Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков

Изучены плазмооптические свойства электромагнитных систем транспортировки плазмы. Показано, что они определяются, в основном, структурой электрического поля в плазме и слабо зависят от магнитного поля, удовлетворяющего условию замагниченности электронного компонента плазмы...

Full description

Saved in:

Bibliographic Details
Published in:	Физическая инженерия поверхности
Date:	2005
Main Authors:	Белоус, В.А., Хороших, В.М.
Format:	Article
Language:	Russian
Published:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2005
Online Access:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98730
Tags:	Add Tag No Tags, Be the first to tag this record!
Journal Title:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Cite this:	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков / В.А. Белоус, В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 108–126. — Бібліогр.: 27 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1860140707360014336
author	Белоус, В.А. Хороших, В.М.
author_facet	Белоус, В.А. Хороших, В.М.
citation_txt	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков / В.А. Белоус, В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 108–126. — Бібліогр.: 27 назв. — рос.
collection	DSpace DC
container_title	Физическая инженерия поверхности
description	Изучены плазмооптические свойства электромагнитных систем транспортировки плазмы. Показано, что они определяются, в основном, структурой электрического поля в плазме и слабо зависят от магнитного поля, удовлетворяющего условию замагниченности электронного компонента плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено, что концентрация газовых ионов резко возрастает при наличии магнитного поля, соответствующего условиям замагниченности электронного компонента плазмы. Вивчені плазмооптичні властивості електромагнітних систем транспортування плазми. Показано, що вони визначаються, в основному, структурою електричного поля в плазмі й слабко залежать від магнітного поля, що задовольняє умові замагнічення електронного компонента плазми. Досліджено радіальні потоки частинок. Виявлено, що концентрація газових іонів різко зростає при наявності магнітного поля, що відповідає умовам замагнічення електронного компонента плазми. Plasmaoptical properties of electromagnetic plasma transportation systems are studied. It is shown, that they are determined, basically, structure of an electric field in plasma and poorly depend on a magnetic field, satisfying to a condition of plasma electronic component magnetising. Radial streams of particles are investigated. It is revealed, that concentration of gas ions sharply increases at presence of the magnetic field corresponding conditions of electronic component of plasma magnetising.
first_indexed	2025-12-07T17:49:21Z
format	Article
fulltext	ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2108 ВВЕДЕНИЕ Одной из основных проблем, возникающих при практическом использовании вакуумно- го дугового разряда, является управление по- током плазмы – его фокусировка, очистка от нейтральных атомов и макрочастиц, сканиро- вание и т. п. Решение этой задачи осложня- ется тем, что ионный компонент плазмы ваку- умной дуги составляют хотя и относительно медленные, (v ~ 104 м/с), но, в большинстве случаев, тяжелые ионы, и управление пото- ком такой плазмы, осуществляемое в условиях замагниченности ионов, требует создания достаточно сильных стационарных магнит- ных полей. Более перспективным, поэтому является применение различных систем плазменной оптики, действие которых осно- вано на проникновении внешнего электриче- ского поля в объем плазмы в условиях за- магниченности электронного компонента и наличия замкнутого электронного тока Холла. Вопросам, связанным с динамикой пото- ков плазмы стационарного дугового разряда низкого давления в магнитном поле посвящен обширный цикл исследований, обобщенный в работе [1]. Однако, при анализе результатов не учитывались полученные позднее данные о структуре плазменных потоков; расчет дви- жения потока плазмы в криволинейных сис- темах проводился на основе упрощенных мо- делей, дающих представление только о качес- твенной картине процесса. Практически не исследованы прямолинейные системы сепа- рации плазмы, а также не изучены многоком- понентные системы формирования плазмен- ных потоков. Данная работа посвящена ана- лизу этих вопросов. ЗАРЯДОВЫЙ СОСТАВ И ЭНЕРГИЯ ИОНОВ ПЛАЗМЫ ВАКУУМНО-ДУГО- ВОГО РАЗРЯДА В ЛИНЕЙНОЙ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ СИСТЕМЕ Ранее было предложена вакуумно-дуговая система с источником плазмы с магнитной стабилизацией катодного пятна и с фокуси- ровкой генерируемого потока эрозионной плазмы [2]. Система нашла широкое приме- нение в практике осаждения покрытий ва- куумно-дуговым методом. Проведенные ис- следования [3] позволили установить меха- низм фокусировки плазменного потока в сис- теме. Однако полученных при этом данных недостаточно для выявления факторов, опре- деляющих характер зависимости зарядового состава ионного компонента потока от маг- нитного поля. Между тем, выявление этих факторов было бы крайне полезным при создании полной физической модели про- цесса формирования плазменных потоков в системах осаждения покрытий вакуумно-ду- говым методом. Недостаточно изучено также взаимодействие плазменных потоков с га- зом. В этой связи нами были проведены до- полнительные экспериментальные исследо- вания. Результаты исследований и их интер- претация приведены в данном разделе. Влияние напряженности и структуры ма- гнитного поля на параметры плазмы в высо- ком вакууме. Схема эксперимента представ- лена на рис. 1а. Исследуемое устройство УДК 537.525.5 ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ В.А. Белоус, В.М. Хороших Институт физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ (Харьков) Украина Поступила в редакцию 30.03.2005 Изучены плазмооптические свойства электромагнитных систем транспортировки плазмы. Показано, что они определяются, в основном, структурой электрического поля в плазме и слабо зависят от магнитного поля, удовлетворяющего условию замагниченности электронного компонента плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено, что концентрация газовых ионов резко возрастает при наличии магнитного поля, соответствующего условиям замагниченности электронного компонента плазмы. ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 109 содержит цилиндрический титановый катод (1) диаметром 60 мм; водоохлаждаемый цилиндрический анод (2) с внутренним диа- метром 210 мм и длиной 240 мм; катушку (3) для создания магнитного поля, удерживаю- щего катодное пятно на поверхности рабочего торца катода; фокусирующий соленоид (4). Исследуемые плазменные источники и диагностические элементы располагали в ва- куумной камере (на рисунке не показана), от- качиваемой паромасляным диффузионным насосом с азотной ловушкой. Рабочий вакуум в системе 5 – 10-4 Па. Ток дуги во всех измере- ниях был равен 100 А. Напряженность маг- нитного поля, создаваемого фокусирующим соленоидом, измерялась на оси соленоида в его средней части. Относительное содержание (β) частиц Ti+ и Ti2+, плотность их токов Ii, и отношение ZEi / ( iE – средняя энергия ионов, Z – крат- ность их заряда) на оси системы в зависи- мости от напряженности фокусирующего магнитного поля Нф приведены на рис. 2 [4]. (В экспериментах не учитывались ионы Ti3+, доля которых в рассматриваемых условиях не превышала нескольких процентов). При анализе представленных графиков обращает на себя внимание то, обстоятельст- во, что положение максимумов кривых β(Нф) и Ii(Нф) совпадает с положением минимумов зависимостей ZEi / от магнитного поля. Из этого следует, что характер зависимостей β(Нф) и Ii(Нф) определяется условиями про- хождения и фокусировки низкоэнергетичных частиц. Представленные на рис. 2 кривые можно объяснить, анализируя изменяемые в процес- се фокусировки угловые распределения для ионов различной кратности заряда 2 и за- висимости средней энергии ионов от угловой координаты. Данные об угловых распреде- лениях ионов с различными Z для исходного потока частиц, генерируемого дугой в отсут- ствие фокусировки, приведены в работе [5]. Проведенные эксперименты обнаруживают заметные отличия угловых распределений для ионов различной кратности заряда. При этом угол разлета однозарядных ионов существен- Рис. 1. Схема эксперимента. Пунктирной линией пока- зан примерный вид эквипотенциальной линии Е - поля в анодной области для Нф < Нф кр (а), Нф H ≈ Нф кр (б) и Нф > Нф кр (в). а) б) в) Рис. 2. Относительное содержание (β) ионов Ti+ и Ti2+, плотность их токов ji и отношение средней энергии к кратности заряда частиц ZEi / на оси системы в зави- симости от магнитного поля Нф. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2110 но меньше, чем для частиц с более высокой кратностью заряда. Зависимости средней энергии ионов Ti+ и Ti2+ от угловой координа- ты также приведены. Представленные кри- вые свидетельствуют о снижении средней энергии для частиц, движущихся под малыми углами. Средняя энергия однозарядных ионов в потоке, направленном вдоль плоскости ка- тода, вдвое меньше, чем в части потока, ис- пускаемого вдоль оси разряда; для ионов Ti2+ энергии частиц, движущихся в указанных двух направлениях, отличаются примерно в 1,5 раза. Располагая данными об угловых распреде- лениях ионов и зависимостями их энергии от угловой координаты, характер кривых, представленных на рис. 2, можно связать с влиянием следующих факторов. В области малых значений Нф (область 1) наблюдаемый рост тока ионов Ti+ и Ti2+ сопровождается уменьшением их средней энергии. При этом за счет большого значения производной dIi/dHф относительное содержание двухзаряд- ных ионов титана в потоке возрастает. Доля ионов Ti2+ в сфокусированном потоке во всем исследованном диапазоне Нф превышает их долю в потоке, движущемся в отсутствие фо- кусирующего поля (Нф = 0). Наблюдаемый характер зависимостей β, ZEi / , и Ii от Нф связан с тем, что в области 1, отличающейся малой напряженностью ра- диального электрического поля в устройстве [2], происходит фокусировка низкоэнергетич- ных частиц. Такие частицы поступают на ось устройства со всего потока, в том числе и из той его части, которая испускается катодным пятном под малыми углами. При этом по- вышение доли ионов Ti2+ в потоке связано с меньшими значениями ZEi / для этих частиц, а также с тем, что генерируемый катодным пятном дуги суммарный поток частиц Ti2+, имеющих более широкую диаграмму направ- ленности, превышает суммарный поток ионов Ti+. С ростом напряженности магнитного поля (область II) происходит уменьшение произ- водной dIi/dHф для ионов Ti+ и Ti2+, связанное с отражением низкоэнергетичных частиц продольной составляющей электрического поля. Уменьшение содержания в потоке ионов малых энергий, ведет к росту средней энергии частиц. Продольная составляющая электрического поля, эквипотенциалями ко- торого являются силовые линии магнитного поля [2], появляется в системе за счет того, что топография магнитного поля в устройст- ве определяется суперпозицией полей стаби- лизирующей и фокусирующей катушек. При превышении Нф некоторого его критического значения Нфкр, на стыке катушек появляется «провал» магнитного поля, обусловливаю- щий появление продольной составляющей электрического поля Еz, которая отражает ионы в сторону катода (рис. 1в). В области III рост ионных токов частиц Ti+ и Ti2+, происходит вследствие фокусировки основной части потока, распространяюще- гося из катодных пятен в виде струи с углом раскрытия 40 – 60°. Фокусировка этой части потока также сопровождается уменьшением средней энергии ионов, которое обусловлено ростом содержания низкоэнергетичных ионов Ti+ и Ti2+, в потоке, в большей степени подверженных воздействию радиального электрического поля Ег. В области относительно больших магнит- ных полей (область IV), также как и в области II, уменьшение ионных токов частиц Ti+ и Ti2+ связано с их отражением возрастающим про- дольным электрическим полем в анодной об- ласти устройства. Снижение относительного содержания ионов Ti2+ в потоке обусловлено бо-лее низким (по сравнению с ионами Ti+) значением для этих частиц. Влияние магнитного поля на процессы вза- имодействия потоков металлической плазмы с газом. Анализ ионов на оси системы не выя- вил существенных отличий в характере зави- симостей состава плазмы и энергии ионов от давления газа, получаемых в отсутствие и при наличии магнитного поля в системе. Однако, для радиальных плазменных потоков влияние магнитного поля весьма существенно. На рис. 3 [6] представлены зависимости тока атомарных и молекулярных ионов азота в зависимости от индукции внешнего магнит- ного поля. ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 111 Из приведенных кривых следует, что нали- чие внешнего магнитного поля ведет к сущес- твенному увеличению содержания ионов азо- та, движущихся по нормали к оси разряда. От- метим, что в полях напряженностью Н ≥ 75Э содержание атомарных ионов N+ превышает содержание молекулярных ионов N2 +. Повышение содержания частиц N2 + и N+, наблюдаемое в присутствии магнитного поля Н >10Э, связано с увеличением эффективнос- ти взаимодействия замагниченных электро- нов плазмы с частицами газа [7]. Замагничивание электронов эквивалентно повышению эффективного давления газа на величину ∆P, связанную с магнитным полем H, массой me и температурой Te электрона со- отношением [8]. 2 1 ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛=∆ P H Tm C P P ee , (1) где C1 – константа. Вероятность We неупругого взаимодейст- вия электронов с частицами газа представим в виде [8]: We ~ ΣneP〈σe(ve)ve〉, (2) где ne – концентрация электронов соответст- венно, σe(ve) – сечение неупругого взаимодей- ствия электрон-молекула (или атом) газа, ve – относительная скорость электрона и частицы газа. Суммирование ведется по всем видам неупругих взаимодействий электрон-частица газа. Из (1) и (2) следует, что вероятность неуп- ругого рассеяния электронов на молекулах является функцией напряженности магнит- ного поля Н: We ~ ∑neP[1 + C/meTe(H/P)2] 〈σe(ve)ve〉. (3) В рассматриваемых условиях эффектив- ность ионизации газа электронным ударом мала. Однако изменение состояния газа (на- пример, вследствие перехода в возбужденное состояние, вероятность которого достаточно высока [10]) существенно влияет на процес- сы взаимодействия с ним потока ионов ме- талла, генерируемого катодным пятном дуги. В этом случае как в молекулярном (рис. 3), так и в атомарном (рис. 4) газах, увеличива- ется скорость реакции перезарядки много- зарядных ионов металла на частицах газа. Наличие двух максимумов на кривых Ii(р) для аргона (рис. 4) связано с тем, что в облас- ти малых давлений образование частиц Ar+ и Ar2+ обусловлено с перезарядкой трехзаряд- ных ионов титана на атомах и однозарядных ионах аргона соответственно. При повышении давления преобладаю- щим процессом образования ионов Ar+ стано- вится перезарядка одно- и двухзарядных ионов металла на нейтральных атомах газа. При регистрации ра-диальных потоков ионов масс-спектрометром, входная диафрагма Рис. 4. Влияние магнитного поля на характер зависи- мостей состава плазмы от давления аргона. Рис. 3. Радиальные потоки ионов азота. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2112 которого расположена на фиксированном расстоянии от выходного среза анода источ- ника плазмы, с изменением давления газа об- ласти максимальной концентрации ионов, генерируемых в результате указанных двух процессов, перемещаются вдоль оси системы. Этим и обусловливается наблюдаемый ха- рактер кривых Ii(р) для аргона (рис. 3) и азота (рис. 4). ДИНАМИКА ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ В КРИВОЛИНЕЙНОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ Ранее движение ионов в криволинейной плазмо-оптической системе, выполненной в виде четверти, тора исследовалось в прибли- жении параксиального пучка [11]. Принимае- мое при этом распределение ионов по скоро- стям отличалось от измеренного эксперимен- тально; влияние магнитного поля на динами- ку частиц также не учитывалось. Ввиду этих упрощающих допущений, результаты расче- тов только качественно соответствовали дан- ным эксперимента. В настоящем разделе приведены резуль- таты теоретических расчетов движения иона в плазмо-оптической системе, образованной слабо сопряженными полями зеркальной и тороидальной конфигураций [13]. Результаты теоретического анализа сравниваются с экс- периментальными данными. Схематический чертеж плазмооптической системы приведен на рис. 5. Пусть ионный пучок инжектируется в плазмовод из точечного источника в плос- кости z = 0 (рис. 6). Плотность тока пучка инжектируемых час- тиц зависит от угла как [14]: n(αk) = n(0)cos2αk, (4) где n(0) плотность тока инжектируемых час- тиц для αk = 0. Предположим также, что каждому значе- нию αк соответствует максвелловское распре- деление по скоростям: 2 0 0 1)( ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ −− π = Tv vv T e v vf , (5) где vT – скорость теплового движения ионов, v0 – средняя скорость частиц в потоке. Очевидно, что поведение частиц, движу- щихся в области I и II, отличается, в связи с чем целе-сообразно рассмотреть особенности движения частиц в каждой области в отдель- ности. Вход иона в тороидальный плазмовод. Ве- кторный потенциал магнитного поля в об- Рис. 5. Схема экспериментальной установки с тороида- льной плазмооптической системой [12]: 1 – источник плазмы, 2 – плазмовод, 3 и 7 – изоляторы, 4 и 5 – маг- нитные катушки, 6 – вакуумная камера, 8 – коллектор, 9 – источник питания дуги, 10 – источник потенциала смещения стенки плазмовода. Рис. 6. Система координат в плазмооптической системе. L – длина входной секции, R0 – радиус кривизны плазмовода, а – внутренний радиус тора. I – входная область, II – торо-идальная область ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2114 KzKrI k m ZeU n ef 2 12 2 sin)( 2 ω +ϕ= , (13) где wn = ZeH0/me – ионная циклотронная час- тота. Исключение обобщенного импульса Pϕ, со- ответствующего циклической координате, из Гамильтониана превращает задачу движения частицы в двумерную, для которой Лагран- жиан имеет вид: ef i UzrmL −+= )( 2 22 �� . (14) Решая уравнение Лагранжа для функции Li: 0= ∂ ∂− ∂ ∂ i i i i q L q L dt d > , (15) где qi – обобщенная координата, получим уравнения радиального и аксиального дви- жения частицы: +⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ ω+ τ xyI v L d xd n 2sin 2 2 1 2 0 2 2 0cos )( )( 8 001 1 2 0 2 =επ+ x yyI yyI +⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ −⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ ω+ τ x y yIyIyI v L d yd n 21 001 2 0 2 2 sin)()()( 0sin )( )( 8 001 0 2 0 2 =επ+ x yyI yyI , (16) где x = Kz, y = Kr, y0 = Ka, τ = tv0/L1 – безраз- мерное время, )/(2 2 0 2 0 mvZeϕ=ε . Решение уравнений получено для таких начальных условий: x(0) = 0, x′(0) = vcosαk, y(0) = 0, y′(0) = vsinαk, (17) где v – начальная скорость иона. Результаты интегрирования свидетельст- вуют о том, что проекция траектории частицы на плоскость z = L1 и значение радиуса, при котором ион пересекает эту плоскость, явля- ются начальными условиями для опреде- ления характера движения иона в тороида- льной области. Отметим, что в уравнениях движения частицы, имеющие отрицатель- ные скорости (z ≤ 0) на участке 0 ≤ z ≤ L1 или пересекающие плоскость z = L1 при r ≥ am считаются потерянными в процессе фокуси- ровки. Анализ фокусировки частиц в области I позволяет построить фазовую диаграмму по- тока в плоскости z = L1 для каждого значения потенциала ϕ0. Для ϕ0 = 10 В диаграмма представлена на рис. 7. Из графика следует, что существуют два значения критической скорости иона )1( crv и )2( crv для углов инжекции αk ≤ αkmax. Частицы, имеющие скорость v ≤ )1( crv и инжектируемые в указанной области углов отражаются плаз- менной линзой, а когда скорость )1( crvv ≤ час- тицы больше )2( crv , частицы не попадают в апертуру тороидальной секции системы. Ионы со скоростями )1( crv < v < )2( crv фокуcи- руются линзой и проходят в тороидальный участок. Доля потока, находящаяся вне конуса α = αmax отражается линзой. С ростом потен- циала стенки тороидального плазмовода уве- личивается отражение низкоэнергетичных частиц и прохождение высокоэнергетичных частиц. В результате воздействия этих двух конкурирующих факторов ток на выходе торо- идального участка достигает максимума при некотором значении потенциала стенки плаз- мовода (рис. 7). Движение частиц в тороидальном плазмо- воде. При описании движения частицы в об- ласти II целесообразно ввести цилиндричес- кую систему координат (ρ, θ, ξ) с осью сим- метрии, проходящей через центр тора 01. Лаг- ранжиан частицы в этой области имеет вид: Рис. 7. Фазовая диаграмма ионного потока (z = L1) (а); отношение тока на входе в тор Ii к инжектируемому току I0 в зависимости от потенциала стенки плазмо- вода (б). а) б) ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 115 ϕϕ+ϕ−ξ+θρ+ρ= Ar c ZeZemL � � � )( 2 222 1 . (18) Поскольку радиус камеры (канала тора) мал (Kaт << 1), распределение потенциала внутри тора можно представить в виде, аналогичном приведенному в работе [10]: 2 2 0)( тa rr ϕ=ϕ . (19) Здесь, векторный потенциал Aϕ = H0r/2, а ази- мутальная скорость )2/(0 mcZeH−=ϕ4 . Коор- динату частицы r на тороидальном участке можно выразить через ρ1, x1 в виде: r2 = (ρ – R0) 2 + ξ2, (20) где R0 – радиус кривизны плазмовода. Здесь учтено, что эквипотенциальные поверхности электростатического поля в системе в плос- кости θ = const образуют семейство концент- рических окружностей с общим центром, расположенным на геометрической оси плазмовода. В силу цикличности координаты θ в про- цессе движения частицы сохраняется соот- ветствующий ей обобщенный импульс: )( 10 2 LvmmP zρ=θρ=θ 4 , (21) где ρ0 и v(L1) – радиус и осевая скорость час- тицы на входе в плазмовод. Если частица входит в тор на расстоянии ρ0, имея угловую скорость )( 10 Lϕ4 , ее Гамиль- тониан имеет вид: +ξ+−ρ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ ω+ϕ= ])[( 4 22 0 2 2 0 Rm a ZeH n т i m PPLmv pz 22 )( 22 2 2 01 2 ξ+ + ρ ρ+ . (22) Проекция траектории иона на плоскость θ = const такова, как если бы движение про- исходило в поле с эффективной потенциаль- ной энергией: +ξ+−ρ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ ω+ϕ= ])[( 4 22 0 2 2 01 Rm a ZeU n т ef 2 2 0 2 )( ρ ρ+ Lmvz . (23) На линии, где потенциальная энергия равна кинетической энергии частицы на входе в плазмовод, расположены точки поворота ее траектории. Нетрудно убедиться, что уравне- ние границы области движения частицы в плоскости θ = const имеет вид: 1])[( )(2 2 2 0222 0 1 2 2 2 2 = ρ ρλ+ξ+−ρ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ ω+ε R Lva n т ,(24) где )(/)(/)( 1 2 1 2 1 22 LvLvLvz=λ ; ε2=2Zeϕ0/mv2(L1); v(L1) – скорость частицы на входе в тороида- льный плазмовод. Потенциальная энергия частицы и форма границы схематически представлены на рис. 8. Из рис. 8 следует, что область, в которой заключена траектория частицы, оказывается более узкой, чем область электростатического удержания. Физический смысл этого резуль- тата можно выяснить при помощи следую- щего рассуждения. Если бы частицы при своем движении достигли электростатичес- кой границы, то в силу закона сохранения энергии они должны были остановиться. Од- нако, в силу закона сохранения обобщенного импульса Pθ, проекция скорости частицы vθ никогда не может обратиться в нуль. Следова- тельно, частицы с отличными от нуля Pθ при своем движении никогда не достигают элект- ростатической границы. Следствием этого яв- ляется то обстоятельство, что для поворота и транспортировки потока частиц через торо- идальный плазмовод требуется потенциал Рис. 8. Потенциальная энергия и область движения час- тицы в плоскости θ = const (область II): 1 – U1 ef (ρ – R0); 2 – (Zeϕ0 + m 2 nω /4)(ρ – R0) 2, 3 – граница области дви- жения; 4 – электростатическая граница; 5 – сечение тора (а – радиус тора). Граница области движения рассчитана для ϕ0 = 20 В, E0 = 65 эВ, ρ0 – R0 = 2 см, ξ = 0, Z = 1. Стрелкой показано направление к центру тора. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2116 меньший, чем энергия инжектируемой час- тицы. Найдем значение потенциала стенки плаз- мовода, при котором динамическая граница траектории частицы заключена внутри сече- ния плазмовода (ρmax ≤ R0 + am). Используя (24) имеем: Ze LEa LvaR т n т )( )(2)( 1 2 2 2 0 2 02 0 ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ ω− + ρλ−≥ϕ , (25) где E(L1) = mv2(L1)/2 энергия частицы на вхо- де в тор. Таким образом, проведенные расчеты по- казывают, что при движении через плазмо- вод частицы все время находятся внутри своей динамической границы. Поскольку размеры и форма области разрешенного дви- жения зависят только от приложенного к стен- ке плазмовода напряжения, приходим к за- ключению, что оптические свойства системы определяются только этим па-раметром. Ионный ток в функции потенциала стен- ки плазмовода и сравнение расчетов с дан- ными измерений. Для выяснения особеннос- тей транспортировки частиц в системе рас- считывались уравнения, представленные в предидущих разделах. В расчетах поток, инжектируемый в об- ласть I, был разделен на конкретное коли- чество частиц. Начальное значение потока ионов, инжектируемых в систему, принима- лось равным единице. В области II прошедшими через плазмовод считались только те частицы, для которых вы- полнялось условие (25). Учитывая, что траек- тории движения частиц внутри тора являются довольно сложными и в большой степени за- висят от начальных условий, сделаем допу- щение, что каждая частица, прошедшая через тор может с равной вероятностью находиться в любой точке плоскости θ = const, ограни- ченной динамической границей рассматри- ваемых частиц. Следовательно, ток от каждой из частиц, на которые был разделен плазмен- ный поток при расчетах, равномерно распре- делен по всей площади на выходе тора в пре- делах динамической границы. Распреде- ление тока на выходе криволинейного участ- ка, полученное с учетом данных допущений приведено на рис. 9. Расчет проведен для инжекции потока ти- тановой плазмы в плазмовод при следующих параметрах системы: длина прямолинейного входного участка L1 = 300 мм, радиус кри- визны тора R0 = 218 мм, малый радиус тора am = 39 мм, напряженность магнитного поля (на оси тора) H0 = 600 Э. Средняя энергия по- ступательного движения ионов, отнесенная к его зарядности ZE /0 составляет 65; 39 и 34 эВ для одно-, двух- и трехзарядных ионов соответственно. По экспериментальным данным, доля энергии теплового движения E = (vT/v0) 2 находится на уровне 0,35 [14]. Относительное содержание ионов различной зарядности составляло: Ti1+: Ti2+: Ti3+: = 27%: 67%: 6% [16]. Потенциал стенки плазмовода изменялся в диапазоне 5 ÷ 35 В. Оценки дают отношение воздействующей на ион э лектрической силы к магнитной FE/FH, на уровне 2 ÷ 5, что находится в соот- Рис. 9. Распределение плотности тока на выходе торо- идальной области. Стрелкой показано направление к центру тора. ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 117 ветствии с предыдущими работами, свидете- льствующими об определяющей роли элект- рического поля в транспортировке частиц в системе [11, 2]. На рис. 10 представлены зависимости вы- ходного ионного тока от потенциала стенки плазмовода (сплошные линии соответствуют расчету, точки – экспериментальным резуль- татам). Как следует из расчетов, ионный ток на входе тороидального участка в максимуме до- стигает значения 15% от общего значения то- ка, генерируемого источником плазмы (рис.7). Согласно опубликованным данным, доля ионного тока достигает 10% от общего тока дуги [18]. При токе дуги в источнике плазмы 100 А, измеренный ионный ток на входе составляет 1,6 А [11], что хорошо согласуется с результатами расчетов (рис. 8). Хорошее соответствие между расчетными и экспериментальными данными указывает на то, что предложенная теоретическая мо- дель может быть использована при расчете таких плазмо-оптических систем. Прямолинейные системы сепарации плаз- мы. Сепарация заряженных и нейтральных компонентов плазмы, генерируемой вакуум- ной дугой, может быть осуществлена и в дру- гих, более простых в конструктивном отно- шении вариантах протяженных плазмоопти- ческих систем [19, 20]. Общим условием их геометрии является оптическая непрозрач- ность в направлении от рабочей поверхно- сти катода источника к выходу. В этом случае на выход проходят только заряженные ком- поненты плазмы; нейтральные атомы и мак- рочастицы, генерируемые источником, дви- жутся прямолинейно и оседают на внутрен- ней поверхности системы. На рис. 11 пред- ставлено сепарирующее устройство с магнит- ным «островом» [19]. В этом устройстве плазменный поток, ге- нерируемый катодным пятном на рабочем торце вакуумно-дугового источника, направ- ляется в область плазмовода. Нейтральные пары и макрочастицы, возникающие в катод- ном пятне, движутся по прямолинейным тра- екториям, и оседает на стенках плазмовода и кожухе размещенного на его оси отклоняю- щего соленоида (магнитного «острова»), не достигая выхода устройства. Заряженные же компоненты плазмы, двигаясь вдоль магнит- ных силовых линий неоднородного осесим- метричного магнитного поля, образуемого включенными встречно обмотками внут- реннего и наружного соленоидов, транспор- тируются к поверхности подложки. В дан- ной системе рельеф электрических полей также определяется геометрией магнитных lкз Рис. 10. Ток на выходе тора в функции потенциала стен- ки тороидального плазмовода (светлые кружки – Ti+, кружки с точкой – Ti2+, треугольники – Ti3+). Рис. 11. Плазмооптическая сепарирующая система с магнитным островом [16]: 1 – катод, 2 – анод, 3 – плаз- мовод, 4 – соленоид, 5 – поджигающий электрод, 6 – отклоняющий соленоид, 7 – поджигающий элект- род, 7 – генератор пусковых импульсов, 8 – источник питания дуги. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2118 полей. В этой связи транспортировка тяжелых металлических ионов здесь так же, как и в то- роидальной системе, достигается при отно- сительно слабых магнитных полях (300 Э). Преимуществом рассматриваемой системы перед тороидальной является более широкая диаграмма направленности выходного пото- ка чистой плазмы: сепаратор позволяет нано- сить равномерные по толщине покрытия на подложки с линейным размером до 150 мм. Несмотря на существенно большую про- стоту, по сравнению с тороидальным сепара- тором, система с магнитным островом явля- ется довольно сложным устройством. В этой связи представляют интерес устройства с осе- симметричными магнитоэлектрическими транспортирующими полями и с лабиринт- ной системой экранов для задержки (перех- вата) макрочастиц. Ниже приведены результаты исследования возможности применения перехватывающих экранов для подавления потока макрочастиц в плазме вакуумно-дуговых источников с магнитной фокусировкой [5, 21 – 24]. Исследуемый источник плазмы (первый вариант) схематически изображен на рис. 12а. Конструкция основных его узлов описана в работах [21, 22]. В состав источника входят: цилиндрический водоохлаждаемый анод 1, катод 2, поджигающее устройство 3, стабили- зирующая катушка 4 и фокусирующий со- леноид 5, состоящий из трех одинаковых сек- ций. Выведение катодного пятна из зоны под- жига на плоский рабочий торец катода осу- ществлялось магнитным полем катушки 4. Управление формой плазменного потока в пространстве внутри анода осуществлялось магнитными полями, создаваемыми токами в секциях соленоида 5. Внутри анода разме- щался изолированный от анода экран – зас- лонка 6, выполненный из немагнитного ме- талла (Мо). На расстоянии 50 мм от выходно- го торца анода был размещен подложкодер- жатель 8, на который подавали отрицатель- ное напряжение смещения. Ионный ток на выходе источников измеря- ли с помощью плоского коллектора, перекры- вающего выходное отверстие анода. Исследовалось прохождение плазменного потока на выход источников в зависимости от соотношения между размерами анода, ка- тода и экранирующих элементов (заслонок, диафрагм), а также от структуры магнитных полей при сохранении условий стабильного горения дуги. Основное условие полного перехвата мак- рочастиц системой экранов заключается в том, что зона осаждения покрытия на подлож- ке должна быть невидимой со стороны рабо- чей поверхности катода. При этом для макро- частиц, движущихся по прямолинейным тра- екториям, система также «непрозрачна». Такая непрозрачность обеспечивается определен- ным сочетанием ряда геометрических пара- метров системы: диаметров катода, анода и заслонки (dc, da и dd соответственно), длины анода (Lа), расстояния между катодом и заслонкой (l), внутренних диаметров кольце- вых экранов (ds). Вместе с тем, выбор конк- ретной комбинации параметров не должен вступать в противоречие с требованиями со- хранения стабильности дугового разряда и обеспечения приемлемой «прозрачности» системы для ионов катодного материала. Прохождение ионов к подложке в обход Рис. 12. Источник плазмы с титановым катодом (а); сх- ема анода устройства с графитовыми экранами (б). Пунктирными линиями со стрелками показаны траек- тории макрочастиц. а) б) ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 119 экранов достигается соответствующим вы- бором величины, и геометрии магнитных полей, от которых, в свою очередь, также за- висит и стабильность горения дуги. Эксперименты с устройством, изобра- женным на рис. 12 а, показали, что прибли- жение заслонки к катоду без существенного влияния на стабильность горения дуги воз- можно лишь до определенного предела: (lкз= lкзк ≈ 0,9 dd). При l ≤ 0,9 dd горение дуги без погасаний невозможно. По-видимому, в этих условиях происходит перехват заслонкой основной части плазменного потока, генери- руемого катодным пятном. Действительно, для случая, когда к.п. находится в центре ка- тода, полный перехват потока с углом рас- ходимости αр происходит, если dd/2lкз ≥ tgαр. При таком соотношении между dd и lкз разряд прерывается каждый раз, когда к.п. попадает в центральную область катода. Поскольку для большинства металлов, используемых в ка- честве катодного материала, αр ≈ 30° [4], име- ем: dd/2lкз ≥ tg30° или lкз≤ 0,87dd, что очень близко к приведенному выше условию нестабильности, полученному экспериментальным путем. На рис. 13 показана зависимость ионного тока на выходе устройства от отношения диа- метров заслонки и анода (dd/da). Из рисунка следует, что диаметр заслонки не должен пре- вышать 0,6da. В противном случае интенсив- ность потока ионов на выходе системы дово- льно быстро уменьшается с ростом dd/da. Эксперименты по выбору геометрии ма- гнитного поля в аноде показали, что наиболее оптимальные условия для прохождения ионов на выход системы с сохранением ста- бильности разряда обеспечиваются при ос- лаблении поля в области между катодом и заслонкой. Линии магнитного поля в этом случае огибают заслонку, создавая условия для движения заряженных частиц плазмы в обход заслонки. Создание минимума магнитного поля в указанной области обеспечивается подбором величины и направления тока в секции соленоида 5а по отношению к токам в остальных частях соленоида и в катушке 4, включенных согласно. При токе дуги 100 А максимальный ток ионов титана на выходе системы достигал 1,5 А, что соответствовало скорости осажде- ния покрытия 6 мкм/ч на площади подложки примерно в пределах выходного сечения ано- да (рис. 14). Исследования шероховатости покрытий с помощью профилографа показали, что сред- ний размер микровыступов на титановых конденсатах толщиной 2 мкм не превышал 0,08 мкм, что существенно ниже соответст- вующего показателя для аналогичных покры- тий, полученных без очистки плазмы от мик- рочастиц (0,2 мкм и более). Применение описываемого источника плазмы (рис. 12 а) для сепарации плазмы дуги с графитовым катодом является весьма за- труднительным. Это связано с резким ухуд-Рис. 13. Влияние размеров диафрагмы на величину ион- ного тока. Рис. 14. Распределения скорости осаждения покры- тий по радиусу: 1 – расстояние Lап от выходного отверстия источника до подложкодержателя 5 см; 2 – Lап= 12см; 3 – Lап = 20 см; 4 – алмазоподобное покрытие Lап= 12 см, (1 – 3 – титановое покрытие). В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2120 шением стабильности горения разряда и с частыми привязками дуги к локальным участ- кам поверхности анода (возникновение анод- ных пятен). Последнее обстоятельство приво- дит к плавлению анода и выходу устройства из строя. Стабильность и надежность источ- ника возрастают при использовании анода с графитовыми вставками (рис. 12б). Наличие электрического контакта заслонки с анодом резко повышает вероятность нахождения ка- тодного пятна на рабочем торце катода. След- ствием этого является уменьшение числа по- гасаний дуги при уходе пятна на боковую поверхность катода. Увеличение токоприем- ной поверхности анода за счет наличия диа- фрагм на участке между катодом и заслонкой также повышает стабильность разряда. Экс- перименты показывают, что значительного перехвата потока диафрагмами не происхо- дит (при сохранении стабильности дуги) если диаметр отверстий диафрагм находится в пределах 0,8dc ÷ 1,2dc (для диафрагм, примы- кающих к катоду) и 1,8dc ÷ 2dc (для диафрагм примыкающих к заслонке). Непрозрачность системы для макрочастиц обеспечивается заслонкой и системой диа- фрагм на участке, примыкающем к выходному торцу анода. Прохождение потока обеспечи- вается магнитным полем наружных соленои- дов. Что касается заслонки, ее влияние на ионный компонент плазмы минимально, если ее диаметр выбран в диапазоне 0,8dc ÷ 1,2dc. При db ≥ 1,2dc перехват частиц заслон- кой возрастает. При db ≤ 0,8dc и соответст- вующем уменьшении диаметра диафрагм (для сохранения условия непрозрачности) значи- тельно возрастает перехват плазмы диафраг- мами (рис. 15). Кроме указанных выше функций, диафраг- мы препятствуют прохождению на выход частиц упруго отраженных от поверхности анода. Изготовление заслонки и диафрагм из графита исключает возможность загрязнения плазмы посторонним материалом при их рас- пылении и возникновении анодных пятен. Скорость осаждения алмазоподобного уг- леродного покрытия на подложку диаметром 80 мм достигала 8 ÷ 10 мкм/час. Средняя величина микронеровностей на поверхности пленки толщиной 3 мкм составляла 0,05 ÷ 0,07 мкм. Таким образом, исследованные источники плазмы с сепарирующими («фильтрующими») экранами, выгодно отличаясь простотой кон- струкции от всех других устройств аналогич- ного назначения, примерно эквивалентны фильтру с «магнитным островом» (рис. 11) [18] по производительности и чистоте полу- чаемых покрытий. Это можно рассматривать как значительный шаг к расширению области практического применения методов, осно- ванных на сепарировании (фильтровании) плазмы вакуумной дуги. Следует, однако, от- метить, что по шероховатости покрытий ис- следованные здесь устройства уступают сис- темам с тороидальными фильтрами [11]. ДВУХКОМПОНЕНТНАЯ СИСТЕМА ДЛЯ ВАКУУМНО-ДУГОВОГО ОСАЖДЕНИЯ ПЛЕНОК ИЗ СЕПАРИРОВАННЫХ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ. Используемые на практике ионно-плазмен- ные установки содержат, как правило, неско- лько работающих одновременно плазменных систем. При этом в объеме рабочей камеры происходит взаимодействие электромагнит- ных полей и плазменных потоков, создавае- мых различными системами, а также с эле- ментами, предназначенными для закрепления обрабатываемых изделий. Эти факторы могут существенным образом повлиять на основ- ные параметры установки. Настоящий раздел Рис. 15. Зависимость ионного тока от соотношения ди- аметров заслонки и анода. ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 121 посвящен изучению данных вопросов. Иссле- довалась установка для получения покрытий из сепарированных плазменных потоков с двумя источниками плазмы. Схематический чертеж установки приведен на рис. 16 [25, 26]. Установка содержит вакуумную камеру с расположенной внутри нее подложкой, на ко- торой устанавливают образцы для получения на них исследуемых пленок. Поворотное уст- ройство обеспечивает вращение подложки вокруг оси камеры. Закрепленная на верхнем фланце вакуумной камеры заслонка служит для экранировки подложки от плазменного потока в процессе обезгаживания источников плазмы. На боковых фланцах вакуумной камеры напротив друг друга закреплены два источника плазмы. Каждый из источников плазмы содержит цилиндрический торцевой водоохлаждаемый катод диаметром 64 мм и высотой 35 мм, выполненный из плазмооб- разующего материала (титана технической чистоты), а также цилиндрический трубча- тый анод диаметром 180 и длиной 300 мм, выполненный из немагнитной стали. Снаружи анодов расположены соленои- ды, создающие изменяющееся вдоль оси не- однородное магнитное поле. Снаружи вы- полненного из немагнитной стали корпуса ка- тода расположена стабилизирующая катушка. Кроме обеспечения фиксации катодного пят- на дуги на рабочем торце катода, данная ка- тушка является элементом общей магнитной системы источника плазмы. Внутри анода расположен: фильтрующий экран, имеющий форму диска диаметром 100 мм, вблизи кото- рого, между катодом и экраном, установлен концентратор магнитного поля (ферромагни- тное кольцо), имеющий электрический кон- такт с анодом На внутренней поверхности анода, между его выходным торцом и филь- трующим экраном, размещается система ре- бер, служащая для улавливания капель, от- ражающихся от внутренней поверхности ано- да при движении их от катода на выход ис- точника плазмы. Откачка вакуумной камеры осуществляется с помощью системы механи- ческого и паромасляного насосов через спе- циальный откачной патрубок. Отличительной особенностью источников плазмы, применяемых в этой установке, по сравнению с устройствами, описанными в работе [5] (рис. 12), является наличие в анодах концентраторов магнитного поля, вы- полненных в виде колец из ферромагнитной стали. Их наличие ведет к тому, что силовые линии магнитного поля, создаваемого соле- ноидами и стабилизирующей катушкой за- мыкаются на данные концентраторы, а в связи с тем, что концентраторы находятся под по- тенциалом анода, дуговой разряд в источ- никах плазмы горит, в основном, между като- дом и концентратором. По данной причине, движущийся в аноде плазменный поток, в об- ласти концентратора имеет тенденцию к при- обретению в сечении формы кольца и далее проходит через зазор между сепарирующей заслонкой и анодом с минимальными поте- рями. Следствием этого является то, что рас- сматриваемый источник плазмы по произ- водительности примерно на 25% превосхо- дит источник, описанный в работе [5]. В данном разделе проведено изучение зависимостей ионного выходного тока и ско- рости осаждения покрытий на основе титана и его нитридов от основных параметров про- цесса конденсации, таких как давление рабо- чего газа (азота) в вакуумной камере, потен- циал подложки и ток дугового разряда. По- крытия получали на образцах размером 10×10×10 мм, выполненных из нержавеющей стали, закрепленных на цилиндрическом подлож-кодержателе диаметром и высотой 40мм. Специальных мер по термостабили- Рис. 16. Схематический чертеж экспериментальной установки. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2122 зации образцов не проводилось. Измерение толщины (скорость осаждения) покрытий производилось с помощью интерференцион- ного микроскопа по методу «теневых ножей». Ионный ток на выходе источника плазмы из- мерялся с помощью плоских коллекторов ди- аметром, превышающем на 25% выходной диаметр анодов и установленных на рассто- янии 20 мм от их выходных торцов (полный выходной ток), а также на подложкодержатель указанных выше размеров. На рис. 17 приведены зависимости полно- го ионного тока на выходе источников плаз- мы от давления азота в объеме вакуумной камеры. Из приведенных зависимостей следует, что с ростом давления газа в диапазоне 0,002 ÷ 0,1 Па наблюдается повышение ионного тока на выходе системы. Причиной этого яв- ления может быть ионизация молекул газа электронами в анодах источников плазмы. При давлении более 0,1 ÷ 0,3Па происходит снижение выходного ионного тока, связан- ное с рекомбинацией ионов на нейтральных молекулах газа. Величина ионного выход- ного тока зависит от разрядного тока. С рос- том тока дуги происходит линейное увеличе- ние ионного тока, который при токе разряда 115 A в высоком вакууме достигает значения 1,2 A для одного источника плазмы (pис. 18). Для двух работающих источниках плазмы ионный ток, регистрируемый с помощью кол- лектора, а также при регистрации на цилинд- рический подложкодержатель и встречном включении магнитных систем источников плазмы, во всем диапазоне давлений газа примерно вдвое выше, чем в случае включе- ния одного источника плазмы. Однако, в случае отбора тока на цилин- дрический подложкодержатель, и согласном включении магнитных систем источников плазмы это соотношение не сохраняется во всем исследуемом диапазоне давлений. Так, при давлении азота ~0,1 Па ионный ток на подложкодержатель при двух включенных источниках плазмы примерно в 5 раз пре- восходит его значение для одного источника плазмы (рис. 19). Данное обстоятельство связано с фокуси- ровкой потока плазмы в пространстве между выходными торцами анодов суммарным по- лем двух магнитных систем источников плаз- мы. При этом величина ионного выходного тока, а также скорость конденсации покрытий (рис. 20) увеличивается с ростом давления азота в области 0,002 ÷ 0,1 Па. Однако, анализ зависимостей скоростей осаждения покрытий, полученных в высоком (0,002 Па) вакууме и при давлении 0,02 Па от Рис. 17. Зависимости полного выходного ионного тока от давления азота в вакуумной камере. Ток дугового разряда 85 A. Рис. 18. Зависимость полного ионного выходного тока, генерируемого одним источником плазмы в высоком (0,002 Па) вакууме от тока дуги Рис. 19. Зависимости ионного выходного тока на ци- линдрический подложкодержатель от давления азота. Ток дугового разряда 85 A. ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 123 потенциала подложки, (рис. 21) свидетельст- вует о том, что наблюдаемый рост скорости осаждения связан с увеличением коэффици- ента конденсации частиц. Так, с ростом отрицательного потенциала подложки наблюдается уменьшение скорос- тей осаждения для покрытий, полученных как при давлении азота 0,02 Па, так и в высоком вакууме. При плавающем потенциале под- ложки скорость конденсации покрытий, по- лученных в высоком вакууме, даже несколько выше, чем в присутствии азота. Т. е. с ростом давления газа не происходит увеличения по- тока частиц, достигающих поверхности под- ложки и единственной причиной увеличе- ния скорости осаждения покрытий с ростом давления газа может быть увеличение коэффи- циента конденсации. Отличие коэффициента конденсации свя- зано, очевидно, с отличиями состава и струк- туры конденсатов, получаемых в азоте и в высоком вакууме. Из литературы [27] извест- но, что коэффициент распыления нитридов при ионной бомбардировке существенно ниже, чем для чистых металлов даже при пла- вающем потенциале подложки. Определен- ный вклад в повышение коэффициента кон- денсации металла может оказать также сни- жение кратности заряда ионов в пролетном пространстве, связанное с перезарядкой мно- гозарядных ионов титана на частицах газа [6]. В условиях подачи отрицательного смещения на подложку это явление приводит к умень- шению энергии ионов, достигающих поверх- ности подложки. Проведенный выше анализ, позволяет сде- лать заключение о том, что увеличения вели- чины ионного тока, наблюдаемого при рос- те давления газа, связано с ионизацией мо- лекул азота замагниченными электронами в пространстве между выходными торцами анодов. Отметим, что столь высокой степе- ни ионизации азота не наблюдалось нами ра- нее ни в одной из исследованных одиночных плазменных систем, таких как тороидальный фильтр [12], система с магнитным островом [18] или источник с фокусировкой плаз- менного потока [2]. Следствием этого явля- ется то, что давление азота, при котором уда- ется получать плотные нитридные пленки в исследуемой установке не превышает 0,05 Па. В то же время в системах, исследуемых в ра- боте [15], желтые нитридные пленки с хоро- шей адгезией к подложке получают, в ряде случаев, даже при давлениях азота в несколько Па [25]. Измерения степени шероховатости образ- цов из нержавеющей стали, имеющих исход- ный средний размер неоднородностей по- верхности 0,09мкм с нитридными покрыти- ями толщиной ≅3мкм показали, что нанесе- ние покрытий не ухудшает класс чистоты об- работки поверхности подложек. Микротвер- дость покрытий толщиной ≅10мкм, получен- ных при давлении азота 0,02 Па и потенциа- ле подложки –200 В, составляет ≅20 ГПа. При использовании подложкодержателя и образцов из немагнитной стали неоднород- Рис. 20. Зависимость скорости осаждения покрытий от давления азота для двух источников плазмы. Ток дуго- вого разряда 85 А, потенциал подложки –200 В. Рис. 21. Зависимости скорости осаждения покрытий от потенциала подложки при различных давлениях газа в объеме вакуумной камеры. Включены два источника плазмы. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2124 ность покрытия по толщине по высоте об- разца на длине 40 мм не превышает 5%. Од- нако, в случае нанесения покрытий на об- разцы из ферромагнитных материалов, нали- чие магнитного поля в области зазора между анодами приводит к появлению краевых эф- фектов, проявляющихся в возникновении неоднородностей по толщине покрытия вблизи торцов подложкодержателя на уровне 15%. Таким образом, проведенные исследова- ния позволили установить, что данная сис- тема, отличаясь простотой и низкой стоимо- стью, обладает достаточно высокими рабочи- ми характеристиками, что делает ее весьма перспективной в плазменных процессах по- лучения прецизионных покрытий для реше- ния ряда задач точного машиностроения и микроэлектроники. ВЫВОДЫ 1. Характер зависимости параметров плаз- мы на выходе вакуумно-дугового устройс- тва от фокусирующего магнитного поля определяется влиянием следующих фак- торов. 2. Отличием угловых распределений содер- жания ионов с различной кратностью за- ряда в исходном плазменном потоке, ге- нерируемом катодным пятном. 3. Зависимостью средней энергии ионов от направления их движения, приводящей к появлению в сфокусированном потоке двух групп частиц, отличающихся значе- нием средней энергии. 4. Изменением структуры электрического поля в системе, обусловленным измене- нием соотношения магнитных полей ста- билизирующей и фокусирующей катушек устройства. 5. Наличие продольного магнитного поля в разрядном промежутке исследуемой сис- темы ведет к существенному увеличению содержания ионов газа в потоках на вы- ходе источника, движущихся по нормали к оси системы. Это явление связано с увеличением эффективности взаимо- действия первичных ионов металла, ге- нерируемых катодным пятном дуги, с час- тицами газа, активированными за счет не- упругих столкновений с замагниченны- ми электронами плазмы. 6. Оптические свойства криволинейной системы определяются, в основном, стру- ктурой электрического поля в плазме и слабо зависят от магнитного поля, удов- летворяющего условию: ρе << а < ρi. 7. Для обеспечения эффективной транс- портировки ионного потока в криволи- нейной системе, необходимо учитывать условия входа частиц в систему. Искрив- ление силовых линий магнитного поля на входном участке системы ведет к появле- нию составляющей электрического поля, направленной встречно плазменному потоку и препятствующей прохождению ионов в системе. 8. При движении в криволинейной системе ион находится в пределах динамической границы, которая является более узкой, чем область электростатического удержа- ния. 9. Зависимости тока ионов различной за- рядности от потенциала стенки плазмово- да указывают на хорошее согласие теории с экспериментом. 10. Сепарация потока макрочастиц может быть осуществлена в аксиальных систе- мах, отличающейся, по сравнению с кри- волинейными, большей простотой и ме- ньшей стоимостью, однако обеспечиваю- щих меньшую эффективность процесса сепарации капель. 11. При анализе зависимостей скорости осаж- дения покрытий и интенсивности пото- ков частиц на выходе источников плазмы от условий их транспортировки и генера- ции следует учитывать взаимное влияние магнитных систем в установках с несколь- кими источниками плазмы, а также из- менение коэффициента конденсации. ЛИТЕРАТУРА 1. Хороших В.М. Исследование плазмооп- тических методов управления потоками плазмы вакуумной дуги: Дис. канд. Физ.-мат. наук: 01.04.08.– Харьков, 1979. – 151 с. 2. Aksenov I.I., Belokhvostikov A.N., Padalka V.G., Repalov N.S., Khoroshikh V.M. Plasma Flus ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No.1- 2 125 Motion in a Toroidal Plasmaoptical Systems/ Proc. XV-th Int. Conf. on Phenom. in Ionized Lases.-Minsk (USSR).-1981. – P. 877-878. 3. Аксенов И.И., Падалка В.Г., Толок В.Т., Хо- роших В.М. Исследование движения пото- ков плазмы вакуумной дуги в линейной про- тяженной плазмооптической системе // Физи- ка плазмы.– 1980.– T.6, Вып. 4.– C. 918-924. 4. Aksenov I.I., Khoroshikh V.M., Charge compo- sition and ion energy in the plasma of magneti- cally focused vacuum-arc source//Proc. 18 ISDEIV, Eindhoven (The Netherlands). – 1998.– Vol. 2.– P. 570-572. 5. Хороших В.М., Аксенов И.И., Конова- лов И.И. О структуре плазменных струй, ге- нерируемых катодным пятном вакуумной дуги // ЖТФ. – 1988. –Т. 58, Вып. 6. – С. 1220- 1221. 6. Хороших В.М. Формирование ионно-плаз- менных покрытий при пониженных тепловых потоках в зону конденсации // Вопросы атом- ной науки и техники; вакуум, чистые мате- риалы, сверхпроводники. – 1999. – Вып. 2(10). – С. 40-49. 7. 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 нитридсодержащих покрытий// ЖТФ. – 1981.– T.51, Вып. 2.– С. 303-309. 8. Энгель А. Ионизованные газы. – М.: ГИФМЛ, 1959. – 159 с. 9. Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров. – М.: ГИФМЛ, 1963. – 259 с. 10. Хастед Дж. Физика атомных столкновений. – М.: Мир. – 1965. – 583 с. 11. Аксенов И.И., Падалка В.Г., Репалов Н.С., Хороших В.М. Исследование движения плаз- менного потока в криволинейной плазмоопти- ческой системе// Физика плазмы. – 1980. – T. 6, Вып. 2. – C. 312-317. 12. Аксенов И.И., Белоус В.А., Падалка В.Г., Хороших В.М. Устройство для очистки плаз- мы вакуумной дуги от макрочастиц // ПТЭ. – 1978. – № 5. – C. 236-237. 13. Aksenov I.I., Belokhvostikov A.N., Padalka V.G., Re-palov N.S., Khoroshikh V.M. Plasma flux motion in a toroidal plasma guide // Plasma Phy- sics and Controlled Fusion. – 1986. – Vol. 28, № 5. – P. 761-770. 14. Лунев В.М., Овчаренко В.Д., Хороших В.М. Исследование некоторых характеристик плазмы вакуум-ной металлическом дуги. I // ЖТФ. – 1977. – T. 47, вып. 7. – C. 1486-1490. 15. Синельников К.Д., Хижняк Н.А., Репа- лов Н.С., Зейдлиц П.М., Ямницкий В.А., Азовская З.А. Физика плазмы и проблемы управляемого термоядерного синтеза. – К.: Наукова думка, 1965. – 388 c. 16. Морозов А.И. Фокусировка холодных квази- нейтральных пучков в электромагнитных по- лях //ДАН СССР. – 1965. – T. 163, Вып. 6. – C. 1363-1367. 17. Лунев В.М., Падалка В.Г., Хороших В.И. Ис- следование некоторых характеристик плазмы вакуум-ной металлической дуги. II // ЖТФ. – 1977. – T. 47, Вып. 7. – C. 1491-1495. 18. Kimblin C.W. Erosion and ionization in the cath- ode spot regions of vacuum arcs//J. Appl. Phys. – 1973.– Vol. 44, № 7. – P. 3074-3081. 19. Пат. 4452686 США, МКИ С 23 С 15/00; С 23 С 13/08. Arc plasma generator and a plasma arc apparatus for treating the surfaces, incorparating the same arc plasma generator: Пат. 4452686 США, МКИ С 23 С 15/00; С 23 С 13/08. Ак- сенов И.И., Белоус В.А., Падалка В.Г., Хо- роших В.М. (СССР). – № 360447; Заявлено 22.03.82; Зарег. 05.06.84. – 8 с. 20. Вакуумно-дуговое устройство А.с. 1111671 СССР/ Аксенов И.И., Брень В.Г., Падалка В.Г., Хороших В.М. Чикрыжов А.М. (СССР). – 3 с. 21. Электродуговой источник плазмы: А.с. 1708133 СССР, МКИ Н 05 Н 1/26/. Аксенов И.И., Потапенко В.А., Тимошенко А.И., Хо- роших В.М. (СССР).–№4836567/25; Заявлено 08.06.1990; Зарег. 22.09.91.– 5 с 22. Вакуумно- дуговое устройство, А.с. 1584727 СССР, МКИ Н 05 Н 1/26/. Аксенов И.И., Тимошенко А.И., Хороших В.М. (СССР). – № 4666840/31-25; Заявлено 27.03.89; Зарег. 08.04.90. – 3 с 23. Аксенов И.И., Тимошенко А.И., Хороших В.М. Ис-точник углеродной плазмы // Тезисы докладов 2-го Всесоюзного симпозиума Сов- ремененное электротермическое оборудова- ние для поверхностного упрочнения деталей машин. – Саратов 1990. – С. 29-30. 24. Aksenov I.I., Khoroshikh V.M. Filtering shields in va-cuum-arc plasma sources // Proc. TATF”98 Regens-burg (Germany). – 1998. – P. 283-288. 25. Khoroshikh V.M., Leonov S.A., Belous V.A. Instola-tion for vacuum-arc film deposition by filtered plasma fluxes // Proc. 19 ISDEIV.- Xi’an (Chine). – 2000.–Vol. 2. – P. 563-566. В.А. БЕЛОУС, В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2126 26. Хороших В.М., Леонов С.А., Белоус В.А. Установка для вакуумно-дугового осаждения пленок из сепарированных плазменных по- токов//Материалы Международной конфе- ренции по физике радиационных повреж- дений и радиационного материаловедения. Алушта (Украина). – 2000. – С. 147-151. 27. Плешивцев И.В. Катодное распыление. – М.: Атомиздат, 1968. – 397 c. ДИНАМІКА ПЛАЗМИ ВАКУУМНОЇ ДУГИ В МАГНІТНОМУ ПОЛІ І СИСТЕМИ ФОРМУВАННЯ ПЛАЗМОВИХ ПОТОКІВ Білоус В.А., Хороших В.М. Вивчені плазмооптичні властивості електромаг- нітних систем транспортування плазми. Пока- зано, що вони визначаються, в основному, струк- турою електричного поля в плазмі й слабко залежать від магнітного поля, що задовольняє умові замагнічення електронного компонента плазми. Досліджено радіальні потоки частинок. Виявлено, що концентрація газових іонів різко зростає при наявності магнітного поля, що від- повідає умовам замагнічення електронного ком- понента плазми. VACUUM -ARC PLASMA IN THE MAGNETIC FIELD AND PLASMA STREAMS FORMATION SYSTEMS Belous V.A., Khoroshikh V.M. Plasmaoptical properties of electromagnetic plasma transportation systems are studied. It is shown, that they are determined, basically, structure of an elec- tric field in plasma and poorly depend on a magnetic field, satisfying to a condition of plasma electronic component magnetising. Radial streams of particles are investigated. It is revealed, that concentration of gas ions sharply increases at presence of the mag- netic field corresponding conditions of electronic component of plasma magnetising. ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВАКУУМНОЙ ДУГИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И СИСТЕМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98730
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	1999-8074
language	Russian
last_indexed	2025-12-07T17:49:21Z
publishDate	2005
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
record_format	dspace
spelling	Белоус, В.А. Хороших, В.М. 2016-04-17T08:22:13Z 2016-04-17T08:22:13Z 2005 Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков / В.А. Белоус, В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 108–126. — Бібліогр.: 27 назв. — рос. 1999-8074 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98730 537.525.5 Изучены плазмооптические свойства электромагнитных систем транспортировки плазмы. Показано, что они определяются, в основном, структурой электрического поля в плазме и слабо зависят от магнитного поля, удовлетворяющего условию замагниченности электронного компонента плазмы. Исследованы радиальные потоки частиц. Обнаружено, что концентрация газовых ионов резко возрастает при наличии магнитного поля, соответствующего условиям замагниченности электронного компонента плазмы. Вивчені плазмооптичні властивості електромагнітних систем транспортування плазми. Показано, що вони визначаються, в основному, структурою електричного поля в плазмі й слабко залежать від магнітного поля, що задовольняє умові замагнічення електронного компонента плазми. Досліджено радіальні потоки частинок. Виявлено, що концентрація газових іонів різко зростає при наявності магнітного поля, що відповідає умовам замагнічення електронного компонента плазми. Plasmaoptical properties of electromagnetic plasma transportation systems are studied. It is shown, that they are determined, basically, structure of an electric field in plasma and poorly depend on a magnetic field, satisfying to a condition of plasma electronic component magnetising. Radial streams of particles are investigated. It is revealed, that concentration of gas ions sharply increases at presence of the magnetic field corresponding conditions of electronic component of plasma magnetising. ru Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України Физическая инженерия поверхности Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков Динаміка плазми вакуумної дуги в магнітному полі і системи формування плазмових потоків Vacuum-arc plasma in the magnetic field and plasma streams formation systems Article published earlier
spellingShingle	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков Белоус, В.А. Хороших, В.М.
title	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
title_alt	Динаміка плазми вакуумної дуги в магнітному полі і системи формування плазмових потоків Vacuum-arc plasma in the magnetic field and plasma streams formation systems
title_full	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
title_fullStr	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
title_full_unstemmed	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
title_short	Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
title_sort	динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98730
work_keys_str_mv	AT belousva dinamikaplazmyvakuumnoidugivmagnitnompoleisistemyformirovaniâplazmennyhpotokov AT horošihvm dinamikaplazmyvakuumnoidugivmagnitnompoleisistemyformirovaniâplazmennyhpotokov AT belousva dinamíkaplazmivakuumnoídugivmagnítnomupolíísistemiformuvannâplazmovihpotokív AT horošihvm dinamíkaplazmivakuumnoídugivmagnítnomupolíísistemiformuvannâplazmovihpotokív AT belousva vacuumarcplasmainthemagneticfieldandplasmastreamsformationsystems AT horošihvm vacuumarcplasmainthemagneticfieldandplasmastreamsformationsystems

Динамика плазмы вакуумной дуги в магнитном поле и системы формирования плазменных потоков

Institution

Similar Items