Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления

Приведены результаты исследований плазмы стационарной вакуумной дуги в области малых давлений газа в отсутствие магнитного поля. Проведены измерения зарядового состава плазмы для катодов из: меди, железа, хрома, титана, молибдена, алюминия, графита и ниобия. Обнаружено, что степень направ-ленности...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2005
Автор:	Хороших, В.М.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2005
Назва видання:	Физическая инженерия поверхности
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98725
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 54–69. — Бібліогр.: 43 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-98725
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-987252016-04-18T03:02:14Z Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления Хороших, В.М. Приведены результаты исследований плазмы стационарной вакуумной дуги в области малых давлений газа в отсутствие магнитного поля. Проведены измерения зарядового состава плазмы для катодов из: меди, железа, хрома, титана, молибдена, алюминия, графита и ниобия. Обнаружено, что степень направ-ленности ионов возрастает с уменьшением их зарядности, вследствие чего состав плазмы зависит от расстояния до плоскости катода. Изучена роль бунемановской неустойчивости в процессе формирования потоков частиц. Приведено результати досліджень плазми стаціонарної вакуумної дуги в області малих тисків газу під час відсутності магнітного поля. Проведено виміри зарядового складу плазми для катодів з: міді, заліза, хрому, тіитану, молібдену, алюмінію, графіту і ніобію. Виявлено, що ступінь спрямованості іонів зростає зі зменшенням їхньої зарядності, унаслідок чого склад плазми залежить від відстані до площини катода. Оцінено роль бунемановскої нестійкості у формуванні потоків плазми. The plasma of stationary low pressure arc discharge without magnetic field was studied in details. The investigations were provided for Cu, Fe, Cr, Ti, Mo, Ai, C, and Nb, cathodes. For the first time the spatial segregation of composition of the vacuum arc plasma was observed as the degree of ion directivity was found to encase with decreasing the ion charge state. The role of Bunneman instability in the process of forming the particle fluxes was studied. 2005 Article Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 54–69. — Бібліогр.: 43 назв. — рос. 1999-8074 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98725 537.525.5 ru Физическая инженерия поверхности Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	Приведены результаты исследований плазмы стационарной вакуумной дуги в области малых давлений газа в отсутствие магнитного поля. Проведены измерения зарядового состава плазмы для катодов из: меди, железа, хрома, титана, молибдена, алюминия, графита и ниобия. Обнаружено, что степень направ-ленности ионов возрастает с уменьшением их зарядности, вследствие чего состав плазмы зависит от расстояния до плоскости катода. Изучена роль бунемановской неустойчивости в процессе формирования потоков частиц.
format	Article
author	Хороших, В.М.
spellingShingle	Хороших, В.М. Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления Физическая инженерия поверхности
author_facet	Хороших, В.М.
author_sort	Хороших, В.М.
title	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
title_short	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
title_full	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
title_fullStr	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
title_full_unstemmed	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
title_sort	потоки плазмы стационарной дуги низкого давления
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate	2005
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98725
citation_txt	Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления / В.М. Хороших // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 54–69. — Бібліогр.: 43 назв. — рос.
series	Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv	AT horošihvm potokiplazmystacionarnojduginizkogodavleniâ
first_indexed	2025-07-07T06:59:21Z
last_indexed	2025-07-07T06:59:21Z
_version_	1836970475497979904
fulltext	ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-254 ВВЕДЕНИЕ Основным видом атомарных частиц, генери- руемых вакуумно-дуговым разрядом, являю- тся ионы материала катода. Доля ионов в об- щем потоке частиц, движущихся из катодного пятна дуги, в ряде случаев достигает 90 ÷ 100% [1]. В выполненных ранее работах [2, 3] изу- чены массовые и энергетические спектры ионов и измерена величина электронной температуры вдали от приэлектродных учас- тков дуги для импульсных и квазистацио- нарных разрядов. При этом измерения про- водили без контроля условий на катоде раз- ряда, что затрудняет установление взаимо- связи между параметрами генерируемой плазмы и катодными явлениями. Кроме того, исследования ионного компонента плазмы в зависимости от условий горения разряда про- изводились в одной фиксированной точке пространства на оси разряда, что не дает воз- можности сопоставить параметры ионного компонента с другими плазменными харак- теристиками в различных областях разряд- ного промежутка. В настоящей работе систематизированы результаты исследования плазменных по- токов, в том числе и изучение угловых рас- пределений ионов, проведены в условиях строгого контроля геометрии рабочей поверх- ности и интегральной температуры катода. При этом предпринята попытка определения взаимосвязи между явлениями на катоде и параметрами плазмы, а также оценено вза- имное влияние различных групп частиц (ионов, капель, нейтральных атомов), гене- рируемых разрядом. ЗАРЯДОВЫЙ СОСТАВ И ЭНЕРГИЯ ИОНОВ; ВЛИЯНИЕ ИНТЕГРАЛЬНОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ КАТОДА Эксперименты по изучению зарядового сос- тава плазмы проводили для катодов из вось- ми матери-алов: титана, молибдена, меди, хрома, железа, алюминия, графита и ниобия [2 – 5]. Использовался источник плазмы с ав- тостабилизацией катодного пятна. Диаметр катода был равен 62 мм. Во время горения дуги вакуум в разрядном промежутке, обес- печиваемый паромасляным насосом с азот- ной ловушкой, поддерживался на уровне ~ 3.10–4 Па. Для анализа плазмы использовал- ся радиочастотный однопольный масс-спек- трометр, приспособленный для плазменных исследований. На входе масс-спектрометра для энергетического анализа ионов устанав- ливали многоэлектродный электростатичес- кий зонд. Определялось относительное со- держание в плазме ионов различной кратно- сти заряда и оценивалась их средняя энер- гия. Данные измерений приведены в табл. 1. В работе [2] отмечается, что данные по ионному составу для стационарной дуги с медным катодом близки к приведенным в работе [6]. Что же касается молибдена, то рас- хождение результатов этих работ сущест- венно. Наблюдаемое расхождение, по-види- мому, связано с различными временами го- рения дуги, обусловливающими отличие УДК 537.525.5 ПОТОКИ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ В.М. Хороших Институт физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ (Харьков) Украина Поступила в редакцию 30.03.2005 Приведены результаты исследований плазмы стационарной вакуумной дуги в области малых давлений газа в отсутствие магнитного поля. Проведены измерения зарядового состава плазмы для катодов из: меди, железа, хрома, титана, молибдена, алюминия, графита и ниобия. Об- наружено, что степень направ-ленности ионов возрастает с уменьшением их зарядности, вследствие чего состав плазмы зависит от расстояния до плоскости катода. Изучена роль бунемановской неустойчивости в процессе формирования потоков частиц. ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 55 тепловых режимов катодов в сравниваемых работах. При этом более существенное рас- хождение результатов для молибдена связано с его худшей, по сравнению с медью тепло- проводностью. Влияние интегральной температуры като- да на характеристики плазмы, генерируемой стационарной вакуумной дугой, исследова- лось для титанового [8] и молибденового [9] катодов. Использовались источники плазмы с автостабилизацией и с магнитным удержа- нием катодного пятна. Установлено, что при повышении темпе- ратуры катода Тк от 390 до 770 К происходит трансформация энергетических спектров ионов: появляются дополнительные макси- мумы и регистрируются группы частиц с энергией, не превышающей несколько элект- ронвольт (рис. 1). Приведенная средняя энергия ионов с рос- том температуры катода понижается (в еди- ницах E/Z). При этом одновременно умень- шается относительное содержание в потоке многозарядных ионов при соответственном росте доли однозарядных ионов (табл. 2). Спектр колебаний напряжения на раз- рядном промежутке представлен на рис. 2. С повышением температуры катода от 390 до 770 К интенсивность колебаний (иссле- довалась анализатором спектра С 4-8) увели- Таблица 2 Зависимость приведенной средней энергии ионов титана различной кратности заряда и их относительного содержания в плазменном потоке от интегральной температуры катода (Iд = 100 А, р = 7.10–4). Рис. 2. Частотные спектры колебаний напряжения на разрядном промежутке при различных температу- рах катода: 1 – 770 К; 2 – 390 К. Рис. 1. Энергетические спектры ионов титана, снятые на оси системы на расстоянии 500 мм от плоскости катода (Iд = 100 А, р = 7.10–4 Па). Таблица 1 Содержание ионов различной зарядности и их средние энергии (эВ) в плазме вакуумной дуги (ток дуги – Fe, Cr, Ti, Cu, C, Al, Nb –100 A, Mo – 170 A) Параметры Кратность заряда Ud, B1 2 3 4 5 Fe ni, % Ei/Z 54 92 46 61 0,5 – – – – – 19 Cr ni, % Ei/Z 16 73 68 37 14 34 –2 – – – 19 5 Ti ni, % Ei/Z 27 65 67 39 6 34 – – – – 20 Al ni, % Ei/Z 68 26 32 19 – – – – – – 18 C ni, % Ei/Z 98 22 2 15 – – – – – – 16 Nb ni, % Ei/Z 12 – 38 – 36 – 4 – – – 26 Cu ni, % ni, % [7] Ei/Z 38 30 59 55 54 45 7 15 44 0,5 0,4 – – – – 22 Mo ni, % ni, % [7] 3 16 95 33 64 65 42 13 51 19 1,5 45 3 – 49 28 Ei/Z ni/Σni , % Параметры Зарядность иона Тк, К 390 620 770 Ei/Z, эВ Ті1+ Ті2+ Ті3+ 57 35 21 33 22,5 9 32 22 7 Ті1+ Ті2+ Ті3+ 17 81 2 29 69 2 34 65 1 i В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-256 чивается на 8 дБ за счет роста мощности в низкочастотной области спектра. При этом в плазменном потоке, генерируемом при Тк = 770 К, визуально наблюдается большое ко- личество макрочастиц. Характерными для катода с рабочей тем- пературой 770 К являются существенно большие, чем при Тк = 390 К, размеры следов катодного пятна дуги. Появляются оплавленные зоны размером до 1 мм. На поперечном шлифе видна припо- верхностная зона воздействия катодного пят- на глубиной ≈ 20 мкм. При Тк = 390 К зона воздействия катодного пятна при увеличе- нии ×200 не разрешается. При Тк ≈ 770 К про- исходит рекристаллизационный отжиг мате- риала катода, проявляющийся в резком уве- личении размеров зерен [8]. Таким образом, при повышении темпера- туры поверхности катода от 390 до 770 К из- меняются как параметры плазмы, генериру- емой катодным пятном дуги, так и характер эрозии катода. В соответствии с представлениями работ [10, 11] на катоде вакуумного дугового разряда могут существовать два типа катодных пятен: быстро перемещающиеся пятна первого рода, вызывающие минимальную эрозию, и более медленные пятна второго рода и их ассоциа- ции – групповые пятна, эрозия в которых су- щественно выше. Тип пятна определяет все физические процессы в вакуумной дуге. Природа катодных пятен первого и второ- го рода полностью не выяснена. Характер- ные особенности пятен первого рода могут быть объяснены в рамках взрывной модели [12]. В работах [13, 14] проведены детальные исследования условий возникновения от- дельных эмиссионных центров (фрагментов) катодного пятна, базирующиеся на представ- лениях о фундаментальной роли взрывной электронной эмиссии [12] в катодных про- цессах вакуумной дуги. В соответствии с [13, 14] характер и скорость движения катодных пятен первого рода определяется наличием на поверхности катода неметаллических включений и пленок сорбированных газов, обязательно присутствующих при использо- вании технических катодных материалов в вакууме ~10–4 – 10–3 Па. При очистке поверх- ности катода происходит локализация отдель- ных эмиссионных центров пятна и умень- шение скорости движения пятна в целом, что приводит к повышению удельной эрозии катода за счет дополнительных термических эффектов и к переходу от катодного пятна первого рода к катодному пятну второго рода. При горении стационарного вакуумного дугового разряда поверхностный слой катод- ного материала непрерывно обновляется за счет эрозии катода под воздействием хаоти- чески перемещающегося катодного пятна дуги. При этом наличие на катоде пленок га- зов определяется соотношением между про- межутком времени, за который происходит обновление поверхностного слоя катода, и временем регенерации пленок сорбирован- ного газа. Образование пленок газов на катоде может осуществляться как за счет попадания на него потока остаточных газов, так и при выделении газа, растворенного в металле. Однако при малых (на уровне десятых долей процента) содержании газовых примесей в титане [15] газовыделением из катода можно пренебречь. При хаотическом характере движения ка- тодного пятна максимально вероятная вели- чина его смещения x за промежуток времени t выражением [16]: x2 = 0,5pr2τ–1t, (1) где τ – время жизни отдельной ячейки ка- тодного пятна; r – размер ячейки. При r2τ–1 ~ 10–3 ÷ 10–2 м2/с [17]и радиусе катода rк= 3 см время, за которое катодное пятно достигнет края катода (обойдет всю его поверхность), составит ~10–2 ÷ 10–1 с. При таких малых временах и давлении остаточных газов ~1 Па и температуре катода Тк ≤ 700 К можно пре- небречь процессами поглощения газов с обра- зованием химических соединений (хемосор- бцией) и считать основным процессом, опре- деляющим регенерацию пленок на поверх- ности, физическую сорбцию [18, 19]. Температурная зависимость поверхност- ной плотности σ сорбированных газов [20]: σ ~ α(Т)exp[–Ed/R0T]. (2) Здесь α(Т) – коэффициент прилипания частиц к поверхности; Ed – энергия сорбции; R0 – газовая постоянная. Принимая Ed ≈ 400 кДж⋅моль–1, α ≈ const для исследованного ин- тервала температур получим, что при по- ПОТОКИ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 57 вышении температуры поверхности катода от 390 до 770 К плотность сорбированного газа уменьшается в 500 раз. Это приводит к из- менению типа пятна в соответствии с меха- низмом, предложенным в работе [11]. В рассматриваемых экспериментальных условиях наиболее вероятным представляет- ся существование во всем исследованном ди- апазоне температур пятен обоих типов с пре- обладанием пятен первого рода при Тк = 390К и пятен второго рода при более высоких тем- пературах. При росте Тк возможно слияние пятен второго рода с образованием их ассо- циаций – групповых пятен. Рекристаллизационный отжиг титана при Тк = 770 К приводит к уменьшению ме- ханической прочности материала катода [21] и является, по-видимому, причиной увеличе- ния количества генерируемых макрочастиц [22]. Следует отметить, что кратеры, обнару- живаемые на катоде, работающем при Тк = 770 К, имеют линейные размеры порядка раз- меров зерен (0,1 ÷ 1 мм) и возникают, оче- видно, при их отрыве от поверхности катода; при Тк = 390 К кратеры таких размеров от- сутствуют. Температурная зависимость характера ко- лебаний напряжения на разрядном проме- жутке также может быть связана с интенсив- ной эмиссией макрочастиц горячим като- дом. Отрыв макрочастицы от поверхности ка- тода происходит под действием катодного пятна или отдельных его эмиссионных цен- тров. При отрыве макрочастиц, вследствие уменьшения количества центров эмиссии, участвующих в токопереносе, происходит снижение проводимости канала дуги и со- ответственно рост напряжения на разряде. Это приводит к появлению низкочастотных колебаний разрядного напряжения (рис. 2). Как отмечалось в работах [10, 11], при трансформации катодных пятен первого рода в пятна второго рода, а также при переходе к групповым пятнам становятся существен- ными термические эффекты и, в частности, испарение материала катода. При этом в от- личие от случая существования пятен первого рода плазменный поток, генерируемый ка- тодным пятном дуги, движется через при- мыкающую к катоду мишень, состоящую из атомов катодного материала. Изменение параметров плазменного потока является следствием взаимодействия плазмы с ато- мами мишени. Плотность и, следовательно, эффективность взаимодействия частиц с рос- том Тк повышаются [23]. Наблюдаемое экс- периментально изменение энергетических спектров ионов (рис. 1) может быть связано с прямой и ступенчатой ионизацией атомов титана электронами, а также с перезарядкой ионов различной кратности заряда в нейтра- льном паре атомов титана. Согласно работе [24] сечение перезарядки σp является фун- кцией заряда иона: σp ~ Zγ. (3) В связи с этим наиболее эффективным про- цессом в рассматриваемых эксперименталь- ных условиях является перезарядка многоза- рядных ионов [20]: TiZ+ + Ti → Ti(Z – 1) + Ti1+. (4) Это приводит к уменьшению содержания в потоке многозарядных ионов, при соответст- вующем уменьшении содержания однозаряд- ных частиц (табл. 2), а также к появлению до- полнительных максимумов на функции рас- пределения ионов по энергиям (рис. 1). При этом средняя энергия ионов определяется выражением [25]: ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ × − +−+= − ∑ ∏ +− − +−− k l l m mkZ kZ lkZZkZ Q n n kZ lkZ Z E kZ E 1 , (5) где Z – максимальная кратность заряда ионов, генерируемых катодным пятном дуги; k > l > m (k < Z) – текущие индексы; nZ – r – плотность ионов с зарядом Z – k, генерируемых катодным пятном; QZ – k – интегральное сечение переза-рядки, определяемое выражением: QZ – k = Nx〈vZ – k σZ – k (vZ – k)〉, (6) где Nx = nxL – количество частиц – мишеней в области перезарядки, nx – плотность мед- ленных частиц (паров материала катода и примесных атомов), L – характерный размер области перезарядки. Отметим, что подобный механизм форми- рования энергетических спектров ионов рас- сматривается также в работе [26], посвящен- В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-258 ной изучению плазменных сгустков в коакси- альном источнике. На рис. 3 приведена зависимость парамет- ров плазмы дуги, горящей на молибденовом катоде от тока разряда. При росте тока дуги происходит повышение интегральной темпе- ратуры катода. Для разделения эффектов вли- яние тока разряда и температуры катода про- водился зарядовый анализ плазмы при раз- личной температуре молибденового катода (табл. 3). Как следует из данных по составу плазмы, приведенных в табл. 3, физическая сущность влияния разрядного тока на параметры пла- змы сводится, в соответствии с выше изло- женным, к изменению характеристик катод- ного пятна, происходящему при изменении температуры катода. При постоянной темпе- ратуре катода зависимость состава генериру- емой плазмы от тока дугового разряда практи- чески отсутствует. Как показано выше, при недостаточном охлаждении титанового катода, в случае ох- лаждения его через перегородку, со временем происходит увеличение скорости его эрозии. Эрозия увеличивается как за счет увеличения генерации частиц в виде капель и нейтраль- ных атомов, так и за счет возрастания эрозии в ионной фазе. Эрозия в ионной фазе растет за счет повышения эффективности генерации ионов Ti+ при сохранении потоков ионов Ti2+ и Ti3+ на постоянном уровне (рис. 4 [27]). Данное обстоятельство позволяет выска- зать предположение о различных механизмах генерации одно- и многозарядных ионов в вакуумно-дуговом разряде. Так, содержание однозарядных ионов в плазме в сущест- венной мере зависит от эффективности испа- рения материала катода, определяемым интегральной и локальной температурой ка- тодной поверхности. Генерация многоза- Таблица 3 Зависимость относительного содержания ионов молибдена различной кратности заряда в плазменном потоке температуры катода и тока дуги (р = 7.10–4 Па) Рис. 4. Зависимость состава плазмы, генерируемой катодом диаметром 80 мм от времени горения дуги: 1, 4, 6 – уплотнитель отсутствует; 2, 3, 5, – одна медная прокладка; 1, 2, – Ti+; 3, 4 – Ti2+; 5, 6 – Ti3+. Тк, К Iд, А ni/Σni , % 1+ 2+ 3+ 4+ 5+ 6+ 410 90 3 47 39 9 1,5 0,5 560 90 5 83 11 1 0,5 – 560 220 6 82 10 2 – – а) б) Рис. 3. Зависимость состава ионного компонента плаз- мы (а) и приведенной средней энергии ионов (б) от тока дуги (материал катода – молибден марки МЧВП); давление – 7.10–4 Па; цифры у кривых – заряд иона. ПОТОКИ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 59 рядных ионов связана, по-видимому, с про- цессами взрывного характера не зависящими от температуры катода. При интенсивном плавлении и испарении катодного материала (катод без уплотнителей) содержание много- зарядных ионов уменьшается за счет взаимо- действия частиц Ti2+ и Ti3+ с нейтральными атомами титана [23]. УГЛОВЫЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОНОВ Эксперименты по изучению угловых распре- делений ионов проводили с использованием источника плазмы с автостабилизацией ка- тодного пятна с вращаемым катодным узлом. В качестве катодного материала использо- вались титан, медь и алюминий. Диаметр ци- линдрических водоохлаждаемых катодов составлял 64 мм. Ток дуги Iд в экспериментах изменяли в пределах 60 ÷ 200 А, однако ос- новной объем измерений выполнен при Iд = 100 А. Вакуум в системе во время горения дуги составлял ~10–4 Па. При измерениях контро- лировалась геометрия рабочей поверхности катода, которая приобретала сферическую или чашеобразную форму вследствие эрозии. Глубина лунки в экспериментах (кроме спе- циально оговоренных случаев) не превышала 2 ÷ 3 мм. Длина катода, определяющая ин- тегральную температуру его поверхности, из- менялась в пределах 2 ÷ 50 мм. В процессе горения дуги температуру катода измеряли хромельалюмелевой термопарой, спай кото- рой располагался на расстоянии ~2 мм от его рабочей поверхности. Измерения выполня- лись через 10 ÷ 15 минут после зажигания дуги, что соответствовало установлению тепло-вых и вакуумных условий в системе. Влияние интегральной температуры и геометрии катода. Угловые распределения плотности ионного тока ji для дуги с титано- вым катодом представлены на рис. 5 [28, 29]. Характерной особенностью кривых ji(α) является существенно большая, по сравнению с предписываемой законом косинуса, степень направленности потока вдоль нормали к по- верхности катода. Кроме того, в большинстве экспериментов, регистрируется ионный ток в области ниже плоскости катода (α < 0). Угол разлета плазменной струи αр/2≈300 (αр – угол, при котором величина ji падает в два раза по сравнению с плотностью тока в максимуме кривой ji(α)). Для дуги с катодом длиной L = 50 мм ион- ный ток в области α < 0 не регистрируется; величина ji в максимуме кривой ji(α) в этом случае несколько выше, чем для более корот- ких (L = 2÷ 20мм) катодов (рис. 5). Отмечен- ные отличия кривых ji(α) для катодов различ- ной длины связаны с изменением условий генерации частиц на поверхности катода за счет изменения его температуры под воз- действием пятна дуги. Температура катода длиной 50 мм составляла 770 К, для катода длиной 7 ÷ 10 мм – 390 К. Угловые распределения ионного тока, по- лученные для дуги с плоским и вогнутым (с выгоревшей лункой глубиной ≈10 мм) ка- тодом заметно отличаются друг от друга (рис. 5а). Так, величина плотности ионного тока в максимуме кривой ji(α) для катода с лункой примерно на 25% меньше, чем для плоского катода; для вогнутого катода ионный ток в области α < 0 не регистрируется. Эти отли- чия связаны с экранировкой части плазмен- ного потока, генерируемого дугой, внутрен- ними стенками чашеобразной лунки, а также с существенным нагревом поверхности ка- тода на кромках лунки под воздействием пят- на дуги. Изменение разрядного тока в диапазоне Iд= 65 ÷ 180 А не оказывает заметного вли- яния на характер кривых ji(α) (рис. 5б). Масс-спектрометрические исследования плазмы указывают на наличие существенной зависимости ее состава от угловой коорди- наты. На характер этой зависимости влияют степень выгорания (вогнутости) рабочей по- Рис. 5. Угловые распределения плотности ионного тока: а) Iд = 110 А; 1, 2 – лунки нет, 3 – лунка 10 мм, 1 – длина катода 50 мм, 2, 3 – длина катода 10 мм; б) лунки нет, длина катода 10 мм, Iд = 180 (1), 100 (2) и 65 А (3). В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 61 Uz = const, радиальное распределение кон- центрации электронов можно представить в виде распределения Беннета: ne = n0/(1 + r2/ 2 0r )2, (9) где n0 – концентрация электронов на оси, а r0 определяется выражением: )/(16 22 0 2 0 2 0 ze UnekTr µ= , (10) где µ0 – магнитная проницаемость вакуума. Интегрируя (8) с учетом (9), получим вели- чину радиальной разности потенциалов в плазме: ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ +=ϕ∆ 2 0 2 1ln2 r r e kTe , (11) Разлагая (11) в ряд по степеням 2 0 2 / rr с учетом (10), имеем: 22 0 22 00 2 )/2/11(8/1 rrrneU z −µ≅ϕ∆ . (12) Выражение (12) находится в качественном соответствии с экспериментально получен- ным радиальным распределением потенциа- ла в плазме (рис. 7) для центральной области разряда. Возвращаясь к результатам измерений со- става плазмы, отметим, что ток дуги в диапа- зоне его значений 60 ÷ 200 А не влияет на характер кривых β(α) ( ∑=β k kkkk vnvn / , здесь nk, vk – концентрация и скорость ионов k-ой кратности заряда соответственно). Взаимодействие плазмы с капельной фазой эрозии катода. Исследования, проведенные в настоящей работе, а также данные других исследователей, указывают на то, что основ- ной расход массы катода происходит за счет генерации двух потоков частиц: ионов и капель катодного материала. Расход массы ка- тода в ионной фазе на единицу переносимого заряда является величиной постоянной для данного материала, в то время как эрозия в капельной фазе зависит от условий экспери- мента, определяющих тепловой режим катода [31]. Испускаемые катодом горячие металли- ческие капли дополнительно нагреваются за счет бомбардировки их поверхности ионами и, испаряясь, служат основным источником нейтрального пара в объеме разрядного про- межутка [32]. Нейтральные атомы катодного материала могут изменить при этом харак- теристики первичного плазменного потока за счет их соударений с заряженными части- цами. Степень влияния нейтральных атомов на параметры плазмы будет зависеть от их концентрации, определяемой условия-ми генерации и испарения капель в разряде. При этом угловое распределение нейтральных атомов в какой-то степени повторяет распре- деление ка-пель в объеме разрядного проме- жутка [29]. Максимум на кривой β(α) для ионов Ti+ (рис. 6а) в области 90° ≥ α ≥ 75° совпадает с максимумом углового распределения ион- ного тока (рис. 4). Максимум в области 15° ≥ α ≥ 0° – с максимумом углового распре- деления капель, движущихся под малыми углами к плоскости катода [29]. С ростом интегральной температуры катода (L = 50 мм) массоперенос в капельной фазе резко возрастает, что ведет к повышению доли ионов Ti+ в области малых значений α (рис. 6a). Повышенная концентрация нейтрального пара в прикатодной области обусловливает уменьшение относительного содержания ионов Ti3+, в плазме, обладающих, по-ви- димому, наиболее высоким значением сече- ния перезарядки в собственном газе (рис. 6а, б). Кроме участия в процессах пере-зарядки, нейтральные атомы ионизуются при столк- новениях с электронами, о чем свидетельст- вует возрастание ионного тока, наблюдаемое для более горячего катода (рис. 5). Для вогнутых катодов наблюдается более высокое, чем для плоских катодов, содержа- ние ионов Ti+ в плазменном потоке (рис. 6б, г), обусловленное перегревом кромок лунки катодным пятном дуги. Более высокое содержание ионов Ti3+ в плазме для вогнутых катодов не находит объя- снения в рамках изложенной выше модели и может быть связано с изменением характера катодных процессов. (В виду малой темпера- туры электронов в плазме (1 ÷ 3 эВ) трех- кратно ионизованные ионы титана не могут образовываться вдали от катодного пятна ду- ги). Причиной изменения условий генерации частиц на вогнутом катоде может служить наличие на внутренних стенках лунки пленки сконденсированного металла. В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-262 Структура плазменных потоков. Масс- спектрометрические измерения, проведен- ные для меди и алюминия, указывают на то, что угловые распределения токов, также как и для титана, отличаются для ионов различ- ной кратности заряда (рис. 8) [5]. Угловые распределения однозарядных ионов обладают существенно большей неод- нородностью, по сравнению с зависимостя- ми ji(α) для двухзарядных ионов. На рис. 8 не приведены угловые распре- деления для трехзарядных ионов, содержание которых в плазме исследованных металлов на оси разряда не превышает нескольких про- центов, а угловые распределения отличаются еще большей однородностью, чем зависимо- сти ji(a) для двухзарядных ионов. Отличие уг- ловых распределений для ионов различной кратности заряда обусловливают отличия в ширине суммарных угловых диаграмм ион- ного тока для катодных материалов, харак- теризуемых различным содержанием много- зарядных ионов. Так, минимальной угловой расходимостью, из всех исследуемых катод- ных материалов обладают потоки углеродной плазмы [4] (средний заряд около 1), макси- мальной – потоки молибденовой плазмы [4]. Потоки однозарядных ионов наблюдаются визуально в виде остронаправленных светя- щихся струй, распространяющихся вдоль оси разряда. Возможность визуального наблюде- ния однозарядных ионов связана с тем, что наиболее интенсивные линии излучения для этих частиц в вакуумной дуге лежат в види- мой области спектра (430,8 нм для частиц Ti+). В то время как для многозарядных ионов наиболее интенсивные линии лежат в ближ- нем (для двухзарядных ионов) или вакуумном (для трехзарядных ионов) ультрафиолете [33] вне зоны чувствительности человеческого глаза. Вследствие отличий угловых распреде- лений ионов различной кратности заряда в вакуумной дуге наблюдается зависимость состава плазмы от угловой координаты α (табл. 4) и расстояния L до плоскости катода (табл. 5). В связи с этим генерируемый катодным пятном плазменный поток при анализе дуги как физического явления целесообразно ха- рактеризовать ионным составом, проинте- грированном по угловой координате. Материал катода Угол, град. Содержание ионов в плазме, % 1+ 3+2+ Al 90 60 30 87 78 76 11 20 21 2 2 3 Cu 90 60 30 59 47 37 37 49 62 4 4 1 Ti 90 60 30 35 19 6 60 73 88 5 8 6 Таблица 5 Зависимость относительного содержания ионов различной кратности заряда в плазме дуги с титановым катодом от расстояния до плоскости катода L L, см Содержание ионов в плазме, % Ті+ Ті3+Ті2+ 10 12 76 12 20 26 66 8 30 35 60 5 38 46 58 6 а) б) Рис. 8. Угловые распределения тока ионов различной кратности заряда и электронной температуры для дуги с алюминиевым (а), медным (б) и титановым (в, г) катодами. Кружки – однозарядные, треугольники – двухзарядные ионы. в) г) Таблица 4 Зависимость относительного содержания ионов различной кратности заряда в плазме дуги с титановым катодом от угловой координаты ПОТОКИ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 63 Расходимость потоков ионов различной кратности заряда увеличивается с ростом рас- стояния от плоскости катода. Так, на оси разряда на участке между L = 10 cм и L = 38 см (рис. 9). Ток ионов Ti+ падает только в 3 раза, ионов Ti2+ в 13 раз, а ионов Ti3+ – в 30 раз. Данное обстоятельство следует учитывать при ана- лизе динамики плазменных струй, генериру- емых вакуумным дуговым разрядом. Отличие угловых распределений ионов различной кратности заряда, испускаемых ка- тодным пятном дуги, может свидетельство- вать о том, что процессы их генерации разне- сены во времени или (и) в пространстве. В рамках взрывной модели катодного пятна [12] наблюдаемое явление может быть объя- снено тем, что ионы с различными кратнос- тями заряда генерируются на различных ста- диях формирования эрозионного кратера, возникающего в результате взрыва микро- выступа на поверхности катода. На началь- ной стадии разрушения микровыступа в при- катодной плазме, обладающей в этот момент максимальной температурой и плотностью, генерируются многозарядные ионы. По мере расширения и остывания плазмы, возрастает доля однозарядных частиц. Основная доля однозарядных ионов генерируется на заклю- чительной стадии взрыва при испарении ме- талла с внутренней поверхности сформиро- вавшегося кратера. Геометрия испаряемой по- верхности обусловливает узкую диаграмму направленности (кумулятивный эффект). Проводя аналогию между катодными про- цессами при взрывной эмиссии электронов и в катодном пятне вакуумной дуги [34], сле- дует отметить, что повышенное содержание многозарядных ионов было зарегистрирова- но также при исследовании прикатодной плазмы в начальной стадии импульсного ва- куумного пробоя. При изучении взрыва алю- миниевых микроострий под действием авто- эмиссионного тока большой плотности [35] обнаружена временная задержка максимума тока ионов Al2+, причем наличие рекомбина- ционного свечения ионов Al2+ указывает на присутствие ионов Al3+ в плазме катодного факела. Возможность возникновения многозаряд- ных ионов авторы указанной работы связы- вают с высокой температурой электронов в плазме (Те ≅ 4,5 ± 0,8 эВ). От угловой координаты зависят также температура электронов Te (рис. 8) и средняя энергия ионов, отнесенная к кратности заряда ZEi / (рис. 10). Так, для частиц Ti+, движущихся под ма- лыми углами к плоскости катода, средняя эне- ргия вдвое меньше, чем для потока, испуска- емого вдоль оси разряда; для ионов Ti2+ энер- гия частиц, движущихся в указанных двух направлениях, отличается примерно в 1,5 ра- за. Понижение средней энергии ионов, на- блюдаемое с уменьшением угла к плоскости катода, связано с появлением в их энергети- ческом спектре группы низкоэнергетичных частиц, интенсивность которой максимальна для потока, распространяющегося вдоль ка- тодной поверхности (рис. 11). Появление группы низкоэнергетичных частиц, движу- щихся вдоль плоскости катода, связано с Рис. 9. Зависимость токов ионов различной кратности заряда от расстояния до плоскости катода. Рис. 10. Зависимость энергии ионов титана от угловой координаты. В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 67 ность ионного компонента плазмы, соз- даваемой катодным пятном стационар- ного дугового разряда. Изменение пара- метров плазмы связано с изменением типа катодного пятна. Изменение типа катод- ного пятна может быть обусловлено изме- нением состояния поверхности катода в соответствии с механизмом, предложен- ным в работе [36]. Влияние разрядного тока на характеристики плазмы вакуум- ной дуги обусловлено изменением инте- гральной температуры катода. 3. Характер функции распределения ионов по энергиям свидетельствует о влиянии элементарных процессов взаимодейст- вия частиц в прикатодной области плаз- мы. Основным элементарным процессом, влияющим на функцию распределения ионов по энергиям, является перезарядка многозарядных ионов на нейтральных атомах пара материала катода. 4. Угловое распределение ионного тока в плазме вакуумной дуги отличается су- щественной неоднородностью; степень направленности ионов вдоль нормали к плоскости катода существенно выше, предписываемого законом косинуса. 5. Состав плазмы вакуумной дуги зависит от угловой координаты. Степень направлен- ности ионов возрастает с уменьшением их зарядности, вследствие чего состав плаз- мы зависит от расстояния до плоскости катода. Отличие угловых распределений ионов различной зарядности находит объяснение в рамках взрывной модели ка- тодного пятна. Энергия ионов и темпе- ратура электронов также зависят от угло- вой координаты и уменьшаются в области малых углов к плоскости катода. Сущест- венное влияние на параметры плазмы оказывает взаимодействие ионов с ка- пельной фазой эрозии катода. 6. В плазме вакуумной дуги существует электрическое поле. Радиальный компо- нент поля обеспечивает фокусировку ионного компонента плазмы. Наличие продольной составляющей электри- ческого поля объясняет зависимость сос- тава плазмы от угловой координаты. 7. На характер зависимости состава плазмы вакуумной дуги от угловой координаты влияет геометрия рабочей поверхности катода, определяющая условия конденса- ции на катоде части генерируемого пят- ном дуги плазменного потока. 8. Для вакуумной дуги в диапазоне уме- ренных токов (100 А) выполняется усло- вие возбуждения бунемановской неустой- чивости в объеме плазмы вдали от при- электродных областей разряда. 9. При наличии бунемановской неустойчи- вости появляется турбулентная сила тре- ния между электронами и ионами плазмы, приводящая к ускорению ионов в направ- лении от катода к аноду за счет передачи импульса от электронов к ионам через ко- лебания в плазме. Экспериментально на- блюдаемые значения энергии при широ- ких энергетических спектрах ионов хоро- шо согласуются с данным механизмом ускорения частиц в плазме вакуумной дуги. ЛИТЕРАТУРА 1. Eсkhardt G. Interpretation of data on cathode erosion and efflux from cathode spots of vacu- um arcs//J. Appl. Phys. – 1975.–Vol. 46, № 8.– P. 3282-3285. 2. Лунев В.М., Падалка В.Г., Хороших В.И. Ис- следование некоторых характеристик плазмы вакуумной металлической дуги. II// ЖТФ.– 1977. – T. 47, Вып. 7. – C. 1491-1495. 3. Лунев В.М., Овчаренко В.Д., Хороших В.М. Исследование некоторых характеристик плазмы вакуумной металлическом дуги. I // ЖТФ. – 1977. – T. 47, Вып. 7. – C. 1486-1490. 4. Аксенов И.И., Вакула С.И., Падалка В.Г., Стрельницкий В.Е., Хороших В.М. Высо- коэффективный источник чистой углеродной плазмы // ЖТФ. – 1980. – T. 50, Вып. 9. – C. 2000-2004. 5. Хороших В. М., Аксенов И.И., Конова- лов И.И. О структуре плазменных струй, гене- рируемых катодным пятном вакуумной дуги // ЖТФ. – 1988. – Т. 58, Вып. 6. – С. 1220- 1221. 6. Davis W.D., Miller H.C. Analysis of the elec- trode products emitted by dc arcs in a vacuum ambient // J. Appl. Phys. – 1969. – Vol. 40, № 5. – P. 2212-2221. 7. Плютто А.А., Рыжков В.Н., Капин А.Т. Вы- сокоскоростные потоки плазмы вакуумных дуг // ЖЭТФ. – 1964. – Т. 47, № 2. – С. 494- 507. В.М. ХОРОШИХ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-268 8. Аксенов И.И., Брень В.Г., Коновалов И.И. и др. Исследование плазмы стационарного ва- куумного дугового разряда. II. Влияние инте- гральной температуры катода //ТВТ. – 1983. – Т. 21, № 4. – С. 646-651. 9. Аксенов И.И., Брень В.Г., Осипов В.А., Хоро- ших В.М. Исследование плазмы стационар- ного вакуумного дугового разряда. I. Форми- рование потоков плазмы//ТВТ.– 1983. – Т. 21, № 2. – С. 214-220. 10. Rakhovskii V.I. Experimental study of the dy- namics of cathode apots developtaent// IEEE Transactions on Plasma Science. – 1976. – Vol. PS-4, № 2. – P. 81-102. 11. Любимов Г.А., Раховский В.И. Катодное пят- но вакуумной дуги // УФН. – 1978. – T. 125, Вып. 4. – C. 665-706. 12. Бугаев С.П., Литвинов Е.А., Месяц Г.А., Про- скуровский Д.И. Взрывная электронная эмиссия // УФН. – 1975. – T. 115, № 1. – C.101- 118 13. Проскуровский Д.И., Пучкарев В.Ф. Образо- вание новых эмиссионных центров на катоде в процессе коммутации электрического тока в вакууме. 1. Закономерности образования новых эмиссионных центров // ЖТФ. – 1979. – T. 49, Вып. 12. – C. 2611-2618. 14. Проскуровский Д.И., Пучкарев В.Ф. Образо- вание новых эмиссионных центров на катоде в процессе коммутации электрического тока в вакууме. 2. Проявление установленных закономерностей в вакуумных разрядах // ЖТФ. – 1979. – T. 49, Вып. 12.– C. 2619-2622. 15. Корнилов И.И. Титан. – М.: Наука, 1977.– 310 с. 16. Hantzsche E. A new model of crater formation by arc spots//Beitrage Plasmaphysik. – 1977.– Bd.17, h.1. – Р. 65-74 17. Daalder J.E. Diameter and current density of single and multiple cathode discharges in vacu- um // IEEE Trans. on Power Appl. and Systems. – 1974. – Vol. PAS-93, № 6. – P. 1747-1758 18. Дэшман С. Научные основы вакуумной тех- ники. – М.: Мир, 1964. – 540 с. 19. Ивановский Г.Ф., Ширлев А.Г., Вилесова Б.А. Физика и техника высокого вакуума. – Л.: Машиностроение, 1968. – 274 c. 20. Митсселл Л., И Глэнч Р. М.: Технология тон- ких пленок. Т. 1. – М.: Советское радио, 1977. – 664 с. 21. Мальцев М.В. Термическая обработка туго- плавких, редких металлов и их сплавов. – М.: Металлургия, 1974. – 344 с. 22. Раховский В.И. Физические основы коммута- ции электрического тока в вакууме. – М.: Нау- ка, 1970. – 520 c. 23. Diakov B.E., Holmes R. Cathode spot structure and dynamics in low-current vacuum arcs. – J. Phys. D.: Appl. Phys., 1974, v. 7, № 4, p. 569 – 580 24. Мюллер А., Шевелько В.П. Зависимость сечений перезарядки от заряда налетающего иона // ЖТФ.-1980.-Т. 50, вып. 5.-С. 985-992. 25. Аксенов И.B., Брень В.Г., Падалка В.Г., Хо- роших В.М. О механизме формирования энергетических спектров ионов плазмы ваку- умной дуги // Письма в ЖТФ. – 1981. – Т. 7, Вып. 19. – С. 1164-1167. 26. Войценя B.C. Энергетические спектры ионов ускоренной плазмы // ЖТФ. – 1961. – Т. 38, Вып. 1. – С. 2098-2100. 27. Хороших В.М. Катодный узел электроду- гового источника плазмы // Вопросы атомной науки и техники; вакуум, чистые материалы, сверхпроводники. – 1999. – Вып. 2(10). – С. 6-9 28. Аксенов И.И., Белоус В.А., Коновалов И.И., Осипов В.А., Падалка В.Г., Сафонов В.И., Хороших В.М. Угловое распределение потока ионов в плазме стационарной вакуумной дуги //Ионно-плазменные установки для техноло- гических целей. – Харьков: Изд. ХАИ. – 1988. – С. 3-10. 29. Aksenov I.I., Khoroshikh V.M., Angular distri- butions of ions in a plasma stream of steady- state vacuum arc// Proc. 18-th ISDEIV.- Eind- hoven (The Netherlands). – 1998. – P. 211-214. 30. Морозов А.И., Лебедев С.В. Плазмооптика // В кн.: Вопросы теории плазмы. Вып. 8. – М.: Атомиздат, 1974. – C. 247-260. 31. Daalder J.E. Erosion and the origin of charged and neutral species in vacuum arcs// J. Phys. D: Appl. Phys. – 1975. – Vol. 8, № 14. – P. 1647- 1659 32. Boxman R.L., Goldsmith S. The interaction be- tween plasma and macroparticles in a multica- thode-spot vacuum arc // J. Appl. Phys. – 1981.– Vol. 52, № 1. – P. 151-159. 33. Демиденко И.И., Ломино Н.С., Овчарен- ко В.Д., Падалка В.Г., Полякова Г.Н. О меха- низме ионизации реакционного газа в ваку- умно-дуговом разряде//ЖТФ. – 1984. – T. 54, Вып. 8. – C. 1534-1538. 34. Литвинов Е.А., Месяц Г.А., Проскуров- ский Д.И. Автоэмиссионные и взрывоэмис- сионные процессы при вакуумных разрядах // УФН. – 1983. – T. 139, Вып. 2. – C. 265-302. ПОТОКИ ПЛАЗМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 69 35. Бакшт Р.Б., Кудинов А.И., Литвинов Е.А. Исследование состава прикатодной плазмы в начальной фазе вакуумного разряда // ЖТФ. – 1973. – T. 43, № 1. – C. 146-152 36. Аксенов И.И., Коновалов И.И., Падал- ка В.Г.,Сизоненко В.Л., Хороших В.М. Не- устойчивости в плазме вакуумной дуги при наличии газа в разрядном промежутке.1 // Физика плазмы. – 1985. – T. 11, Вып. 11. – С. 1373-1379 37. Buneman O. Dissipation of currents in ionized media // Phys. Rev. – 1959. – Vol. 115, № 3. – P. 503-517 38. Веденов А.А., Велихов В.П., Сагдеев Р.З. Ус- тойчивость плазмы// УФН. – 1961. – T. 73, № 4. – C. 701-766. 39. Рудаков Л.И., Кораблев Л.В. Квазилинейная теория неустойчивости тока в плазме // ЖЭТФ. – 1966. – T. 50, Вып. 1. – C. 220-231. 40. Галеев А.А., Сагдеев Р.З. Нелинейная теория плазмы//Вопросы теории плазмы. – Bып. 7.– М.: Атомиздат, 1973. – C. 3-51 41. Харрис Л. Катодные процессы // Вакуумные дуги. – М.: Мир, 1982. – C. 153-209. 42. Любимов Г.А. О механизме ускорения ка- тодных струй пара // ДАН СССР. – 1975.– T. 225, № 5. – C. 1045-1048. 43. Аксенов И.И., Коновалов И.И., Падалка В.Г., Хороших В.М. Исследование влияния дав- ления газа в объеме на прикатодные про- цессы стационарной вакуумной дуги//ТВТ. – 1984. – T. 22, № 4. – C. 650-654. ПОТОКИ ПЛАЗМИ СТАЦІОНАРНОЇ ДУГИ НИЗЬКОГО ТИСКУ Хороших В.М. Приведено результати досліджень плазми стаціо- нарної вакуумної дуги в області малих тисків газу під час відсутності магнітного поля. Проведено виміри зарядового складу плазми для катодів з: міді, заліза, хрому, тіитану, молібдену, алюмінію, графіту і ніобію. Виявлено, що ступінь спрямо- ваності іонів зростає зі зменшенням їхньої зарядності, унаслідок чого склад плазми зале- жить від відстані до площини катода. Оцінено роль бунемановскої нестійкості у формуванні потоків плазми. PLASMA STREAMS OF STEADY-STATE LOW PRESSURE ARC Khoroshikh V.M. The plasma of stationary low pressure arc discharge without magnetic field was studied in details. The investigations were provided for Cu, Fe, Cr, Ti, Mo, Ai, C, and Nb, cathodes. For the first time the spatial segregation of composition of the vacuum arc plas- ma was observed as the degree of ion directivity was found to encase with decreasing the ion charge state. The role of Bunneman instability in the process of forming the particle fluxes was studied. В.М. ХОРОШИХ

Потоки плазмы стационарной дуги низкого давления

Репозитарії

Схожі ресурси