RU2817394C1 - Способ измерения плотности ионов многокомпонентной плазмы - Google Patents

Abstract

Изобретение относится к способам и устройствам для анализа ионов по энергиям, массам, зарядам с использованием электрических и магнитных полей и расчетам по результатам анализа плотности ионов плазмы и может быть использовано для определения характеристик, например потоков плазмы рабочего вещества технологических ускорителей плазмы и плазменных двигателей. Технический результат - повышение точности определения плотности ионов многокомпонентной плазмы. В способе измерения плотности ионов многокомпонентной плазмы измеряют оптический спектр излучения многокомпонентной плазмы для выделения в спектре наиболее сильных атомарных линий излучения атомов всех масс из исследуемого потока, определения парциальных вкладов ионов разных масс и эффективной массы ионов, на поток ионов, поступающих в энергоанализатор с задерживающим потенциалом, воздействуют электрическим полем, тормозящим ионы, для измерения кривой задержки I=f(U_aн), определения функции распределения ионов многокомпонентного потока по энергии и плотности ионов многокомпонентного потока по расчетной формуле. 13 ил.

Description

Изобретение относится к способам и устройствам для анализа ионов по энергиям, массам, зарядам с использованием электрических и магнитных полей и расчетам по результатам анализа плотности ионов плазмы и может быть использовано для определения характеристик, например, потоков плазмы рабочего вещества технологических ускорителей плазмы и плазменных двигателей.

Известен способ измерения плотности положительно заряженных ионов с помощью электрического зонда (зонда Ленгмюра) [Langmuir I. and Mott-Smith H. Studies of Electric Discharges in Gases at Low Pressures. Part I // General Electric Review, 1924. - V. 27, No. 7. - P. 449-455; Шотт Л. Электрические зонды. - В кн. Методы исследования параметров плазмы / Под ред. В. Лохте-Хольтгревена, М.: Мир, 1971. - 552 с.; Козлов О.В. Электрический зонд в плазме // М.: Атомиздат, 1969. - 291 с.].

Известный способ реализуется следующим образом:

1) электрический зонд заданной конфигурации (плоский, цилиндрический или сферический) помещают в область плазмы, где нужно определить плотность ионов;

2) от внешнего источника постоянного тока подают на зонд отрицательный потенциал;

3) изменяют величину потенциала до тех пор, пока ионный ток на зонд перестает изменяться - достигается его максимальное значение - ток насыщения I _is ;

4) вычисляют плотность ионов из формулы для ионного тока насыщения на плоский зонд:

,

,

где

е - заряд электрона,

n _i - плотность ионов в предположении квазинейтральной плазмы, когда плотность ионов n _i равна плотности электронов n _e ,

- средняя скорость ионов,

Т - температура ионов,

M _i - масса иона;

k - постоянная Больцмана;

А - площадь поверхности зонда.

Признаками известного способа, совпадающими с существенными признаками заявляемого способа, являются:

1) вычисляют плотность ионов.

Недостатками известного способа являются:

1) зонд помещается в плазму, что приводит к эмиссии заряженных частиц с поверхности зонда и, как следствие, к изменению тока на зонд - погрешности измерения плотности ионов;

2) ток на зонд в плазме с магнитным полем зависит от ориентации собирающей поверхности зонда относительно направления магнитного поля;

3) плотность ионов измеряется косвенным методом: по ионному току насыщения на зонд I _is ; измерив I _is , плотность ионов рассчитывается по формуле

;

для расчета n _i необходимо независимым способом измерить температуру ионов Т, которая определяет среднюю скорость :

;

4) в случае многокомпонентной плазмы масса ионов M _i становится неопределенной, поэтому необходимо независимо определять парциальный вклад ионов разных масс, вводить понятие эффективной массы M _eff .

Известен способ измерения плотности ионов [Patent No.: US 11,735,397 B2. Hyo Chang Lee, Jung Hyung Kim, Hee Jung Yeon. Device for measuring plasma ion density and apparatus for diagnosing plasma using the same].

Известный способ реализуется следующим образом:

1) приемо-передающие антенны выбранной конструкции размещают в области плазмы, где нужно определить плотность ионов;

2) включают микроволновой генератор электромагнитных колебаний и изменяют его частоту, например, в диапазоне 100 кГц - 500 МГц;

3) регистрируют сигнал приемной антенной и выделяют частоту отсечки f _{cut - off} - частоту, при которой плазма перестает быть прозрачной для излучения и сигнал на приемную антенну резко падает по амплитуде;

4) конвертируют значение частоты отсечки в плотность ионов, используя соотношения:

f _{cut - off} = f _pi = ,

,

где

f _pi - ионная плазменная частота;

ε ₀ - диэлектрическая постоянная;

M _i - масса иона плазмообразующего (рабочего) газа.

Признаками известного способа, совпадающими с существенными признаками заявляемого способа, являются:

1) вычисляют плотность ионов.

Недостатками известного способа являются:

1) плотность ионов измеряется косвенным методом: по ионной плазменной частоте f _pi ; ;

2) в случае многокомпонентной плазмы масса ионов M _i в формуле

становится неопределенной, поэтому необходимо независимо определять парциальный вклад ионов разных масс, вводить понятие эффективной массы M _eff .

Известен способ измерения плотности положительно заряженных ионов [Афросимов В.В. Методы корпускулярной диагностики высокотемпературной плазмы / В кн. Диагностика плазмы. Выпуск 3. М.: Атомиздат, 1973. - 560 с.; Tokamak plasma diagnostics. Equipe TFR // Nuclear Fusion, 1978. - V. 18, No. 5. - Р. 647-731; Никишин А.В., Иванов И.А., Баткин В.И., Бурдаков А.В., Куклин К.Н., Меклер К.И., Поступаев В.В., Ровенских А.Ф. Многохордовая пучковая диагностика плазмы на установке ГОЛ-NB // Физика плазмы, 2022. - Т. 48, №3. - С. 212-221].

Известный способ реализуется следующим образом:

1) создают диагностический пучок нейтральных частиц требуемого типа и энергии;

2) пропускают пучок через плазму с линейным размером l;

3) регистрируют прошедший через плазму пучок нейтралов;

4) определяют отношение плотности тока J ослабленного пучка к плотности тока J ₀ исходного пучка;

5) определяют линейную плотность ионов nl, используя соотношение

где

σ _tot - полное сечение потерь частиц диагностического пучка;

6) зная длину l взаимодействия пучка с плазмой, определяют плотность ионов n.

Недостатками известного способа являются:

1) За ослабление моноэнергетического пучка атомов, пересекающего плазму, ответственны следующие процессы:

- обмен зарядом с ионами плазмы;

- ионизация ионами плазмы;

- ионизация электронами плазмы;

- упругое рассеяние на ионах и электрона плазмы и нейтральным газом;

- обдирка на нейтральном газе;

- обмен зарядом и ионизация примесными ионами.

Каждый из k процессов характеризуется своим сечением σ _ka взаимодействия частиц плазмы с нейтральными атомами диагностического пучка. Ослабление пучка атомов с начальной плотностью n _a можно записать так:

(усреднение производится по функции распределения соответствующих частиц),

где

v _{k a} - относительная скорость сталкивающихся частиц;

σ _{k a} - сечение процесса;

n _k - плотность соответствующего типа частиц.

Плотность тока пучка, прошедшего через плазму, при учете трех основных процессов рассчитывается по формуле:

где

σ _ех - сечение перезарядки,

σ _ion - сечение ионизации электронным ударом,

σ _аа - сечение обдирки на атомах.

Таким образом, для определения плотности ионов многокомпонентной плазмы необходимо знать функции распределения ионов и электронов плазмы и сечения процессов, вносящих вклад в ослабление диагностического пучка. Это приводит к существенному понижению точности измерения n _i . В связи с этим, данный метод находит применение лишь когда плазма находится в области сильного магнитного поля и поэтому вывод ионов из плазмы в систему регистрации невозможен из-за «запирания» ионов магнитным полем в плазменном объеме.

Прототипом заявляемого способа является способ по [Strokin N.A., Kazantsev A.V., Bardakov V.M., Thang The Nguyen, and Kuzmina A.S. Jumping the anode layer in the zone of the E×B discharge // Physics of Plasmas, 2019. - V. 26, No. 7. - 073501].

Способ по прототипу реализуется следующим образом:

1) измеряют вольт-амперную характеристику - кривую задержки

I _i = f(U _ан )

для ионов, покидающих плазму, с помощью Энергоанализатора с Задерживающим Потенциалом (ЭЗП),

где

I _i - ток ионов, изменяющийся от максимального значения - полный ток при U _ан = 0, до 0 при U _ан = еW _макс ;

W _макс - максимальная энергия анализируемых ионов;

U _ан - напряжение на анализирующей сетке ЭЗП;

2) дифференцируют зависимость I _i = f(U _ан ) - получают зависимость , характеризующую распределение ионов по энергии - энергетический спектр ионов;

3) рассчитывают функцию распределения ионов по энергии:

;

4) рассчитывают плотность ионов как интеграл от функции распределения в диапазоне энергий от 0 до W _макс :

.

Признаками способа по прототипу, совпадающими с существенными признаками заявляемого способа, являются:

1) измеряют вольт-амперную характеристику - кривую задержки

I _i = f(U _ан )

для ионов, покидающих плазму, с помощью энергоанализатора с задерживающим потенциалом,

где

I _i - ток ионов, изменяющийся от максимального значения - полный ток при U _ан = 0, до 0 при U _ан = еW _макс ;

W _макс - максимальная энергия анализируемых ионов

U _ан - напряжение на анализирующей сетке ЭЗП;

2) дифференцируют зависимость I _i = f(U _ан ) - получают зависимость , характеризующую распределение ионов по энергии - энергетический спектр ионов;

3) рассчитывают функцию распределения ионов по энергии:

,

4) численными методами рассчитывают плотность ионов как интеграл от функции распределения в диапазоне энергий от 0 до W _макс :

.

Недостатком способа по прототипу является:

1) при работе с многокомпонентной плазмой существует неопределенность в выборе массы иона М в формуле , что приводит к ошибкам в определении плотности ионов.

При создании способа поставлена задача разработать способ, в котором остаются все положительные качества способа по прототипу и обеспечена возможность определения плотности ионов многокомпонентной плазмы с более высокой точностью.

Технический результат достигается тем, что в способе измерения плотности ионов многокомпонентной плазмы, включающем измерение кривой задержки I _i = f(U _ан ) ЭЗП для ионов, покидающих плазму, получение зависимости , характеризующей энергетический спектр ионов, расчет функции распределения ионов по энергии , расчет плотности ионов , согласно изобретению определяют эффективную массу ионов M _eff с учетом парциальных вкладов ионов всех масс, содержащихся в исследуемой плазме, парциальные вклады ионов разных масс определяют по соотношениям наиболее сильных атомарных линий излучения соответствующих масс, расчет функции распределения ионов по энергии проводят по формуле , плотность ионов рассчитывают как .

Преимуществом заявляемого способа определения плотности ионов, по сравнению с прототипом, является повышение точности определения плотности ионов, что позволяет рассматривать заявляемый способ в новом качестве - как способ определения плотности ионов многокомпонентной плазмы.

Заявляемый способ поясняется чертежами, приведенными на Фиг. 1-13.

На Фиг. 1 приведен пример кривой задержки (а), и энергетический спектр (б), которые получены при разрядном напряжении на аноде УАС U _A = 1700 В, радиальной компоненте магнитного поля на аноде УАС B _rA = 970 Гс, рабочем давлении Р = 1,5⋅10^-4 торр; рабочая среда - смесь газов неона (Ne), аргона (Ar) и криптона (Kr) со скоростями напуска q _Ne = q _Ar = q _Kr = 6 sccm.

На Фиг. 2 показана эволюция распределения ионов по энергии при изменении величины индукции магнитного поля в разрядной камере УАС. Условия эксперимента: U _A = 1700 В, Р = 1,5⋅10^-4 торр; однокомпонентная рабочая среда: криптон, q _Kr = 13 sccm; спектр 1 получен при B _rA = 340 Гс, 2 - 660 Гс, 3 - 820 Гс, 4 - 910 Гс, 5 - 980 Гс.

На Фиг. 3 приведен график n = f(B _rA ) зависимости плотности ионов от индукции магнитного поля, который получен из спектров, показанных на Фиг. 2. Условия эксперимента: U _A = 1700 В, Р = 1,5⋅10^-4 торр; однокомпонентная рабочая среда: криптон, q _Kr = 13 sccm; спектр 1 получен при B _rA = 340 Гс, 2 - 660 Гс, 3 - 820 Гс, 4 - 910 Гс, 5 - 980 Гс.

На Фиг. 4 показаны спектры излучения плазмы, которые соответствуют распределениям ионов по энергии, приведенным на Фиг. 2; по оси х - длина волны в нм, по оси y - интенсивность I линий в относительных единицах, нормированная на 1.

На Фиг. 5 приведены зависимости интенсивности I = f(B _rA ) сильных атомарных линий криптона: кривая 1 длина волны 829,62 нм, кривая 2 - 758,67 нм; данные линии есть (излучаются плазмой) при все магнитных полях, которые устанавливались в эксперименте.

На Фиг. 6 даны спектры ионов по энергии в случае двухкомпонентной рабочей среды: аргон плюс криптон; B _rA = 340÷ 990 Гс; U _A = 1300 В; Р = 1,8⋅10^-4 торр; q _Ar = q _Kr = 5 sccm.

На Фиг. 7 приведены графики изменения интенсивности атомарных линий аргона Ar I 750,32 нм (кривая 1) и криптона Kr I 760,07 нм (кривая 2). Условия эксперимента: рабочая среда: аргон плюс криптон; B _rA = 340 ÷ 990 Гс; U _A = 1300 В; Р = 1,8⋅10^-4 торр; q _Ar = q _Kr = 5 sccm.

На Фиг. 8 приведены графики n = f(B _rA ): кривая 1 - когда расчет плотности проводился по средней массе ионов M = М _av = (М _Ar + M _Kr )/2; кривая 2 - M = М _eff . Условия эксперимента: рабочая среда: аргон плюс криптон; B _rA = 340 ÷ 990 Гс; U _A = 1300 В; Р = 1,8⋅10^-4 торр; q _Ar = q _Kr = 5 sccm.

На Фиг. 9 приведены результаты аналитической аппроксимация сечений столкновений электронов с атомами инертных газов, которые адаптированы из статьи [Успехи прикладной физики, 2021. - Т. 9, №4. - С. 298-309; рис. 2-4].

На Фиг. 10 приведена измеренная функция распределения электронов по энергии (вероятность) в камере плазменного ускорителя с протяженной зоной ускорения, где горит несамостоятельный разряд в скрещенных электрическом и магнитном полях [адаптирован рис. 4 из работы Tichy M., Petin A., Kudrna P., Horky M., and Mazouffre S. Electron energy distribution function in a low-power Hall thruster discharge and near-field plume // Physics of Plasmas, 2018. - V. 25. - 061205].

На Фиг. 11 иллюстрируется изменение интенсивностей линий трех возбужденных атомов: (а) - криптона Kr I 811,59 нм (кривая 1), аргона Ar I 750,55 нм (2) и неона Ne I 585,72 нм (3); (б) - аргона Ar I 750,55 нм (кривая 1) и криптона Kr I 811,59 нм (2). Условия эксперимента: q _Ar = q _Kr = 2 sccm; U _A = 1100 В; B _rA = 470 Гс.

На Фиг. 12 демонстрируется эволюция энергетических спектров ионов при росте скорости напуска неона: кривая 1 q _Ne = 0 sccm, 2 - 20, 3 - 46, 4 - 58, 5 - 69, 6 - 94, 7 - 112. Условия эксперимента: q _Ar = q _Kr = 2 sccm; U _A = 1100 В; B _rA = 470 Гс.

На Фиг. 13 приведены зависимости плотности ионов, рассчитанные по энергетическим спектрам, приведенным на Фиг. 12, от скорости напуска неона: кривая 1 - M = M _Ne; кривая 2 - M = M _eff . Условия эксперимента: q _Ar = q _Kr = 2 sccm; U _A = 1100 В; B _rA = 470 Гс.

Опишем использование заявляемого способа на примере измерения плотности одно-, двух- и трехкомпонентного потока ионов инертных газов (неон, аргон, криптон) из плазменного Ускорителя с Анодным Слоем (УАС), в котором горит самостоятельный стационарный разряд в скрещенных электрическом и магнитном полях.

Энергоанализатор с задерживающим потенциалом устанавливается вблизи кольцевого отверстия в катоде УАС - на выходе УАС. Изменяя напряжение U _ан на анализирующей сетке УАС и измеряя суммарный по всем типам ионов ток, приходящий на коллектор УАС, получают кривую задержки I _i = f(U _ан ). На Фиг. 1а приведен пример кривой задержки, на Фиг. 1б - энергетический спектр , когда разрядное напряжение на аноде УАС U _A = 1700 В, радиальная (основная в разрядном промежутке УАС) компонента магнитного поля на аноде УАС B _rA = 970 Гс, рабочее давление Р = 1,5⋅10^-4 торр, рабочая среда - смесь газов неона (Ne), аргона (Ar) и криптона (Kr) со скоростями напуска q _Ne = q _Ar = q _Kr = 6 стандартных кубических сантиметров в минуту (sccm).

Целью научных исследований, обычно, является получение сведений о поведении заданного плазменного параметра, в нашем случае - плотности ионов при изменении внешних воздействий в максимально широком диапазоне значений. На Фиг. 2 приведен пример эволюции распределения ионов по энергии при изменении величины индукции магнитного поля в разрядной камере УАС. Условия эксперимента: U _A = 1700 В, Р = 1,5⋅10^-4 торр, рабочая среда - криптон (однокомпонентная), q _{K r} = 13 sccm; спектр 1 получен при B _rA = 340 Гс, 2 - 660 Гс, 3 - 820 Гс, 4 - 910 Гс, 5 - 980 Гс. Распределения ионов по энергии при росте B _rA сдвигаются как целое в сторону высоких энергий, проходя через неустойчивый (много-пучковый спектр - кривая 3) режим разряда.

Полученные спектры ионов по энергии позволяют одним из численных методов при известной площади коллектора и диапазоне энергий, предварительно (обычно) выполнив аппроксимацию кривой задержки (сплайнами или полиноминальную), рассчитать плотность ионов по формуле: . На Фиг. 3 приведен график n = f(B _rA ) зависимости плотности ионов от индукции магнитного поля, который получен из спектров, показанных на Фиг. 2.

Одновременно с измерением энергетического спектра ионов осуществляется регистрация спектров излучения плазмы, которые, для иллюстрации, приведены на Фиг. 4 и соответствуют распределениям ионов по энергии, которые приведены на Фиг. 2; по оси х - длина волны в нм, по оси y - интенсивность I линии в относительных единицах, нормированная на 1. Выбрав сильные атомарные линии криптона, например, с длиной волны 758,67 и 829,62 нм, которые есть при все магнитных полях, можно построить зависимости I = f(B _rA ), которые приведены на Фиг. 5.

Ход зависимостей n = f(B _rA ) и I = f(B _rA ) можно сравнить между собой. Видно, что плотность ионов и интенсивность излучения возбужденных атомов коррелируют между собой.

Приведем пример двухкомпонентной плазмообразующей среды: аргон плюс криптон; q _Ar = q _Kr = 5 sccm; U _A = 1300 В; Р = 1,8⋅10^-4 торр; магнитное поле - изменяется в диапазоне 340 ÷ 990 Гс. На Фиг. 6 даны спектры ионов по энергии, на Фиг. 7 - соответствующие им графики изменения интенсивности атомарных линий аргона Ar I 750,32 нм (кривая 1) и криптона Kr I 760,07 нм (2).

Дальше необходимо, рассчитав функцию распределения , проинтегрировав f(W), посмотреть ход плотности при изменении магнитного поля. Но возникает вопрос: какую массу подставлять в формулу для f(W). И число атомов Ar и Kr в рабочем объеме (при одинаковой скорости напуска) разное, и потенциалы ионизации разные: ϕ _Ar = 15,68 эВ; ϕ _Kr = 14 эВ. На Фиг. 8 (кривая 1) приведен график n = f(B _rA ) при средней массе М _av = (М _Ar + M _Kr )/2. С учетом вышесказанного, есть недоверие к такой величине массы и, следовательно, зависимости n = f(B _rA ).

Анализируя атомарные спектры излучения, можно определить соотношение интенсивностей линий излучения различных атомов. Так для интенсивности линий излучения, приведенных на Фиг. 7, значения соотношений интенсивностей даны в таблице 1.

Таблица 1
B rA , Гс	340	470	660	720	820	870	910	930	970	1010
I(KrI)/I(ArI)	2,16	2,024	2,12	2,2	2,26	2,14	2,19	2,13	2,03	2,07

Средняя величина [I(KrI)/I(ArI)]_ср ≈ 2,13; максимальное отклонение от средней величины составляет около 6%.

Можно предложить ввести эффективную массу M _eff , в которую массы аргона и криптона будут входить в соотношениях, равных отношениями интенсивностей излучения линий аргона и криптона при тех же экспериментальных условиях. Такое предложение основывается на ожидаемом свойстве: число ионов каждой компоненты газовой смеси прямо пропорционально числу возбужденных атомов того же типа. Базой для такого предложения является одинаковая функциональная зависимость сечений возбуждения σ _ex и ионизации σ _ion [Голятина Р.И., Майоров С.А. Аналитическая аппроксимация сечений столкновений электронов с атомами инертных газов // Успехи прикладной физики, 2021. - Т. 9, №4. - С. 298-309; рис. 2-4], которые приведены на Фиг. 9.

Кроме того, распределение электронов плазмы по энергии в разряде в скрещенных электрическом и магнитном полях имеет одинаковую функциональную зависимость в диапазоне энергий электронов, осуществляющих столкновительное возбуждение нейтралов, и рядом - когда происходит ионизация атомов электронным ударом; сохраняется постоянное соотношение между возбужденными и ионизованными атомами при измерении внешних параметров разряда. Это можно проиллюстрировать Фиг. 10, на которой приведена измеренная функция распределения электронов по энергии (вероятность) в камере плазменного ускорителя с протяженной зоной ускорения, где горит несамостоятельный (есть дополнительный внешний источник электронов) разряд в скрещенных электрическом и магнитном полях [адаптированный рис. 4 из работы Tichy M., Petin A., Kudrna P., Horky M., and Mazouffre S. Electron energy distribution function in a low-power Hall thruster discharge and near-field plume // Physics of Plasmas, 2018. - V. 25. - 061205].

Учитывая сказанное, Фиг. 8, где уже приведен график n = f(B _rA ), построенный для случая M = M _av = 61,9 а.е.м. (кривая 1), дополнена кривой 2, для которой M = M _eff = 70,1 а.е.м..

Сравнивая данные, показанные на Фиг. 7 и Фиг. 8, можно сделать вывод о том, что функциональные зависимости плотности ионов и интенсивности излучения одинаковые в случае использования M = M _eff .

Приведем пример определения зависимости плотности ионов от давления трехкомпонентного (Ne, Ar, Kr) плазмаобразующего газа, которое изменяется при росте скорости напуска одного из газов - неона: n = f(q _Ne ); при этом q _Ar = q _Kr = 2 sccm; U _A = 1100 В; B _rA = 470 Гс. Для расчета парциальных коэффициентов при каждом из значений q _Ne при определении M _eff использовались сильные линии излучения Ne I 585,72 нм; Ar I 750,55 нм; Kr I 811,59 нм. Например, при q _Ne = 53 sccm эффективная масса рассчитывалась так: M _eff = I(Ne)⋅M _Ne + I(Ar)⋅M _Ar + I(Kr)⋅M _Kr = 14,45⋅20,179 + 13,07⋅39,498 + 5,11⋅83,8 = 32,63 а.е.м., где I(Ne), I(Ar) и I(Kr) - относительные интенсивности линий неона, аргона и криптона. Изменение интенсивностей линий трех возбужденных атомов иллюстрируется Фиг. 11 (а - три газа; б - без неона - аргон и криптон).

На Фиг. 12 показана эволюция энергетических спектров ионов при росте скорости напуска неона: кривая 1 q _Ne = 0 sccm, 2 - 20, 3 - 46, 4 - 58, 5 - 69, 6 - 94, 7 - 112. Площадь под спектрами монотонно растет с опережающим ростом числа сравнительно низкоэнергетичных (W ≤ 400 эВ) ионов.

По спектрам Фиг. 12 вычислены и построены зависимости плотности ионов от скорости напуска неона, которые приведены на Фиг. 13: кривая 1 - M = M _Ne; кривая 2 - M = M _eff . Зависимости 1 и 2 расходятся: разность [n(M _Ne) - n(M _Ne)] с ростом q _Ne - уменьшением парциального вклада аргона и криптона в давление смеси нейтральных газов, растет. Это неочевидный эффект, требующий изучения, в том числе, и с учетом возможного влияния метастабильного возбужденного состояния неона, потенциал возбуждения которого ϕ _{ex . m} ≈ 16,7 эВ больше потенциалов ионизации ϕ _Ar , ϕ _Kr .

Как следует из приведенного обоснования, есть прямой способ определения плотности ионов - как интеграла от функции распределения ионов по энергии. Непосредственное измерение плотности ионов в низкотемпературной плазме со степенью ионизации меньшей 100 %, без магнитного поля и с магнитным полем, величина которого недостаточна для замагничивания ионов (ларморовский радиус ионов много больше характерных размеров области разряда), возможно с помощью, например, энергоанализатора с задерживающим потенциалом. Однако ЭЗП дает суммарный спектр ионов в случае многокомпонентной плазмы, интегрируя который нельзя с достаточной точностью вычислить суммарную плотность ионов из-за невозможности учесть парциальные вклады ионов всех плазмообразующих газов. Как было выяснено в процессе работы над заявляемым изобретением, зависимости интенсивностей сильных линий излучения возбужденных атомов и энергетические спектры ионов подобным образом зависят от величины индукции магнитного поля, рабочих давления и разрядного напряжения. Причем отношение интенсивностей I сильных линий возбужденных атомов остается с точностью ~ 10% постоянным во всем диапазоне изменения магнитной индукции в используемом УАС (на аноде B _rA = 340 ÷ 1100 Гс; на катоде - в области генерации эмиссионных электронов изменяется, соответственно, от 1360 до 4000 Гс). Оценивать парциальный вклад ионов в формирование кривой задержки ЭЗП можно по отношению интенсивностей сильных линий возбужденных атомов. В таком случае при вычислении плотности ионов по функции распределения ионов по энергии нужно вводить «эффективную массу» ионов в соответствии с их парциальным вкладом в суммарную интенсивность выбранных линий, например, в трехкомпонентной плазме: M _eff = I(Ne)⋅M _Ne + I(Ar)⋅M _Ar + I(Kr)⋅M _Kr, где I(Ne), I(Ar) и I(Kr) - относительные интенсивности линий неона, аргона и криптона.

Затруднений с получением спектров излучения нет. Техника спектроскопии излучения плазмы развита хорошо: выпускается ряд спектрометров, например, с оптоволоконными каналами регистрации, измерения которыми можно проводить одновременно со снятием энергетических спектров ионов и выделять в спектрах излучения наиболее сильные линии возбужденных атомов.

Таким образом, заявляется способ определения плотности ионов в многокомпонентной плазме в рамках прямого измерения распределений ионов по энергии и определения плотности в процессе численного интегрирования функции распределения, вводя в расчетную формулу эффективную массу ионов с учетом парциального вклада ионов всех масс, формирующий рабочий плазмаобразующий газ.

Claims (11)

1. Способ измерения плотности ионов многокомпонентной плазмы, заключающийся в том, что на поток ионов, поступающих в энергоанализатор с задерживающим потенциалом, воздействуют электрическим полем, тормозящим ионы, для измерения кривой задержки I=ƒ(U_aн), определения функции распределения ионов по энергии и плотности ионов отличающийся тем, что измеряют оптический спектр излучения многокомпонентной плазмы для выделения в спектре наиболее сильных атомарных линий излучения атомов всех масс из исследуемого потока, определения парциальных вкладов ионов разных масс и эффективной массы ионов М_eƒƒ, на поток ионов, поступающих в энергоанализатор с задерживающим потенциалом, воздействуют электрическим полем, тормозящим ионы, для измерения кривой задержки I=ƒ(U_aн), определения функции распределения ионов многокомпонентного потока по энергии и плотности ионов многокомпонентного потока
2. где I - ток ионов, А;
3. U_ан - тормозящее ионы напряжение на анализирующей сетке энергоанализатора с задерживающим потенциалом, В;
4. W - энергия ионов, Дж;
5. W_макс - максимальная энергия ионов из исследуемого диапазона энергий, Дж;
6. ƒ(W) - функция распределения ионов по энергии, относительных единиц;
7. е - заряд электрона, Кл;
8. М - масса иона, кг;
9. M_eƒƒ - эффективная масса иона, кг;
10. n - плотность ионов, м^-3;
11. А - площадь коллектора энергоанализатора с задерживающим потенциалом, м².