Рабочие характеристики ЭРД

 

Тяга двигателя в случае постоянного расхода равна

 

Электрические ракетные двигатели и перспективные двигательные установки других типов

 

Электрические ракетные двигателя представляют собой чрезвычайно гибкие системы, рабочие процессы в которых весьма чувствительны Даже к небольшому изменению параметров. В ЭРД различных типов в зависимости от поставленной конкретной задачи могут по-разному сочетаться различные механизмы ускорения рабочего вещества. Поэтому разработчики ЭРД должны иметь ясные представления об эффективных способах организации рабочих процессов и научиться творчески использовать их при решении конкретных задач.

Укажем лишь основные классы ЭРД, рабочие процессы в которых различаются принципиальным образом.

1.Ионные, или электростатические, ЭРД.

2.Двигатели с азимутальным дрейфом электронов.

3.Сильноточные двигатели.

4. Теплообменные электрические ракетные двигатели.

В соответствии с этим делением и построены следующие разделы книги.

Остановимся на анализе вопроса, какое место могут занять двигатели этого типа среди других перспективных ракетных двигателей.

Химический двигатель, работающий на кислородно-водородном топливе, обеспечивает скорость истечения до 4,69–10³ м/с. Наиболее высокоэнергетическое топливо фтор-водород обладает удельной энергией 12,9 кДж/г, что соответствует скорости истечения 5,41–10³ м/с.

Еще более высокие скорости истечения можно получить, если использовать в качестве топлива ракетных двигателей свободные радикалы и метастабильное горючее. Например, рекомбинация атомарного водорода в состоянии обеспечить удельную энергию W = 218 кДж/г и соответственно скорость v_K = 2,17–10⁴ м/с, распад трехатомного гелия – энергию W = 478 кДж/г и скорость v_K = 3,22 – Ю⁴ м/с. Однако чтобы обеспечить получение, хранение и управление реакцией горения этих перспективных топлив, потребуется решить ряд чрезвычайно трудных технических проблем. Например, атомарный водород необходимо хранить в матрице из твердого водорода при температуре 0,2 К в магнитном поле с индукцией 3 Тл [7].

Твердофазные ядерные энергоустановки могут работать при температурах до 2400–2500 °С, что при использовании водорода в качестве рабочего вещества обеспечит скорость истечения до 9,2–10⁴ м/с. Еще более высокую скорость истечения – до 1,5–10⁴ – 6,1–10⁴ м/с, можно будет получить, перейдя к ядерным двигателям с газофазной активной зоной.

Следующий крупный шаг в этом направлении будет связан с созданием ракетных двигателей, работающих на реакции термоядерного синтеза (W = 4,2–10⁸ кДж/г, v к = 3-Ю⁷ м/с).

Следует заметить, что разработка рассмотренных здесь перспективных ракетных двигателей потребует намного больших усилий, чем это было в случае ЭРД. Электрические ракетные двигатели могут работать в составе бортовых энергодвигательных установок, использующих солнечные батареи или ядерные реакторы. Солнечные или ядерные двигательные установки с ЭРД имеют удельную массу 10 – 50 кг/кВт и обеспечивают скорости истечения в весьма широком диапазоне значений (10³ – 10^s м/с) при достаточно высоком КПД, Весьма широк также диапазон значений тяги, которой могут обладать ЭРД. Все это обеспечивает такому типу двигателей особое место среди всех перспективных ракетных двигателей. Есть поэтому основания ожидать, что в течение ближайших 10–20 лет ЭРД будут широко использоваться при решении различных задач, направленных на индустриальное освоение околоземного космического пространства,

Большие успехи, достигнутые в разработке современных высокоэффективных и экономичных ЭРД разных классов, стали возможными благодаря интенсивным исследованиям, проектным разработкам и натурным испытаниям, которые активно проводились в течение 25 – 30 лет в СССР и за рубежом. Следует особо выделить исследования, выполненные при участии и под руководством A.M. Андрианова, Н.В, Белана, В.И. Гаркуши, B.C. Ерофеева, А.В. Жаринова, В.М. Иевлева, А.В. Квас-никова, Н.П. Козлова, Л.А. Латышева, Е.А. Ляпина, А.И. Морозова, П.М. Морозова, И.Н. Острецова, А.А. Поротникова, В.В. Савичева, Д.Д. Севрука, Р.К. Снарского, Н.А. Хижняка, В.А. Храброва.

 

Ионные двигатели

 

Ионный двигатель и его основные элементы

Ионные двигатели составляют один из основных классов электростатических двигателей. Как уже отмечалось, принципиальной особенностью электростатических двигателей по сравнению с магнитоплазменными является то, что в электростатических двигателях разгон тяжелых одноименно заряженных частиц осуществляется в продольном постоянном электрическом поле, создаваемом внешними источниками, в условиях воздействия пространственного заряда ускоряемых частиц. Поэтому в электростатических двигателях возможная плотность тока ограничена, ее предельное значение определяется известным законом Ленгмюра – Богуславского (законом «трех вторых»):

 

 

Рис. 2,3. Ионно-оптическая система экспериментального ионного двигателя с газоразрядным источником:

1 – формирующий электрод; 2 – ускоряющий электрод; 3 – замедляющий электрод; 4, 5, 6 – кварцевые державка; 7 – металлические обоймы; 8^ 10 – винты; 9 – передняя крышка разрядной камеры; 11 – плита; 12, 13 – вкладыши, обеспечивающие зазор между электродами

Рис. 2.4. Ионно-оптическая: система экспериментального ионного двигателя с контактным источником:

1 – участок ионизатора без пор; 2 – пористая цилиндрическая канавка; 3 – ускоряющий электрод; 4 – замедляющий электрод

 

В ионных двигателях с пористыми контактными источниками
формирующим электродом является нагретый пористый ионизатор
(рис. 2.4). Его внешняя поверхность обычно образуется чередованием
плоских участков, лишенных пор, и пористых цилиндрических канавок,
Ускоряющий и замедляющий электроды располагаются против плоских
участков, лишенных пор.

Из ускоряющей системы ионного двигателя в окружающее пространство истекают интенсивные пучки ускоренных ионов. В условиях космического пространства (глубокий вакуум, отсутствие внешний электрических полей) непрерывное истечение ионов невозможно без компенсации ионного тока равным ему электронным током. Такая. компенсация необходима для сохранения электрического потенциала; космического аппарата близким к потенциалу окружающего пространства. Если ионный ток превосходит электронный, го потенциал космического аппарата быстро нарастает. Рассмотрим, например, космический аппарат, представляющий собой шар радиусом 1 м, электрической емкостью около 10 ¹⁰ Ф. Пусть ионный ток, истекающий в окружающее пространство, превышает электронный всего лишь на 0,001 А. Нетрудно подсчитать, что уже через 0,01 с космический аппарат зарядится отрицательным потенциалом 10^s В относительно окружающего пространства, Возникающее при этом тормозящее ионы электрическое поле вызовет их обратное движение к аппарату.

Однако для нормальной работы ионных двигателей одной только токовой компенсации недостаточно. Необходимо, чтобы электроны вводились в истекающие ионные пучки на выходе из ионно-оптической системы и компенсировали их пространственный заряд. В пучке с пространственным зарядом, распространяющимся в вакууме при отсутствии внешних полей, возникают локальные электрические поля, приводящие к замедлению ионов и образованию областей с анодным потенциалом (виртуальных анодов), нарушающих истечение ионов в окружающее пространство.

Для компенсации тока и пространственного заряда истекающих ионов служат источники электронов – нейтрализаторы. Наиболее эффективными являются плазменные нейтрализаторы и нейтрализаторы на основе полого катода, размещаемые на выходе из ионно-оптической системы.

Основные требования к ионным источникам для электрических ракетных двигателей и показатели их эффективности

Ионные источники для электрических ракетных двигателей должны Удовлетворять комплексу требований, обусловленных сложными условиями длительного космического полета. Наиболее важное значение приобретают в этом случае энергетическая эффективность источника, полнота использования массы рабочего вещества, конструктивный ресурс и надежность. Ионный источник должен выдерживать линейные и вибрационные перегрузки при выведении на орбиту, быть работоспособным в условиях космического вакуума и воздействия метеоритов и Излучений.

Показателем энергетической эффективности ионного источника является энергетическая цена иона q в пучке (или ускоренного иона), которая представляет собой отношение мощности N, потребляемой Ионным источником, к количеству ионов n, поступающих в ускоряющую систему за единицу времени.

Энергетическая цена ионов в пучке является одной из основных величин, определяющих энергетический КПД ионного двигателя. Энергия, затрачиваемая на ускорение иона в электростатической ускоряющей системе, равна eU (U – ускоряющая разность потенциалов

Другим важным показателем эффективности ионного источника является коэффициент использования массы, равный отношению массового расхода ионов из источника в ускоряющую систему т, – к полному массовому расходу рабочего вещества через источник т:

 

Доля рабочего вещества, равная 1 – Т)_т, поступает в ионно-оптическую систему в виде нейтральных атомов с тепловыми скоростями порядка 10³ м/с. Истечение нейтральных атомов не только приводит к малоэффективному использованию рабочего вещества и снижению экономичности двигателя, но и является основной причиной разрушения ускоряющего электрода ионно-оптической системы при длительной работе двигателя. Кроме того, нейтральные атомы могут конденсироваться и накапливаться на элементах ионного источника и электродах ионно-оптической системы, вызывая при этом паразитные токи и электрические пробои. Поэтому при создании ионных источников стремятся получить возможно более высокие значения коэффициента использования массы. В лучших ионных источниках для ЭРД т_т = 0,9… 0,95. Если полный расход рабочего вещества выразить в токовых единицах (А), то КПД т_т можно определить по формуле

Контактные ионные источники

Как уже говорилось, в контактных ионных источниках образование ионов происходит в результате поверхностной ионизации. В ионных электрических ракетных двигателях применяются контактные ионные источники с пористым ионизатором. Пористые ионизаторы изготавливаются различными способами, например, тонкие каналы-поры могут быть пробиты лазерным или электрическим лучом. В качестве ионизатора может быть использована многослойная сетка, сплетенная из тонких металлических нитей, а также совокупность параллельно расположенных проволочек. Однако наибольшее распространение получили пористые ионизаторы, изготовленные из мелкозернистого порошка тугоплавких металлов прессованием и последующим спеканием.

Начиная с 60-х годов проводятся теоретические и экспериментальные исследования поверхностной ионизации в пористых средах, разрабатываются модели процессов в порах с целью обоснования методов расчета и выбора оптимальных структур пористых ионизаторов. Теория пористых ионизаторов строится как непосредственное Продолжение и развитие основных представлений о поверхностной ионизации на гладких поверхностях.

Количественной характеристикой поверхностной ионизации в контактных ионных источниках является коэффициент поверхностной ионизации /3, представляющий собой отношение числа ионов «_г-, испаряющихся ^с единицы поверхности в единицу времени, к числу атомов п, поступаю-ИИ на единицу поверхности за то же время:

 

 

Очевидно, ионизаторы контактных источников целесообразно изготовлять из металлов, имеющих возможно больший потенциал выхода электрона и обладающих способностью длительно работать в условиях вакуума при температурах до 1200–1500 К. Такими свойствами обладают тугоплавкие металлы, например, вольфрам, молибден, тантал, рений. Наиболее известны ионизаторы из вольфрама (Ф = 4,54 В) и молибдена (Ф = 4,2 В). Большими значениями потенциала выхода электрона обладают рений (4,9 В) и платина (5,4 В).

В качестве рабочего вещества в ионных двигателях обычно используются однозарядные ионы, и U_i представляет собой первый ионизационный потенциал. Известно, что наименьшими первыми ионизационными потенциалами обладают щелочные металлы: цезий (3,89 В), рубидий (4,18 В), калий (4,34 В), натрий (5,14 В), литий (5,39 В). Наиболее подходящим рабочим веществом для ионных двигателей с контактным источником является цезий, который обладает наименьшим потенциалом ионизации и наибольшим атомным весом среди щелочных металлов, что позволяет достигнуть больших значений коэффициента ионизации и плотности тяги двигателя.

Для адсорбированного атома щелочного металла характерны три квантовых состояния: ионное и два атомных, соответствующих двум противоположным ориентациям спина валентного электрона. Отношение статистических весов атомного и ионного состояний адсорбированного атома щелочных металлов равно двум, и уравнение Саха–Ленгмюра для коэффициента поверхностной ионизации принимает вид

При выборе пары материал ионизатора – рабочее вещество необходимо, конечно, учитывать и другие важные факторы, такие как совместимость (отсутствие химического взаимодействия во всем температурном диапазоне работы источника), стойкость в процессе длительной эксплуатации в космических условиях, технологичность, возможность получения достаточно больших ионных токов и др.

Эффективность поверхностной ионизации определяется не только разностью между потенциалом ионизации атомов и работой выхода электрона, но и температурой поверхности. Зависимость коэффициента поверхностной ионизации от температуры поверхности носит своеобразный характер. Особенностью поверхностной ионизации является существование узкого интервала температур, в котором коэффициент поверхностной ионизации скачкообразно возрастает от малых значений до значений, близких к единице, и далее с повышением температуры изменяется незначительно.

Поверхностная ионизация является «пороговым» процессом. Температура, при которой наблюдается резкое возрастание коэффициента поверхностной ионизации, называется пороговой температурой. Здесь подробно не рассматриваются процессы, объясняющие эту особенность поверхностной ионизации. Отметим только, что она связана с нелинейным характером температурной зависимости покрытия поверхности атомами рабочего вещества и с зависимостью от покрытия потенциала выхода электрона.

Характеристикой покрытия поверхности атомами является степень покрытия в, представляющая собой отношение поверхностной Плотности адсорбированных атомов S к поверхностной Плотности So, соответствующей образованию плотного моноатомного покрытия.

 

 

Сравнивая работу выхода вольфрама при разных значениях степени покрытия с потенциалом ионизации цезия, находим, что уже при в = = 0,09 Uj – Ф = 0 и /3 «0,3, что недопустимо для ионных источников электроракетных двигателей. Последние должны работать при степени покрытия порядка 0,01.

Пороговая температура поверхностной ионизации зависит от плотности потока атомов к ионизирующей поверхности, поскольку при данной температуре поверхности поток атомов определяет степень покрытия. Для ионизации цезия на вольфраме соотношение между пороговой температурой и плотностью потока атомов имеет вид

Уравнение Саха–Ленгмюра получено в предположении, что у ионизирующей поверхности отсутствует внешнее электрическое поле. При приложении внешнего электрического поля, ускоряющего положительные ионы, сила притяжения иона к металлу уменьшается на eEl4ire₀ (Е – напряженность внешнего электрического поля). Так как ион удерживается на металлической поверхности силой электрического изображения, то уменьшение работы, совершаемой при удалении иона от поверхности на бесконечность, в условиях внешнего электрического поля выражается формулой, аналогичной формуле Шоттки для термоэлектронной эмиссии:

Поры таких ионизаторов представляют собой переплетенные извилистые каналы с переменным поперечным сечением сложной формы. При теоретическом анализе процессов в пористом ионизаторе рассматривается упрощенная модель его пористой структуры. Предполагается, что поры имеют форму длинных цилиндрических каналов (капилляров) постоянного сечения. В работе [23] рассматриваются поры в виде аксиально-симметричных каналов с плавно изменяющимся радиусом.

Для описания пористой структуры контактных ионных источников обычно используются следующие параметры: средний диаметр пор, плотность распределения пор по диаметрам, среднее расстояние между краями пор (или среднее число пор, приходящееся на единицу площади) и открытая пористость (отношение суммарной площади пор на внешней поверхности ионизатора к полной площади ионизатора). Эти параметры определяются при изучении по ристой структуры с помощью окулярного микроскопа.

 

На рис. 2.7 приведены типичные экспериментальные зависимости плотности ионного тока от температуры для пористых ионизаторов (материал ионизатора – вольфрам, рабочее вещество – цезий) при различных значениях расхода рабочего вещества. Там же представлена зависимость /, (Г) для сплошного ионизатора. Из рисунка следует, что для пористых ионизаторов зависимость плотности ионного тока от температуры ионизатора имеет тот же вид, что и для сплошных ионизаторов. Однако пороговые температуры для пористых ионизаторов

На рис 2.8 представлены экспериментальные зависимости относительного потока атомов njn (и = и_а + Щ – суммарный поток атомов и ионов) от температуры ионизатора Т при тех же значениях расхода цезия, что и на рис. 2.7. Из рисунка следует, что доля атомов в общем потоке частиц из пористого ионизатора резко уменьшается при температурах выше 1050 °С и в области оптимальных температур составляет 1 – 4%. Отметим, что с ростом расхода пара рабочего вещества через нейтрализатор доля нейтральных атомов возрастает.

Экспериментальные кривые /. (Г) и и_а(Г), построенные для нескольких значений расхода цезия, являются основными характеристиками пористых ионизаторов. Они позволяют выбрать оптимальный рабочий режим контактных ионных источников и определить их характеристики.

Результаты экспериментальных исследований пористых ионизаторов показали, что наилучшими показателями обладают образцы, изготовленные из вольфрамового порошка с небольшим разбросом диаметров сферических зерен. Плотность ионного тока, генерируемого такими источниками, может достигать 50 – 100 мА/см.

Физическая картина процессов в пористых ионизаторах весьма сложна, и существующие теоретические представления не позволяют описать ее в целом. Отдельные фрагменты теории пористых ионизаторов рассматриваются в ряде работ, например [25]. Объем книги не позволяет останавливаться на изложении современных теоретических представлений. Да и контактные ионные источники в последние годы не находят практического применения в работах по электроракетным двигателям. Наибольшее внимание уделяется сейчас газоразрядным ионным источникам

Ионный источник на основе разряда с осциллирующими электронами

К началу интенсивных исследований в области ЭРД (шестидесятые годы нашего века) были разработаны газоразрядные ионные источники для наземных физических и технологических установок: ускорителей заряженных частиц, масс-спектрометров, установок для разделения изотопов, протонных микроскопов и других устройств. Среди них наиболее высокими показателями обладали дуоплазматрон и источник на основе прямой дуги. Естественно, прежде всего были рассмотрены возможности применения этих источников в ЭРД.

Устройство дуоплазматрона схематически показано на рис. 2.9. Между катодом 1 и анодом 2 зажигается низковольтный дуговой разряд, на пути которого расположен вспомогательный электрод 3 с отверстием небольшого диаметра (капилляром), находящийся под промежуточным потенциалом. Электроды 2 и 3 являются одновременно полюсами магнита, и в зазоре между ними создается сильное магнитное поле бочкообразной конфигурации. Совместное механическое и магнитное сжатие дуги приводит к ее концентрации в малом объеме, где происходит интенсивная ионизация рабочего вещества, подаваемого через вспомогательный электрод, и образуется плотная плазма. Для дуоплазматрона характерны высокие плотности ионного тока (до 100 А/см² в плоскости анодного отверстия) при сравнительно небольших полных токах (до 250 мА). Коэффициент использования рабочего вещества при этом может достигать 0,95.

Непосредственное использование дуоплазматрона и ЭРД не представляется возможным, так как плотность создаваемого им ионного тока на два-три порядка выше той, которая в соответствии с законом Ленгмюра-Богуславского может быть реализована в ионно-оптической системе ЭРД, где ускоряющее напряжение составляет обычно не более 10⁴ – 10⁵ В, исходя из условия получения оптимальной скорости истечения рабочего вещества 50 – 100 км/с.

 

Рис. 2.9. Дуоплазматрон:

1 – катод; 2 – анод; 3 – вспомогательный электрод

 

Если же для устранения указанного несоответствия плотность ионного тока в дуоплазматроне уменьшить на один-два порядка, то это при – ведет к существенному снижению его энергетической эффективности и коэффициента использования рабочего вещества. Недостатки дуоплазматрона в случае применения в ЭРД – также малая относительная площадь ионного пучка (сечение ионного пучка, отнесенное к поперечному сечению дуоплазматрона) и наличие магнитопровода, нагреваемого дуговым разрядом.

В ионном источнике на основе прямой дуги (рис. 2.10) рабочее вещество ионизируется в цилиндрической разрядной камере 1, помещенной в продольное магнитное поле напряженностью в несколько килоэрстед (направление поля указано стрелкой 2). В торцах разрядной камеры размещаются термокатод 3 и анод 5. Термокатод в виде парал-лепипеда иди цилиндра (обычно из вольфрама) нагревается электронами, эмитируемыми проволочным катодом 4. Стенки разрядной камеры поддерживаются, как правило, под потенциалом анода. В передней стенке камеры имеется несколько щелей 6 для извлечения ионов, а с диаметрально противоположной стороны располагается газораспределитель 7, через который рабочий газ подается в камеру.

Электрический разряд в источнике представляет собой так называемую прямую дугу. Электроны, эмитируемые катодом и ускоренные в катодном слое разряда, замагничены (и>_ет_е > 1) и движутся вдоль разрядной камеры, проходя в среднем путь порядка ее длины, после чего попадают на анод. Эти первичные электроны в основном и ионизируют атомы рабочего вещества. Образующиеся ионы при используемых в источнике магнитных полях оказываются незамагниченными (со^т; < 1) и свободно уходят на стенки разрядной камеры.

Рассматриваемый ионный источник по своим геометрическим параметрам и по плотности генерируемого ионного тока удовлетворяет требованиям ЭРД. Однако его недостатком в случае применения в ЭРД является низкая энергетическая эффективность.

Оценим энергетическую цену ускоренного иона с, – в ионном источнике на основе прямой дуги. Положим, что ионизацию производят только первичные электроны и что образующиеся ионы р изотропно. При этом ионный ток, генерируемый /_;- источником, определяется по формуле

 

 

где 1_е0 – ток первичных электронов; S_o – площадь эмиссионных отверстий; и_а – средняя плотность атомов в разрядной камере; Q_t – сечение ионизации; L – длина разрядной камеры; S_n – полная площадь боковой поверхности источника.

Энергетическая цена ускоренного иона

 

Разрядный ток в прямой дуге можно принять равным току первичных электронов

 

 

Для ионного источника на основе прямой дуги характерны следующие средние величины, входящие в формулу (2.17) Ф_а«= 30 В; «_а = = 5–10» м'³, Qi = 2–10»²⁰ м², L = 0,1 м, SJS₀ = 10. Находим

 

 

Это значение почти на порядок больше, чем требуемое для ЭРД. Низкая энергетическая эффективность ионного источника на основе прямой дуги объясняется тем, что в этом источнике сталкивается с атомами и совершает ионизацию лишь сравнительно небольшая доля первичных электронов. Так, при указанных выше значениях длина свободного пробега первичных электронов равна одному метру и на порядок превышает расстояние между анодом и катодом. В результате только около 14% первичных электронов совершает ионизацию., Другим недостатком рассматриваемого ионного источника, как элемента ЭРД, является применение в нем магнитного поля килоэрстедного диапазона, что усложняет конструкцию и эксплуатацию двигателя.

Таким образом, проведенный анализ показал, что разработанные к началу 60-х годов ионные источники наземных установок не могли быть непосредственно использованы в ЭРД, Однако некоторые физические принципы и технические решения, реализованные в наземных Источниках, целесообразно было использовать и в ЭРД.

Газоразрядные ионные источники для ЭРД должны иметь возможно более низкую энергетическую цену иона в пучке, создавая ионный ток, плотность которого соответствует пропускной способности ионнооптической системы при заданной скорости истечения ионов. Чтобы получить низкую цену иона, целесообразно применять газоразрядные системы, в которых длина свободного пробега первичных электронов до их столкновения с атомами или попадания на анод существенно превышает длину межэлектродного промежутка. В таких системах эффективность использования первичных электронов, производящих ионизацию, существенно повышается по сравнению, например, с источниками на основе прямой дуги, и энергетическая цена иона в пучке снижается.

К настоящему времени наиболее изучен ионный источник на основе разряда с осциллирующими электронами, предложенный Г. Кауфманом. Рассматривается также ионный источник с катодной разрядной камерой и малой относительной площадью анода [10].

Ионный источник с осциллирующими электронами и извлечением ионного пучка вдоль магнитного поля схематически изображен на рис. 2.1. В цилиндрической разрядной камере 3 размещается проволочный катод 1 (в современных конструкциях применяется также полый катод) и цилиндрический анод 2. Торцевые крышки камеры (формирующий электрод 5 и парораспределитель) и ее цилиндрические стенки поддерживаются под катодным потенциалом. С помощью катушки 4 электромагнита в разрядном объеме создается осевое магнитное поле напряженностью в несколько десятков эрстед.

Первичные электроны, эмитируемые катодом 1, расположенным вблизи оси камеры, и ускоренные в прикатодном слое разряда, движутся в разрядном объеме по спиральным траекториям, отражаясь от торцовых поверхностей, имеющих катодный потенциал (осциллируют в разрядном объеме). Величина магнитного поля выбирается такой, чтобы прямой уход первичных электронов на анод, имеющий большую поверхность по наиболее короткому пути между катодом и анодом, был исключен. Это условие выполняется, если ларморовский радиус первичного электрона меньше радиуса разрядной камеры.

В рассматриваемом источнике разрядное напряжение выбирается из условия, чтобы энергетическая цена ионообразования была минимальной и ионы обладали небольшой энергией, при которой катодное распыление элементов источника было бы минимальным. Разрядная камера должна иметь длину, достаточную для ионизации с высокой вероятностью атомов рабочего вещества, пролетающих разрядный объём. В описанных в литературе источниках разрядное напряжение принималось равным 20 – 50 В в зависимости от характеристик рабочего вещества, а длина – 0,5 – 1,0 диаметра камеры.

Наряду с ионным источником со слабым магнитным полем (типа источника, предложенного Г. Кауфманом) рассматриваются источники с сильным периферийным магнитным полем, так называемой зубчатой конфигурации (рис. 2.11). Вдоль боковой цилиндрической поверхности Устанавливается несколько рядов постоянных магнитов, изготовленных, например, из самарий-кобальтового сплава. Соседние магниты обращены в камеру разными полюсами, в результате чего вдоль цилиндрической стенки создается местное сильное магнитное поле зубчатой или арочной конфигурации, которое защищает боковые стенки источника °т первичных электронов (индукция магнитного поля около нескольких килогаусс на поверхности полюса). Задняя стенка камеры защищается аналогичным образом.

Передняя экранирующая сетка находится под катодным потенциалом, чтобы отражать высокоэнергетичные первичные электроны. Боковая стенка и днище могут иметь анодный потенциал.

Рис. 2.11. Ионный источник с сильным магнитным полем зубчатой конфигурации:

1 – боковая стенка камеры; 2 – катод; 3 – постоянный магнит; 4 – подача рабочего вещества; 5 – экранирующая сетка (формирующий электрод); 6 – задняя стенка (днище) камеры

Разряд горит между катодом, собранным, например, из нескольких вольфрамовых нитей, и анодными поверхностями на тех их участках, где электроны плазмы достигают анода (например, на полюсах магнитов, где магнитные силовые линии почти перпендикулярны поверхности). Рассматриваются ионные источники с линейными постоянными магнитами, располагающимися параллельно оси разрядной камеры.

Ионный источник с катодной разрядной камерой

Известно, что в разряде низкого давления без магнитного поля длина пробега первичных электронов может быть существенно увеличена за счет подачи катодного потенциала на стенки разрядной камеры и одно временного уменьшения размеров анода. Схема ионного источника такого типа представлена на рис. 2.13. Разрядная камера 1 из тугоплавкого металла имеет форму параллелепипеда. В передней стенке камеры имеется прямоугольное эмиссионное отверстие для извлечения ионов. Боковые стенки камеры выполнены в виде круглого полуцилиндра, благодаря чему уменьшается количество нейтральных атомов, непосредственно отражающихся от боковых стенок в сторону эмиссионного отверстия. Термокатод 2 в виде нескольких вольфрамовых прутков, электрически соединенных параллельно, размещается в разрядной камере на некотором расстоянии от ее задней стенки. Анодом служат вольфрамовые стержни 3. Пары рабочего вещества поступают в парораспределитель 4. В задней стенке камеры просверлено большое число отверстий диаметром около одного миллиметра, равномерно распределенных по площади стенки. Это обеспечивает равномерную подачу атомов в разрядный объем. Для уменьшения тепловых потерь элементы источника окружены многослойным тепловым экраном 5. В рассматриваемом ионном источнике стенки разрядной камеры поддерживаются под катодным потенциалом, относительная площадь анода S_iHlS_K мала, и первичные электроны, ускоренные в катодном слое разряда, совершают осцилляции в разрядном объеме. При этом концентрация первичных электронов практически одинакова во всех точках разрядной камеры, а угловое распределение их скоростей является изотропным. Благодаря потенциальному барьеру на стенках камеры средний пробег первичных электронов до попадания на анод возрастает.

Вероятность ионизационных столкновений определяется выражением

При экспериментальном исследовании источника особое внимание было обращено на оптимизацию его геометрических и разрядных характеристик, возможность увеличения поперечных размеров, выравнивания плотности ионного тока в выходном сечении, повышения эффективности ионизации газа электронами и обеспечения работоспособности в широком интервале плотностей тока.

В результате удалось получить достаточно высокую равномерность распределения плотности ионного тока /_; – по площади эмиссионного отверстия. Так, в камере с поперечным размером 250 мм неравномерность распределения /_; – составляет несколько процентов и лишь вдоль боковых стенок возрастает до 15%.

Размеры анода оказывают существенное влияние на ионообразование в разрядном объеме. С уменьшением площади анода S_aH ионообразование возрастает до тех пор, пока не образуется положительное анодное падение. Оптимальная площадь анода, при которой новообразование достигает максимума, составляет 1 – 2% от общей поверхности разрядной камеры.

Энергетическое распределение электронов в разряде, измеренное с помощью плоских зондов Ленгмюра с последующей обработкой методом двойного дифференцирования, существенно отличается от максвелловского наличием группы быстрых электронов со средней энергией, не превышающей разрядное напряжение. Чем выше разрядное напряжение Ср и ниже разрядный ток I_р, тем более четко выражено двухгрупповое распределение электронов на быстрые и медленные. Чем ниже U_p и выше Iр, тем ближе распределение электронов к максвелловскому. Это связано с тем, что при низких С_р сечение ионизации первичными электронами мало, а сечение кулоновского рассеяния велико, вследствие чего происходит интенсивная максвеллизация электронов и затем уже ионизация атомов высокоэнергетичными электронами из «хвоста» максвелловского распределения. Наоборот, при высоких С_р и низких Iр максвеллизация электронов затруднена и преобладающим процессом является ионизация первичными электронами.

Основы проектирования ионно-оптических систем

При проектировании и расчете ионно-оптических систем необходимо учитывать закономерности интенсивных ионных течений в стационарных электрических полях в условиях вакуума.

Интенсивными принято называть ионные течения с большой плотностью тока, на которые оказывает существенное влияние поле собственного пространственного заряда. Мерой интенсивности течения является его первеанс Р, определяемый как отношение тока пучка / к ускоряющему напряжению U в степени три вторых:

P = I/U^3/2. (2.43)

Интенсивными считаются течения, первеанс которых больше 10"⁸ – 10~⁷ А/В^3/2. В свободном от внешних полей пространстве наблюдается расширение интенсивных ионных пучков вследствие действия кулоновских сил отталкивания, изменение распределения потенциала и связанное с этим ограничение тока.

Одним из фундаментальных законов интенсивных течений является закон Ленгмюра-Богуславского, о котором уже неоднократно упоминалось и который для одномерного течения однозарядных ионов между плоскими параллельными электродами записывается следующим образом

Плотность ионного тока в плоской электростатической ускоряющей системе не может превосходить величину, определяемую законом Ленг-мюра – Богуславского.

Физической причиной ограничения плотности ионного тока является ^воздействие пространственного заряда движущихся ионов. Если плотность тока ионов, поступающих из источника в ускоряющую систему превосходит величину, определенную формулой (2.44), то в ускоряющем пространстве образуется поте