Диссертация (1102520), страница 11

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 11)

Зондыпредставляли собой остеклованные вольфрамовые проволоки диаметром 0,3 мм с длинойрабочей поверхности 7 мм. Во многих экспериментах один из зондов располагался на осиисточника (r = 0), другой – на расстоянии 4 см от стенки камеры (r = 19 см) (см. рис.2.3).Расстояние между рабочей поверхностью зондов и нижним фланцем газоразряднойкамеры составляло 15 см. Для измерения радиального распределения параметров плазмыиспользовались подвижные зонды, позволяющие производить измерения зондового токас заданным шагом в центральном сечении источника плазмы и вблизи нижнего фланца.Стандартная электрическая схема зондовых измерений [140] показана на рис.

2.9.Зондовые измерения проводились относительно нижнего заземленного металлическогофланца газоразрядной камеры. Для подавления ВЧ составляющих зондового тока,искажающих измеряемую кривую при работе с ВЧ разрядами, использовался фильтр Ф(рис. 2.9 (б)). Результаты измерений поступали на АЦП, подключенный к компьютеру(рис. 2.1).ПлазмаВходL1ЗондC1Ф1Ф Ф2ИПСигнал IL4L3C2ВыходC3(б)R4Сигнал VR2R1L2R5R3(а)Рис. 2.9. Схема (а) зондовых измерений и (б) фильтра (Ф).Обработка результатов зондовых измерений начинается с проведения стандартнойпроцедуры выделения электронной ветви ВАХ, описанной в [140]Уравнение,связывающее электронный ток на зонд ie с концентрацией ne и функцией распределенияэлектронов по энергиям (ФРЭЭ) f (ε ) , следующее:56neeS ∞ (ε − eV )ie (V ) =f ( ε ) dε ,2 2m eV∫ε(2.12)где V – потенциал зонда, e – заряд электрона, S – поверхность зонда.ФРЭЭ находилась c помощью метода регуляризации А.Н.

Тихонова [151, 152] илидвукратным численным дифференцированием электронного тока по потенциалу зонда[141] после предварительной аппроксимации зондовой характеристики полиномом,подобранным методом наименьших квадратов. Для того чтобы избавиться от сильной«раскачки»решения,дифференцированиемвызваннойразбросомэкспериментальныхпроводиласьпроцедурааппроксимацииданных,передэлектронноготокаполиномом, степень которого определялась методом наименьших квадратов поотклонению полинома от аппроксимируемой кривой.Концентрацияиэффективнаятемператураэлектронов TЭффмогутбытьрассчитаны по формулам [140]:ne = ∫ f (ε ) εdεTЭфф =2εf (ε ) εdε3ne ∫(2.13)(2.14)572.2.4. Методика спектральных измеренийПараллельно с зондовыми измерениями регистрировалась интенсивность свеченияплазмы с помощью спектрального комплекса на базе монохроматора МДР-41.Спектральные измерения проводились для:•оценки эффективной температуры электронов по отношению интенсивностейспектральных линий;•определения пространственного распределения параметров плазмы на основанииизмерений пространственного распределения свечения плазмы.Для измерения интенсивности свечения плазмы (см.

рис.2.1) ее излучение спомощью световода направлялось на входную щель монохроматора МДР-41, ширинавходной и выходной щелей которого составляла 50 микрон. На выходе монохроматорабылустановленфотоэлектронныйумножительФЭУ-100.Сигналсвыходафотоумножителя регистрировался с помощью платы АЦП. Сканирование спектрапроводилось в диапазоне 4000 – 6000 Å . На рисунке 2.10 показаны типичные участки7He200Интенсивность, отн. ед.Интенсивность, отн.ед.спектров свечения плазмы гелия и аргона.1501005004000420044004600480050005200654321041604200оДлина волны, А(а)424042804320оДлина волны, А(б)Рис.2.10.

Типичный вид спектров свечения плазмы гелия (а) и аргона (б).В связи с тем, что чувствительность ФЭУ в различных участках спектра различна,стандартнойпроцедуройявляется спектральная градуировкаустановки,котораяпроводится в несколько этапов:1.на место источника плазмы устанавливается эталонная лампа с известнымспектральным распределением интенсивности свечения S(λ);2.измеряется спектр свечения эталонной лампы – Sизм(λ);583.рассчитывается спектральная чувствительность установки k(λ):k (λ) = S (λ) / Sизм (λ )4.(2.15)спектральное распределение интенсивности свечения плазмы Ipl(λ) рассчитываетсяна основании измеренного спектра Ipl*(λ) с учетом чувствительности установки поформуле:I pl (λ) = I *pl (λ) ⋅ k (λ)Графики(2. 16)k(λ)зависимостейотλ,измеренныебезиспользованияисиспользованием световода, показаны на рис.2.11, 2.12.250k(λ)200150100500400050006000o70008000λ (A )Рис.2.11.

Зависимость k(λ) от λ, измеренные без использования световода.500k(λ)4003002001000400050006000oλ (A )70008000Рис.2.12. Зависимость k(λ) от λ, измеренные с использованием световода.В случае если концентрация электронов не превосходит 1011см-3 и плазма являетсяоптически тонкой, интенсивности спектральных линий I, излучаемых плазмой, сдостаточно хорошей степенью точности описываются корональной моделью [140, 141],т.е. определяются выражением:I=2ehνno ne ∫ q (ε) f (ε) εdεmeWx(2.17)где e и m – заряд и масса электрона, ν – энергия фотона для заданного перехода, no, ne –концентрация нейтральных частиц и электорнов соответственно, Wx – потенциал59возбуждения, ε – энергия электронов, f(ε) – функция распределения электронов поэнергиям, q(ε) – эффективное сечение возбуждения верхнего энергетического уровня.В случае если для определения эффективной температуры электронов используетсяотношение двух спектральных линий,ν1 ∫ q1 (ε) f (ε) εdεI1= Ve,I 2 ν 2 ∫ q 2 ( ε ) f ( ε ) ε dε(2.18)Veто значения концентрации электронов и атомов сокращаются, и Те* может быть найденатольконаоснованиирезультатовспектральныхизмерений.Крометого,прииспользовании близко лежащих спектральных линий отпадает необходимость визмерении интенсивности свечения плазмы в абсолютных единицах.Дляреализацииметоданахожденияэффективнойтемпературыбыстрыхэлектронов по отношению интенсивностей спектральных линий в настоящей работе быливычислены градуировочные зависимости I1/I2(Te) для ряда спектральных линий гелия иаргона.

При расчете градуировочныхкривыхв (2.18) подставлялась функцияраспределения Максвелла и вычислялись отношения спектральных линий в зависимостиот температуры электронов. В случае с гелием дополнительно были рассчитаныградуировочные кривые в предположении, что все электроны представляют собоймоноэнергетичный пучок. Необходимые для расчета эффективные сечения возбужденияспектральных линий аргона и гелия были взяты из работы [142]. Полученные1,281,075016504860,8I/I4713I/I4713градуировочные кривые показаны на рис.2.13, 2.14.0,60,4432501650480,25100,00510152002040Te, эВε, эВ(а)(б)6080100Рис. 2.13. Зависимость отношений интенсивности свечения линий (I) HeI 5016 и 5048Å кинтенсивности свечения линии HeI 4713 Å от температуры электронов (Те).Градуировочные кривые рассчитаны в предположении о наличии (а) макселловскогораспределения электронов по энергиям или (б) пучка монокинетических электронов вобласти энергий более 20эВ.60415841644198427242594333418141911,21,0I/I42010,80,60,40,20,0012345678910Те, эВРис.

2.14. Зависимость отношений интенсивности свечения линий (I) к интенсивностисвечения линии Ar I4200 Å от температуры электронов (Те)Наилучшее согласие между результатами зондового и спектрального методовопределения Te* для аргона удается получить при использовании для спектральнойдиагностики линий ArI 4198, 4200Ао. Для оценки эффективной температуры электроновиспользовалось отношение именно этих двух линий. Близость длин волн указанных линийпозволило отказаться от градуировки чувствительности спектральной установки иопределять отношение I4198/I4200 на основании непосредственных измерений. Для гелиябыли выбраны линии НеI 5016 Å и 4713 Å.

Дополнительным критерием выбораспектральных линий для гелия послужило то, что они обладают сильно различающимсяходом оптических функций возбуждения [142], и их отношение чувствительно кизменению энергетического распределения электронов в области больших энергий.Для измерения пространственного распределения интенсивности свечения плазмысветовод перемещался вдоль радиуса и параллельно оси (по длине) источника плазмы.Для измерения радиального распределения интенсивности свечения плазмы на верхнемфланце газоразрядной камеры вдоль радиуса размещалась линейка с отверстиями дляфиксации световода. Система диафрагм, установленная перед световодом (см. рис.2.15)позволялапроводитьизмеренияинтенсивностисвеченияспространственнымразрешением не хуже l*0.1, где l – длина участка плазмы, излучение которого попадает всветовод.61ПлазмаДиафрагмаСветовод2 см.l=20 см.Рис.2.15.Система диафрагм, использованных при спектральных измерениях622.3.

Методика численных расчетов2.3.1. Физическая модель индуктивного ВЧ разряда низкого давленияДля расчета параметров плазмыиспользованасамосогласованнаяразряда в диссертационной работе былачисленнаямодельиндуктивногоВЧразряда,разработанная в [38, 51]. Физическая модель индуктивного ВЧ разряда низкого давления,позволяющая определить усредненные по объему параметры плазмы в ГРК ВЧ источникаплазмы, основана на следующих предположениях [38]:1.функция распределения электронов по энергиям является Максвелловской;2.плотность многократно ионизированных атомов ничтожно мала;3.плотность ионного тока на стенки ГРК постоянна в любой точке источника.Модель использует уравнения баланса ионов, электронов, тяжелых нейтральных частиц,мощности и условие квазинейтральности.Уравнение баланса ионов фиксирует равенство числа ионов, рожденных в зонеионизации объемом V, числу ионов, ушедших на стенки газоразрядной камеры площади S:Vno ne Z ion = 0.4ni S2kTeM(2.19)где S – полная площадь поверхности источника, k – постоянная Больцмана.Уравнение баланса электронов фиксирует равенство числа электронов, рожденныхв зоне ионизации объемом V, числу электронов, ушедших на стенки газоразряднойкамеры:Vno ne Z ion = 0.25ne Se eϕ 8kTeexp −πm kTe (2.20)где Se – площадь поверхности источника, на которую могут выпадать электроны.Уравнение баланса мощностиPpl = 0.4eni S2kTe 2kTeSϕ ++ U i (1 + W (kTe )) M e(2.21)фиксирует равенство вкладываемой в плазму мощности и мощности, выносимой на еестенки электронами и ионами, а также затраченной на ионизацию и возбуждение частиц вобъеме.Условие квазинейтральности имеет стандартный вид:ne = ni(2.22)63Концентрация нейтралов задается давлением газа.В формулах (2.19) – (2.22) ne, ni, nо – концентрация электронов, ионов и нейтралов;N ' – количество частиц нейтрального газа, поступающего в газоразрядную камеру вединицу времени; Te, Tg – температура электронов и атомов; M, m – масса тяжелых частици электронов; ϕ – потенциал плазмы относительно стенок; Ui – потенциал ионизации;W(kTe) – затраты энергии на излучение атомов; Ppl – ВЧ мощность, вкладываемая вплазму.Скорость ионизации определяется формулойZion =2mσion (ε) ε f (ε)dε ,M ∫(2.23)а удельные затраты энергии на излучение атомов W(kTe) в расчете на одну ионизацию –формулойW=∑ Ek ∫ σok (ε)ε f (ε)dε~ZionE ∫ σex (ε ) ε f (ε )dε(2.24)Z ionЗдесь Ek – заселенности возбужденных уровней атомов, σion , σex – эффективные сечениеионизации и возбуждения энергетических уровней атомов, ε и f(ε) – энергия иэнергетическое распределение электронов, E – средняя энергия возбуждения.Необходимые для расчетов сечения были взяты из работ [137, 138].2.3.2.

Характеристики

Список файлов диссертации