ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ЭКСПЕРИМЕНТА, 2008, № 4, с. 85-92
_ ОБЩАЯ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ _
--ТЕХНИКА -
УДК 539.125.4.03+621.3.038
УМЕНЬШЕНИЕ РАБОЧЕГО ДАВЛЕНИЯ ГАЗА В ИСТОЧНИКЕ ИОНОВ
© 2008 г. Б. К. Кондратьев, А. В. Турчин, В. И. Турчин
ГНЦ РФ "Институт теоретической и экспериментальной физики им. А.И. Алиханова" Россия, 117259, Москва, ул. Б. Черемушкинская, 25 Поступила в редакцию 25.12.2007 г.
Описаны результаты применения безнакального полого катода с мультипольным магнитным полем в источнике ионов дуоплазматронного типа. Проведено сравнение рабочих параметров дуоплазматрона с разработанным катодом и дуоплазматрона с безнакальным полым двухцилиндровым катодом. Показано, что применение катода с мультипольным магнитным полем открывает дополнительные возможности для снижения рабочего давления газа в источнике ионов, способствует повышению тока и фазовой плотности тока пучка ионов на выходе источника заряженных частиц и уменьшению фазового объема этого пучка.
PACS: 29.25.Lg, 51.50.+V
ВВЕДЕНИЕ
Источники ионов (и.и.) типа дуоплазматрон используются в ускорителях заряженных частиц для получения ионов газов. Они надежны в работе и генерируют пучки заряженных частиц с параметрами, удовлетворяющими условиям инжекции в различные ускоряющие структуры. Эксплуатация ускорительной техники показала необходимость разработки специальных способов, позволяющих уменьшать поток неионизированного газа, перетекающего из источника ионов во внешние структуры ускорителя. Примером решения этой проблемы явилась установка электромагнитного клапана на выходе дуоплазматрона, обеспечивающего работу линейного ускорителя И-2 - инжектора протонного синхротрона ИТЭФ [1]. Подвижная заслонка такого клапана перекрывает канал эмиссии, открывая его только на время, необходимое для выпуска ионов. Применение дуоплазматрона с импульсным выпуском газа на линейном ускорителе протонов позволило в 200 раз уменьшить поток балластного газа, перетекающего из и.и. в ускоритель, снизив его до 20 см3/ч [2]. Дуоплазматрон такой конструкции обеспечивает работу линейного ускорителя И-2 и в настоящее время. Работая в импульсном режиме, он генерирует пучок протонов с частотой повторения импульсов 1 Гц. Время открытого состояния канала эмиссии ионов составляет ~(3-4) ■ 10-3 с.
В ходе эксплуатации ускорителей в ИТЭФ проводились работы по уменьшению потока остаточного газа, вытекающего из генераторов плазмы, путем совершенствования конструкции их электромагнитного клапана [3]. Выполненные работы показали, что возможность увеличения быстродействия электромагнитного клапана и эффек-
тивности уплотнения канала эмиссии в источнике ионов подвижными заслонками ограничена инерционностью движущихся элементов клапана и механическими повреждениями трущихся поверхностей. Ограничение эффективности электромагнитного клапана обусловило необходимость проведения работ по уменьшению потока остаточного газа на выходе дуоплазматрона путем понижения давления рабочего газа в разрядной камере и.и. [4].
АКТУАЛЬНОСТЬ И ПРЕДПОСЫЛКИ
ПОНИЖЕНИЯ ДАВЛЕНИЯ РАБОЧЕГО ГАЗА В ИСТОЧНИКЕ ИОНОВ
Ограничение потока неионизированного газа, вытекающего из и.и., благоприятствует уменьшению газовой нагрузки на ускоряющие структуры и системы вакуумной откачки ускорителей, понижает эффективность рассеяния и перезарядки быстрых ионов пучка на нейтральных молекулах и атомах остаточного газа [1]. Это способствует уменьшению фазового объема и увеличению фазовой плотности и амплитуды тока ускоренного ионного пучка на выходе ускорителей.
Оценим изменение эмиттанса и фазовой плотности тока пучка протонов, которое может возникнуть при уменьшении эффектов рассеяния и перезарядки быстрых заряженных частиц на молекулах остаточного газа. Величина поперечного фазового объема ионного пучка зависит не только от фазового сдвига векторов скорости его частиц, определяемого температурой эмиттера ионов, но и от степени разброса поперечных скоростей ионов пучка, возникающего при их столкновении с молекулами и атомами газа в области
формирования и ускорения пучка. В расчетах не будем учитывать влияние нелинейности ускоряющих электрических полей и нестабильности плазменной границы, эмитирующей ионы, на фазовый объем пучка. Эти факторы слабо зависят от потока остаточного газа, вытекающего из и.и. Оценим разброс значений углов отклонения от основного направления движения пучка векторов скоростей его быстрых частиц, возникающий при их столкновении с нейтральными молекулами и атомами остаточного газа.
Известно, что быстрый ион, пролетая мимо нейтральной молекулы, поляризует ее своим электрическим полем и сам испытывает действие этого наведенного в молекуле дипольного момента. Согласно теории столкновений ионов с нейтральными частицами, чтобы заметно отклониться, ион должен пролетать на таких расстояниях р; от молекулы, при которых его энергия взаимодействия с молекулой будет равной или выше кинетической энергии движущегося иона [5]:
ae
2Р
. 2
m v
(1)
2 ae
I П-
m v p;
(2)
Полный угол ф рассеяния пучка найдем, используя формулу
ф 180 Xх"
(3)
I = i
где а0 = 0.529 ■ 10-8 см - боровский радиус орбиты электрона в атоме водорода; 4 - потенциал ионизации атома водорода; ^ - кинетическая энергия иона пучка. Определив значение о,г, вычислим усредненную величину расстояния рр = (агг/п)1/2, которое соответствует отклонению иона на большие, но не превышающие 90° углы. Сечение взаимодействия иона пучка с молекулой водорода рассчитаем по формуле из [5]
о, = (3а0 + р р )2 п. (5)
Как упоминалось выше, разброс значений поперечных скоростей пучка заряженных частиц определяется не только фактором их рассеяния на остаточном газе, но и температурой ионного эмиттера. Формула, связывающая эмиттанс пучка £ с температурой ионов, приобретенной ими в эмиттере, приведена в работе [6]:
= CrJkTk / (eU),
(6)
где а - поляризуемость молекулы остаточного газа; т' - приведенная масса молекулы остаточного газа и налетающего на нее иона (примем в нашем случае т' = 1.5); V - скорость иона в пучке; е - заряд электрона.
Угол отклонения %„ иона от начальной траектории при однократном взаимодействии рассчитаем, пользуясь уравнением той же теории столкновений:
Здесь Ис1 = - число столкновений иона пучка на длине пролета Ь, где N - плотность молекул остаточного газа на траектории движения пучка для заданного потока газа, а о, - сечение взаимодействия иона пучка с молекулой газа.
Для определения о, рассчитаем величину транспортного сечения рассеяния ионов пучка на поляризуемых ими молекулах остаточного газа, согласно работе [5], по формуле
где C - коэффициент, зависящий от доли тока, используемой при определении радиуса пучка; rk -радиус пучка; Tk - температура эмиттера; k - постоянная Больцмана; U - разность электрических потенциалов между экстрактором и эмиттером заряженных частиц. Зная вклад в угловое рассеяние ионов пучка температурного фактора и величину углового разброса, вызванного столкновениями ионов пучка с частицами газа, можно оценить влияние потока балластного газа, вытекающего из источника ионов, на величину эмиттанса генерируемого источником пучка заряженных частиц.
Фазовая плотность тока пучка заряженных частиц определяется делением тока пучка на величину его эмиттанса [6], поэтому она будет зависеть также и от изменения тока пучка, возникающего в том числе и в результате перезарядки его быстрых ионов на частицах нейтрального газа. Оценим величину тока ионного пучка Ipk после перезарядки ионов пучка по формуле из работы [5]
Ipk = Ip (1- Np). (7)
Здесь Ip - ток пучка в начале пролетного расстояния; Nipr = Yptpr - количество перезарядок ионов пучка на длине пролета L, где jp - частота перезарядок ионов пучка на остаточном газе, а tpr - время пролета ионом пучка расстояния L. Параметр Yp можно рассчитать из выражения
Y p = Ng v a per, (8)
где aper - сечение резонансной перезарядки иона пучка, определяемое в работе [5] как
at
= 2^27
na oV (а/ ао) Ih/ Wh
(4)
2 Ih 2 (100 v 0 I,
aper = ^1П [irji
(9)
E
N
ct
где - потенциал ионизации остаточного газа;
= 2.19 ■ 108 см/с - скорость электрона на первой боровской орбите в атоме водорода.
Для оценки плотности молекул остаточного газа воспользуемся формулами вакуумной техники. Величину потока Q газа, вытекающего из и.и., можно оценить, зная давление газа Р1 в генераторе плазмы и предельное значение давления Р2 в объеме за и.и. Согласно [7]
Q — ип( Рх- Р2), (10)
где ип - пропускная способность канала, по которому газ перетекает из разрядной камеры и.и. во внешний объем. Для вязкостного режима течения газа величина ип определяется, согласно [7], по формуле
- 281 Р1 + Р2
(11)
где Т, К - абсолютная температура газа; М - его молекулярный вес; Сп, м - диаметр канала эмиссии в аноде источника ионов; 1, м - длина этого канала; X, м - средняя длина свободного пути молекулы в газе.
Плотность газа на траектории ионного пучка определим, рассчитав предельно достижимое давление газа Ррг в откачиваемом объеме, в который натекает известный поток газа Q. Согласно [7]
Q — Рр Г^ П и
+ и'
(12)
где 8п - скорость откачки объема, и - пропускная способность канала откачки.
Плотность частиц газа N можно оценить из уравнения[5]
Ррг — ЫЙкТ.
(13)
Для оптимизации работ перед их началом, а также в процессе экспериментов проводилось компьютерное моделирование вызванных взаимодействием частиц пучка с молекулами остаточного водорода процессов рассеяния и потерь ионов пучка в области его формирования и ускорения. Оценки проводились при помощи аналитической модели, составленной с применением формул (1)—(13). Все неточности в расчетах, заложенные в характере сделанных допущений и используемых формулах, повторяются для различных потоков газа на выходе и.и. Это позволяет корректно провести сравнительный анализ эмиттанса и фазовой плотности тока пучков, генерируемых одним и тем же дуоплазматроном, в зависимости от значений рабочего давления газа в нем.
В качестве базовой модели для расчетов были использованы параметры дуоплазматрона линей-
ного ускорителя И-2. Согласно [2], этот источник ионов может генер
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.