуть разрядную систему и достигнуть анода быстрый электрон может только после многократных столкновений и потери практически всей своей энергии. Такие условия обеспечивают высокую степень ионизации рабочего газа вплоть до давлений газа 10–2 Па, которое несколько ниже, чем давление, необходимое для тлеющего разряда с полым катодом.

Интерес к разряду магнетронного типа в цилиндрической геометрии электродов (рис. 1.4, б) связан с возможностью создания на его основе источника трубчатого электронного пучка электродов. Для такой элекЕ. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ тродной системы более эффективное удержание электронов осуществляется в конфигурации электродов типа «обращенный магнетрон» (анод внутри катода 1, а торцевые электроды 3 находятся под катодным потенциалом). Как показали эксперименты, в рабочей области давлений источников электронов с плазменным катодом для стабильного инициирования разряда в системе «обращенный магнетрон» было достаточно напряжения зажигания Uз = 1,5 – 2,0 кВ и магнитного поля В 0,01 T [26]. Напряжение горения разряда лежит в пределах Uр = – 600 В. Вольт-амперная характеристика разряда – слабо растущая.

Рис. 1.4, а. Электродная схема разряда типа Пеннинга:

1 – плоские катоды; 2 – цилиндрический анод Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов Рис. 1.4, б. Электродная схема разряда магнетронного типа цилиндрической геометрии: 1 – катод; 2 – анод; 3 – торцевые электроды; 4 – соленоид В источниках электронов с плазменным катодом максимальный ток эмиссии электронов обусловлен достигнутым значением тока разряда.

Величина наибольшего тока магнетронного разряда Iм ограничена возникновением катодного пятна и переходом в дуговой режим. Значения Iм во многом определяются давлением и родом рабочего газа, состоянием поверхности, его площадью, в импульсном режиме – длительностью импульса разряда. В разряде с гелием при длительности импульса тока разряда р = 20 мкс ток диффузного горения разряда достигал Iм = 1,2 кА [27] при плотности тока на катод jм = 5 А/см2. Снижение Iм при увеличении длительности импульса тока разряда достаточно точно описывается эмпирическим соотношением [28] Измеренная в разряде температура электронов составляет Те = 4 – 8 эВ, концентрация плазмы в зависимости от тока разряда лежит в пределах ne = 1010 – 1013 см–3.

1.3. Дуговые разряды В электронных источниках с плазменным катодом величина тока пучка соизмерима со значением тока разряда, генерирующего плазму.

Поэтому повышение эмиссионного тока обуславливает необходимость соответствующего увеличения тока разряда. В тлеющем разряде, как известно, плотность тока разряда и его полный ток ограничены некоторым предельным значением, приблизительно равным минимальному току образования и устойчивого существования катодного пятна. Ток диффузной формы тлеющего разряда можно повысить за счет увеличения площади поверхности катода. При этом целесообразно принудительно ограничивать ток на локальную область катода так, чтобы его плотность была ниже уровня возникновения катодного пятна. Такой подход может быть оправдан при решении задач, связанных с достижением конкретных параметров электронных пучков. Однако он не снимает принципиальную проблему ограничения тока разряда, а следовательно, и тока эмиссии в плазменных источниках электронов на основе тлеющего разряда.

18 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Стремление к дальнейшему повышению тока электронного пучка и его плотности привело к необходимости использования в плазменных источниках электронов разрядов типа дугового. Поскольку разрядная система плазменного катода не должна иметь накаленных электродов, то в этих условиях для дугового разряда характерно существование на отрицательном электроде одного или нескольких катодных пятен. Катодное пятно дугового разряда обладает «неограниченной» эмиссионной способностью, и это обеспечивает возможность генерации в таких системах электронных пучков с экстремально высокими удельными и интегральными параметрами. В плазменных источниках электронов используются две формы дугового разряда: вакуумная дуга, в которой эмиссионная плазма генерируется непосредственно катодным пятном, и дуговой контрагированный разряд низкого давления, когда катодное пятно экранируется от области отбора электронов из плазмы двойным электростатическим слоем.

1.3.1. Вакуумный дуговой разряд Схематичное изображение вакуумно-дуговой разрядной системы, которое может быть использовано для генерации электронных пучков, представлено на рис. 1.5. Вакуумный дуговой разряд, или вакуумная дуга, представляет собой разряд между двумя электродами в вакууме, когда плазмообразующая среда обеспечивается испарением материала электрода в одном или нескольких катодных пятнах. Именно существование катодных пятен и обеспечение ими токопереноса разрядного тока на катоде представляет собой принципиальную особенность вакуумной Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов Рис. 1.5. Электродная схема разрядной системы плазменного источника электронов на основе вакуумной дуги с инициированием разряда по поверхности диэлектрика: 1 – катод; 2 – анод; 3 – изолятор системы инициирования; 4 – плазменный поток; 5 – поджигающий электрод; 6 – электронный пучок дуги, отличающей ее от других разрядов. Катодное пятно представляет собой хаотически перемещающееся по поверхности электрода ярко святящее плазменное образование микронных размеров, через которое протекает ток разряда с плотностью jк 106 – 108 А/см2.

При протекании тока с такой высокой плотностью из-за локального перегрева поверхности в области существования катодного пятна происходит интенсивное испарение материала электрода, и в парах этого материала образуется плотная металлическая плазма, которая затем расширяется в направлении анода со скоростью vi ~ 104 м/с. В процессе распространения плазмы от катодного пятна ее концентрация спадает с расстоянием приблизительно по обратному квадратичному закону и в области отбора ее электронов ее концентрация обычно составляет ne 1010 – 1012 см–3. Для вакуумного дугового разряда характерна доминирующая роль процессов в катодном пятне и их определяющее влияние на условия токопрохождения и установившиеся параметры плазмы.

Катодные пятна неустойчивы, и они хаотически перемещаются по поверхности катода, обуславливая неоднородность плотности плазмы и ее нестабильность, что, в конечном счете, влияет на качество извлеченного из нее электронного пучка. В результате функционирования катодного пятна происходит эрозия катода. Все процессы, обуславливающие эрозию, происходят в поверхностном слое металла толщиной 1 – 2 мкм, при этом скорость уноса материалов составляет величину порядка 105 г на 1 Кл переносимого катодом заряда. Различают катодные пятна первого и второго рода. Пятна первого рода возникают в начальный момент времени, когда поверхность содержит диэлектрические пленки и включения. Такие пятна быстро перемещаются по катоду, приводя к незначительной эрозии его поверхности. Спустя некоторое время после зажигания дуги, составляющее сотни микросекунд, при токе дуги в сотни ампер, наряду с пятнами первого рода, появляются отдельные пятна существенно больших размеров, перемежающиеся со значительно меньшей скоростью. Это пятна второго рода, и они всегда появляются на хорошо очищенных и обезгаженных поверхностях катода.

20 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Важным свойством катодного пятна является циклический характер его функционирования. Катодное пятно циклически меняет свой потенциал и другие параметры. Длительность цикла для большинства металлов составляет величину порядка 10–8 с. Время жизни отдельного пятна от момента зарождения до погасания включает в себя множества циклов, но это время обычно не превышает нескольких микросекунд.

Для катодного пятна характерно минимальное значение тока, при котором оно существует. Величина порогового тока образования катодного пятна определяется материалом электрода, состоянием его поверхности и для чистых металлов лежит в пределах от сотен миллиампер (цинк) до нескольких ампер (никель). Пороговый ток повышается в импульсном режиме горения дуги и уже в микросекундном диапазоне длительностей может составлять десятки ампер.

Плазма вакуумного дугового разряда содержит значительное количество многозарядных ионов. В зависимости от материала катода в плазме могут наблюдаться ионы с зарядностью 2+ – 5+ при средней зарядности более 2+. В сильном магнитном поле средняя зарядность ионов возрастает приблизительно в 2 раза. Энергия ионов, соответствующая направленной скорости ионов vi, в несколько раз превосходит катодное падение потенциала и напряжение, падающее на всем электродном промежутке. Скорости ионов различных зарядностей практически одинаковы [29].

Для вакуумного дугового разряда напряжение пробоя промежутка на несколько порядков величины превышает установившееся напряжение горения. В связи с этим представляется важным решение проблемы инициирования дуги при приложении к промежутку сравнительно низкого напряжения. В источниках электронов и ионов на основе вакуумной дуги режим функционирования разряда, как правило, импульсно периодический. При этом длительность импульсов тока разряда лежит в пределах от десятков до сотен микросекунд, а частота повторения импульсов по порядку величины совпадает с сетевой частотой (50 или 60 Гц). Из широкой номенклатуры существующих методов возбуждения вакуумной дуги условиям инициирования дугового разряда в импульсно-периодическом режиме в наибольшей степени удовлетворяют метод образования катодного пятна на электроде, соприкасающемся с плазмой, а также метод, основанный на переходе тлеющего разряда в дугу. Образование катодного пятна в этих случаях происходит в резульГлава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов тате зарядки ионным потоком из плазмы диэлектрических включений и пленок на поверхности электродов и их последующего пробоя.

Для осуществления «плазменного» метода в большинстве случаев применяется разряд по поверхности диэлектрика. Принцип работы такого метода иллюстрируется рис. 1.6. Катод вакуумной дуги 1 и поджигающий электрод 7 расположены друг от друга на расстоянии 1 – 2 мм и разделены керамическим изолятором 8. Между электродами 1 и 7 подается высоковольтный импульс напряжения в несколько киловольт длительностью порядка 10 микросекунд. Возбуждаемый при этих условиях скользящий разряд по поверхности диэлектрика создает вблизи катода плотную плазму, ионы которой, бомбардируя катод, инициируют на его поверхности, как правило, в области контакта металл – диэлектрик, катодное пятно. Поскольку ток разряда на поджигающий ограничен сопротивлением вторичной обмотки импульсного трансформатора источника питания 5, то разряд переключается на анод 2, приводя к зажиганию вакуумной дуги между катодом 1 и анодом 2. Метод инициирования вакуумной дуги вспомогательным разрядом по поверхности диэлектрика обеспечивает малые времена задержки, он достаточно прост и надежен. Однако ресурс такой системы инициирования не превышает 105 – 106 импульсов, а в плазме дуги присутствуют ионы распыления материалов диэлектрика и поджигающего электрода.

вспомогательным разрядом по поверхности диэлектрика: 1 – катод; 2 – анод; 3 – катодное пятно; 4 – плазменный поток; 5 – источник питания вспомогательного разряда; 6 – источник 22 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ питания вакуумной дуги; 7 – поджигающий электрод; 8 – керамическое кольцо Использование перехода тлеющего разряда в дуговой для инициирования катодного пятна вакуумной дуги оправдано лишь в случае эффективного зажигания и стабильного горения вспомогательного тлеющего разряда в области предельно низких давлений. Таким условиям в полной мере отвечают разрядные системы в скрещенных электрическом и магнитном (ЕН) полях типа Пеннинга или цилиндрического магнетронного. В разрядах такого типа созданы условия для удержания электронов и их многократной осцилляции в промежутке катод – анод. Поэтому они относительно легко зажигаются при низких давлениях вплоть до высокого вакуума и обеспечивают при этих условиях генерацию плазмы, ток ионов из которой достаточен для образования катодного пятна на поверхности электрода. Схематичное изображение системы инициирования на основе вспомогательных разрядов в скрещенных Е Н полях представлено на рис. 1.7, а (разряд Пеннинга) и рис. 1.7, б (цилиндрический магнетронный разряд).

анод; 3 – катодное пятно; 4 – плазменный поток; 5 – источник питания вспомогательного разряда; 6 – источник питания вакуумной дуги; 7 – поджигающий электрод; 8 – соленоид Методы инициирования вакуумной дуги на основе вспомогательного разряда в скрещенных полях представляются одними из самых наГлава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов дежных и эффективных. Их ресурс превышает 107 импульсов. Однако такие системы достаточно сложны, они требуют специальных электродов и магнитного поля, что усложняет как конструкции плазменных источников электронов, так и схемы их электрического питания.

Для более детального ознакомления с процессами в вакуумном дуговом разряде и современным состоянием исследований физических процессов в катодном пятне вакуумной дуги рекомендуем обратиться к следующим монографиям и обзорам [30 – 32]. Критический анализ методов инициирования вакуумного дугового разряда проведен в [33].

анод; 3 – катодное пятно; 4 – плазменный поток; 5 – источник питания вспомогательного разряда; 6 – источник питания вакуумной дуги; 7 – поджигающий электрод; 8 – соленоид 1.3.2. Дуговой контрагированный разряд низкого давления Контрагирование или сжатие положительного столба дугового разряда низкого давления используется в ионных источниках типа «дуоплазмотрон» и «дуопигатрон», в ряде сильноточных коммутирующих устройств и главным образом направлено на локальное повышение плотности плазмы в области сжатия разряда. В плазменных источниках электронов применение контрагированной дуги позволяет также создать необходимый перепад давлений между катодной областью разряда и областью отбора и ускорения электронов. Это обеспечивает, с одной стороны, стабильное зажигание и горение разряда, с другой – высокую 24 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ электрическую прочность ускоряющего промежутка. Поскольку разрядная система источника электронов с плазменным катодом, как правило, не содержит накаленных электродов, то контрагирование дугового разряда позволяет устранить или существенно уменьшить зависимость параметров плазмы в области отбора электронов от нестабильностей и неустойчивостей параметров плазмы и разряда, связанных с процессами функционирования катодного пятна.

Общие свойства дугового контрагированного разряда достаточно подробно изложены в [34]. Наиболее часто контрагирование дугового разряда осуществляется отверстием или каналом (диаметром и длиной 2 – 6 мм) в промежуточном электроде, находящемся под плавающим потенциалом (рис. 1.8). Электродная конфигурация системы дугового контрагированного разряда, а также распределения потенциала и концентрации заряженных частиц вблизи двойного слоя представлены на рис. 1.9. Для разряда такого типа характерно существование на входе канала контрагирования стационарного двойного электростатического слоя, который фокусирует и ускоряет поступающие в сужение электроны. Образование слоя обусловлено как резким скачком концентрации плазмы в сужении, превышающем на 1 – 3 порядка величины плотность плазмы перед каналом контрагирования, так и повышенными потерями ионов на стенках канала вследствие их радиальной диффузии.

Рис. 1.8. Электродная схема разрядной системы плазменного источника электронов на основе дугового контрагированного разряда: 1 – катод; 2 – анод; 3 – катодное пятно; 4 – плазменный поток; 5 – промежуточный электрод; 6 – канал контрагирования; 7 – электронный пучок Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов При допущениях нулевых значений напряженности электрического поля с обеих сторон слоя, нулевых значений начальных скоростей входящих в слой электронов из катодной области и ионов из анодной области и в пренебрежении обратным потоком электронов, преодолевших потенциальный барьер слоя, соотношение плотностей электронного je и ионного ji компонентов тока в двойном слое будет приблизительно пропорционально квадратному корню отношения массы иона Mi к массе электрона me:

Рис. 1.9. Электродная схема дугового контрагированного разряда: 1 – катод; 2 – промежуточный электрод; 3 – анод; 4 – двойной слой; 5 – канал контрагирования; 6 – анодная плазма;

В предположении равенства температуры электронов Тe в плазме с обеих сторон двойного слоя падение напряжения на слое Uc может быть оценено как Здесь n1 и n2 – концентрации электронов в плазме в канале контрагирования и катодной области соответственно. В зависимости от геометрии канала контрагирования и параметров разряда падение напряжения на двойном слое может составлять величину, лежащую в пределах Uс = = 20 – 120 В.

26 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Ускоренные в слое электроны обладают высокой ионизационной способностью, поэтому ток на выходе канала контрагирования состоит из двух групп электронов, одна из которых образована быстрыми электронами, прошедшими двойной слой и канал контрагирования без взаимодействия и потери энергии, а другая – медленными электронами, образованными в результате ионизации газа быстрыми электронами.

В дуговом контрагированном разряде отбор электронов осуществляется из анодной области разряда с расширенной плазменной поверхности. Основной вклад в процесс генерации анодной плазмы дугового контрагированного разряда обусловлен плазменными электронами, которые не являются парными, а образованы в результате релаксации быстрых электронов в коллективных процессах их взаимодействия с анодной плазмой [35].

В плазменном источнике электронов типичная анодная полость дугового контрагированного разряда представляет собой цилиндр, диаметр которого приблизительно равен длине и по порядку величины составляет 10 см. Детальные исследования используемого в плазменных источниках электронов дугового контрагированного разряда с расширенной анодной частью, включающие теоретический анализ и численное моделирование процессов ионизации в анодной области разряда, а также экспериментальные исследования параметров плазмы и разряда, проведены в [35].

При исследовании эмиссии электронов из плазмы дугового разряда низкого давления эксперименты проводились с использованием плазменного катода на основе дугового контрагированного разряда с расширенной анодной частью (рис. 1.10). Импульсный дуговой разряд (Iр = 50 – 200 А, 100 мкс) между холодными катодами 1 и полым цилиндрическим анодом 4 (радиусом Ra = 5 см и длиной La = 10 см) контрагировался отверстием в промежуточном электроде 2 (рис. 1.10). При этом на входе контрагирующего отверстия возникал двойной электростатический слой, в котором ускорялись поступающие из катодной области электроны. Анодный торец был перекрыт мелкоструктурной металлической сеткой 5, стабилизирующей эмиссионную границу плазмы. Ускоряющий электрод (коллектор) 6 располагался на расстоянии 1 см от плоскости сетки. Широкая апертура эмиссионного электрода не позволяла создать перепад давления между областями генерации плазмы (анодной полости) и отбора электронов (ускоряющего промежутка).

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов Давление в этих областях варьировалось в пределах 10–4 – 10–3 Торр изменением расхода рабочего газа (аргона, азота).

Для реализованных в устройстве параметров разряда и плазмы толщина прианодного слоя lс составляла величину от 0,3 до 3 мм. Размеры элементарной ячейки сетки h были выбраны в пределах от 0,1 до 3 мм так, чтобы реализовать в эксперименте три различных режима отбора электронов из плазмы: эмиссию с открытой плазменной поверхности (h 2lс), эмиссию через потенциальный барьер (h 2lс), а также промежуточный случай эмиссии с частично открытой плазменной поверхности (h 2lс).

Рис. 1.10. Электродная схема плазменного эмиттера электронов на основе дугового контрагированного разряда: 1 – катод;

2 – промежуточный электрод; 3 – двойной слой; 4 – полый анод; 5 – сетка; 6 – коллектор; 7 – источник питания разряда;

8 – источник ускоряющего напряжения; 9 – пояс Роговского;

28 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Для измерения параметров плазмы традиционно использовалась зондовая методика, включая одиночные ленгмюровский, двойной и эмиссионный зонд. Распределение энергия электронов в плазме исследовалось с помощью электростатического спектрометра методом задерживающего потенциала.

Измерения энергии электронов на входе в анодную полость показали, что электронный ток в этой области состоит в основном из быстрых электронов, ускоренных в двойном слое канала контрагирования. В тоже же время на расстоянии порядка 10 см от входа электронная составляющая разрядного тока на эмиссионном торце и боковых стенках анодной полости состоит, в основном, из относительно медленных плазменных электронов. Эти электроны не являются парными, т.е. образованными в результате ионизации газа, поскольку доля парных частиц, оцененная по измерению полного ионного тока на стенках анода, не превышает 5% от тока входящих в полость электронов. Доля быстрых электронов на стенках анода не превышает 15% от тока входящих в полость электронов. Резкое уменьшение доли быстрых электронов при прохождении ими анодной полости не может быть обусловлено парными взаимодействиями, поскольку в условиях эксперимента длина свободного пробега электронов намного превышала характерные размеры полости. По-видимому, релаксация пучка связана с развитием в полости коллективных процессов взаимодействия.

Эксперименты показали, что в дуговом разряде низкого давления с расширенной анодной частью параметры плазмы не зависят от способа инициирования разряда и особенностей электродной системы. Это позволяет рассматривать с единых позиций физические процессы в плазменных источниках, генерирующих пучки большого сечения. Созданная нами физическая модель плазменного катода на основе разряда такого типа позволяет описать процессы и выявить некоторые общие закономерности генерации объемной плазмы в условиях принудительного отбора из нее электронов. Модель основана на предположении, что однородный электронный пучок, ускоренный напряжением б в катодном падении потенциала или в двойном слое канала контрагирования, поступает в анодную полость. В результате ионизации остаточного газа в анодной полости образуется плазма, отделенная от стенок анода потенциальным барьером для электронов. При взаимодействии с плазмой быстрые электроны теряют свою энергию. Возникающие при этом низкоэнергетичные электроны также ионизуют газ. Кроме того, в ионизацию Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов могут вносить вклад и вторичные электроны, выбитые со стенок полости и ускоренные в анодном слое. В разрядной системе торцевая поверхность перекрыта перфорированным электродом с элементарными отверстиями радиусом r0, через которые из плазмы эмиттируются электроны. Для определения параметров плазмы используются уравнения баланса ионов, непрерывности тока, баланса энергии и условие квазинейтральности плазмы. С учетом возможной эмиссии электронов система уравнений принимает вид Iкq1L1 + Iq2L2 + ANekTe(Ui + 2kTe) exp(–Ui/kTe) = Ii/N0, Iк б{1 – exp[ (L1 – 1)/L1)]} + I{1 – exp[(L2 – 1)/L2)]} = Здесь Iк – ток катода (разряда); Iб, I, Ie, Ii, Iэ – анодные компоненты тока быстрых, вторичных и плазменных электронов, ток ионов на анод и ток эмиссии электронов из плазмы соответственно; q1 и q2 – сечения ионизации быстрыми и вторичными электронами; L1 и L2 – длины пробегов быстрых и вторичных электронов, приведенные к длине анодной полости; Ni, Ne – количество ионов, электронов и нейтралов на единицу длины анодной полости соответственно; еб и е – энергия быстрых электронов и начальная энергия вторичных электронов; N0 – количество нейтралов на единицу площади поперечного сечения положительного столба разряда; С = (m/2e3)1/2, A = i(8k3/m)1/2; i – коэффициент, зависящий от рода газа.

Система уравнений (1.8) решалась численными методами для внешних параметров разряда, реализованных в плазменном источнике электронов. Результаты расчета удовлетворительно согласуются с экспериментом. При горении разряда без отбора электронов измерения и расчеты показали, что температура электронов Те в плазме составляет 5 – 10 эВ, она слабо зависит от тока разряда, но существенно снижается с ростом давления (рис. 1.11). Наблюдаемая зависимость Те(p) может быть связана с увеличением частоты взаимодействия электронов с ионами и нейтральными частицами, а следовательно, с более интенсивным обменом энергией между частицами в плазме. И расчет и эксперимент дают значение концентрация плазмы ne = 1010 – 1011 см–3. В области низких давлений наблюдается более резкий рост ne при повышении p 30 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ (рис. 1.12). В отсутствие эмиссии электронов потенциал плазмы п превышает анодный потенциал на несколько вольт. Зависимость п (p) имеет максимум. При увеличении тока разряда положение максимума смещается в область более низких давлений. Немонотонный характер зависимости п (p) может быть обусловлен совокупным влиянием ne и Те – факторов, определяющих установившееся значение п. Увеличение и температуры электронов, и концентрации плазмы обуславливает повышение потенциала плазмы. Однако, как видно из рис. 1.11 и 1.12, с ростом давления эти параметры изменяются различным образом и зависимость п(p) определяется доминирующим действием того или иного фактора.

Рис. 1.11. Расчетные зависимости температуры электронов в плазме от давления азота при следующих значениях напряжения на двойном слое Uc и тока разряда Iк: кр. 1 – 30 В, 5 А;

кр. 2 – 100 В, 5 А; кр. 3 – 100 B, 100 A. Точки – эксперимент При изменении геометрических размеров анодной полости температура электронов Те определяется отношением площади поверхности полого анода Sa к ее объему Va. Такой характер влияния геометрического фактора на величину Те обусловлен тем, что в исследуемых условиях горения разряда ионизационные процессы осуществляются, главным Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов образом, плазменными электронами. Особенностью зависимости Те (Sa/Va) является ее практически линейный характер, причем угол наклона этой зависимости определяется давлением газа в полости [36].

В дуговом контрагированном разряде, благодаря экранированию катодного пятна двойным слоем, параметры анодной плазмы достаточно стабильны, что обуславливает, в свою очередь, высокое качество извлеченного из такой плазмы электронного пучка. Однако канал контрагирования представляет собой узкое место в прямом и переносном смыслах, поскольку величина тока разряда в сужении ограничена. При превышении током разряда некоторого предельного значения Imax наблюдаются колебания и обрывы тока дуги. Как указывается в [34], такая неустойчивость разряда обусловлена уменьшением плотности нейтралов в сужении из-за их выноса в результате передачи им направленного импульса при упругих соударениях с электронами. Для стационарных условий горения разряда величина Imax определяется площадью контрагирующего отверстия S, начальным давлением рабочего газа, родом газа p0 и скоростью его потока в канале Q:

Здесь i max – максимальное значение сечения ионизации газа электронным ударом; e0 – сечение упругого соударения электрона с нейтральной молекулой; – безразмерный параметр, учитывающий потери ионов на стенки канала контрагирования, определяемый отношением тока ионов на стенки канала к току ионов в двойной слой.

32 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Рис. 1.12. Расчетные зависимости концентрации электронов в плазме от давления азота при следующих значениях напряжения на двойном слое Uc и тока разряда Iк: кр. 1 – 40 В, 15 А;

– 100 B, 40 A; кр. 6 – 100 B, 60 A. Точки – эксперимент При горении разряда в импульсном режиме из-за неустановившихся газовых условий в канале максимальный устойчивый ток разряда приблизительно на порядок величины выше, чем в стационарном случае, но этот ток резко снижается с увеличением длительности импульсов и с повышением частоты их повторения. Как показали эксперименты, характерное время установления давления газа в канале контрагирования и, следовательно, время выхода величины Imax на стационарное значение составляет десятки микросекунд.

Повышение тока выше предельного Imax приводит к колебаниям и обрывам разрядного тока. Однако дальнейшее увеличение тока после обрыва контрагированной дуги может вновь привести к устойчивому горению разряда, существующего в широком диапазоне значений амплитуды и длительности импульса разрядного тока. Наблюдаемое в этом случае устойчивое токопрохождение обусловлено переходом разряда в так называемый «каскадный» режим горения, когда на поверхноГлава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов сти промежуточного электрода, обращенной к аноду, образуется катодное пятно. Контрагированный разряд распадается на две последовательно горящие дуги с общим током разряда, но каждая из дуг поддерживается собственным катодным пятном. В сущности, между промежуточным электродом и анодом возникает вакуумный дуговой разряд, который может устойчиво функционировать и при отключении первого «каскада». Условия возникновения «каскадной» дуги можно затруднить и даже исключить ее появление, если канал контрагирования выполнить в виде нескольких секций в форме тонких металлических пластин, электрически изолированных друг от друга. Однако и в этих условиях после нестабильностей контрагированного разряда вновь наблюдается режим устойчивого горения, но уже при больших токах разряда, которое связано с сжатием дуги в канале контрагирования собственным магнитным полем (так называемый пинч-эффект). Области устойчивого существования различных режимов горения дугового разряда с промежуточным контрагирующим электродом представлены на рис. 1.13. Заметим, что в настоящее время в источниках электронов с плазменным катодом используются лишь «обычный» дуговой контрагированный разряд (область I, рис. 1.13), а также «каскадный» режим его горения (область III, рис. 1.13), представляющий собой в сущности вакуумную дугу с катодным пятном. Результаты детальных исследований режимов горения дугового контрагированного разряда низкого давления представлены в [37 – 40].

34 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Рис. 1.13. Режимы горения дугового разряда с контрагирующим электродом. Длительность импульса – 50 мкс, частота повторения – 50 Гц: I – область горения дугового контрагированного разряда; II – область колебания и обрывов тока разряда; III – «каскадная дуга»; IV – «самосжатый» разряд Литература к главе 1. Москалев Б. И. Разряд с полым катодом. – М.: Энергия, 1969. – 184 с.

2. Метель А.С., Настюха А.И. Исследование тлеющего разряда в электродной системе с неэквипотенциальными катодами // Изв. вузов. Радиофизика. – 1976. – Т. 19. – № 12. – С. 1891 – 1895.

3. Метель А.С., Настюха А.И. Роль дополнительной ионизации газа осциллирующими электронами в области катодного падения тлеющего разряда с полым катодом // Изв. вузов. Радиофизика. – 1976. – Т.19. – № 12. – С. 1884 – 1890.

4. Борисов Д.П., Коваль Н.Н., Щанин П.М. Генерация объемной плазмы дуговым разрядом с накаленным катодом // Изв. вузов. Физика. – 1994.

5. Hershcovitch A., Kovaric V.J. and Prelec K. Observation of a two-component electron population in a hollow cathode discharge // J. Appl. Phys. – 1990. – V. 67. – No. 2. – P. 671 – 674.

6. Глазунов В.Н., Метель А.С. Инверсия катодной полости тлеющего разряда в магнитном поле // ЖТФ. – 1981. – Т. 51. – № 5. – С. 932 – 939.

7. Goebel D.M., Forrester A.T. Plasma studies on a hollow cathode, magnetic multipole ion source for neutral beam injection // Rev. Sci. Instrum. – 1982.

8. Гречаный В.Г., Метель А.С. Тлеющий разряд с полым катодом при вакуумном режиме катодной полости // Теплофизика высоких температур. – 1984. – Т. 22. – № 3. – C. 444 – 448.

9. Визирь А.В., Окс Е.М., Шандриков М.В., Юшков Г.Ю. Генератор объемной плазмы на основе разряда с плазменным катодом // Приборы и техника эксперимента. – 2003. – № 3. – С. 108 – 111.

10. Goebel D.M. and Watkings R.M. High current low pressure plasma cathode electron gun // Rev. Sci. Instrum. – 2000. – V. 71. – No. 2. – P. 388 – 398.

11. Gruzdev V.A., Kreindel Yu. E., Vasylyeva G.G. Peculiarities of excitation of a hollow-cathode reflex discharge // Proceedings of the 10th International conference on phenomena in ionized gases. – Donald Parsons, 1971. – P.111.

12. Глазунов В.Н., Метель А. С. Инверсия катодной полости тлеющего разряда в магнитном поле // ЖТФ. – 1981. – Т. 51. – № 5. – С. 932 – 939.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов 13. Lieberman M.A. Fundamental of plasmas and sheaths. Chapter 2 in book:

Handbook of Plasma Immersion Ion Implantation and Deposition / Editor A. Anders. – Willey and Sons, 2000.

14. Крейндель М.Ю., Осипов И.В., Ремпе Н.Г. Параметры плазмы в отражательном разряде с полым катодом // ЖТФ. – 1992. – Т. 62. – № 10. – 15. Гречаный В.Г., Метель А.С. Влияние граничных условий на характеристики тлеющего разряда с полым катодом // ЖТФ. – 1982. – Т. 52. – 16. Глазунов В.Н., Метель А.С. О механизме потерь быстрых электронов в тлеющем разряде с осциллирующими электронами // Физика плазмы. – 1982. – Т. 8. – № 5. – С. 1099 – 1104.

17. Метель А. С. Расширение диапазона рабочих давлений тлеющего разряда с полым катодом // ЖТФ. – 1984. – Т. 54. – № 2. – С. 241 – 247.

18. Oks E.M., Anders A., Brown I.G. Some effects of magnetic field on a hollow cathode ion source // Review of Scientific Instruments. – 2004. – V. 75. – No. 4. – P. 1030 – 1033.

19. Окс Е.М., Андерс А., Браун Я.Г. и др. Неустойчивость разряда низкого давления с полым катодом в магнитном поле // Физика плазмы. – 2005.

20. Крейндель Ю.Е., Никулин С.П. Параметры системы плазма – слой в электродной полости разряда низкого давления // ЖТФ. – 1988. – Т. 58.

21. Кириченко Г.И., Ткаченко В.М., Тютюнник В.Б. Влияние геометрических размеров, материала катода и рода газа на область оптимальных давлений тлеющего разряда с цилиндрическим полым катодом // ЖТФ.

– 1976. – Т. 46. – Вып. 6. – С. 1857 – 1867.

22. Бурдовицин В.А., Репин М.Ф. О соотношении катодных токов в отражательном разряде с полым катодом // Изв. вузов. Физика. – 1990. – № 4. – 23. Жаринов А.В., Коваленко Ю.А. Роль быстрых электронов в разряде с полым катодом // Изв. вузов. Физика. – 2001. – № 9. – С. 44 – 47.

24. Penning F.M. Coating by cathode disintegration. US patent 2,146,025. – N.V. Philips, Gloeilampenfabrieken, Eindhoven, The Netherlands, 1939.

25. Кервалишвили И.А., Жаринов А.В. Характеристики разряда низкого давления в магнитном поле // ЖТФ. – 1965. – Т. 35. – № 12. – С. 2194 – 26. Окс Е.М., Чагин А.А. Сильноточный магнетронный разряд в плазменном эмиттере электронов // ЖТФ. – 1988. – Т. 58. – Вып. 6. – С. 1191 – 36 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ 27. Окс Е.М., Чагин А.А., Щанин П.М. Использование сильноточного разряда в скрещенных ЕН полях для получения трубчатых электронных и ионных пучков // 1 Всес. сем. по плазменной эмиссионной электронике:

Сб. докл. – Улан-Удэ: БИЕН СО РАН, 1991. – С. 18 – 23.

28. Kozyrev A.V., Oks E.M., Chagin A.A. Characteristics of high current low pressure glow discharge in transverse magnetic field // Proc. of 20 Intern.

Conf. on Phenomena in Ionized Gases. – Pisa, Italy, 1991. – V. 2. – P. 498 – 29. Юшков Г.Ю., Бугаев А.С., Кринберг И.А., Окс Е.М. О механизме ускорения ионов в плазме вакуумного дугового разряда // ДАН. – 2001. – 30. Месяц Г.А. Эктоны в вакуумном разряде: пробой, искра, дуга. – М.:

Наука, 2000.

31. Boxman R.L., Martin P.J. and Sanders D.M. Editors. Handbook of vacuum arc science and technology. – New York: Noyes, 1995.

32. Juttner B. Cathode spots of electric arc // Journal Physics D: Applied Physics. – 2001. – V. 34. – P. R103 – R123.

33. Anders A., Brown I.G., MacGill R.A. and Dickinson M.R. Triggering of vacuum arc // Journal Physics D: Applied Physics. – 1998. – V. 31. – P. 584 – 34. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. Установившийся ток. – М.:

Наука, 1972. – 544 с.

35. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М. и др. Условия образования и параметры анодной плазмы в дуговом разряде низкого давления // Теплофизика высоких температур. – 1987. – Т. 25. – Вып. 5. – С. 880 – 886.

36. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Рипп А.Г. Влияние рода газа и геометрического фактора на параметры плазмы дугового разряда низкого давления // Теплофизика высоких температур. – 1989. – Т. 27. – Вып. 2. – С. 390 – 392.

37. Злобина А.Ф., Коваль Н.Н., Щанин П.М. Исследование режимов горения дугового контрагированного разряда с полым анодом // Источники электронов с плазменным эмиттером. – Новосибирск: Наука, 1983. – 38. Гаврилов Н.В., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Условия существования и предельные параметры импульсной контрагированной дуги низкого давления // ЖТФ. – 1984. – Т. 54. – № 1. – С. 66 – 72.

39. Гаврилов Н.В., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Переход дугового разряда низкого давления из контрагированного в каскадный режим горения // ЖТФ. – 1983. – Т. 53. – № 10. – С. 1947 – 1951.

Глава 1. Разряды низкого давления для плазменных источников электронов 40. Галанский В.Л., Крейндель Ю.Е., Окс Е.М., Щанин П.М. Контрагированный сужением самосжатый разряд в плазменном эмиттере электронов // ЖТФ. – 1985. – Т. 55. – № 9. – С. 1854 – 1857.

ЭМИССИЯ ЭЛЕКТРОНОВ ИЗ ПЛАЗМЫ

2.1. Общие свойства эмиссии электронов из плазмы При общем рассмотрении процессы эмиссии из плазмы заряженных частиц ионов или электронов не должны отличаться друг от друга и обоим процессам должны быть свойственны одинаковые явления и характеристики. Однако для каждой конкретной газоразрядной системы, генерирующей плазму, условия замыкания тока на эмиссионный (плазменный) электрод, а следовательно, и условия ухода электронов и ионов из плазмы через эмиссионные отверстия в этом электроде всегда различны. Если, например, ионы, покидающие плазму, ускоряются в приэлектродном слое, то в этих же условиях электроны в нем тормозятся. С точки зрения эмиссионных свойств плазмы это означает, что для данного случая ионы эмитируются с так называемой открытой плазменной поверхности, а электроны для выхода из плазмы в область ускорения должны преодолевать потенциальный барьер. Поэтому по сравнению с отбором ионов из плазмы процесс эмиссии электронов имеет гораздо больше отличий, чем сходств.

2.1.1. Отбор ионов из плазмы Рассмотрение ограничим случаем, который наиболее часто встречается в источниках заряженных частиц, а именно, когда вследствие более высокой подвижности электронов плазма заряжена положительно относительно стенок и электродов разрядной камеры. Примем для определенности, что отбор ионов осуществляется из плазмы вблизи анода разрядной системы на коллектор площадью Se (рис. 2.1). На коллектор относительно анода подается разность потенциалов Ua, ускоряющая ионы.

При равенстве потенциалов коллектора и анода (Ua = 0) коллектор является частью анода разрядной камеры и вблизи него образуется такой же, Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы как и у анода, слой положительного пространственного заряда, тормозящий электроны и ускоряющий ионы. Плотность тока на коллектор ji определяется известным соотношением Бома [1] Здесь ni – концентрация плазмы; Тe – температура электронов в плазме;

Мi – масса иона; е – заряд электрона; k – постоянная Больцмана.

3 – приэлектродный слой; 4 – ионный пучок (слой положительного заряда); 5 – ускоряющий электрод (коллектор) Если параметры плазмы однородны во всем ее объеме, то анодный компонент полного тока ионов, образованных в разряде, распределяется между собственно анодом и коллектором пропорционально их площадям (Ia = ji Sa и Ii = ji Se). При подаче на коллектор отрицательного смещения относительно анода плазма будет реагировать на внешнее электрическое поле, экранируясь от него открывающимся слоем пространственного заряда. Чем больше разность потенциалов между коллектором и анодом, тем дальше будет отодвигаться плазма от коллектора и тем более широким будет ионный слой. При этом, поскольку потенциал коллектора всегда остается ниже потенциала плазмы, плотность ионного тока на коллектор везде будет определяться соотношением Бома или концентрацией плазмы и температурой электронов. В предположении однородности параметров плазмы и их неизменности при перемещении плазменной границы плотность ионного тока на коллектор остается поЕ. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ стоянной величиной. Энергия ионов будет, очевидно, определяться ускоряющим напряжением, приложенным между коллектором и анодом.

При более строгом рассмотрении полная энергия ускоренных однозарядных ионов Ei будет складываться из начальной энергии ионов на входе в слой, ускоренных до kTe/2, согласно критерию Бома, а также энергии, приобретаемой ионом в анодном слое e(p – a) и в ускоряющем промежутке e(a – c):

Здесь а, p, c – потенциалы анода, плазмы и коллектора соответственно. Для данного случая p а, и всегда при извлечении ионов из плазмы а c. Обычно величина ускоряющего напряжения для ионных источников лежит в пределах от единиц до десятков киловольт, что намного выше потенциала плазмы и температуры электронов. Поэтому первыми двумя слагаемыми в (2.2) можно легко пренебречь.

Итак, одной из важнейших особенностей плазменного ионного диода является подвижная плазменная граница при постоянной плотности ионного тока, отбираемого из плазмы. Плотность ионного тока из плазмы – это всегда плотность тока насыщения, то есть максимальное значение, которое может обеспечить плазма, исходя из достигнутых в разряде параметров ni и Тe. Напряженность электрического поля на границе плазмы близка к нулевому значению. Поскольку, как уже отмечалось, величина ускоряющего напряжения для ионов намного превышает тепловую энергию плазменных электронов, то можно считать, что при отборе ионов электроны из плазмы практически отражаются от границы слоя. Это делает слой пространственного заряда между плазменной границей и коллектором исключительно ионным, что, в свою очередь, позволяет достаточно точно определить его протяженность li, приравняв известные соотношения Чайлда – Ленгмюра и Бома:

(4/9)(2e/Mi)1/2 0 Ua3/2/li2 = 0,4en0(2kTe/Mi)1/2. (2.3) Обычно отбор ионов из плазмы осуществляется через одно или несколько отверстий в аноде разрядной камеры. В зависимости от соотношений между концентрацией и температурой электронов в плазме, с одной стороны, и напряженностью внешнего ускоряющего ионы электрического поля, с другой стороны, возможны три различных положения установившейся плазменной границы (рис. 2.2):

а) плотная плазма и (или) слабое поле. В этом случае протяженность ионного слоя мала, плазма выходит из анодного отверстия и плазменная Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы граница формируется в ускоряющем промежутке (рис. 2.2, а). Это, как видно из рисунка, приводит к расфокусировке ионного пучка;

б) оптимальные для данной геометрии ускоряющего промежутка параметры плазмы и ускоряющего поля. По отношению к первому случаю (а) условия оптимума достигаются при повышении напряженности поля или снижении плотности плазмы. При этом плазменная граница отодвигается к анодному эмиссионному отверстию и фиксируется в его плоскости, что обуславливает формирование плоскопараллельного ионного пучка (рис. 2.2, б);

в) редкая плазма и (или) сильное поле. Дальнейшее повышение напряженности ускоряющего поля или снижение концентрации заряженных частиц в плазме отодвигает плазму за эмиссионное отверстие в аноде. Ускоряющее поле проникает в анодную область, и плазменная граница устанавливается за анодным отверстием (рис. 2.2, в). Это приводит к фокусировке ионного пучка.

Рис. 2.2. Возможные положения плазменной границы При отборе ионов из плазмы, положительно заряженной относительно эмиссионного электрода, ускоряющее поле коллектора совпадает с полем слоя, что обеспечивает простое доускорение ионов. Плотность ионного тока, эмитированного плазмой, есть бомовская плотность, и она совпадает с плотностью тока на анод и на другие электроды разрядной камеры, находящиеся под отрицательным относительно плазмы потенциалом. Поэтому в случае однородного распределения параметров плазмы рожденные в плазме ионы распределятся между электродами разрядной камеры и коллектором пропорционально их площадям. Но такая же ситуация имела место и в исходном состоянии при нулевой разности потенциалов между коллектором и анодом. Обратим внимание на тот факт, что приложение извлекающего ионы напряжения не изменяет условия ухода ионов из разрядного промежутка. На основании этого можно сделать вывод о том, что в наиболее часто встреЕ. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ чающемся случае отрицательного падения потенциала вблизи электрода, через отверстия в котором происходит отбор ионов из плазмы, эмиссия ионов не приводит к изменению (возмущению) параметров плазмы.

2.1.2. Процессы, связанные с отбором электронов из плазмы Под термином «плазменный эмиттер электронов», или «плазменный катод», понимается электроразрядное устройство, формирующее плазму, с границы которой осуществляется эмиссия электронов. Простейшая схема плазменного катода представлена на рис. 2.3.

Рис. 2.3. Плазменный катод: 1 – анод; 2 – плазма;

3 – приэлектродный слой; 4 – электронный пучок (слой отрицательного заряда); 5 – ускоряющий Устройство включает в себя генератор плазмы, плазменную эмиссионную поверхность и ускоряющий электрод – коллектор, к которому относительно одного из электродов разрядной системы (катоду или аноду) приложено ускоряющее электроны напряжение Ua. Для определенности опорным электродом (электродом, относительно которого приложена ускоряющая разность потенциала) будем считать анод. Как уже отмечалось в гл. 1, для большинства случаев анодное падение отрицательно и электроны, в отличие от ионов, могут покинуть плазму и уйти на анод, лишь преодолев потенциальный барьер. Именно различные условия ухода ионов и электронов из плазмы и обуславливают основное отличие эмиссии электронов от эмиссии ионов. В общем случае Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы для ускорения заряженных частиц внешним полем необходимо, чтобы увеличение приложенного напряжения Ua приводило к соответствующему росту скорости v и энергии W частиц. При отборе ионов из плазмы, положительно заряженной относительно анода (эмиссионного электрода), это условие выполняется автоматически, поскольку ионы лишь доускоряются внешним электрическим полем.

Совершенно иная ситуация имеет место в случае отбора электронов из такой плазмы. При нулевой разности потенциалов между анодом и коллектором (а = к) последний, как и в случае извлечения ионов, является, в сущности, частью анода. Электроны в этом случае достигают коллектора, преодолевая потенциальный барьер, который при а = к не отличается от потенциального барьера для электронов, уходящих на анод. Следовательно, при нулевой разности потенциалов между анодом и коллектором плотность электронного тока на коллектор совпадает с плотностью электронного тока на анод. Заметим также, что электроны в приэлектродном слое заряда тормозятся, а не ускоряются, как это было при извлечении ионов. Поэтому при подаче на коллектор ускоряющего электроны потенциала, когда к а, в области отбора электронов прежде их ускорения происходит снижение потенциального барьера p – c в результате суперпозиции ускоряющего поля коллектора и поля приэлектродного слоя.

Предположим для простоты, что плазма однородна по всему объему, а распределение электронов по энергиям является максвелловским.

Плотность электронного тока je через потенциальный барьер и полный ток эмиссии Ie определяются соотношением Больцмана где je x = enee/4 – плотность хаотического тока электронов из плазмы.

Из (2.4) видно, что снижение барьера приводит к соответствующему повышению плотности тока электронов на коллектор. При установившемся балансе генерации и потерь заряженных частиц в плазме такое возрастание тока эмиссии электронов возможно лишь в результате перераспределения тока между анодом и коллектором. Поскольку плотность анодного тока ja и полный ток Iа могут быть определены как то наиболее вероятный путь уменьшения анодного тока связан с возрастанием потенциала плазмы и соответствующим повышением потенциЕ. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ ального барьера для электронов, уходящих на анод. Таким образом, попытка извлечь и ускорить электроны, выходящие из плазмы, должно приводить к повышению потенциала плазмы. Повышение потенциала плазмы обусловлено, согласно (2.4) и (2.5), необходимостью сохранения баланса генерации и потерь электронов путем компенсации возрастания тока эмиссии соответствующим уменьшением тока электронов на анод.

Итак, плазма реагирует ни отбор из нее электронов повышением своего потенциала p. Очевидно, что ускорение электронов возможно только в том случае, когда, несмотря на соответствующий рост потенциала плазмы, потенциал коллектора к все же достигнет потенциала плазмы, а затем и превысит p. Такая ситуация может иметь место, если увеличение потенциала коллектора хоть и сопровождается возрастанием потенциала плазмы, однако темп его роста будет меньше, чем увеличение величины к. Следует отметить, что при достижении потенциалом коллектора уровня потенциала плазмы плотность электронного тока из плазмы выходит на насыщение, достигая своего максимального значения, равного je x.

Поскольку в выражении (2.4) p само зависит от к, то это соотношение является неопределенным, и оно одно не может рассматриваться как эмиссионное соотношение для плазменного катода. Для однозначной оценки величины je дополнительно к (2.4) необходимо выявить связь эмиссионных и разрядных параметров, которая должна определяться конкретным видом используемого разряда и геометрией разрядного промежутка. Однако возможно все же выделить и некоторые общие свойства, характерные для эмиссии электронов из плазмы. Такие исследования были проведены под руководством профессора А.В. Жаринова [2 – 4]. На основе анализа процессов эмиссии электронов из плазмы было получено соотношение, которое может рассматриваться как необходимое условие для ускорения электронов при их отборе из плазмы Здесь Se – площадь эмиссионной поверхности плазмы; Sа – площадь поверхности анода (в общем случае суммарная площадь поверхностей всех электродов, на которые могут уходить электроны из разрядного промежутка); G – параметр разряда, приблизительно равный отношению плотности хаотического тока электронов к плотности электронного тока на анод в отсутствие отбора электронов из плазмы (для разрядов с Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы отрицательным анодным падением потенциала в зависимости от условий ионизации G 2 – 20).

В сущности, условие (2.6) представляет собой одно из следствий закона сохранения заряда или уравнения непрерывности тока. Оно вытекает из очевидного факта: в установившихся условиях из плазмы невозможно извлечь электронов больше, чем их рождается. Поэтому ускорение электронов при их отборе из плазмы возможно лишь в том случае, если при полном снятии барьера для покидающих плазму электронов максимальный ток эмиссии электронов не превышает тока разряда.

При более строгом рассмотрении ток эмиссии электронов должен сравниваться не с током разряда, а с электронным компонентом тока на анод, который превышает ток разряда на величину тока ионов на анод.

Однако в разрядных системах плазменных источников электронов анодный компонент ионного тока не превышает нескольких процентов от тока электронов. Поэтому для простоты и большей определенности ток эмиссии электронов обычно сравнивается с током разряда.

Допустим, что условие (2.6) не выполняется. Например, площадь эмиссионной поверхности Se настолько велика, что ток коллектора сравняется с током разряда раньше, чем его потенциал достигнет потенциала плазмы. Поскольку дальнейший рост тока на коллектор невозможен, то повышение потенциала коллектора после этого будет сопровождаться соответствующим повышением потенциала плазмы так, что всегда будет выполняться условие p к. Возрастание потенциала плазмы, в этом случае, будет отслеживать повышение потенциала коллектора и всегда будет его превышать. Поэтому ускорение электронов будет невозможно. В реальном устройстве рост потенциала плазмы будет происходить до возникновения пробоя в слое между плазмой и анодом.

Таким образом, в отличие от случая эмиссии ионов, плазма не остается инертной к отбору из нее электронов и реагирует на это повышением своего потенциала. Граничное условие возможности осуществления отбора и ускорения электронов из плазмы состоит в достижении потенциалом коллектора потенциала плазмы при токе коллектора, равного току разряда. Важно отметить, что, в отличие от случая ионов диода, эмиссионный и анодный токи электронов не распределены пропорционально площадям Se и Sа. Как следует из (2.6), благодаря достаточно большому значению параметра разряда G (это означает, что плотность хаотического тока в плазме намного превышает плотность электронноЕ. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ го тока на анод), ток эмиссии электронов (ток коллектора) может быть практически равен току разряда при относительно небольшой площади эмиссионной поверхности плазмы. Это явление получило название «эффект переключения тока в плазменном катоде» и широко используется при создании источников электронов с плазменным катодом. Возможность переключения тока также отличает эмиссию электронов из плазмы от эмиссии ионов.

Если условие (2.6) выполняется и, следовательно, потенциал коллектора может превышать потенциал плазмы, а электроны будут ускоряться, то и в электроном диоде поведение плазменной границы при изменении ускоряющего поля будет практически таким же, как и в случае извлечения ионов. Стационарное положение эмиттирующей электроны плазменной поверхности, граничащей с областью электрического поля, определяется условием равенства давления электростатического поля и газокинетического давления плазмы:

Нарастание напряженности электрического поля от значения в плазме, близкого к нулевому, до максимального происходит на расстояниях нескольких дебаевских длин. В результате протяженность слоя отрицательного пространственного заряда, на который падает ускоряющее электроны напряжение, определится аналогично случаю эмиссии ионов из плазмы, приравняв проводимость промежутка по закону «степени 3/2» к плотности тока насыщения электронов из плазмы:

(4/9)(2e/me)1/20Ua3/2/le2 = en0(kTe/2me)1/2. (2.8) При выполнении условий, обеспечивающих ускорение эмиттированных плазмой электронов так же, как и при эмиссии ионов (рис. 2.2), возможны три характерные конфигурации установившейся плазменной границы, приводящие к расфокусировке электронного пучка, формированию плоскопараллельного пучка или его фокусировке.

Как показали эксперименты, влияние эмиссии электронов на параметры плазмы не ограничивается изменением ее потенциала. Отбор электронов из плазмы может также сопровождаться изменением концентрации плазмы, возрастанием или падением разрядного тока, появлением высокочастотных колебаний, в ряде случаев эмиссия электронов приводила к неустойчивому режиму горения разряда вплоть до его погасания. Поэтому, несмотря на возможность получения высоких эмиссионных параметров, эмиссия с открытой плазменной поверхности не Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы нашла применения. В реальных источниках электронов с плазменным катодом эмиссионная поверхность плазмы ограничена размерами, сравнимыми с протяженностью слоя пространственного заряда, возникающего у электрода, в котором имеются одно или несколько эмиссионных отверстий. Один из способов реализации такого принципа связан с перекрытием эмиссионной поверхности плазмы мелкоструктурной металлической сеткой, размер ячейки которой сравним с протяженностью приэлектродного слоя. Поэтому такой метод получения электронного тока из плазмы получил название «метод слоевой (сеточной) стабилизации». Слоевая стабилизация предполагает выбор размера эмиссионного отверстия (ячейки сетки) порядка размера протяженности слоя пространственного заряда, отделяющего плазму от эмиссионного электрода (анода). Это приводит к тому, что эмиссия электронов из плазмы осуществляется с так называемой частично открытой плазменной поверхности: в центре из-за неперекрытия слоев эмиссия осуществляется с открытой плазменной поверхности, по краям – через потенциальный барьер. При этом, как видно из рис. 2.4, увеличение протяженности слоя приводит к сокращению открытой плазменной поверхности. Поскольку в отсутствие барьера плотность эмиссионного тока намного выше плотности тока электронов, преодолевающих барьер, то и полный ток эмиссии электронов из плазмы через каждое эмиссионное отверстие определяется, в основном, площадью открытой поверхности плазмы:

Рис. 2.4. Схема, поясняющая принцип слоевой стабилизации:

1 – плазма; 2 – эмиссионный электрод; 3 – электронный пучок (слой отрицательного заряда); 4 – ускоряющий электрод (коллектор) 48 Е. М. Окс. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЛАЗМЕННЫМ КАТОДОМ Здесь rе – радиус эмиссионного отверстия; ll – протяженность слоя пространственного заряда, отделяющего плазму от эмиссионного электрода.

В условиях отрицательного падения потенциала между плазмой и эмиссионным электродом и в предположении (p – a)/kTe 1 приэлектродный слой можно считать ионным и его величина ll может быть также оценена из равенства плотностей ионного тока на анод, определяемого соотношением Бома и законом Чайдла – Ленгмюра для ионного тока:

Рассмотрим несколько подробнее механизм стабилизации. Пусть в процессе отбора электронов из плазмы в результате случайной флюктуации возрос ток эмиссии электронов. Это приведет к росту потенциала плазмы относительно анода и, как следствие, согласно (2.10), к расширению приэлектродного (анодного) слоя. Увеличение протяженности слоя в отверстии приведет, в свою очередь, к сокращению площади открытой плазменной поверхности, а следовательно, согласно (2.9), к уменьшению тока эмиссии электронов, компенсирующему этот случайный выброс. Легко показать, что флюктуация, приводящая к случайному уменьшению тока эмиссии электронов, будут также компенсирована соответствующим изменением протяженности слоя. Таким образом, видно, что между слоевыми и эмиссионными параметрами существует отрицательная обратная связь, обеспечивающая стабилизацию тока эмиссии электронов.

В общем случае в зависимости от соотношения между размером эмиссионного отверстия (размером ячейки сетки) rе и протяженностью слоя ll возможны три различных механизма эмиссии электронов из плазмы (см. также рис. 2.4):

а) если эмиссионное отверстие много меньше протяженности слоя (rе ll), то слои полностью перекрывают эмиссионное отверстие и эмиссия электронов осуществляется через потенциальный барьер. В предельном случае величина этого барьера совпадает с потенциальным барьером для электронов, уходящих на анод, и эмиссионная плотность тока je совпадает с плотностью тока на анод jа. В этом случае эффективность извлечения электронов (отношение эмиссионного тока к разрядному) определяется точно так же, как и при эмиссии ионов – отношением площади эмиссионной поверхности плазмы Sе к суммарной Глава 2. Эмиссия электронов из плазмы площади анода и других электродов разрядной системы Sa, на которые могут уходить электроны:

Поскольку для этого случая плотности эмиссионного и анодного токов равны и не происходит перераспределения электронного тока между коллектором и анодом при подаче ускоряющего потенциала, то очевидно, что эмиссия электронов не возмущает параметры плазмы и разряда. Однако из-за малых размеров эмиссионного отверстия эффективность извлечения электронов не превышает нескольких процентов;

б) другим крайним случаем может считаться ситуация, когда rе ll.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |


Похожие работы:

«КОМПОНЕНТЫ ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ ДЛЯ СИТУАЦИОННЫХ ЦЕНТРОВ Омск 2010 УДК 681.3.004.8 ББК И КОМПОНЕНТЫ ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ ДЛЯ СИТУАЦИОННЫХ ЦЕНТРОВ: / Анисимов О.С., Берс А.А., Жирков О.А. и др. /Под науч. ред. В.А.Филимонова/ Омск: ООО Информационно-технологический центр, 2010.- 152 с.: ил. ISBN В монографии исследуются потенциальные возможности современных информационных технологий исследования. Ситуационные центры могут являться инфраструктурой для реализации упомянутых возможностей....»

«Барановский А.В. Механизмы экологической сегрегации домового и полевого воробьев Рязань, 2010 0 УДК 581.145:581.162 ББК Барановский А.В. Механизмы экологической сегрегации домового и полевого воробьев. Монография. – Рязань. 2010. - 192 с. ISBN - 978-5-904221-09-6 В монографии обобщены данные многолетних исследований автора, посвященных экологии и поведению домового и полевого воробьев рассмотрены актуальные вопросы питания, пространственного распределения, динамики численности, биоценотических...»

«РОССИЙСКАЯ АССОЦИАЦИЯ ЛИНГВИСТОВ-КОГНИТОЛОГОВ (КЕМЕРОВСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ) СИБИРСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ВЫСШЕЙ ШКОЛЫ (КУЗБАССКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ) ГОУ ВПО КЕМЕРОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ МЕЖДУНАРОДНАЯ РАСПРЕДЕЛЕННАЯ ЛАБОРАТОРИЯ КОГНИТИВНОЙ ЛИНГВИСТИКИ И КОНЦЕПТУАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ (КЕМЕРОВО-СЕВАСТОПОЛЬ) СЕРИЯ СЛАВЯНСКИЙ МИР ВЫПУСК 1 МЕНТАЛЬНОСТЬ И ИЗМЕНЯЮЩИЙСЯ МИР Севастополь 2009 ББК 81. УДК 800(082) Рецензенты: д.ф.н., проф. С.Г. Воркачев д.ф.н., проф. Л.Г. Панин д.ф.н., проф. А.П. Чудинов ISBN...»

«РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ПРОБЛЕМ МАШИНОВЕДЕНИЯ Л.В. Ефремов ТЕОРИЯ И ПРАКТИКА ИССЛЕДОВАНИЙ КРУТИЛЬНЫХ КОЛЕБАНИЙ СИЛОВЫХ УСТАНОВОК С ПРИМЕНЕНИЕМ КОМПЬЮТЕРНЫХ ТЕХНОЛОГИЙ Санкт-Петербург Наука 2007 УДК 621.01:004 ББК 34.41 Е92 Е ф р е м о в Л. В. Теория и практика исследований крутильных колебаний силовых установок с применением компьютерных технологий. — СПб.: Наука, 2007. — 276 с. ISBN 5-02-025134-8 Монография основана на многолетнем научном и практическом опыте автора в области...»

«Министерство образования и науки Российской Федерации Владивостокский государственный университет экономики и сервиса Р.М. ГИМАЕВА МОДА И ПСИХОЛОГИЯ: ВЫБОР СОВРЕМЕННОЙ ЖЕНЩИНЫ Монография Владивосток Издательство ВГУЭС 2007 ББК 88 Г 48 Рецензент: В.С. Нургалеев., д-р психологических наук Гимаева Р.М., Чернявская В.С. Г 48 МОДА И ПСИХОЛОГИЯ: ВЫБОР СОВРЕМЕННОЙ ЖЕНЩИНЫ: Монография. – Владивосток: Изд-во ВГУЭС, 2007. – 144 с. ISBN 978-5-9736-0089-1 В соответствии с требованиями к научному...»

«Министерство образования и науки Российской Федерации Северный (Арктический) федеральный университет Н.А. Бабич, И.С. Нечаева СОРНАЯ РАСТИТЕЛЬНОСТЬ питомников ЛЕСНЫХ Монография Архангельск 2010 У Д К 630 ББК 43.4 Б12 Рецензент Л. Е. Астрологова, канд. биол. наук, проф. Бабич, Н.А. Б12 Сорная растительность лесных питомников: монография / Н.А. Бабич, И.С. Нечаева. - Архангельск: Северный (Арктический) феде­ ральный университет, 2010. - 187 с. I S B N 978-5-261-00530-8 Изложены результаты...»

«Российская Академия наук Институт всеобщей истории Л.П.МАРИНОВИЧ ГРЕКИ и Александр МАКЕДОНСКИЙ К ПРОБЛЕМЕ КРИЗИСА ПОЛИСА НАУКА Издательская фирма Восточная литература 1993 ББК 63.3(0)322 26 Ответственный редактор Е. С. ГОЛУБЦОВА Редактор издательства И. Г. ВИГАСИНА Маринович Л. П. М26 Греки и Александр Македонский (К проблеме кризиса полиса).— М.: Наука. Издательская фирма Восточная литература, 1993.— 287 с. ISBN 5-02- Монография посвящена тому трагическому для греков периоду, когда они вели...»

«СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ПРИКЛАДНОЙ МЕХАНИКИ МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ НОВОСИБИРСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ АРХИТЕКТУРНОСТРОИТЕЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ (СИБСТРИН) А.В. Федоров, П.А. Фомин, В.М. Фомин, Д.А. Тропин, Дж.-Р. Чен ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПОДАВЛЕНИЯ ДЕТОНАЦИИ ОБЛАКАМИ МЕЛКИХ ЧАСТИЦ Монография НОВОСИБИРСК 2011 УДК 533.6 ББК 22.365 Ф 503 Физико-математическое моделирование подавления детонации облаками мелких частиц...»

«А.Л. Катков ИНТЕГРАТИВНАЯ ПСИХОТЕРАПИЯ (философское и научное методологическое обоснование) Павлодар, 2013 1 УДК 616.89 ББК 56.14 К 29 Рецензенты: Доктор медицинских наук А.Ю. Тлстикова. Доктор медицинских наук Ю.А. Россинский. Катков А.Л. Интегративная психотерапия (философское и научное методологическое обоснование). Монография. – Павлодар: ЭКО, 2013. – 321 с. ISBN 978 – 601 – 284 – 090 – 2 В монографии приведены результаты многолетнего исследования по разработке интегративно-эклектического...»

«О. Ю. Климов ПЕРГАМСКОЕ ЦАРСТВО Проблемы политической истории и государственного устройства Факультет филологии и искусств Санкт-Петербургского государственного университета Нестор-История Санкт-Петербург 2010 ББК 63.3(0)32 К49 О тветственны й редактор: зав. кафедрой истории Древней Греции и Рима СПбГУ, д-р истор. наук проф. Э. Д. Фролов Рецензенты: д-р истор. наук проф. кафедры истории Древней Греции и Рима Саратовского гос. ун-та В. И. Кащеев, ст. преп. кафедры истории Древней Греции и Рима...»

«УДК 168.521:528.8:536.7 ББК 15.1 И26 Рекомендовано к печати Ученым советом факультета социологии Национального технического университета Украины “Киевский политехнический институт” (Протокол №3 от 22.06.2007) Рецензенты А. Т. Лукьянов, канд. филос. наук, доц. А. А. Андрийко, д-р хим. наук, проф. Л. А. Гриффен, д-р техн. наук, проф. Ответственный редактор Б. В. Новиков, д-р филос. наук, проф. Игнатович В. Н. И 26 Введение в диалектико-материалистическое естествознание: Монография. — Киев:...»

«Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Алтайская государственная академия образования имени В.М. Шукшина И.А. Сычев О.А. Сычев Формирование системного мышления в обучении средствами информационно-коммуникационных технологий Монография Бийск АГАО им. В.М. Шукшина 2011 ББК 88 С 95 Печатается по решению редакционно-издательского совета Алтайской государственной академии образования им. В.М. Шукшина Рецензенты: доктор педагогических...»

«И. Н. Андреева ЭМОЦИОНАЛЬНЫЙ ИНТЕЛЛЕКТ КАК ФЕНОМЕН СОВРЕМЕННОЙ ПСИХОЛОГИИ Новополоцк ПГУ 2011 УДК 159.95(035.3) ББК 88.352.1я03 А65 Рекомендовано к изданию советом учреждения образования Полоцкий государственный университет в качестве монографии (протокол от 30 сентября 2011 года) Рецензенты: доктор психологических наук, профессор заведующий кафедрой психологии факультета философии и социальных наук Белорусского государственного университета И.А. ФУРМАНОВ; доктор психологических наук, профессор...»

«Роль муниципально-общественного партнерства в социально-экономическом развитии города УДК ББК С Авторский коллектив: Сульдина Г.А., Глебова И.С., Садыртдинов Р.Р., Кораблев М.М., Сабиров С.И., Владимирова С.А., Абдулганиев Ф.С. Роль муниципально-общественного партнерства в социальноэкономическом развитии города: Монография./ Сульдина Г.А., Глебова И.С., Садыртдинов Р.Р., Владимирова С.А., Кораблев М.М., Сабиров С. И., Абдулганиев Ф.С.- Казань, 2007. – с. 317 ISBN В монографии рассматриваются...»

«Е. С. Кузьмин Система Человек и Мир МОНОГРАФИЯ Е. С. Кузьмин УДК 1 ББК 87 К89 Научный редактор В. И. Березовский Кузьмин Е. С. Система Человек и мир : монография : в 2 т. / Е. С. Кузь К89 мин ; [науч. ред. В. И. Березовский]. – Иркутск : Изд во Иркут. гос. ун та, 2010. – Т. 1, 2. – 314 с. ISBN 978 5 9624 0430 1 Сегодня перед Россией остро стоит задача модернизации как единствен ного условия выживания. Модернизация триедина: мировоззренческая, политическая и технологи ческая. Е. С. Кузьмин,...»

«И. ОСТРЕЦОВ ВВЕДЕНИЕ В ФИЛОСОФИЮ НЕНАСИЛЬСТВЕННОГО РАЗВИТИЯ И познаете истину, и истина сделает вас свободными. От Иоанна, 8, 32. ББК 87 076 И. Острецов Введение в философию ненасильственного развития: Монография. -Ростов на Дону, Комплекс, 2002. – 231 стр. 0302000000 ISBN 5 - 8480 - 0272 - x O Г 83(03) 02 © И. Острецов, 2002 Аннотация В книге представлена дедуктивная социальная теория и философия лежащая в её основе. В соответствии с теоремой Гёделя о неполноте любой системы рациональных...»

«0 ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ И ОБОРУДОВАНИЕ В ТЕХНОЛОГИИ МИКРО- И НАНОЭЛЕКТРОНИКИ Монография Под редакцией академика НАН Беларуси А. П. Достанко и доктора технических наук А. М. Русецкого Минск Бестпринт 2011 1 УДК 621.762.27 ББК 34.55 А.П. Достанко, А.М. Русецкий, С.В. Бордусов, В.Л. Ланин, Л.П. Ануфриев, С.В. Карпович, В.В. Жарский, В.И. Плебанович, А.Л. Адамович, Ю.А. Грозберг, Д.А. Голосов, С.М. Завадский, Я.А. Соловьев, И.В. Дайняк Н.С. Ковальчук, И.Б. Петухов, Е.В. Телеш, С.И. Мадвейко...»

«Р.Б. Пан ЧЕЛОВЕЧЕСКИЙ КАПИТАЛ – ОСНОВА ФОРМИРОВАНИЯ СИСТЕМЫ МОТИВАЦИИ РАБОТНИКОВ УМСТВЕННОГО ТРУДА ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ВЫСШАЯ ШКОЛА БИЗНЕСА Р.Б. Пан ЧЕЛОВЕЧЕСКИЙ КАПИТАЛ – ОСНОВА ФОРМИРОВАНИЯ СИСТЕМЫ МОТИВАЦИИ РАБОТНИКОВ УМСТВЕННОГО ТРУДА Под редакцией д-ра экон. наук В.А. Гаги Издательство ВШБ Томского Государственного Университета УДК ББК 65.9(2) Под научным...»

«Министерство образования и науки РФ Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Восточно-Сибирская государственная академия образования И.В. Федосова Т.В. Мезенцева ВНЕУРОЧНАЯ ДЕЯТЕЛЬНОСТЬ КАК СРЕДСТВО РАЗВИТИЯ У МЛАДШИХ ШКОЛЬНИКОВ КОМПЕТЕНЦИИ ЦЕННОСТНО-СМЫСЛОВОЙ ОРИЕНТАЦИИ В МИРЕ Монография Иркутск 2013 УДК ББК Ф Печатается по решению редакционно-издательского совета ВСГАО Рецензенты: Петрова М.А., канд.психол.наук, доцент, зав....»

«Министерство сельского хозяйства Российской Федерации Департамент кадровой политики и образования Московский государственный агроинженерный университет им. В.П. Горячкина Волгоградский государственный университет Ю.А. КОЗЕНКО ФОРМИРОВАНИЕ МЕХАНИЗМА АНТИКРИЗИСНОГО УПРАВЛЕНИЯ ПРЕДПРИЯТИЯМИ АПК Монография Волгоград 2002 УДК 631.152 ББК 67.621.144 К 59 Рецензенты: доктор экономических наук, профессор И.М. Шабунина; доктор экономических наук, профессор Р.П.Харебава. Научный консультант академик...»














 
© 2013 www.diss.seluk.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Авторефераты, Диссертации, Монографии, Методички, учебные программы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.