Низкопороговое плазмообразование у поверхности, облучаемой жестким рентгеновским излучением тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.14 ВАК РФ

N

¿>"4 О"

£

^Министерство общего и профессионального образования

-Г" °°

с\, Российской Федерации

Московский государственный университет леса

На правах рукописи

НЕЧИНСКАЯ Лариса Ивановна

НИЗКОПОРОГОВОЕ ПЛЛЗМООБРАЗОВАНИЕ У ПОВЕРХНОСТИ, ОБЛУЧАЕМОЙ ЖЕСТКИМ РЕНТГЕНОВСКИМ ИЗЛУЧЕНИЕМ

01.04.14 - теплофизика и молекулярная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата технических наук

Москва -1997

Работа выполнена на кафедре физики Московского государственного университета леса.

Научные руководители:

заслуженный деятель науки РФ,

доктор технических наук,

профессор В. Н. ХАРЧЕНКО;

доктор технических наук, с.н.с. А. Ю. СИЛАНТЬЕВ

Официальные оппоненты:

доктор технических наук, профессор В.И.АРЕФЬЕВ; доктор технических наук,

профессор Ю. А.ПОЛЯКОВ.

Ведущая организация - 50-й Центральный научно-исследовательский институт им. М. К. Тихонравова .

на заседании специализированного совета К 053.31.06 по защите диссертаций на соискание ученой степени кандидата технических наук по адресу: 141005, г. Мытищи, Московская область, МГУЛ.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке университета.

Автореферат разослан " 9__ " СеитЯВря 1997 г.

Ученый секретарь специализированного совета, кандидат технических наук, доцент БУЛГАКОВ В.И.

Защита состоится " № " Октября 1997 г. в Ю

оо

часов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Образование плазмы в разреженном газе у поверхности под воздействием жесткого рентгеновского излучения представляет собой малоизученную область физики газоразрядных процессов. Существующие в настоящее время представления о механизмах установления барьерного эффекта в вакууме и разрушения электронного барьера в присутствии газа не дают полной картины этого явления. Вместе с тем, исследования такого рода важны для общего понимания физики газового разряда и открывают перспективы создания плазменно-разрядных устройств нового типа с динамическим управлением посредством изменения параметров ионизирующих излучений.

Цель работы - теоретическое изучение и моделирование явления приповерхностного плазмообразования в разреженном газе в условиях воздействия жесткого рентгеновского излучения. Для достижения этой цели были поставлены следующие задачи:

1 - исследовать механизмы формирования и распространения приповерхностной плазмы ;

2 - разработать математическую модель исследуемого явления;

3 - исследовать диапазон значений определяющих параметров, при которых устанавливается и разрушается барьерный эффект;

4 - промоделировать динамику плазмообразования и определить зависимость скорости распространения плазменного фронта от интенсивности облучения.

Научная новизна работы заключается в том, что впервые разработана модель приповерхностного плазмообразования в условиях облучения, дающая возможность устанавливать пространственные профили электрических полей, скоростей и концентраций электронов и

ионов в приповерхностной зоне на различных стадиях плазмообразования. Получена зависимость начальной скорости плазменного фронта от интенсивности ионизационных процессов в объеме газа. Выделено три скоростных режима распространения плазменного фронта . Предложен критерий существования приповерхностной плазмы по соотношению давления газа и длительности импульса облучения.

Практическая ценность работы. Использование предложенной модели дает возможность исследовать динамику прорастания инициированной облучением приповерхностной плазмы в разреженном газе . Полученные результаты являются существенным звеном в решении многопараметрических задач о функционировании космических объектов в изменяющихся условиях.

Достоверность полученных результатов обеспечивается выбором обоснованных допущений ( исходя из целей исследования), использованием адекватных уравнений зарядового равновесия и закона сохранения импульса при разработке математической модели исследуемого явления, надежной методикой численного расчета (используемая схема и особенности конечно-разностной реализации прошли проверку практикой).

На защиту выносятся:

1. Математическая модель приповерхностного плазмообразования в разреженном газе в условиях облучения,

2. Результаты численного моделирования в диапазоне давлений 2.7*10-3 Па + 1.33 Па (2*105тор -НО-- тор).

3. Типовая зависимость скорости распространения плазменного фронта от интенсивности новообразования .

Апробация . Результаты работы докладывались на научно-технических

конференциях МГУЛ в 1995 и 1996 гг., на конференции "Влияние низкоинтенсивных излучений космического пространства на элементы и устройства радиоэлектроники и электротехники" (г.Лыткарино, 1995 г.).

Публикации. Основные результаты диссертационной работы опубликованы в 5 научных статьях.

Структура и объем диссертации. Объем работы 78 машинописных листов, состоит из трех глав, содержит 24 рисунка , 6 таблиц, библиографию из 51 наименования, приложения на 8 страницах.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель исследования, представлена структура и общее содержание диссертации, а также основные положения, выносимые на защиту.

В обзорной части представлен краткий обзор ряда теоретических и экспериментальных работ, проводившихся Ю.П.Райзером, Ю.Р.Аланакяном, К.В.Ходатаевым и другими авторами в рамках исследования близких по этиологии разрядных процессов, таких как: тлеющий разряд, высокоскоростная волна ионизации, разряд, поддерживаемый электронным пучком. По совокупности определяющих физических процессов явление приповерхностного плазмообразования в условиях облучения жестким рентгеном становится в один ряд с этими разрядными явлениями . Анализ ряда работ, посвященных исследованию данного явления (авторы - Е.П.Де Пломб, Дж.Клеберс, А.Бромборски, А.Вудс, Р.Стахл) показывает, что существующие представления недостаточно полно характеризуют

особенности формирования вакуумного электронного барьера и его разрушения при наличии разреженного газа, и приповерхностное плазмообразование нуждается в подробном исследовании с применением методов физики газоразрядных процессов.

Первая глава посвящена постановке задачи, ее математической формулировке, разработке алгоритма решения.

Формирование вакуумного барьерного эффекта становится возможным в результате фотоэффекта и комптоновского рассеяния гамма-квантов, когда поверхность эмиттирует потоки быстрых электронов. Электрическое поле образуется между уносимым электронным облаком отрицательным зарядом и оставшимся в поверхностном слое тела положительным зарядом. Электронный барьер фиксируется на расстоянии с!0 от поверхности, когда достигается равновесие между прямым и обратным потоками электронов. Аналитическое решение уравнения Пуассона (при условии постоянства потока электронов) дает следующие распределения напряженности электрического поля £, потенциала <р и плотности электронов п в установившемся состоянии (при 0 < х < й0 ):

Е =

4еп

3 г d

1-

<Р =-

о V

-1+

\И

л0'

Ео =

4 ¿'о

Ъгйл

4. Л

•'3

2 Г(. х п=-1 1--

d0 у

vo v

где е0 - начальная энергия вылетающих электронов, е - заряд электрона, Г = пх = Const - односторонний поток электронов, v0 -начальная скорость вылетающих с поверхности электронов. Распределения показаны на рис. 1.

о

е

к

Рис.1. Распределения поля, потенциала и плотности электронов в вакууме

При наличии у поверхности некоторого количества нейтрального газа электронный барьер приходит в движение. Ионизация молекул газа электронами обратного потока (т.н. медленными электронами) создает два новых потока - ток вторичных электронов и ток ионов, которые изменяют суммарное электрическое поле. Вторичные электроны ускоряются к поверхности, а ионы вовлекаются в движение вслед за быстрыми электронами в возникающих электрических полях. Эффективное поле Е:, созданное разделением вторичных электронов и ионов, направлено противоположно самосогласованному вакуумному

полю первичных фотоэлектронов Е1, и результирующее поле Е оказывается значительно меньше Е1:

\~Е\= \Ж, + Ег 1= \Е,\- \% 1< 1^1.

Вследствие этого фотоэлектроны затрачивают меньше энергии на работу против сил электрического поля, чем в вакууме, и точка их возврата удаляется от облучаемой поверхности: й > й0 . Электронный барьер приходит в движение.

При разработке математической модели приповерхностного плазмообразования использовалось одномерное гидродинамическое приближение и двухгрупповая модель для электронной компоненты (быстрые фотоэлектроны и фоновые электроны). Электроны считались классическими частицами, уравнения Максвелла заменялись уравнениями электростатики. Решалась следующая система уравнений: с1Е

1.

ах

= -4л-е( и,.-«;-<);

V,, V.

2 дх

еЕ

те 2 Л(£,р) дх

дх

3.

4.

5.

дпе _ д

с1 дх дх

й:

дп„

дх ,

^ , 1 ё«)1 = еЕ г у; < д (+ ^ ¿^ 2 дх те тец(8,р) дх V " дх

дп+ д

(V; п; )^8{пеХ ,Е)+а{Е,р)(п~ г; +< п, +

г

+

дх

О

дх

6.

7.

еЕ

еу.

д

д1 2 дх т1 лт1у//,. (р)

л г

п, ) = а(Е,р)(п~ х>;+п:хС)-Рп: п, + А д1 дх дх

И

, дп: дх )

где Е - амплитуда электрического поля, Ц, п*, пе ,У(,У*,Уе -концентрации и скорости ионов, фоновых электронов и быстрых электронов, е, Л(е,р) - средняя энергия и длина свободного пробега фотоэлектронов, це{р), щ{р) - подвижность фоновых электронов и ионов, Р - коэффициент диссоциативной рекомбинации, функция моделирует переход быстрых фотоэлектронов в фоновые электроны, если фотоэлектроны не обладают достаточной энергией, чтобы совершать

работу против сил электрического поля, Д, = Д, =3Ну, - диффузные члены, введенные для моделирования диссипации плазменных неустойчивостей,

а ( Е, р ) - ионизационный коэффициент Таунсенда, который выбирался как минимальный между случаями дрейфового приближения и пробоя в сильных полях.

Начальные и граничные условия:

у те у0 ах ох

дх дх дх вх

Расчеты выполнялись по неявным разностным схемам с шагом по времени, позволяющим разрешать движение фотоэлектронов. Уравнения для расчета скоростей и концентраций ионов и электронов были преобразованы в трехточечные разностные уравнения с трехдиагональной матрицей и решались методом прогонки.

Во второй главе приводятся результаты тестирования модели для вакуумного случая и сравнение их с результатами аналитических расчетов .Тестовые расчеты показали применимость данной расчетной модели (см. рис.2, 3).

Рис. 2. Динамика формирования запирающею электронного облака при облучении поверхности. ЕВ(а),ЕМ(с) - концентрации фотоэлектронов и фоновых электронов, УЕВ(Ь),УЕМ(с1) - соответствующие скорости; 1 - 0.12 не, 2 - 0.36 не, 3 - 0.6 не, 4-1.2 не, 5 - 2.4 не; давление р = 0.00002 тор.

Рис. 3. Продолжение рис.10. Е1(а), УЕ1(Ь) - концентрация и скорость ионов, ( ЕВ+ЕМ-Е1) (с) - суммарная плотность отрицательных зарядов, Е(с1) - амплитуда напряженности электрического поля; I - 0.12 не. 2 - 0.36 не. 3 - 0.6 не, 4-1.2 не, 5 - 2.4 не; давление р = 0.00002 тор.

Рис.4. Распределение скорости и концентрации быстрых фотоэлектронов (УЕВ, ЕВ) и фоновых электронов (УЕМ,ЕМ) при давлении р = 0.00002 тор: 1 - 10"6 с, 2 - 2*Ю~6 с, 3 - 3*10-6 с> д . Ю"5 с.

х:1.0 -'' ЕI, _:1./СР'Н»*3

Л 7 1

■/у УУ л —

' /ЛУ 1 4

V

■::> , СИ/СЕК

О 5 0

й X, С 1'1

Рис.5. Распределение скорости и концентрации ионов (УЕ1, Е1), суммарного заряда (ЕВ+ЕМ-Е1) и напряженности электрического поля (Е) при давлении р = 0.00002 тор: 1 - 10_б с, 2 - 2*10_б с, 3 - 3*10"6 с, 4 - 10"5 с.

Рис.5. Распределение скорости И концентрации быстрых фотоэлектронов (УЕВ, ЕВ) и фоновых электронов (УЕМ,ЕМ) при давлении р = 0.0002 тор: 1 - 70 не, 2 - 210 не, 3 - 350 не, 4 - 490 не, 5 - 700 не.

Рис.7. Распределение скорости и концентрации ионов (УЕ1, Е1), суммарного заряда (ЕВ+ЕМ-Е1) и напряженности электрического поля (Е) при давлении р = 0.0002 тор: 1 - 70 не, 2 - 210 не, 3 - 350 не, 4 - 490 не, 5 - 700 не.

Наиболее подробная картина динамики плазмообразовательных процессов около облучаемой поверхности была получена в диапазоне давлений р = 2.7*1 (И Па -г 1.33 Па (2*10 5 тор + 0.01 тор) для следующих условий расчета: / = 0.5 м, е= 5 кэВ, Г = 3*1018 эл/м*с, Н = 0.005 м.

При р = 2.7*10'3 Па (2*10"5 тор) ( рис. 4, 5 ) после образования виртуального катода быстрыми фотоэлектронами в области сильных полей происходит медленная вторичная ионизация (кривые 1,2 ). Затем в газ инжектируется плазменный поток, состоящий из ускоренных ионов и части фотоэлектронов, компенсирующих ионный заряд (кривая 3). После достижения правой поглощающей границы расчетной области решение устанавливается. При отсутствии второй поверхности плазменный поток останавливается газом. Толщина виртуального катода й0 — 0.1 м и перепад потенциала V - 4.5 кВ. Аналитическая оценка напряженности электрического поля в этом случае дает Е0 »56 кВ/м. Из рис.5 видно, что поле у поверхности Ед к 63 кВ/м.

При р - 2.7* [О-2 Па (2*10"1 тор) ( рис.6, 7 ) необходимая для разрушения барьера концентрация ионов набирается за 5* 10-7 с (кривая 4 ). фронт движется с постоянно возрастающей скоростью. Перепад потенциала во фронте близок к энергии фотоэлектронов.

Увеличение давления до р - 1.33 Па (Ю-2 тор) создает условия для развития плазменных неустойчивостей при интенсивном поглощении энергии фотоэлектронов через ионизацию во вторичных электрических полях.

Скорость движения плазменного фронта зависит от интенсивности ценообразования в области сильных полей. Этот фактор учитывает значение безразмерного показателя у = а ( Е, р ) с/ ( £„ ), характеризующего вторичную ионизацию в голове стримера. При у> 1 барьер разрушается за один пролет электрона, и фронт движется со скоростью фотоэлектронов. При у<1 необходимый ионный заряд

набирается за у'1 пролетов электрона. Фронт движется соответственно в у

Ш7

раз медленнее. При X <у т распространение плазмы определяется

V I

движением ионов. Таким образом, скорость фронта на начальных стадиях плазмообразования:

V, =

т. т.

4= у„ . |—Ч ,/—

"О

Vo

1 т. и т т

т,. у> 1,

<

где у = а ( Е, р ) с! ( еи тi - масса ионов.

На рис.8 показаны начальные скорости распространения плазменного фронта, полученные аналитически и при численном моделировании.

е^М)

-2

III

- II. '*

I ^ / *

* . 1 _..

О [отн.ед])

8

3

Рис.8. Зависимость начальной скорости распространения плазменного фронта от безразмерного параметра ионизации у. Непрерывная линия - оценка, * - расчет.

Левая ветвь I зависимости скорости фронта от показателя / отражает

К

ионный режим распространения плазмы, когда ■ Средняя часть

II зависимости показывает режим линейного роста скорости фронта, когда область отрицательного заряда подобна барьеру в вакууме с близкой по значению протяженностью и амлитудой электрического поля. Правая часть III отражает электронный режим: барьер разрушается за один пролет электрона, и фронт движется со скоростью, близкой к скорости фотоэлектронов.

Предложен критерий смены режимов для соотношения давления газа и времени пролета промежутка электронами. В воздухе при

1К

£у = 5 кэВ критерий смены режима I на режим II (■/ > л| т ):

р * г > 9.3 * Ю-12 Па*с (7 * 10 5тор*нс). Режим II сменяется режимом III при у-1, то есть р*т- 2.1 * Ю-10 Па*с (1.6 * Ю-3 тор*нс).

В третьей главе проводится сравнение полученных результатов с результатами экспериментальных исследований, проводившихся за рубежом. В 1982 г. А.Вудсом, М.Трейдевеем и Д.Хиггинсом был поставлен эксперимент по облучению рентгеновскими лучами камеры, заполненной разреженным аргоном. Доступные измерениям магнитные поля в полости возникают при появлении круговых токов, складывающихся из тока фотоэлектронов и обратного тока вторичных электронов, достигающих боковых стенок облучаемого цилиндра, что является аналогом режима II в нашей модели. Результаты эксперимента показывают усиление магнитных полей в области давлений 13.3 +133 Па, подтверждая модельную зависимость, соответствующую режиму линейного роста скорости прорастания плазмы; возможность же

получить данные при более низких давлениях ограничивалась высоким уровнем шумов в экспериментальной установке.

Эксперимент по изучению влияния давления газа на токи пропускания в облучаемой рентгеновскими лучами цилиндрической полости, заполненной разреженным воздухом, проводился в 1973 г. Р. Стахлом, Е. Д. Пломбом и Е. Венаасом. Получено экспериментальное подтверждение существования различных скоростных режимов плазмообразования - зависимость тока пропускания J„ в камере длиной

0.1.м от давления воздуха, имеющая немонотонный характер: J„, * Const, = 0.1 kA при р = 1.3* 10-2+ 1.3 Па (Ю-Ч-Ю-* тор);

J„: * Const:*(p\m\), Const, > 1 при р = 1.3 -г 6.5 Па (10-^5*10-2 тор); J,r3 ~ Const, = 1 kA при р> 6.5 Па (5*10-'- тор).

ВЫВОДЫ

1. Проведено исследование явления приповерхностного плазмообразования в разреженном газе в условиях облучения жестким рентгеновским излучением.

2. Проведен обзор наиболее близких по этиологии разрядных явлений с выделением ключевых физических процессов, лежащих в основе исследуемого явления.

3. На основе общефизических представлений и путем аналитического решения уравнения Пуассона показана возможность формирования электронного барьера в вакууме у облучаемой жестким рентгеном поверхности и установлены пространственные распределения:

а) напряженности электрического поля;

б) электростатического потенциала;

в) плотности электронов в приповерхностной области.

4. Показано, что при наличии газа у облучаемой поверхности электронный барьер приходит в движение, обусловленное ослаблением удерживающего электрического поля вследствие разделения вторичных

электронов и ионов газа, появившихся при ионизации молекул газа вторичными (фоновыми) электронами.

5. Разработана математическая модель приповерхностного плазмообразования, представляющая собой замкнутую систему из семи уравнений, включающую в себя: уравнение электростатики для расчета напряженности электрического поля, уравнения движения электронов и ионов в гидродинамическом приближении и уравнения сохранения числа электронов и ионов.

6. При проведении численного моделирования для различных давлений газа получены пространственные и временные распределения электрического поля, а также концентраций и скоростей фотоэлектронов, ионов и вторичных электронов в приповерхностной плазме.

7. Установлена зависимость начальной скорости плазменного фронта от интенсивности ионизационных процессов в объеме газа.

8. Выделено три скоростных режима распространения плазменного фронта: ионный, режим линейного роста скорости фронта и электронный.

9. Проведено сравнение полученных результатов с результатами экспериментальных работ по приповерхностному плазмообразованию в условиях облучения.

По теме диссертации опубликованы следующие работы:

1. Райзер Ю.П..Силантьев А.Ю., Нечинская Л.И. Стационарное электронное облако над поверхностью в вакууме при облучении жестким рентгеновским излучением. II Труды МГУЛ. - 1995. -вып.282.

2. Силантьев А. Ю., Нечинская Л. И. Связь приповерхностного плазмообразования с разрядными явлениями и ключевые вопросы его исследования // Вопросы атомной науки и техники. - 1996. - вып.1.

3. Силантьев АЛО., Нечинская Л. И. Одномерное численное моделирование низкопорогового плазмообразования у поверхности, облучаемой жестким рентгеновским излучением. // Труды МГУЛ. -1995. - вып.282.

4. Силантьев А.Ю., Нечинская Л.И. Разрушение барьерного эффекта при низкопороговом плазмообразовании у поверхности, облучаемой жестким рентгеновским излучением. // Труды МГУЛ. - 1995. -вып.282.

5. Силантьев А.Ю., Нечинская Л.И. Динамическая модель низкопорогового плазмообразования у поверхности, облучаемой жестким рентгеновским излучением. // Вопросы атомной науки и техники. - 1995. -вып.1.