Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке

Приведены результаты исследований взаимодействие плазменных потоков с газовой мишенью. Установлено, что на параметры этих потоков заметное влияние могут оказывать: (1) изменения свойств катодной поверхности плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено высокое содержание газовых ионов,...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2005
Автор:	Хороших, В.М.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2005
Назва видання:	Физическая инженерия поверхности
Онлайн доступ:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98728
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 82–96. — Бібліогр.: 16 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98728
record_format	dspace
spelling	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-987282025-02-10T00:44:42Z Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке Плазма вакуумної дуги при наявності газу в розрядному проміжку Vacuum arc plasma in the presence of gas in the discharge ambient Хороших, В.М. Приведены результаты исследований взаимодействие плазменных потоков с газовой мишенью. Установлено, что на параметры этих потоков заметное влияние могут оказывать: (1) изменения свойств катодной поверхности плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено высокое содержание газовых ионов, возникающих в процессе перезарядки частиц плязмы катодного материала на газовой мишени. Изучены анодные явления. The investigations results of plasma fluxes interaction with gas target have been introduced. The radial flows of particles were investigated. The high content of gas ions caused by charge exchange processes of the metal plasma particles on the gas target was found. The anode phenomena have been studied. Приведено результати досліджень взаємодії плазмових потоків із газовою мішенню. Встановлено, що на параметри цих потоків помітний вплив можуть справляти: (1) зміни властивостей катодної поверхні (2) різний характер деформації кутових розподілів потоків іонів із різною кратністю заряду. Вивчено радіальні потоки часток. Вивчено анодні явища. 2005 Article Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 82–96. — Бібліогр.: 16 назв. — рос. 1999-8074 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98728 537.525.5 ru Физическая инженерия поверхности application/pdf Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	Приведены результаты исследований взаимодействие плазменных потоков с газовой мишенью. Установлено, что на параметры этих потоков заметное влияние могут оказывать: (1) изменения свойств катодной поверхности плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено высокое содержание газовых ионов, возникающих в процессе перезарядки частиц плязмы катодного материала на газовой мишени. Изучены анодные явления.
format	Article
author	Хороших, В.М.
spellingShingle	Хороших, В.М. Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке Физическая инженерия поверхности
author_facet	Хороших, В.М.
author_sort	Хороших, В.М.
title	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
title_short	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
title_full	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
title_fullStr	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
title_full_unstemmed	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
title_sort	плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate	2005
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98728
citation_txt	Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 82–96. — Бібліогр.: 16 назв. — рос.
series	Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv	AT horošihvm plazmavakuumnoidugivprisutstviegazavrazrâdnompromežutke AT horošihvm plazmavakuumnoídugiprinaâvnostígazuvrozrâdnomupromížku AT horošihvm vacuumarcplasmainthepresenceofgasinthedischargeambient
first_indexed	2025-12-02T06:39:52Z
last_indexed	2025-12-02T06:39:52Z
_version_	1850377599543410688
fulltext	ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 282 ВВЕДЕНИЕ Важнейшей областью применения стацио- нарного дугового разряда низкого давления является его использование для получения покрытий [1, 2], в частности покрытий на ос- нове химических соединений (карбидов, нит- ридов, окислов и т. п.). В связи с тем, что хара- ктер и эффективность плазмохимических ре- акций в процессе синтеза покрытий данным методом в значительной мере определяется параметрами конденсируемого плазменного потока, получение данных об этих парамет- рах в присутствии реакционных газов следует рассматривать как один из важных этапов построения физической картины процесса синтеза. В предыдущих исследованиях ваку- умной дуги, горящей в присутствии газа [3, 4], анализировались потоки частиц, движу- щихся вдоль оси разряда. При получении и интерпре-ации данных не учитывалось, что на параметры этих потоков заметное влияние могут оказывать: • изменения свойств катодной поверхности (например, вследствие образования на ней соединений материала катода с газом; • (2) различный характер деформации угло- вых распределений потоков ионов с раз- личной кратностью заряда [5]. Кроме того, неизученными являются ради- альные плазменные потоки, характер и меха- низм изменения электронной температуры в присутствие газа, а также процессы горения дуги при давлениях газа порядка нескольких десятков Па. Ранее этот режим считался ава- рийным в связи с резким и непонятным из- менением характера горения разряда, иногда действительно приводящим к аварийным ситуациям в источниках плазмы. Как будет показано ниже, определяющую роль в этом процессе играют анодные процессы, связан- ные с возникновением в плазме неустойчи- вости ионно-звукового типа. В настоящей работе приведены результаты экспериментов, позволяющих оценить роль этих эффектов в изменениях характеристик плазмы, которые наблюдаются при напуске газа в разрядное пространство. ВЛИЯНИЕ ГАЗА НА ПРОСТРАНСТВЕН- НОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПОТОКОВ ЭРО- ЗИОННОЙ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОГО ДУГОВОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВ- ЛЕНИЯ Условия эксперимента. Эксперименты про- водили на установке с источником плазмы с автостабилизацией катодного пятна. Воз- можность изучения параметров частиц, дви- жущихся под различными углами к оси раз- ряда обеспечивалась специальной конструк- цией катодного узла, обеспечивающего воз- можность изменять ориентацию катода отно- сительно зондов и входной диафрагмы масс- спектрометра (рис. 1). В качестве катодного материала использовали титан. Диаметр ци- линдрического водоохлаждаемого катода сос- тавлял 64 мм. Ток дуги был равен 110 А. Из- мерения проводили при напуске в систему азота в диапазоне давлений от 10–4 Па до 10 Па. В процессе измерений контролировались геометрия рабочей поверхности катода, кото- УДК 537.525.5 ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ В.М. Хороших Институт физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ (Харьков) Украина Поступила в редакцию 30.03.2005 Приведены результаты исследований взаимодействие плазменных потоков с газовой мишенью. Установлено, что на параметры этих потоков заметное влияние могут оказывать: (1) изменения свойств катодной поверхности плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено высокое содержание газовых ионов, возникающих в процессе перезарядки частиц плязмы катодного материала на газовой мишени. Изучены анодные явления. ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 83 рая приобретала вогнутую (близкую к сфе- рической) форму вследствие эрозии. Глубина лунки h в экспериментах изменялась от 0 до 15 мм. При этом температура катода, изме- ряемая хромель-алюмелевой термопарой на расстоянии ≅2 мм от его рабочей поверх- ности, не превышала 130 °С. Результаты исследования плазменных по- токов. Зависимости состава плазмы и плот- ности ионного тока от давления азота в сис- теме, полученные на оси разряда на рассто- янии 30 см от плоскости катода, представ- лены на рис. 2. Ход зависимостей относительного содер- жания частиц Ti+, Ti2+ и Ti3+ в плазме от давле- ния в областях р ≅ (2⋅10–3 ÷ 2⋅10–2) Па и р > 2⋅10–1 Па легко объяснить перезарядкой ионов на молекулах азота [3]. Однако, процесс перезарядки не может привести к наблюда- емому уменьшению содержания ионов Ti+ при соответствующем росте доли частиц Ti2+ в области р ≅ (2⋅10–2 ÷ 2⋅10–1) Па. Анализ зависимостей содержания ионов Ti+ в потоке от давления газа, полученных для частиц, движущихся под различными углами (α) к оси разряда (рис. 3), позволяет сделать заключение о том, что уменьшение доли ионов Ti+ на оси системы в диапазоне р ≅ (2⋅10–3 – 2⋅10–1) Па связано с изменением характера их угловых распределений. В этой области давлений доля ионов Ti+, движу- щихся под углом к оси разряда, растет за счет уменьшения их содержания в приосевой об- ласти системы. Данное обстоятельство обу- словлено отличием угловых распределений ионов Ti+ и Ti2+ [5]: с ростом давления газа на- блюдается «размытие» первоначально узкой диаграммы направленности ионов Ti+, в то время как существенно более широкое угловое распределение ионов Ti2+ в диапазоне давле- ний (5⋅10–4 ÷2⋅10–1) Па изменяется незначи- тельно. Особенностью зависимости плотности ионного тока от давления газа является нали- чие небольшого максимума на кривой Ji(p) при р = 1 Па (рис. 2). Этот максимум наблю- дается в любой точке диаграммы направлен- Рис. 1 Схема эксперимента (а); цилиндрический катод с вогнутой рабочей поверхностью (б). б) Рис. 2. Содержание Ti+, Ti2 и Ti3+ в общем потоке ионов титана и плотность ионного тока на оси разряда (α = 0) в зависимости от давления азота h = 0 ÷2 мм; d = 300 мм. Рис. 3. Зависимость содержания ионов Ti+, движущих- ся под различными углами к оси разряда (α), от дав- ления азота h = 0 ÷ 2 мм; d = 300 мм. а) В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 284 ности ионного тока в плазме в области углов от 0° до 90° и, следовательно, не может быть связан с изменением угла разлета частиц. Рост тока на кривой Ji(p) начинается при давлении ~0,2 Па и происходит исключительно за счет увеличения потока однозарядных ионов титана. Увеличение потока ионов Ti+ сопро- вождается снижением доли частиц Ti2+ в плазме и обусловлено, вероятнее всего, пере- зарядкой двухзарядных ионов титана на моле- кулах азота: Ti2+ + N2 → Ti+ + N2 +. (1) Процесс перезарядки ведет к повышению средней энергии однозарядных ионов титана (рис. 4) за за счет появления в их энерге- тическом спектре группы быстрых частиц, образуемых при перезарядке ионов Ti2+ на молекулах газа. Наблюдаемое повышение средней энергии ионов Ti+ может быть при- чиной увеличения их потока в случае, если заметное влияние на движение частиц в сис- теме оказывает электрическое поле в плазме. Постоянное электрическое поле в плазме пренебрежимо мало в высоком вакууме, од- нако при р ≅ (0,2 ÷ 2) Па ионы, движущиеся в направлении от катода, на участке d = (2,5 ÷ 30) см от его плоскости тормозятся разно- стью потенциалов около 4 В (рис. 5). Т.е. частицы с Ei/Z ≤ 4 эВ (Ei – средняя энергия ионов) удерживаются в объеме раз- ряда электрическим полем и не достигают приемной поверхности зонда. Процесс пере- зарядки двухзарядных ионов титана на моле- кулах азота, приводящий к удвоению значения Ei/Z, может привести к росту суммарного ионного тока в случае заметного содержания в плазме ионов Ti2+ с энергией порядка не- скольких вольт. Анализ энергетических спек- тров ионов [6, 7] действительно указывает на наличие таких частиц в потоке плазмы, гене- рируемой дугой в высоком вакууме. При на- личии газа содержание низкоэнергетичных ионов металла может также существенно воз- расти за счет упругих столкновений, обуслов- ливающих потери энергии частицами титана на молекулах азота. Таким образом, максимум ионного тока при р ≅ 1 Па может быть связан с «прорывом» потен-циального барьера в плазме быстрыми частица-ми Ti+, образующимися в результате перезарядки ионов Ti2+ на молекулах азота. При давлении р ≅ 2⋅10–3 Па в плазме реги- стрируются атомарные ионы азота N +, содер- жание которых зависит от геометрии рабо- чей поверхности катода (рис. 6) содержание ионов N + растет с увеличением глубины впадины (h) на катодной поверхности. Энер- гия ионов N + близка к энергии ионов Ti2+ (рис. 3). Поток атомарных ионов азота возрастает с приближением к поверхности катода. При этом их процентное содержание в общем потоке ионизированных частиц резко умень- Рис. 4. Зависимости средней энергии ионов, отне- сенной к кратности их заряда, от давления азота. h = 0 ÷ 2 мм; d = 300 мм. Рис. 5. Распределение потенциала плазмы вдоль оси разряда р = 5⋅10–4 Па (1), р = 2 Па (2), h = 0 ÷ 2 мм. ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 85 шается для катода с плоской рабочей поверх- ностью (h = 0). Эти факты позволяют сделать заключение о том, что обнаруженные ионы N + генери- руются на катоде разряда при горении катод- ного пятна на включениях нитрида титана, синтезируемого при взаимодействии матери- ала катода с поступающим в разрядный про- межуток газом. Зависимость содержания ионов N + от гео- метрии катода связана с тем, что в реакцию синтеза TiN вступает титан, конденсируемый на поверхности катода из плазменного пото- ка, генерируемого катодным пятном дуги. Ус- ловия осаждения ионизированного потока титана на катодную поверхность, а, следова- тельно, и образования нитридов на этой по- верхности, улучшаются с увеличением глу- бины впадины h. РАДИАЛЬНЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ПОТОКИ При изучении характеристик плазменных по- токов, генерируемых дуговым разрядом в присутствие газа в межэлектродном проме- жутке с помощью спектроскопической мето- дики [4, 8] в объеме зарегистрированы моле- кулярные ионы азота N2 + , возникающие вследствие перезарядки частиц металла на молекулах газа [3]. Однако, для случая плоских и выпуклых ка- тодов, масс-спектрометрические исследова- ния не обнаруживают ионов напускаемого в разрядный промежуток газа движущихся вдоль оси разряда в направлении от катода вакуумно-дугового устройства [3]. Данное противоречие результатов, получаемых раз- личными методиками, может быть связано с отсутствием в проведенных измерениях учета возможного отличия направлений преиму- щественного распространения потока метал- лической плазмы и частиц ионизированного газа. В настоящем разделе проведены масс- спектрометрические исследования потоков плазмы, генерируемой вакуумной дугой в присутствие газа, включающие анализ ионов, движущихся как в продольном, так и в попе- речном относительно оси разряда направ- лениях. Измерения проводили на установке с ис- точником плазмы с магнитным удержанием катодного пятна. [9]. Плазменный поток, ге- нерируемый дугой с титановым катодом, по- ступал в вакуумную камеру через линейную плазмооптическую систему [10], однако в здесь приведены данные, полученные в от- сутствие фокуси-рующего магнитного поля. Расстояние между выходным торцом плазмо- оптической системы и входной диафрагмой масс-спектрометра при изучении как про- дольного, так и поперечного компонентов плазменного потока составляло 40 см. Изме- рения проводили в присутствие в системе аргона или азота. Ток дугового разряда был равен 110 А. В качестве катодного материала исполь-зовали титан ВТ-1. Зависимости состава плазмы от давления аргона в объеме вакуумной камеры в диапа- зоне р ~ 1⋅10–3 – 2 Па, представлены на рис. 7 [16]. Проведенные измерения свидетельствуют об отсутствии в плазменном потоке ионов га- за, движущихся вдоль оси системы в направ- лении от катода разряда. Однако, при анализе частиц, движущихся в поперечном, относи- тельно оси системы направлении, ионы Ar+ регистрируются во всем исследуемом диапа- зоне давлений. Зависимость Ii(p) для ионов Рис. 6. Зависимости содержания атомарных ионов азо- та в плазменном потоке на оси разряда от давления газа d = 100 мм (1, 3); d = 300 мм (2, 4); h = 13 ÷ 15 мм (1, 2); h = 9 ÷ 11 мм (3); h = 13 ÷ 15 мм (4). В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 286 Ar+ имеет два явно выраженных максимума различной интенсивности: первый, неболь- шой – при p ≈ 10–2 Па,и второй, существенно более интенсивный – при p ≈ 1 Па. Наблюдаемый характер зависимости Ii(p) для ионов аргона связан, по-видимому, о том, что при различных давлениях частицы Ar+ образуются в результате взаимодействия ато- мов газа с ионами титана различной кратно- сти заряда. В области p ≈ 10–3 – 10–1 Па рост содержания ионов аргона, движущихся в по- перечном относительно оси разряда направ- лении, сопровождается уменьшением содер- жания частиц Тi3+ в приосевой части плаз- менного потока. Данное обстоятельство по- зволяет сделать заключение о том, что при p ≈ 10–3 – 10–1 Па основным процессом, обу- словливающим появление ионов Ar+ в плаз- ме является перезарядка частиц Тi3+ в газе: Ti3+ + Ar → Ti2+ + Ar. (2) Содержание ионов Тi2+ и Тi+ на оси разряда в данной области давлений уменьшается в существенно меньшей степени и связано, в основном, не с перезарядкой, а с упругим рас- сеянием частиц плазменного потока на ато- мах аргона. Следствием рассеяния плазмен- ного потока является рост содержания ионов Тi2+ и Тi+ в плазме, движущейся по нормали к оси системы. В области давлений p ~10–1– 2 Па основ- ным процессом, ответственным за появление ионов газа в плазме становится перезарядка двух и однозарядных ионов титана: Ti2+ + Ar → Ti+ + Ar+, (3) Ti+ + Ar → Ti + Ar+. (4) Эти реакции обусловливают рост потока ионов аргона в поперечном, относительно оси разряда направлении. Данное явление сопровождается уменьшением потоков час- тиц Тi2+ и Тi+, движущихся как вдоль оси системы, так и в направлении преимущест- венного распространения ионов Ar+. При этом, вследствие более высокого содержа- ния ионов Тi2+ в первичном плазменном по- токе [6], основным процессом, определяю- щим генерацию частиц Ar+, является реакция (3). Характер зависимостей состава плазмы от давления азота в системе (рис. 8) аналогичен приведенным на рис. 7 для аргона. При этом, кроме молекулярных ионов N2 +, обнару- женных ранее с помощью спектроскопи- ческой методики [8], в плазме регистрируют- ся атомарные ионы N +. Рис. 7. Зависимости состава плазмы от давления аргона для частиц, движущихся в продольном а) и попереч- ном б) направлениях. Рис. 8. Зависимость состава плазмы (а) и средней энер- гии ионов (б) от давления азота а) б) а) б) ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 91 В качестве катодного материала исполь- зовался титан. Диаметр катода в обоих ус- тройствах составлял 60 мм рабочие газы – азот, ацетилен, воздух и смесь азота с ацети- леном. Ток дуги был равен 110 А. Распреде- ление ионных токов и потенциала плазмы в дрейфовом пространстве изучали зондовыми методами. Одиночный ленгмюровский зонд, испо- льзуемый нами для измерений частоты коле- баний плазмы, имел размер токоприемной поверхности ≈0,5 см, что позволяло эффек- тивно регистрировать колебания с волновы- ми векторами в диапазоне k ≤ kmax (24). По порядку величины оценка (25), полученная для значений параметров Ni/ni ≅ 0,3, rd ≅10–2 см, u ≅ ve = 5⋅107 см/с, хорошо совпадает с измерениями частоты колебаний плазмы ω ≡ 2πf (рис. 12). Из (22) следует, что соотношение u/ve, экспоненциально быстро уменьшается с уве- личением Ni/ni, т.е. с ростом давления газа (см. (11)). В свою очередь резкое уменьшение и/ve, приводит к экспоненциально быстрому возрастанию частоты колебаний ωmax (20): ωmax ~ exp(N0/N1) 5/2, (26) где значение концентрации частиц газа 13 2152 0 0 10 104~161 ⋅⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ σ σ ≅= ea s T eEL k v L NN см–3 (27) соответствует выполнению условия u ≅ ve. Однако слишком большое увеличение ωmax сопровождается соответствующим увеличе- нием kmax (19), так что используемый нами зонд перестает регистрировать столь коротко- волновые колебания. Ограничиваясь в этом случае волновыми векторами k ≤ 5 и осно- вываясь на (15), можно показать, что с удале- нием от порога возбуждения неустойчивости частота колебаний, регистрируемых зондом, перестает возрастать и должна оставаться на уровне: 805 2 1 ≅ π ≅ i i s n Nvf кГц. Такой характер зависимости частоты коле- баний от давления газа хорошо согласуется с результатами эксперимента (рис. 13). Рис. 13. Зависимость частоты колебаний от давления газа в объеме (расстояние до плоскости катода l = 10 см): 1 – N2, 2 – воздух. Рис. 12. Частотные спектры колебаний (в отн. ед.), полу- ченные при различных давлениях воздуха р (Па): 1 – 0,4; 2 – 5,5; 3 – 6. Расстояние до плоскости като- да – 10 см. Начало отсчета частоты сдвинуто на 30 кГц, цена деления – 5 кГц. В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 292 Как уже отмечалось выше, выполнение ус- ловия vei ≤ e\|∂ϕ/∂r\|/meve, приводит к тому, что первое слагаемое в правой части выражения (21) превосходит второе даже при u ≅ ve. С появлением ионно-звуковой неустойчиво- сти и увеличением величины vT сила трения, действующая на ионы газа, должна скомпен- сировать электрическую силу ( )( )0=++ uvvmEe Teie � � . В этом случае ионы газа останутся холодными (с температурой по-рядка температуры нейтрального газа) и вследствие этого будут быстро накапливаться в объе-ме разрядного промежутка. В свою очередь резкое увеличение поло- жительного объемного заряда приведет к по- явлению потенциальной ямы для электро- нов. На наш взгляд, именно этими причина- ми объясняется внезапное появление немо- нотонной зависимости электрического по- тенциала от координаты, скоррелированное с появлением колебаний, регистрируемых зондом (рис. 14). С этим же эффектом можно связать и рез- кое повышение напряжения на разряде, со- провождающееся появлением положитель- ного анодного падения (по данным измере- ний пространственного распределения по- тенциала плазмы), которое наблюдается при достижении значений давления газа, соот- ветствующего появлению колебаний в плаз- ме (рис. 15). При этом накопление частиц в объеме раз- рядного промежутка ведет к понижению их концентрации у анода, что во всех случаях яв- ляется причиной роста анодного падения по- тенциала. Зависимость давления газа, соот- ветствующего появлению колебаний в плаз- ме и росту падения напряжения на разряде, от рода газа связана, очевидно, с отличием значений σ0 и k0 для различных газов и га- зовых смесей, которые по (15) определяют по- рог развития неустойчивости в системе. Однако в стационарном режиме дуги, при постоянной скорости генерирования плазмы в катодном пятне (КП), одно лишь перерас- пределение концентрации частиц в меж- электродном пространстве само по себе не может рассматриваться как условие доста- точное для изменения потока заряженных частиц на поверхность анода. Вместе с тем, неустойчивость и связанное с ней пере-рас- пределение пространственных зарядов могут стимулировать процессы диффузионных потерь частиц на стенках пассивных элемен- Рис. 14. Плотность ионного тока (а) и потенциал плазмы (б) в зависимости от расстояния до катода: РN2 = 2⋅10–3 (1), 2⋅10–1 (2) и 2 Па (3). а) б) Рис. 15. Зависимость падения напряжения на разряде от давления газа: 1 – С2Н2; 2 – воздух, 3 – N2; 4 – Аr. ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 93 тов системы или/и процессы их рекомбина- ции в дрейфовом пространстве. Как то, так и другое ведет к снижению проводимости плазмы, повышению напряжения горения разряда и, в конечном счете, может заверши- ться переходом дуги в режим с положитель- ным анодным падением (Ua) потенциала. Распределения плотности ионного тока Ji и потенциала ϕ плазмы вдоль оси источника плазмы с автостабилизацией катодного пятна (рис. 11а), полученные при различных давле- ниях азота, представлены на рис. 14. Приве- денные зависимости свидетельствуют о том, что при переходе дуги в режим с положи- тельным анодным падением Ua, кроме изме- нения характера распределения потенциала плазмы, происходит резкое уменьшение плотности ионного тока в объеме разряда. Уменьшение Ji сопровождается существен- ным возрастанием ионного и электронного токов на вспомогательный электрод 2 (рис. 16). При этом на аноде возникают ярко светящиеся пятна полусферической формы; количество пятен на аноде увеличивается с ростом давления газа (рис. 17). Зависимости, представленные на рис. 15 и 16 с учетом данных теоретических иссле- дований свидетельствуют в пользу предпо- ложения о том, что ограничение анодного то- ка при переходе дуги в режим с положитель- ным Ua связано с перераспределением плаз- менных потоков в устройстве, которое, в свою очередь, обусловлено изменением структуры электрического поля в плазме при возбужде- нии неустойчивости ионно-звукового типа. Уменьшение ионного и электронного токов на вспомогательный электрод 2 в ацетилене при р ≥ 5 Па (рис. 16)можно объяснить уси- лением рекомбинационных процессов, ско- рость которых особенно велика в связи с при- сутствием в плазме молекулярных ионов газа, возникающих при перезарядке ионов металла на частицах газа. В рассматриваемых усло- виях рекомбинация носит, по-видимому, дис- социативный характер, поскольку этот про- цесс обладает значительно большей скоро- стью, чем другие типы рекомбинации [12]. Учитывая, что в ограничении анодного тока определяющая роль принадлежит пере- распределению потоков частиц на электро- ды устройства, следует ожидать, что условия перехода дуги в режим с положительным анодным падением в существенной мере зависят от конструкции вакуумно-дугового устройства. Так, в устройстве с магнитной фокусиро- вкой плазменного потока (рис. 11б) давление б)а) г)в) Рис. 17. Анодные пятна: РN2 = 20 (а); 23 (б); 30 (в) и 40 Па (г). а) б) Рис. 16. Ионный (а) и электронный (б) токи на вспомо- гательный электрод в зависимости от давления азота (1), воздуха (2) и ацетилена (3). В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 294 газа, соответствующее такому переходу, зави- сит от способа подключения электрода 3. Ес- ли электрод «оторван» от камеры и находится под «плавающим» потенциалом, переход про- исходит при существенно меньшем давлении (р = 1 Па). При этом величина порогового давления, не зависит ни от внешнего магнит- ного поля, ни от наличия добавки ацетилена в азоте. В этом случае электрод 3 является дополнительной поверхностью, на которой происходит рекомбинация частиц, рассеивае- мых неустойчивостью (рис. 18). Отметим, что воздействие дополнитель- ного электрода на характер анодных процес- сов в дуговом разряде ранее изучено в работе [16]. При этом установлено, что изменение знака Ua (с отрицательного на положитель- ный) происходит только при более высоком (по сравнению с плавающим) потенциале данного электрода. Причиной перехода дуги в режим с положительным Ua в этих услови- ях является снижение средней энергии элект- ронов за счет отбора быстрых частиц допол- нительным электродом. Это обусловливает уменьшение плотности хаотического тока электронов на анод разряда Jx= eneve/4 (e – элементарный заряд; ne,, ve – концентрация и скорость электронов соответственно. Переход дуги в режим с положительным анодным па- дением происходит при Jx < Ja (Ja = I/Sa , где I – разрядный ток, Sa – площадь токоприемной поверхности анода). В случае, когда электрод 3 электрически соединен с вакуумной камерой, изменение знака Ua (и повышение напряжения на раз- ряде) в азоте происходит только при наличии внешнего магнитного поля и добавлении в азот ацетилена при р ≥ 5 Па (рис. 18). при- сутствие ацетилена в этом случае обеспечи- вает уменьшение электронного тока на анод за счет рекомбинации молекулярных ионов этого газа (см. выше). Магнитное поле повы- шает эффективность взаимодействия исход- ного плазменного потока с частицами газа, а также удерживает заряженные частицы на оси разряда, затрудняя их поступление на анодную поверхность. ВЫВОДЫ 1. При наличии газа в объеме разрядного промежутке заметное влияние на харак- теристики потока плазмы, измеряемые на оси системы, оказывают трансформации угловых распределений ионизированных частиц, существенным образом отличаю- щиеся для ионов различной кратности заряда (в частности для Ti2+ и Ti+). 2. Характер зависимости ионного тока от давления газа в существенной мере опре- деляется процессом перезарядки много- зарядных ионов металла на молекулах азо- та, приводящим к росту средней энергии ионов, отнесенной к кратности их заряда и изменяющей общий поток частиц в сис- теме, движущийся в тормозящем электри- ческом поле. 3. В присутствии азота стационарная дуга с вогнутым титановым катодом генерирует атомарные ионы газа с энергией порядка энергии ионов металла, образующиеся на поверхности катода пятном, горящим на включениях нитрида титана; концентра- ция ионов азота зависит от геометрии катода и давления газа. 4. Наблюдаемое в эксперименте уменьшение температуры электронов с ростом давле- ния газа в объеме связано со срывом буне- мановской неустойчивости, являющейся мощным источником нагрева электронов в электрическом поле, которое существует в положительном столбе вакуумной дуги. 5. Наличие ионов газа в объеме разрядного промежутка вакуумной дуги, возникаю- а) б) Рис. 18. Напряжение на в зависимости от давления азота (а) и смеси N2+10% C2H2 при разомкнутом (1, 2) и замкнутом (3, 4), Hf = 0 (1, 4), Hf = 80 Э (2, 3). ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 95 щих при взаимодействии потока плазмы, генерируемой катодным пятном, с час- тицами газа, ведет к появлению неустой- чивости ионно-звукового типа. 6. Неустойчивость имеет порог по давле- нию, зависящий от рода газа. 7. Появление ионно-звуковой неустойчи- вости ведет к накоплению частиц в объеме и недостатку их в анодной области раз- ряда, обусловливающему возникновение положительного анодного падения 8. Уменьшение анодного тока при переходе дуги в режим с положительным анодным падени-ем связано, в основном, с уходом частиц на электроды, не участвующие в токопереносе. В ацетилене и при наличии его добавок в азоте существенными явля- ются рекомбинационные процессы в плазме. Условия перехода дуги в рассмат- риваемый режим зависят от геометрии и взаимного расположения электродов в вакуумно-дуговом устройстве. Наличие внешнего магнитного поля способствует переходу дуги в режим с положительным анодным падением. 9. Ионы газа, образующиеся при взаимо- действии плазмы вакуумной дуги с га- зовой мишенью, движутся преимущест- венно в поперечном, относительно оси исходного плазменного потока, направ- лении. Т.е. основным фактором, опреде- ляющим движение ионов в этих условиях, является рассеяние частиц на большие углы, характерное для процессов пере- зарядки. Кроме образования молекуляр- ных ионов, в присутствие азота проис- ходит генерация атомарных ионов азота, доля которых в некоторых случаях пре- вышает содержание заряженных молекул газа. 10.Процессы перезарядки в рассматривае- мых экспериментальных условиях со- провождаются передачей ионам газа зна- чительной кинетической энергии на уровне от единиц до десятка электроно- вольт. ЛИТЕРАТУРА 1. Аксенов И.И., Андреев А.А. Покрытия, по- лученные конденсацией плазменных потоков в вакууме (способ конденсации с ионной бом- бардировкой) // УФЖ. – 1979. – T. 24, № 4. – C. 515-525. 2. Толок В.Т., Падалка В.Г. Методы плазменной технологии высоких энергий // Атомная энер- гия.– 1978. – T. 44. – C. 476-479. 3. Демиденко И.И., Ломино Н.С., Овчарен- ко В.Д., Падалка В.Г., Полякова Г.Н. Изучение состояния плазмы титановой ваку- умной дуги // Химия вы-соких энергий. – 1986. – T. 20, № 6. – C. 538-540. 4. Аксенов И.И., Антуфьев Ю.П., Брень В.Г., Падалка В.Г., Попов А.И., Хороших В.М. Вли- яние замагниченности электронов плазмы вакуумной дуги на кинетику реакций синтеза нитридсодер-жащих покрытий // ЖТФ. – 1981. – T. 51, Вып. 2. – С. 303-309. 5. Хороших В. М., Аксенов И.И., Коновалов И.И. О структуре плазменных струй, генери- руемых катодным пятном вакуумной дуги // ЖТФ. – 1988. –Т. 58, Вып. 6. – С. 1220-1221. 6. Aksenov I.I., Khoroshikh V.M., The influence of nitrogen on the erosion plasma ion component in a va-cuum-arc sources// Proc. 18 ISDEIV. – Vol. 2.– Eindhoven (The Netherlands). – 1998. – P. 573-576. 7. Aksenov I.I., Khoroshikh V.M., The influence of nitrogen on the erosion plasma ion component in a vacuum-arc sources// Proc. 18 ISDEIV. – Vol. 2.– Eindhoven (The Netherlands). – 1998. – P. 573-576 8. Демиденко И.И., Ломино Н.С., Овчарен- ко В.Д., Падалка В.Г., Полякова Г.Н. О меха- низме ионизации реакционного газа в ваку- умно-дуговом разряде//ЖТФ. – 1984. – T. 54, Вып. 8. – C. 1534-1538. 9. Аксенов И.И., Падалка В.Г., Хороших В.М. Исследование плазменного потока, генери- руемого стационарным эрозионным электро- дуговым ускорителем с магнитным удержа- нием катодного пятна//Физика плазмы. – 1979. – T. 5, Вып. 3. – C. 607-612. 10. Аксенов И.И., Падалка В.Г., Толок В.Т., Хоро- ших В.М. Исследование движения потоков плазмы вакуумной дуги в линейной протя- женной плазмо-оптической системе//Физика плазмы. – 1980. –T. 6, Вып. 4. – C. 918-924. 11. Аксенов И.И., Коновалов И.И., Падалка В.Г., Сизоненко В.Л., Хороших В.М. Неустой- чивости в плазме вакуумной дуги при наличии газа в разрядном промежутке//Физика плаз- мы.– 1985. – T. 11, Вып. 11. – С. 1373-1379. 12. Хастед Дж. Физика атомных столкновений. – М.: Мир, 1965. – 583 с. В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE , 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 296 ПЛАЗМА ВАКУУМНОЇ ДУГИ ПРИ НАЯВНОСТІ ГАЗУ В РОЗРЯДНОМУ ПРОМІЖКУ Хороших В.М. Приведено результати досліджень взаємодії плаз- мових потоків із газовою мішенню. Встановлено, що на параметри цих потоків помітний вплив можуть справляти: (1) зміни властивостей катодної поверхні (2) різний характер деформації кутових розподілів по-токів іонів із різною кратністю заряду. Вив-чено радіальні потоки часток. Вивчено ано-дні явища. VACUUM ARC PLASMA IN PRES- ENCE OF GAS IN DISCHARGE AMBIENT Khoroshikh V.M. The investigations results of plasma fluxes interac- tion with gas target have been introduced. The radial flows of particles were investigated. The high con- tent of gas ions caused by charge exchange processes of the metal plasma particles on the gas target was found. The anode phenomena have been studied. 13. Аксенов И.И., Коновалов И.И., Падалка В.Г., Сизоненко В.Л., Хороших В.М. Неустойчиво- сти в плазме вакуумной дуги при наличии га- за в разрядном промежутке // Физика плаз- мы. – 1985.– T. 11, Вып. 11. – С. 1380-1384. 14. Галеев А.А., Сагдеев Р.З. Нелинейная теория плазмы//Вопросы теории плазмы.– М.: Атом- издат, 1973. – C. 3-51. 15. Быченков В.Ю., Силин В.П. Об угловом рас- пределении ионно-звуковой турбулентности плазмы // Докл. АН СССР. – 1981.– Т. 260, № 5. – С. 1090-1092. 16. Клярфельд Б.Н., Неретина Н.А. Анодная область в газовом разряде при низких дав- лениях. III. Возникновение на аноде дополни- тельных плазм (анодные пятна) // ЖТФ. – 1960. – T. 30, Вып. 2. –C. 186-198. ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ В ПРИСУТСТВИЕ ГАЗА В РАЗРЯДНОМ ПРОМЕЖУТКЕ

Плазма вакуумной дуги в присутствие газа в разрядном промежутке

Репозитарії

Схожі ресурси