The Physics
and Technology
of Ion Sources
Edited by
IAN G. BROWN
Lawrence Berkeley Laboratory
University of California
Berkeley^ California
A WILEY-INTERSCIENCE PUBLICATION
JOHN WILEY & SONS
New York • Chichester • Brisbane • Tbronto • Singapore

Физика
и технология
источников ионов
Под редакцией
Я. Брауна
Перевод с английского
под редакцией
д-ра физ.-мат. наук Е.С. Машковой
МОСКВА «МИР» 1998

УДК 537.534
ББК 22.833
Ф48
Авторы: Я. Браун, Р. Келлер, А, Холмс, П. Шпедтке, Б. Га-
вин, Д. Эйткен, С. Линейс, И. Жонжен, Н. Сакудо, Е. Донец,
Дж. Исикава, Р. Хьюз, Р. Андерсон, Л. Суонсон, А. Белл,
К. Ленг, Р. Гербер, С. Хамфриз, мл., К. Буркхарт, Л. Лен
Переводчики: канд. физ-мат. наук Н.Г. Белова (гл. 1—5, 13),
канд. хим. наук Н.Е. Илялетдинов (гл. 6—9, 15—17, 19,
предисловие), канд. физ-мат. наук В.Г. Богомолов (гл. 10—12,
14, 18, приложения)
Ф48 Физика и технология источников ионов./ Под ред. Я.
Брауна: Пер. с англ. — М.: Мир, 1998, — 496 с, ил.
ISBN 5-03-002596-0
в коллективной монографии авторов из США» ФРГ, Веянкобритаяни, Бельгии,
Японии и России рассмотрены вопросы физики плазмы применительно к ионным
источникам, проблемы вытягивания, фокусировки и транспортировки ионов, методы
компьютерного моделирования, сильноточные газовые источники, источники-инжекторы для
ускорителей частиц, источники для электромагнитных разделителей изотопов и
промышленных имплантеров, источники на основе электронного циклотронного резонанса,
микроволновые ионные источники, источники с исшизаиней протяженным элжтроииым
пучком для получения многозарядных ионов, лазе]шые источники ионов, источники
ионов на принципе дугового разряда в парах металлов, источники отрицательных ионов,
импульсные ист(Я1ИИки легких ионов для термоядерных устройств с магнитным
удержанием плазмы.
Для специалистов в области физики и технологии ионных источников, радиациои-
иого материаловедения, микрозлектроники, физической злектроиики, физики плазмы, а
также студентов и аспирантов соответствующих специальностей.
ББК 22.833
Издание осуществлено при поддержке Российского фонда
фундаментальных исследований по проекту 97-02-30052
Книга выпущена в свет при содействии
Фнзнко-технологического института РАН
Редакция литературы по информатике и новой технике
© 1989, by John Wiley & Sons. Inc.
All Rights Reserved. Authorized translation from
English language edition published by John
ISBN 5-03-002596-0 (русск.) WUey & Sons, Inc.
ISBN 0-471-85708-4 (англ.) © перевод на русский язык, «Мир», 1998

Предисловие редактора перевода
Для многочисленных новых технологических применений
ионных пучков требуются разработка и создание источников ионов с
недоступными ранее параметрами. Требования, предъявляемые к
сорту, энергии, распределению по зарядовым состояниям,
однородности и конфигурации ионных пучков, варьируются в очень
широких пределах. И даже специалистам уже довольно трудно
представить себе общую картину состояния дел в данной области.
Предлагаемая вниманию читателя книга представляет собой
перевод коллективной монографии, посвященной физике и технологии
ионных источников самых различных типов и написанной
ведущими специалистами США, Великобритании, Бельгии, ФРГ, Японии
и России. Монография отражает современное состояние быстро
развивающейся области ионных источников. Рассматриваются
вопросы физики плазмы применительно к ионным источникам,
вытягивания ионов, фокусировки и транспортировки ионных пучков,
компьютерного моделирования конструкций ионных и электронных
источников, ускоряющих и замедляющих систем, систем
транспортировки заряженных частиц. Приводится описание сильноточных
источников ионов газов, источников-инжекторов для больших
ускорителей частиц, фримановских источников для электромагнитных
разделителей изотопов и промышленных имплантеров, источников
на принципе электронного циклотронного резонанса, СВЧ
источников, источников с ионизацией протяженным электронным пучком
для получения многозарядных ионов, лазерных источников, жидко-
металлических источников, источников на принципе дугового
разряда в парах металлов, источников отрицательных ионов,
импульсных источников легких ионов для термоядерных устройств с
магнитным удержанием плазмы, обсуждаются концепции и
перспективы получения импульсных пучков высокой яркости.
Несомненно, что книга представит значительный интерес в
связи с большой широтой охвата области развития ионных источни-

6 Предисловие редактора перевода
ков. Однако следует отметить, что для глубокого понимания
теоретических основ конструирования источников и решения ряда
технологических вопросов незаменимыми являются известные
монографии И.М. Капчинского [1, 2], М.Д. Габовича [3], В.М. Бы-
стрицкого и А.Н. Диденко [4] (см. также [5, 6]). Последние
достижения в развитии современных плазменных источников ионов
водорода, дейтерия и тугоплавких металлов, а также опыт их
применения в разнообразных технологических процессах нашли отражение
в монографии М.Д. Габовича, Н.В. Плешивцева и Н.Н. Семашко
[7]. Современное состояние развития ионных инжекторов и
плазменных ускорителей отражено в книге [8].
Книга предназначена для широкого круга специалистов и
принесет пользу как технологам, так и исследователям во многих
областях науки и технологии.
Е. Машкова
Литература
1. Капчинский И.М. Динамика частиц в линейных резонансных
ускорителях. — М.: Атомиздат, 1966.
2. Капчинский И.М. Теория линейных резонансных
ускорителей. — М.: Энергоиздат, 1982.
3. Габович М.Д. Физика и техника плазменных источников
ионов. — М.: Атомиздат, 1972.
4. Быстрицкий В.М., Диденко А.Н. Мощные ионные пучки. — М,;
Энергоатомиздат, 1984.
5. Мешков И.Н. Транспортировка пучков заряженных частиц. —
Новосибирск: Наука, Сибирское отделение, 1991.
6. Форрестер А.Т. Интенсивные ионные пучки. — М.: Мир, 1992.
7. Габович М.Д., Плешивцев Н.В., Семашко Н.Н. Пучки ионов и
атомов для управляемого термоядерного синтеза и
технологических целей. — М.: Энергоатомиздат, 1986.
8. Ионные инжекторы и плазменные ускорители. Сборник статей
под ред. А.И. Морозова и Н.Н. Семашко. — М.:
Энергоатомиздат, 1990.

Если бы я медлил достаточно долго, то, скорее всего,
вообще никогда ничего не написал бы, поскольку
существует закономерность: когда ты действительно
начинаешь что-то узнавать о явлении, не желая писать о нем,
а желая, скорее, постоянно изучать его, то никогда не
наступит такой момент (если, конечно, ты не достаточно
честолюбив, а честолюбие во многих случаях и является
причиной написания книг), когда бы ты мог сказать:
теперь я знаю об этом явлении все и готов о нем написать.
Безусловно, я не говорю так и теперь, с каждым годом
я понимаю, что можно еще что-то узнать, но я имею
достаточное понятие о некоторых явлениях, которые
могут быть интересными в данный момент. Например,
я мог бы долгое время не видеть боев быков и все же
вполне мог бы написать, что уже знаю о них сейчас.
Эрнест Хемингуэй*
* Из книги «Смерть в полдень». Death in the Afternoon. Copyright 1932 Charles
Scribner's Sons; copyright renewed © 1960 Ernest Hemingway.

АВТОРЫ
D. Aitken^^
Applied Materials Implant
Division
Horsham, England
B.F. Gavin
Lawrence Berkel^^ Laboratory
University of California
Berkeley, California
RJ. Anderson
Physics Department
University of Arkansas
Fayetteville, Arkansas
R.A. Gerber
Sandia National Laboratories
Albuquerque, New Mexico
A.E. Bell
Oregon Graduate Center
Beaverton, Oregon
AJX Holmes
UKAEA Culham Laboratory
Culham, England
I.G. Brown
Lawrence Berkel^^ Laboratory
University of California
Berkeley, California
R.H. Hughes
Physics Department
University off Arkansas
Fayetteville, Arkansas
С Burkhart
Institute for Accelerator and
Plasma Beam Technology
University of New Mexico
Albuquerque, New Mexico
S. Humphries, Jr.
Institute for Accelerator and
Plasma Beam Tfechnology
University of New Mexico
Albuquerque, New Mexico
^^ Текущий адрес: Superion, Surbiton Surrey, England,

10
Авторы
Е. Д. Донец
Лаборатория высоких энергий
Объединенный институт
ядерных исследований
Дубна, Россия
J. Ishikawa
Kyoto University
Kyoto, Japan
J. Jongen
Laboratoire du Cyclotron
Universite Catholique de Louvain
Louvain-la-Neuve, Belgium
CM. Lyneis
Lawrence Berkeley Laboratory
University of California
Berkeley, California
R. Keller^^
GSI, Gesellschaft fur
Schwerionenforschung
Darmstadt, Federal Republic of
Germany
N. Sakudo
Hitachi Central Research
Laboratory
Tokyo, Japan
L.K. Len
Institute for Accelerator and
Plasma Beam Technology
University of New Mexico
Albuquerque, New Mexico
P. Spadtke
GSI, Gesellschaft fur
Schwerionenforschung
Darmstadt, Federal Republic of
Germany
K.N. mng
Lawrence Berkeley Laboratory
University of California
BerkelQ^, California
LAV. Swanson
Oregon Graduate Center
Beaverton, Oregon
^^ Текущий адрес: Lawrence Berkeley Laboratory, University of California» Berkeley,
California.

Предисловие
Эта книга задумана в качестве обзора и справочного пособия
в быстро развивающейся области технологии ионных источников.
Она рассчитана на физиков, которые активно занимаются
разработкой ионных источников или связанной с этим работой. Цель
книги в том, чтобы дать всесторонний, легкий для понимания
обзор в этой области, глубина которого достаточна для
использования при работе в лаборатории, а широта такова, что позволяет
разглядеть как лес, так и отдельные деревья.
В последние годы работы по созданию и совершенствованию
ионных источников стремительно развивались. Возникли новые
области применения, для которых потребовались ионные источники
с беспрецедентными энергией, током, типом частиц, фокусировкой,
однородностью, размером, зарядовыми состояниями и другими
параметрами. Были разработаны новые типы ионных источников и
значительно улучшены существующие. Вместе с появлением новых
областей применения ионных источников образовались новые
лаборатории и исследовательские группы. Возникла любопытная
ситуация, в которой исследователи, работающие на конкретном участке
в области разработки ионных источников, использовали понятия
одного специфического научного направления, уделяли внимание в
основном научным конференциям в пределах того же направления
и публиковались главным образом в журналах, более или менее
специфических для этого направления. При этом связи между
исследователями в разных областях развиты слабо. Поэтому
широкий набор типов источников, которые детально рассматриваются
в этой книге, дан вполне умышленно. Намерение состояло в том.
Чтобы представить область физики и технологии ионных
источников с точки зрения настолько глобальной перспективы, насколько
Это могло быть разумным. Будучи глобальной, эта работа,
однако, не является энциклопедической. Представленная книга никоим
образом не отменяет обычной необходимости хорошего
литературного поиска; можно надеяться, что она облегчит этот труд.

12 Предисловие
Различные главы были написаны исследователями, которые
являются специалистами по обсуждаемой тематике. Главы
независимы и самостоятельны. Терминология, условные обозначения и
единицы измерения использованы в том виде, как это принято в
работах по рассматриваемому вопросу.
Исследование и разработка ионных источников определенно
относятся к одному из тех научных направлений, которые являются
в значительной степени эмпирическими, и в этой книге акцент
делается по большей части на экспериментальные моменты. В
подавляющем большинстве случаев оказывалось так, что теоретическое
описание ионного источника следовало за его созданием и
экспериментальной работой. Эта ситуация отражена в различных статьях,
представленных здесь.
Предполагается, что читатель имеет подготовку по физике в
объеме университетского курса. Усвоению материала поможет
знание вопросов физики плазмы, атомной физики и электромагнитной
теории.
Я благодарю своих коллег, занимающихся ионными
источниками и физикой плазмы в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли и в
других местах, за их помощь в этой работе, а также за прочтение
и рецензирование нескольких рукописей. Я хочу выразить особенно
глубокую благодарность Вульфу Кункелю, чья поддержка была
огромной и важной. Я также благодарен своим соавторам, которые
упорно добивались самого полного и придирчивого
редактирования; в этом отношении для меня было наградой познакомиться с
ними.
Я. Браун

Глава 1
Введение
Я. Браун
1)
В этой книге изложены физические основы и дан подробный
обзор различных типов ионных источников. Ее можно рассматривать
как руководство для исследователей и пользователей ионных
источников, а также как обобщение проблем данной области науки при
поиске новых подходов к ней. Это не энциклопедия. Изложенные
принципы и обсуждаемые типы источников составляют
«представительную выборку» из этой области науки, изучение которой
позволит узнать о состоянии дел в ней на современном этапе.
В последние 10—20 лет наблюдалась высокая активность в об'
ласти исследования и развития ионных источников, которое
сочеталось с расширением области их применения. Например, такие
приложения, как физика ускорителей частиц, ионная имплантация,
исследования в области управляемого термоядерного синтеза э
значительной степени содействовали развитию науки о ионных ис^
точниках — источниковедения, если воспользоваться термином,
который находит все большее распространение в англоязычной лтв'
ратуре. Показательно, что специалисты, занимающиеся
исследованиями и разработкой ионных источников (источниковеды),
приобрели научный и практический опыт главным образом в
указанных прикладных областях. Источниковеды, участвующие в
создании ионных источников для ускорителей частиц, как правило,
имеют подготовку в области ядерной физики или физики
ускорителей. Те из них, которые заняты конструированием источников для
задач ионной имплантации, в большинстве случаев прошли
подготовку по физике твердого тела или материаловедению.
Источниковеды, разрабатывающие источники для нужд управляемого
термоядерного синтеза, обычно являются специалистами по физике
плазмы. Это, разумеется, не универсальное правило, а, скорее,
обобщение. Много важных разработок, которые были результатом
*^ I.G. Brown. Lawrence Berkeley Laboratory, University of California, Berkel^,
California

14 Глава 1
деятельности ученых в одной области исследования, находили
применение и в других. Прекрасный пример такого пересечения
технологий — ЭЦР ионный источник, основанный на принципе
электронного циклотронного резонанса и созданный на начальном
этапе исследований и развития методов получения горячей плазмы под
воздействием СВЧ излучения в рамках программы управляемого
термоядерного синтеза. Оказалось, что разработанные технологии
имеют важное значение для генерации многозарядных ионов с
целью инжекции в ускорители частиц (главным образом, в
циклотроны). Основополагающие работы Геллера дали мощный импульс
развитию ионных источников такого назначения. Однако в целом
не существовало тесной взаимосвязи между различными
прикладными областями источниковедения. Данный факт и составил ядро
философии, на которой базируется настоящая книга. Этим
объясняется то обстоятельство, что в ней представлено детальное
описание казалось бы никак не связанных между собой типов ионных
источников. Если это обстоятельство станет понятным для
читателя, то цель книги — познакомить экспериментатора с
разнообразными явлениями, происходящими в ионных источниках, — по
крайней мере частично, будет достигнута.
Содержание книги можно условно разбить на две части. Первая
часть посвящена некоторым фундаментальным аспектам ионных
источников: основам физики плазмы, способам извлечения ионов,
обзору проблем транспортировки пучков, компьютерным моделям,
а также краткому описанию конструкций некоторых (основных)
типов ионных источников. Вторая часть содержит детальное
описание конкретных ионных источников: сильноточных источников
газовых ионов, PIG-ИСТОЧНИКОВ, фримановских источников, ЭЦР
источников, СВЧ источников, источников с электронным пучком,
пучково-плазменных источников, лазерных источников, жидкоме-
таллических источников, источников, основанных на явлении
испарения металла под действием дугового разряда в вакууме (вакуум-
нодуговые источники), источников отрицательных ионов,
источников легких ионов, аналогичных используемым в исследованиях по
инерциальному удержанию термоядерной плазмы, и импульсных
источников пучков высокой яркости. Соответствующие главы
написаны учеными, активно работающими в своей области
исследования.
В гл. 2 (автор Я. Браун) излагаются основы физики плазмы
ионных источников и дается краткое описание некоторых
особенностей поведения плазмы, которые полезно знать при рассмотрении
различных типов плазмы, встречающихся в ионных источниках.

Введение ^5
Подход прост: даются наиболее изящные и полные формулировки
и ряд ссылок на соответствующие работы. Кроме того, во многих
из последующих глав, посвященных конкретным типам ионных
источников, обсуждаются те аспекты физики плазмы, которые
необходимы для хорошего понимания функционирования ионного
источника данного типа.
По существу, основу всех ионных источников составляют два
основных узла: источник плазмы и устройство формирования пучка
ионов. Второй из названных узлов обычно называется системой
извлечения ионов, хотя, строго говоря, с точки зрения физики это
название не вполне соответствует действительности при получении
пучка положительных ионов, которые выходят из плазменной обо*
лочки с относительно низкой энергией и затем ускоряются, не
являясь первоначально высокоэнергетичными ионами, вытянутыми из
внутренней области плазмы. Обычно извлекающая система состоит
из ряда элементов (например, многоапертурных сеток или щелей),
и ее детальная разработка с целью оптимизации вытягиваемого
ионного пучка — сложная задача. Гл. 3 (автор Р. Келлер, GSI/
Дармштадт, ФРГ) посвящена рассмотрению извлечения ионов.
Сразу же после формирования пучка любое практическое его
использование неизбежно связано с каким-либо способом
транспортировки пучка. Вот только один, вполне типичный, пример: для
фокусировки пучок проходит между магнитными квадрупольными
или электростатическими линзами, затем через дипольный
магнитный анализатор для определения массы и/или зарядового
состояния ионов, потом вновь через фокусирующие элементы, далее,
возможно, через последовательность фокусирующих и
поворачивающих траекторию элементов, расположенных вдоль линии
транспортировки пучка. Сложность ситуации может быть еще
более усугублена наличием сил пространственного заряда,
приводящих к расходимости пучка. При транспортировке пучка
положительных ионов нейтрализующие пучок электроны могут появляться
в результате столкновений ионов пучка с фоновым газом или еще
каких-либо процессов. Наконец, пучок должен быть
транспортирован через систему оптических элементов без потерь ионов из пучка
и ухудшения его качества. Транспортировка пучков весьма
подробно рассматривается в гл. 4, написанной А. Холмсом из Калемской
лаборатории, Англия.
Быстрый рост мощности компьютеров позволил использовать
вычислительные методы для расчета траекторий ионов с момента
их выхода из плазменной области-и при дальнейшем прохождении
через систему формирования и ускорения и далее через ионно-

16 Глава 1
оптическую систему. Большое достижение — разработка
компьютерных программ, моделирующих пучок в трехмерной геометрии
с учетом эффектов, обусловленных объемным зарядом. Обзор по
численному моделированию извлечения ионов и транспортировки
пучка дан в гл. 5 (автор проф. П. Шпедтке, GSI/Дармштадт, ФРГ).
Остальная часть книги посвящена детальному обзору различных
типов ионных источников. Сначала, в гл. 6 Я. Браун рассматривает
ряд довольно простых типов источников, которые уже были
описаны в литературе. Этот материал выполняет две функции:
во-первых, является кратким руководством для экспериментаторов,
сталкивающихся с необходимостью установки основного оборудования
ионного источника, и, во-вторых, знакомит с деталями и
некоторыми особенностями ионных источников, описанных в
последующих главах.
Класс сильноточных источников газовых ионов очень широк.
Здесь мы представляем несколько различных типов родственных
источников, объединенных одним названием. Существует много
сходного в конструкциях, а также в проблемах, связанных с этим
семейством сильноточных источников. По большей части они
имеют одинаковые области применения и потому должны
удовлетворять аналогичным экспериментальным требованиям и
ограничениям. Обзор этого класса источников дан в гл. 7, написанной проф.
Р. Келлером, GSI/Дармштадт, ФРГ.
Ионные PIG-источники обсуждаются в гл. 8 (автор проф. Б. Га-
вин, Лаборатория им. Лоуренса, Беркли, Калифорния). Эти
источники тесно связаны с источниками, обсуждаемыми в гл. 7, и нашли
широкое применение в инжекторах ускорителей тяжелых частиц,
используемых для исследований в ядерной физике и физике высоких
энергий. Аббревиатура PIG является общепринятой среди
пользователей ионных источников данного типа.
Ионный источник Фримана используется в ионной имплантации
полупроводников. Множество пионерных работ по ионной
имплантации было вьгаолнено с использованием фримановского
источника. Это связано с тем, что пучок, генерируемый источником
Фримана, имеет особенно высокое качество, что важно для целей
данного приложения. Источники этого типа описаны в гл. 9 (автор
Д. Эйткен, Отделение имплантации технологических материалов,
Хоршем, Англия).
Чтобы получить требуемые характеристики ионных источников,
используют плазму, создаваемую СВЧ излучением. Существуют
два различных параметрических режима. В одном из них
взаимодействие СВЧ излучения с плазмой происходит на электронной ци-

Введение ^'^
клотронной частоте при низком давлении газа и в плазме по
существу нет столкновений. Во втором режиме взаимодействие не
зависит от резонанса с магнитным полем, давление газа выше и в
плазме происходят столкновения. В соответствии с условиями
генерации плазмы параметры ионных пучков, полученных от
источников, создающих плазму этих двух типов, также существенно
различаются. В источниках первого типа зарядовые состояния
полученных ионов чрезвычайно высоки, тогда как плотность ионного тока,
как правило, мала. В источниках второго типа ток ионного пучка
чрезвычайно высок, но ионы в основном однозарядные. Первый
тип источников стал хорошо известен как ионный источник,
основанный на принципе электронного циклотронного резонанса (ЭЦР).
Универсального названия для второго типа источника еще не
существует, и в этой книге используется наименование СВЧ ионный
источник. ЭЦР ионные источники нашли важное применение в
качестве инжекторов многозарядных ионов для ускорителей частиц в
ядерной физике, особенно для циклотронов. СВЧ ионные
источники используются для безнакальной генерации сильноточных ионных
пучков для высокодозной имплантации полупроводников. ЭЦР
ионные источники описаны в гл. 10 (авторы С. Линейс,
Лаборатория им. Лоуренса, Беркли, США, и И. Жонжен, Лоувайн-ла-Нев,
Бельгия). СВЧ ионные источники описаны в гл. 11 (автор Н. Саку-
до, Хитачи, Токио).
Рекорд по получению многозарядных ионов из ионного
источника (т. е. без учета ионов, которые ускоряются до очень высоких
энергий и затем обдираются при прохождении через фольгу) легко
удерживается ионным источником с электронным пучком. В этом
источнике ионы в условиях глубокого вакуума удерживаются
внутри высокоэнергетичного электронного пучка в сильном магнитном
поле достаточно продолжительное время, что дает возможность
получать ионы с высокими зарядовыми состояниями. Выход ионов
относительно низок. Этот тип источников подходит, в частности,
для использования в качестве инжектора для ускорителей частиц,
особенно синхротронов на тяжелых ионах, а также для
исследований по атомной физике. Ионные источники с электронным пучком
описаны в гл. 12 (автор Е. Донец, Объединенный институт ядерных
исследований, Дубна, Россия).
Пучково-плазменный ионный источник — относительно новый
тип источника, в котором ионизация происходит в результате
взаимодействия инжектируемого электронного пучка высокой
интенсивности с фоновой плазмой. Возникает пучково-плазменная
неустойчивость, и энергия пучка эффективно передается плазме. Другая но-

18 Г/шва 1
вая особенность этого типа ионного источника состоит в том, что
плотность тока извлеченных ионов может существенно превышать
классический предел Чайлда—Ленгмюра. Этот уникальный ионный
источник представлен в гл. 13 (автор Дж. Исикава, Киотский
университет, Япония).
Гл. 14 (авторы Р. Хьюз и Р. Андерсон, Арканзасский
университет) посвящена лазерным ионным источникам. Высокоэнергетич-
ные пучки, которые могут быть доставлены к твердым мишеням
с помо1щ>ю легкодоступных сверхмощных импульсных лазеров,
могут использоваться как средство полунения плотных сгустков
плазмы с высокой долей многозарядных ионов. Для формирования
ионного пучка из плазмы, генерируемой лазерным импульсом, может
применяться соответствующая извлекающая система,
завершающая основную конструкцию лазерного ионного источника.
Источники такого типа находятся на относительно ранней стадии
развития и имеют перспективы в качестве инжекторов для синхротронов
на тяжелых ионах.
Жидкометаллические ионные источники уникальны в своей
способности генерировать острофокусные ионные пучки. Эти пучки
формируются посредством полевой эмиссии ионов из тонкого
острия (иглы), на которое натекает пленка жидкого металла.
Пучок является очень слаботочным, но плотность тока в фокусе
может быть чрезвычайно вьгсокой из-за субмикронных размеров
пятна. Этот тип источников используется в ионно-лучевой литографии
и в ионной микроскопии. Ои представлен в гл. 15 (авторы Л. Суон-
сон и А. Белл, Орегонский учебный центр, Бивертон).
В ионном источнике, принцип действия которого основан на
явлении испарения металла под действием дугового разряда в
вакууме (MEVVA-источник), плотная плазма создается в катодных
пятнах, формирующихся на поверхности твердого металлического
катода под действием дугового разряда, инициированного в условиях
глубокого вакуума. Плазменные сгустки отстреливаются от катода
подобно плазме, генерируемой лазером, и интенсивный пучок
металлических ионов может быть сформирован из этих плазменных
сгустков. Были получены сверхсильноточные ионные пучки
фактически всех твердых металлов. Этот тип источников используется
в инжекторах ускорителей частиц и для ионной имплантации
широким пучком. MEVVA-источникам посвящена гл. 16 (автор Я. Браун,
Лаборатория им. Лоуренса, Беркли, Калифорния).
Источники отрицательных ионов применяются как инжекторы
для ускорителей частиц и генераторы высокоэнергетичных
нейтральных пучков для нагрева термоядерной плазмы. Методы полу-

Введение *9
чения положительных и отрицательных ионов совершенно
различны. Совершенствование источников этого типа дает постоянный и
впечатляющий рост тока пучка. Источники отрицательных ионов
рассматриваются в гл. 17 (автор К. Ленг, Лаборатория им. Лоу-
ренса, Беркли, Калифорния).
Для вьшолнения исследовательской программы по инерциально-
му удержанию термоядерной плазмы требуются короткоимпульс-
ные сильноточные пучки легких ионов. При инерциальном
удержании плазмы такие пучки должны бомбардировать сферическую
каплю мишени, сжимая ее до очень высокой плотности и
температуры, в результате чего в части материала мишени должна
возникать термоядерная реакхшя. В реакторе этот процесс должен
повторяться непрерывно. Ввиду необходимости иметь очень высокие
токи пучка, особенно при низком коэффициенте заполнения
импульсной последовательности, непрерывное совершенствование
источников этого типа привело к ряду совершенно новых конструкций и
способов генерации ионов. Источники легких ионов для инерциаль-
ного удержания термоядерной плазмы обсуждаются в гл. 18 (автор
Р. Гер>бер, Национальная лаборатория Сандия, Альбукерке, Нью-
Мексико).
Наконец, в гл. 19 (авторы С. Хамфриз, мл., К. Буркхарт и
Л. Лен, Университет шт. Нью-Мексико, Альбукерке) рассмотрены
некоторые оригинальные концепции и новые разработки,
относящиеся к созданию импульсных ионных пучков высокой яркости.
Описывается новый и эффективный способ создания пучков
высокого качества, даже если источник плазмы имеет высокий уровень
шумов, на основе извлекающих систем с управляющими сетками.
Как отмечалось выше, в книгу включены не все существующие
типы ионных источников. Однако представленная совокупность
действительно дает широкий спектр как параметров пучков, так и
технологий источников. Возможно, некоторые из идей,
изложенных здесь при описании того или иного типа источников, смогут
помочь читателю при разработке новых типов ионных источников
и ионно-пучковых приборов.

Глава 2
Физика плазмы ионных
источников
Я. Браун
1)
Характеристики ионного пучка определяются параметрами
плазмы и извлекающего электрода (экстрактора). Так, например,
ток ионного пучка зависит от плотности плазмы, ее электронной
температуры, потенциала экстрактора и его геометрии. Эмиттанс
пучка определяется ионной температурой плазмы и геометрией
экстрактора, а состав пучка — составом плазмы. Таким образом,
физика ионного источника во многих отношениях является физикой
плазмы. Написано довольно много книг, в которых дано
превосходное освещение основ физики плазмы и ионизационных явлений
(см., например, книги [1—9]). В этой главе дается обзор
принципиальных вопросов физики плазмы, необходимых для понимания как
конструирования ионных источников, так и их работы.
2.1. ПЛОТНОСТЬ, ТЕМПЕРАТУРА
И ФУНКЦИИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ
Наиболее важный параметр плазмы — ее плотность.
Составляющими плазмы являются ионы, электроны и неионизированные
нейтральные атомы. Соответственно различают три вида
плотности: электронную Пе, ионную til и нейтральных атомов Пп. Обычно
плотность измеряют числом частиц в 1 см^ или 1 м^. Для
большинства ионных источников плотность плазмы (определяемая в
основном плотностью электронов) колеблется в широком
диапазоне (10**^ — 10^^ см~^). Для сравнения напомним, что при
нормальных температуре и давлении (Г = 0° С, р = 760 мм рт. ст.)
плотность газа равна 2,687 • 10^^ молекула/см^, а твердые тела имеют
*^ I.G. Brown. Lawrence Berkeley Laboratory, University of California, Berkeley,
California.

Физика плазмы ионных источников 21
атомную плотность, близкую к 10^^ см~^; плотность газа в
вакуумной камере при давлопш 10~*мм рт. ст. составляет 3,3 • 10^°
молекула/см^.
2.1.1. Процент ионизации
Величина «процент^^ ионизации» определяется следующим
образом;
процент ионизации = т/{Пп + П{) Х 100%. (1)
Когда процент ионизагдаи превышает 10% или близок к этому
значению, обычно говорят, что плазма сильно ионизирована, и физика
среды определяется в основном плазменными эффектами. Если
процент ионизации низок, скажем, ниже 1%, нужно рассматривать
взаимодействие с нейтральными атомами.
2.1.2. Функции распределения
Частицы плазмы обладают кинетической энергией, и поэтому
ансамбль частиц, составляющих плазму, может быть описан
функцией распределения по скоростям. Фушашя распределения по
скоростям определяет число частиц в заданном интервале скоростей
dn = f(v)dv =
^f(Vx, Vy, Vz)dVxdVydVz^
= f(Vx)fivy)f{Vz)dVxdvydvz.
Здесь V — вектор скорости {Vx, Vy, Vz), dv = dvxdvydvz — элемент
пространства скоростей. Обычно функция распределения
нормализуется на плотность частиц, так чтобы выполнялось соотношение
во
п = j f(v)dv. (2)
— оо
в отсутствие внешних сил плазма стремится к тепловому
равновесию, описываемому максвелловской функцией распределения
fivx, Vy, Vz) = n(m/2TrkT)^^^x
X exp I - i^ m(v^ + v^+ у|)/*Г , (3)
'^ Величину rti/irin + m) обычно называкуг степенью ионизация. — Прим. перев.

22 Глава 2
где т — масса частицы, к ^ 1,38-10"^^ Дж/К — постоянная Боль-
цмана, Т — температура плазмы. За единицу температуры плазмы
обычно принимают электронвольт (эВ), соответствующий И 600 К.
Плазма дугового разряда, например, может иметь температуру
около 5 эВ, или 50000 К. Электронвольт является энергетической
единицей и эквивалентен 1,6'10" *^ Дж.
Если все ионы плазмы находятся в состоянии
термодинамического равновесия друг с другом, то можно говорить об ионной
температуре Tii при этом электроны могут находиться в другом
равновесном состоянии, определяемом электронной температурой
Те. Нейтральные частицы имеют обычно более низкую
температуру, чем ионы или электроны. Понятие «температура плазмы» не
определено до тех пор, пока между электронами и ионами не
установится тепловое равновесие, при котором Ti = Те.
Иногда можно использовать следующие функции распределения
частиц. Одномерное максвелловское распределение по скоростям
fivx) = п{т/2тгкТ)^^^е-'"^"^^^^, (4)
Максвелловское распределение по скоростям F{v), для которого
F{v)dv — среднее число частиц в единице объема, имеющих
скорость у = |у| в интервале от у до у + dv:
F{v) = 4жи^Ди) = 47rv^n{m/2TrkT)^^^e-'»^'/^. (5)
Максвелловское распределение по энергиям f{E):
ЯЕ) = F(v)^ = п(4/ж)''ЧкГ)-'''Е'''е-^''^/ (6)
Средняя энергия частицы равна
Ё= (ЪП)кТ. (7)
В изотропной плазме она поровну распределяется по трем степеням
свободы, соответствующим ортогональной системе координат х, у
и г:
Ё^:^Ёу = Е^^ {\/2)кТ. (8)
Средняя скорость частицы равна
v= (8*Г/7г/п)*/^ (9)
Среднеквадратичная скорость частицы^ составляет
Vci>.^ = Of^/m)''\ (10)
В максвелловской водородной плазме при температуре 1 эВ средняя

Физшб плазмы ионных источников
23
ff'J
-^-.'—1
1
I
1
' !
vq = J 2kT/ht
1 J
^^0
Рис. 2.1. Одномерное максвелловское {шспредел^е по скоростям /(ux).
FM
Рнс. 2.2. Максвелловское распределение по скоростям F(v).
Рис. 2.3. Максвелловское распределение по энергиям /(£).
скорость положительных ионов (т. е. протонов) равна 1,56 см/мкс,
а электронов 67 см/мкс.
На рис. 2.1—2.3 представлены три приведенные выше функции
распределения и параметры, которые могут быть получены из них-
Всевозможные типы плазмы (от существующей в ионосфере и
ближнем космосе до плазмы белых карликов, включая плазму ион-

24
Глава 2
CD
m
га
a
>
I
с
X
ф
Плотность числа частиц, CM 3
Рнс. 2.4. Различные типы плазмы в координатах п — Г.
ных ИСТОЧНИКОВ и управляемых термоядерных реакторов) можно
изобразить графически в системе координат температура —
плотность числа частиц (рис. 2.4). Такой способ изображения позволяет
наглядно представить диапазон плазменных явлений. При таком
представлении термин «плазменная температура» трактуется
достаточно свободно, так как ионная температура не всегда равна
электронной для того разнообразия типов плазмы, которые
показаны на рис. 2.4.
2.2. ОБОЛОЧКИ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПОЛЯ
Частицы плазмы (ионы и электроны) несут электрический заряд
и поэтому взаимодействуют друг с другом на расстоянии через
электрическое поле, а при относительном движении и через
магнитное поле. В плазме существует пространственный масштаб,
определяющий расстояние, на которое распространяется действие
электрического поля пробного заряда. Заряженные частицы,
расположенные на более близком расстоянии к нему, чувствуют его
влияние, а на более далеком — нет. Указанное расстояние — длина
экранирования, сверх которой плазма эффективно экранирует себя
от приложенного электрического поля. Понятие «длина
экранирования» справедливо также для внешних электрических полей,
приложенных к плазме: такие поля проникают в плазму на очень не-

Физика плазмы ионных источников
25
значительную глубину. Точнее говоря, локальная плотность
заряженных частиц перераспределяется в плазме таким образом, чтобы
скомпенсировать внешнее поле, которое экспоненциально затухает
по глубине с быстротой, определяемой параметрами плазмы.
2.2.1 Дебаевская длина
Пространственный масштаб, на котором электрическое поле
эффективно компенсируется плазмой, называется длиной
экранирования, или дебаевской длиной в честь Питера Дебая, впервые обнару-
жевшего и изучившего это явление [10]. Дебаевская длина
обозначается символом Xd и выражается формулой
\1 = еокТе/е^Пе, (11)
Xd = 1АЪ^1Те/Пе,
или
(12)
Здесь Те — электронная температура плазмы в электронвольтах,
Пе — электронная плотность плазмы, измеряемая числом частиц в
1 см^ (см~^), и Xd выражено в сантиметрах.
Данный параметр плазмы является фундаментальным и
используется практически во всех разделах физики плазмы. Он особенно
важен при рассмотрении формирования пучка с помощью
последовательности заряженных сеток, которые создают сильное
электрическое поле, приложенное к плазме снаружи (экстрактор).
Та часть плазмы, которая экранирует приложенное внешнее по-
ле> называется плазменной оболочкой. Внутри оболочки электриче-
в
t
Нейтральная 'переходна^ Обо-
плазма | область ! лочка
3-4/гГ^ (обычно)!
I
у.
Рис 2 5. Схематическое представл^е плазменной оболочки.

26 ^^o^<^ 2
ское поле не равно нулю и плазма не является электронейтральной.
Считается, что вне плазменной оболочки плазма по существу не
возмущена внешним полем (рис. 2.5).
2.2.2. Электронейтральность
Понятие «электронейтральность», или, точнее, «квазиэлектро-
нейтральность», — еще одно фундаментальное понятие, связанное
с дебаевской длиной. Внутри плазмы условие элекронейтральности
выполняется с очень высокой степенью точности. Оно имеет вид
е^дпг- епе = 0, (13)
где Q — заряд иоиа, а сумма берется по всем зарядовым
состояниям. Отметим, что здесь мы рассматриваем лишь положительно
заряженные ионы. Если в плазме имеются только однократно
заряженные положительные ионы, то Пе = fit. Плазма не может сильно
отклоняться от условия квазиэлекронейтральности (13), поскольку
в противном случае сразу же возникают сильные электрические
поля, восстанавливающие квазиэлектронейтральность. Такое условие
действует по всей области плазмы, пока ее размеры велики по
сравнению с дебаевской длиной. Если размер области плазмы
меньше дебаевской длины, то условие квазиэлектронейтральности
может нарушаться. Случайные флуктуации электронной плотности
приводят к флуктуирующим электрическим полям — плазменному
шуму. Как следует из уравнения (И), на расстояниях порядка
дебаевской длины возникает разность потеищ1алов порядка
электронной температуры плазмы.
2.3. СТОЛКНОВЕНИЯ ЧАСТИЦ В ПЛАЗМЕ
Столкновения между заряженными частицами в плазме
кардинально отличаются от столкновений между нейтральными
частицами в обычном газе. Обмен энергией и импульсом в плазме
происходит главным образом посредством дальних взаимодействий,
происходящих с участием многих частиц, а не в результате однократных
соударений. Поэтому, например, изменение направления вектора
скорости какой-либо частицы в процессе ее хаотического движения

Физика плазмы ионных источников 27
в плазме складывается из большого количества поворотов на
малые углы. Следовательно, такие понятия, как время между
столкновениями и средняя длина свободного пробега, которые имеют
четкий физический смысл в случае столкновений нейтральных
частиц, требуют нового определения. Соответствующее понятие для
заряженных частиц — время релаксации, т. е. время, необходимое
для того, чтобы столкновения внесли существенные изменения в
функцию распределения. Так, время релаксации энергии есть время,
за которое происходит передача энергии от одной составляющей
плазмы к другой. Например, если горячие электроны движутся в
среде холодных ионов, то ионы будут нагреваться вследствие
передачи энергии при столкновениях от электронов к ионам, и ионная
температура будет логарифмически расти до новой равновесной
темперастуры с быстротой, характеризуемой электронно-ионным
временем релаксации энергии ге,. Аналогично, время угловой
релаксации частицы определенного сорта 7$ — это среднее время, за
которое ее траектория отклоняется, скажем, на 90° в результате
большого числа соударений, приводящих к отклонениям на малые
углы. Такие определения обычно не вполне точно говорят о
времени обмена энергией или ион-ионном времени столкновения, хота^
подобная неточность часто не играет никакой роли. Отметим, что
время передачи энергии от электронов к ионам много больше, чем
время электронного рассеяния.
Средняя длина свободного пробега X выражается через сечение
рассеяния а для данного процесса формулой
X = 1/па, (14)
Где п — плотность числа соответствующих частиц. Время между
столкновениями г выражается через среднюю длину свободного
пробега X и сечение а формулой
r=\/v= \/nav, (15)
Где V — средняя скорость соответствующих частиц. Частота
столкновений является величиной, обратной времени между
столкновениями:
V = 1/г = nov, (16)
в эт^х выражениях понятие «сечение рассеяния» является несколько
искусственным и непросто согласуется с картиной рассеяния на
малые углы, описанной выше. Однако использование этого понятия
иногда бывает удобным.
Различают несколько типов времен энергообмена и времен меж-

28 Глава 2
ду столкновениями, соответствующих взаимодействиям как между
частицами одного рода, так и между разнородными частицами, и
при различных значениях параметров. Обычно эти времена лежат
в широком диапазоне от наносекунд до миллисекунд.
2.4. ПЛАЗМЕННАЯ ЧАСТОТА
В плазме существует ряд естественных видов колебаний,
наиболее фундаментальными и важными из которых являются
электронные и ионные плазменные колебания. Даже малые отклонения от
полной электронейтральности плазмы приводят к возникновению
силы, восстанавливающей электронейтральность, и плазма
осциллирует с частотой, называемой электронной плазменной частотой.
Этот параметр обозначается символом о>ре,
«ре = е^Пе/еоШе, (17)
или
/ре = 8980V/i; (Гц). (18)
В выражении (18) Пе измеряется в единицах см"^.
При определенных условиях ионная составляющая плазмы
также может осциллировать (например, порождая ионные
акустические (звуковые) волны в плазме), и эту частоту, с которой ионы
могут осциллировать, называют ионной плазменной частотой о>р,,
<^pt = Q^e^m/eomt, (19)
Здесь Q — зарядовое состояние иона (заряд иона равш eQ), В
другой записи ионная плазменная частота составляет
Л, = llOQyfrhTA (Гц). (20)
Здесь А — масса иона в атомных единицах массы.
Часто электронную плазменную частоту называют просто
плазменной частотой. Обычно электронная плазменная частота лежит
в микроволновом диапазоне, т. е. является величиной порядка
10* Гц (1 ГГц); ионные плазменные частоты лежат в
радиодиапазоне (порядка 1 МГц).

Физика плазмы ионных источников 79
2.5. ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ
Частицы с зарядом q при движении со скоростью v^,
перпендикулярной к направлению магнитного поля с магнитной
индукцией S, испытывают действие силы, перпендикулярной как скорости
частицы, так и магнитному полю. Эта сила определяется
формулой
F^Bqv^, (21)
2.5.1. Циклотронный радиус
Поскольку магнитная сила перпендикулярна как скорости, так
и полю, частица движется по круговой о1>бите, как если бы была
«привязана» к магнитной силовой линии. Радиус такой гироор>биты
определяется формулой
Q = mv^ /qB (22)
и называется циклотронным радиусом или гирорадиусом. Плазма,
помещенная в магнитное поле, иногда называется гиротропной.
Средний циклотронный радиус плазменных электронов с
температурой Т. (эВ) удобно выразить в виде
Qe = 0,0038V7;/B (см). (23)
Здесь магнитная индукция В выражена в единицах кГс.
Аналогично, средний циклотронный радиус ионов в зарядовом состоянии Q
с массовым числом Л и температурой Г, (эВ) может быть записан
как
Qi = 0,l6^fATi/QB (см) (24)
(В измеряется единицами кГс). При одинаковых электронной и
ионной температурах и магнитной индукции электронный
циклотронный радиус меньше ионного циклотронного радиуса
приблизительно в AQyfA/Q раз. При температурах в несколько электронвольт и
магнитных полях в несколько килогаусс Qe — величина порядка
0,1 мм, в, Qi — от нескольких миллиметров до нескольких
сантиметров.
Отметим, что магнитное поле влияет только на
перпендикулярную ему составляющую скорости частицы. В вышеприведенных
вьфажениях температуры частиц относятся к составляющим ско-

30 ^^0^0 2
рости (соответствующим составляющим кинетической энергии),
перпендикулярным направлению магнитного поля. На скорость ча-
стш№1, параллельную магнитному полю, оно не влияет, и
результирующее движение частицы происходит по спирали, осью которой
является силовая линия, к которой «привязана» частица. Так как
электроны и ионы несут противоположные по знаку заряды, их
вращение противоположно направленно: вращение электронов
определяется по правилу правой руки, а вращение иоиов — по
правилу левой руки.
2.5.2. Циклотронная частота
Циклотронное движение частицы происходит со строго
определенной частотой, называемой ионной или электронной
циклотронной частотой, которая выражается формулой
(ас = еВ/т, (25)
или /с, = U52QB/A (МГц), /„ = 2,8В (ГГц). (26), (27)
Здесь В выражено в килогауссах.
Для магнитных полей в несколько килогаусс электронная
циклотронная частота изменяется в диапазоне от нескольких гигагерц
до нескольких десятков гигагерц (начало микроволнового
диапазона спектра), а ионная циклотронная частота — от нескольких сотен
килогерц до нескольких мегагерц.
2.6. ДАВЛЕНИЕ ПЛАЗМЫ
Подобно любому газу, плазма оказывает давление. Точно так
же как и в кинетической теории газов, давление выражается
формулой
р = пкТ. (28)
Вклад в давление плазмы дают различные ее составляющие.
Электроны обеспечивают давление ре = ПекТе, а ионы — давление
Pi = WiAJ",. Когда плазма находится в магнитном поле, оно вносит
анизотропность, и температуры могут быть неодинаковыми в
различных пространственных направлениях. Поэтому говорят о Тц^,

Физика плазмы ионных источников 31
Г,|, Tgx и T^if где индексы х и й относятся к направлениям,
перпендикулярному и параллельному магнитному полю, поэтому
плазменные давления р^ и р, могут различаться.
2.7. ПОТОК ЧАСТИЦ
Частицы плазмы могут образовывать поток подобно частицам
неионизированного газа. Максвелловская функция распределения
частиц по скоростям (4) симметрична относительно Vx = О, т. е.
средняя проекция скорости частиц на ось х равна нулю.
Распределение частиц может быть сдвинуто на величину AVx = и; тогда новое
распределение частиц оказывается симметричным относительно м.
В зтом случае распределение называют смещенным максвеллов-
ским распределением; оно описывается уравнением (4), в котором
Vx заменено на. Vx - и. Скорость и — макроскопическая скорость
потока частиц; ее также называют дрейфовой скоростью.
Поскольку частицы плазмы заряжены, макроскопическое
течение может приводить к электрическому току. В твердом
проводнике электрический ток обусловлен течением только электронов;
ионы, составляя решетку металла, остаются неподвижными. В
плазме, однако, ионы являются свободными и тоже движутся, так что
обе составляющие могут давать совершенно независимый вклад в
суммарный ток. Плотность тока J выражается формулой
J = ji ~ Je = fleeiUi - Ue), (29)
когда положительные ионы являются однозарядными и,
следовательно, /I, = We. Здесь 7,, je и Ui, Ые — соответствснно плотности
токов и дрейфовые скорости ионов и электронов. Две
составляющие тока суммируются, так как под действием внешнего
электрического поля ионы и электроны движутся в противоположных
направлениях.
2.8. ИОНИЗАЦИЯ
Ионизация нейтральных атомов для формирования плазмы
может быть осуществлена посредством нескольких процессов,
включающих, например, поверхностную ионизацию, фотоионизацию.

32 ^^0^ 2
ионизацию полем. Ионные источники, которые используют такие
ионизационные явления, — это источники поверхностной
ионизации, некоторые виды ионных источников с УФ-возбуждением и
жидкометаллические ионные источники. Еще один ионизационный
процесс, более широко используемый в технологии создания
плазмы, — это ионизация газа посредством электронного удара [1, 2,
4, 5, 8]. Газовый разряд может происходить в широких диапазонах
экспериментальных параметров и является доминирующим
процессом фактически во всех плазменных и ионных источниках, в
которые рабочий материал вводится в виде газа или пара. В этом
случае энергия, поступаемая в плазму от источника питания,
передается в основном электронам. В дальнейшем энергичные электроны
ионизируют остаточный газ при соударениях с нейтральными
атомами.
Ионизация будет происходить, если энергия ударяющего
электрона больше энергии, необходимой для удаления связанного
электрона:
Ее > ещ, (30)
где ip\ — первый ионизационный потенциал рассматриваемого вида
атомов. Это условие, однако, чрезмерно упрощает картину по
следующим причинам.
1. В плазме существует распределение электронов по энергиям,
которое определяется электронной температурой Те\ средняя
энергия электронов равна (3/2) Wi.
2. Вероятность ионизации нейтрального атома при соударении
с электроном зависит от энергии электрона. Сечение ионизации в
действительности растет от нуля при энергии электрона, равной
ионизационному потенциалу, до максимального значения при
энергии, приблизительно равной 3—4 потенциалам ионизации.
Для эффективной ионизации плотность электронов должна
быть высокой, так чтобы могло происходить много столкновений
электронов с нейтральными атомами. Температура электронов
должна быть также достаточно высокой, чтобы столкновения
приводили к актам ионизации, но не настолько высокой, чтобы
вероятность ионизации существенно снизилась. В идеале энергия
электронов должна в несколько раз превышать соответствующий
потенциал ионизации — условие, которое в действительности очень
редко выполняется.
При указанных условиях выход процесса ионизации газа
достигает максимума, но чтобы эффективно создавать плотную плазму,
должны быть выполнены и другие условия. Например, в процессе

Физика плазмы ионных источников 33
ионизации значительно более эффективно повторное использование
одних и тех же электронов, а не выбивание новых электронов из
нейтральных атомов с последующим их нагревом. Принято
называть горячие (энергичные) электроны, которые осуществляют иони-
защ1Ю, первичными, а холодные электроны, образующиеся вместе
с положительными ионами в результате столкновений,
вторичными. Сохранить первичные электроны можно следующими
способами.
1. Может оказаться, что электроны, удерживаемые аксиальным
магнитным полем, совершают возвратио-поступательиое
движение, отражаясь от отрицательно заряженных электродов. Такой
тип разряда называют рефлексивным разрядом. Используется
также термин pigging после того, как это явление было обнаружено
в ионном источнике PIG (PIG — сокращение словосочетания
Penning, или Philips, Ionization Gauge; см. гл. 8). Это движение
представляет собой колебания электронов в потенциальной яме,
созданной заряженными электродами, вдоль силовых линий
магнитного поля. Ток отраженных электронов (pigging) усиливает
ионизацию и часто используется в ионных источниках. Иногда этот ток
является нежелательной причиной электрического пробоя в других
плазменных или вакуумных приборах.
2. Электроны могут удерживаться магнитным зеркалом,
предпочтительно стабилизированным магнитным зеркалом. Такая
конфигурация используется в ионных источниках на электронном
циклотронном резонансе (ЭЦР), где магнитное поле служит как для
обеспечения ЭЦР, т. е. перекачки энергии микроволн в энергию
электронов, так и для удержания энергичных электронов,
сформированных таким образом. Соответствующая конструкция
описывается в гл. 10, посвященной ионным источникам на ЭЦР.
3. Может использоваться мультипольное магнитное поле
(реализуемое последовательностью зеркалоподобных областей поля)
для формирования магнитного барьера, окружающего плазменный
разряд. Такая конфигурация называется магнитным насосом и
описывается в нескольких главах настоящей книги.
Созданию плотной плазмы способствует также определенная
конфигурация удерживающего магнитного поля, при которой
ионы, образующиеся при электронном ударе, не покидают
плазменный разряд. Как правило, те конфигурации, которые способствуют
Удержанию первичных электронов (например, описанные выше),
обеспечивают и удержание плазмы. Таким образом, конфигурации
типа стабилизированного магнитного зеркала или мультипольного
Магнитного насоса хорошо удерживают плазму. В идеале ионы

34 Глава 2
должны выводиться из плазмы только в экстракторе ионов, а не
в результате их нейтрализации на стенках прибора или в реакциях
ионно-электронной рекомбинации. На практике это условие
выполняется лишь частично.
2.9. МНОГОКРАТНАЯ ИОНИЗАЦИЯ
Рассуждения, определяющие условия эффективной ионизации
рабочего газа для получения плотной плазмы, из которой должен
вытягиваться ионный пучок, могут быть распространены на случай
удаления из положительного иона более чем одного электрона. В
этом случае говорят, что иои является многократно
ионизированным, или многозарядиым. Обычным процессом (но не единственно
возможным), при котором появляются многозарядные ионы,
является постепенная ионизация путем последовательных электронных
ударов. Очевидно, что электроны в этом случае должны быть
более энергичными (горячими), чем необходимо для получения
однократно ионизированных ионов, так как энергия ионизации иона
возрастает с увеличением его заряда [11]. Например, в экстремальном
случае пороговая энергия, необходимая для получения полностью
ионизированного атома урана U^^"*", равна приблизительно 130 кэВ
[12].
Процесс многократной ионизации в результате
последовательных электронных ударов описывается в нескольких главах
настоящей книги (наиболее подробно в гл. 12, посвященной ионным
источникам с электронным пучком). Ситуация может быть обобщена
так. При ионизации нейтрального газа, дающей однократно
ионизированную плазму, процесс ионизации определяют два основных
параметра: электронная температура Те и электронная плотность
/1е. Получение многозарядиой плазмы характеризуется еще одним
важным параметром — временем удержания ионов г/. Электроны
должны быть достаточно энергичными, чтобы произвести
ионизацию до желаемого зарядового состояния, плотность плазмы
должна быть достаточно высокой, чтобы происходило много
ионизирующих соударений, и ионы должны достаточно долго оставаться в
области иониздции для обеспечения процесса отрыва электронов.
Оказывается, что протекание процесса многократной ионизацрга
определяет произведение ПеЬ двух параметров — плотности числа
электронов и времени удержания ионов. Расчеты параметров, необ-

Физика плазмы ионных источников
35
ходимых для получения различных зарядовых состояний ионов из
различных элементов, выполнялись в работах [13, 14] и включали
оценочные формулы типа
Пе
[Ok,k+lVe)
где TiiQ) — время, необходимое для образования иона в зарядовом
состоянии б; Ок,к+1 — сечение ионизации из зарядового состояния
кв к + 1; Ve — скорость электрона, а среднее значение <av}
вычисляется для распределения электронов по скоростям, обычно
полагаемого максвелловским. Сечения ионизации можно оценивать по
полуэмпирической формуле Лотца [15]. Вместо параметра пт можно
использовать параметр Jr, где J — плотность электронного тока,
поскольку выполняется соотношение
пт = JT/Ve^ (32)
Следует знать, что j измеряется в единицах потока частиц
(электрон/Сем^ • с)).
Примеры оценок такого рода приведены на рис. 2.6. где
изображены графики зависимостей параметра jV, необходимого для
получения ионов урана в различных зарядовых состояниях, от энергии
электронов. Интересно отметить, что соответствующие значения
сч
и
I
о
Q.
н
ф
10
10 10* lO' lO'
f, кэВ
Рис. 2.6. Зависимость параметра Ут,
определяющего процесс получения различных
зарядовых состояний урана, от энергии электронов.
Кривые построены по данным,
представленным в работе [14].

36
Глава 2
uT
^*i 3
О)
Г i-""
ииэцр i
,"~rv4 ^
— ...ь Л. и. J '•
{(холодный.... _
i катод) PIG (горячий
L— \ ^катод)
Г '
I Дуоплазматрон
• i^
I
1
I
Лазер
[У90+
: ииэп {
Ч
Токамак
..;—DT-
термояд
реактор
8 9 Ю 11 12
1длт (лт,см~*^/с)
13
14
15
Рис. 2.7. Диаграмма в координатах Е — лт, характеризующая различные типы
ионных источников. ИИЭЦР — ионный источник на ЭЦР; ИИЭП — ионный источник
с электронным пучком.
параметра jr охватывают восемь порядков величины.
Дополнительные результаты такого типа получил Донец; они представлены
в гл. 12, посвященной ионным источникам с электронным пучком.
Итак, параметры ПеТг и Те (или Ее, в зависимости от того,
рассматривается ли плазма, в которой энергия электронов
определяется температурой, или моноэнергетический электронный пучок)
позволяют сравнивать плазму различных типов и источники ионов в
отношении их пригодности для получения многозарядных ионов
(рис. 2.7). Отметим, что, хотя производство многозарядных ионов
характеризуется плотностью числа электронов и их энергией,
именно плотность числа ионов и их энергия определяют состояние
термоядерной плазмы; следовательно, параметры hvlE описывают
разные типы частиц в разных частях указанной диаграммы, т. е.
применяются не вполне строго. Отметим также, что положение
границ областей на рис. 2.7 является приблизительным, поскольку
сами области постоянно расширяются. Поиск и разработка
методов получения новых зарядовых состояний многозарядных ионов,
создаваемых в ионных источниках, — увлекательная область
исследований, требующих постоянной интенсивной работы.

Глава 3
Извлечение ионов
Р. Келлер
1)
Понимание основных принципов, определяющих процесс
извлечения ионов, существенно возросло в последние два десятилетия
главным образом благодаря исследованиям в области
сильноточных ионных источников в связи с насущной необходимостью
получения больших ионных токов и высокой яркости для многих
приложений, в идеале извлекающую систему надо изучать независимо от
генератора ионов. К последнему предъявляется только одно
требование: он должен обеспечивать необходимую плотность тока ионов
во всей области, которая будет использоваться в извлекающей
системе. Ионные источники многих типов в целом не отвечают этому
требованию, в связи с чем устанавливаются весьма жесткие
условия на конструкцию извлекающей системы. По этой причине в
настоящей главе рассматриваются общие свойства извлекающих
систем для сильноточных ионных источников и лишь для небольшого
числа случаев обсуждаются специальные извлекающие устройства.
В большей части настоящей главы рассматривается извлечение
ионов через одно круглое отверстие; менее подробно излагается
устройство щелевых или многоапертурных ионно-оптических
систем. Для большинства систем используется предположение, что
ионы являются положительными, генерируются в квазинейтральной
плазме и вытягиваются из области разряда в отсутствие
магнитного поля. Пример генераторов плазмы, удовлетворяющих этим
условиям, — источники, рассмотренные в гл. 7, посвященной
газовым сильноточным источникам.
Кроме конструкции и рабочих характеристик извлекающих
систем различных типов в настоящей главе также обсуждаются
некоторые наиболее общие аспекты извлечения ионов; в ходе
обсуждения выводится модель масштабирования тока пучка и яркости как
функций извлекающего напряжения.
** R. Keller. GSI, Gesellschaft fur Schwerfonenforschung, Darmstadt, Federal Republic
of Germany.

38 Гтва 3
3.1. ФИЗИКА ИЗВЛЕЧЕНИЯ ИОНОВ
Процесс извлечения связан в основном с приложением высокого
напряжения между резервуаром ионов и ускоряющим электродом
с отверстием. На траектории ускоряемых ионов, которые
непосредственно определяют качество пучка, влияют несколько факторов,
в том числе напряженность приложенного поля, форма
эмитирующей поверхности, которая может быть твердой (источники с
полевой эмиссией и источники с поверхностной ионизацией) или
подвижной (плазменные источники), плотность пространственного
заряда самого пучка. В случае плазменных источников эмитирующая
поверхность обычно называется мениском. Его конкретная форма
зависит от распределения электрического поля, обусловленного
граничными условиями, и локальных плотностей чисел плазменных
ионов, электронов и ускоренных ионов. В источниках
отрицательных ионов водорода электроны ускоряются вместе с ионными
пучками, что приводит к еще более сложным условиям, чем условия
для положительных ионов.
Для источников с твердой эмитирующей поверхностью
существует важное различие между источниками с поверхностной
ионизацией, для которых эмиттер может быть сконструирован
произвольно в соответствии с аналитическим рассмотрением или
численным моделированием, и источниками с полевой эмиссией, в
которых острие эмитирующей иглы или тонкий плазменный конус
перед ней не позволяет получить форму пучка, близкую к
идеальной.
В плазменных источниках мениск действует как пограничный
слой между плазмой разряда и ускоренными частицами пучка.
Глубина и положение этого слоя по отношению к электродам зависит
от плотностей чисел электронов и ионов в плазме и их подвижно-
стей, которые зависят от температур. Эти температуры редко
измеряются в плазменных ионных источниках, но существуют
некоторые данные, при ионно-оптическом анализе которых можно
получить, что типичная ионная температура для некоторых
источников равна приблизительно 0,2 эВ [1], тогда как типичная
энергия электронов — величина, составляющая несколько электро-
нвольт [2]. Одномерная теория мениска как «классической
оболочки» была разработана Селфом [3] и использована в нескольких
компьютерных программах, которые позволяют анализировать
переменную форму мениска (см. гл. 5, посвященную численному
моделированию).

Извлечение ионов
39
в
Рис. 3.1. Три случая извлечения иоиов из плазмеииого источника, а — сверхплотная
плазма; б — плазма промежуточной плотности; в — разреженная плазма. Степень
плотности плазмы определяется относительно напряженности приложенного
извлекающего поля. Р — плазма; О — эмиссионный электрод; Е — извлекающий
электрод. Граница плазмы (мениск) и огибающие пучка изображены в соответствии с
численным расчетом, выполненным автором с помощью программы AXCEL-GSI
[20].
С практической точки зрения не требуется подробных сведений
о поведении классической оболочки, коль скоро плотность плазмы
разряда можно изменять в широком диапазоне и учитываются
только эффекты первого порядка. Мениск (рис. 3.1) имеет
приблизительно сферическую форму, если плотность плазмы велика
(центр кривизны лежит внутри плазмы) или мала (центр кривизны
лежит вне плазмы). При некотором промежуточном значении
плотности плазмы мениск будет плоским, а при достаточно
сильном вытягивающем поле центр кривизны мениска будет лежать вне
плазмы независимо от ее плотности.
В промежутке между эмиссионным и извлекающим электродами
(рис. 3.1) созданный пучок обычно далек от состояния
электронейтральности, поскольку все электроны, которые могли бы
компенсировать положительный пространственный заряд частиц
пучка, ускоряются вытягивающим полем в направлении, обратном
направлению движения ионов, до скоростей, намного превышающих
скорости ионов. По этой причине их собственный
пространственный заряд в пучке сильно разрежен. Лишь в некоторых случаях
(например, для пучково-плазменного источника [4]; см. гл. 13)
предпринимались попытки генерировать достаточное число электронов
и инжектировать их внутрь промежутка извлечения, чтобы
нейтрализовать пространственный заряд вытягиваемого пучка. После
этого интенсивный пучок проходит через извлекаюпщй электрод,
однако его пространственный заряд должен быть скомпенсирован, так
как иначе происходит сильное расплывание огибающей ионного

40
Гмва 3
Рис. 3.2. а — пример несложной ускоряюще-тормозящей системы с
эквипотенциальными линиями в вакууме, т.е. в отсутствие плазмы или пучка; разности
потенциалов между отрицательными эквипотенциальными линиями вблизи экранирующего
электрода меньше, чем между положительными эквипотенциальными линиями, б —
схема распределения потенциала U вдоль оси системы z в отсутствие пучка вдали
от оси (сплошная линия) и при наличии пучка на оси (точечная линия). ОЕ —
эмиссионный электрод; SE — экранирующий злектрод; GE — заземленный электрод.
Расчет автора по программе AXCEbOSI [Щ.
пучка. Аргоновый пучок с током всего в несколько миллиампер и
энергией 30 кэВ уже испытывает влияние пространственного заряда
[5]. Во многих случаях некоторые частицы остаточного газа,
которые всегда находятся в области пучка, будут ионизироваться при
соударениях с ионами пучка, и этот процесс может дать
достаточное число компенсирующих электронов (см. гл. 4). Такие электро-

Извлечение ионов 41
ны должны быть каким-то способом изолированы от действия
вытягивающего поля, ускоряющего их в обратном направлении, в
сторону ионного источника. Такая изоляция может быть
достигнута с помощью так называемого ускоряюще-тормозящего
устройства, в котором экранирующий или запирающий электрод
помещается в основной промежуток извлечения и на него подается
достаточно низкое напряжение, чтобы создать отрицательную
потенциальную яму и образовать ловушку для электронов. Схема
такого ускоряюще-тормозящего устройства показана на рис. 3.2.
До сих пор обсуждались лишь те аспекты извлечения ионов,
которые вызывают расплывание пучка. Но качество пучка зависит
также от абсолютного тока и размера эмитирующей области, т. е.
от плотности тока пучка. Максимальная плотность тока, которая
может быть достигнута для любого сорта заряженных частиц,
ускоренных электрическим полем, получается из условий
ограничения тока пространственным зарядом и описывается законом Чайл-
да—Ленгмюра [6, 7]:
Здесь j — плотность тока, д — заряд иона (^ = f • г, е — заряд
электрона), nti — масса иона, U — приложенное напряжение, d —
ширина промежутка извлечения. Это выражение можно привести
к более удобной форме
у= l,72(fM)^/2t/^/Vrf^ (2)
где J измеряется в единицах мА/см^, f — зарядовое состояние
иона, А — масса иона (а.е.м.), U — извлекающее напряжение (кВ),
d— ширина промежутка извлечения (см).
Эти уравнения остаются справедливыми в условиях ограничения
тока пространственным зарядом, т. е. когда генератор плазмы
создает больше ионов, чем количество ионов, покидающих плазму в
единицу времени. Существует другое условие, которое в точности
невозможно выполнить: эмитирующая поверхность должна быть
идеально плоской. Уравнение (1) приводит к необходимости
введения следующих определений:
первеанс (постоянная пространственного заряда) ионной пушки
P = IU-''\A/n''^\ (3)
нормализованный, или эквивалентный протонный, ток
/„ = /(Л/f )*/^ (4)
Здесь / — ионный ток, U — извлекающее напряжение (точнее на-

42 Глава 3
пряжение, которое определяет энергию пучка), А — атомное
массовое число и f — зарядовое состояние иона.
Определение (3) не требует задания конкретных единиц
измерения входящих в него величин. Чтобы подчеркнуть отличие от
абсолютного тока пучка, единицы измерения нормализованных токов
(обычно миллиамперы) в настоящей главе заключаются в круглые
скобки. Введенные определения позволяют сравнивать
извлекающие устройства, функционирующие при совершенно различных
условиях. К величине первеанса, однако, следует относиться с
осторожностью, так как при эксплуатации систем с многими
отверстиями легко могут быть получены огромные токи пучка и
соответственно высокие значения первеанса для всей системы в целом.
Чтобы правильно оценить ионно-оптические характеристики
извлекающих систем, лучше сравнивать значения первеанса только
одиночного отверстия, а не всей ионной пушки в целом.
3.2. АНАЛИЗ ИЗВЛЕЧЕНИЯ ИОНОВ В
ПЕРВОМ ПРИБЛИЖЕНИИ
Проблема извлечения ионов была бы решена, если можно было
бы создать абсолютно параллельный пучок. Такая попытка была
предпринята Пирсом [8] для получения пучка электронов,
вытягиваемого с помощью электродов с круглыми или щелевыми
отверстиями. Пирс разработал такую форму электродов, которая должна
была бы создавать требуемые параллельные пучки (рис. 3.3), но
существует несколько причин, по которым извлекающая система с
такими электродами не дает желаемого результата, особенно для
ионов, вытягиваемых из плазмы: 1) численные результаты, пока-
зываюнлие распределение потенциала за пределами пучка, являются
лишь аппроксимацией точных решений; 2) конфигурация
эмиссионного электрода, образующего угол 67,5° с осью пучка, оказывается
хорошим приближением, только если электрический потенциал
поверхности плазмы равен потенциалу этого электрода, что в
действительности трудно достижимо; 3) все электроды должны быть
бесконечно тонкими, по крайней мере в непосредственной близости
к пучку, что невозможно осуществить по причине механических и
мощностных нагрузок; 4) необходимо, чтобы эмиссия ионов была
однородной по всей эмиссионной поверхности, но плазма всегда
менее плотна вблизи твердых электродов; 5) эквипотенциальные

Извлечение ионов
43
2.0
1.6
л 1
1.2
^ л
0-8
л i
ОА
0
Л1
—
^
^
^
^
^
^/
.^.
^
5
/
V
У/
^
/^ /
л 1 г^ г
/ l///in /
/п
А?
f ^^
7б7 5«П
»
/:?
^
bi
i
ii
-ОЛ -0.4
г/г
12
О
10
■Ь f _
^H-V»>V ^^
675*
/ /
W
*^ / '^ 1
^ъ Л- яъ* 1
^
J
» /
I
ii
1
/
jf 1
2 4 6
б
6 10
г/г^
Рис. 3.3. Контуры электродов по Пирсу для ленточного (а) и цилиндрического (б)
пучков [8]. Извлекающие электроды должны совпадать с эквипотенциальными
линиями при нулевом (эмиссионный электрод) и полном (извлекающий электрод)
потенциалах. Величина СЬ должна быть отрицательной, если вытягиваются
положительные ионы. Пирс не рассматривает ускоряюще-тормозящие системы.
поверхности в зоне, примыкающей к выходному отверстию (во
втором электроде), искривлены наружу, а не являются плоскими,
что необходимо для идеальной пирсовой геометрии (это явление
называют электродно- или апертурно-линзовым эффектом).
Даже если бы все положения теории Пирса были в точности
выполнены, все же то, что ионная температура остается конечной,
является одной из причин, вызывающих остаточную расходимость
пучка. Количественное выражение для этого нижнего предела
расходимости пучка может быть получено из уравнения (13) или (14)
путем деления конкретного значения эмиттанса на известную
ширину отверстия. Пример многоэлектродной «истинно» пирсовой
системы описывается в работе [9]. Наречие «истинно» означает
здесь то, что электроды изготовлены таким образом, что их
формы максимально приближены к теоретическим.
Из-за электродно-линзового эффекта лучше сформировать
сначала сходящийся пучок, чтобы предотвратить расплывание,
которое испытывал бы пучок при прохождении промежутка между
эмиссионным и выходным отверстиями, т. е. после попадания в
область предположительно параллельного переноса. Однако перве-
^с сходящегося пучка ниже, чем максимальный первеанс системы

44
Глава 3
Рис. 3.4. Квазипирсова извлекающая система с
круглыми отверстиями [12]. О — выходной
(эмиссионный) электрод; Gi — первый
заземленный электрод; S — экранирующий
электрод, G2 — второй заземленный электрод. Для
надежности работы экранирующий электрод
окружен двумя заземленными электродами, в
результате чего получается тетродная
конструкция. Такой тетрод следует отличать от
тетрода с двумя промежутками (см. ниже).
Отметим, что кривизна поверхности
эмиссионного и первого заземленного электродов такова,
что они выпуклы относительно друг друга. ©
1983 IEEE.
С ПЛОСКИМИ электродами, как следует из закона Чайлда—Ленгмюра
(1). С учетом количественного выражения для оценки линзового
эффекта [10] можно получить, что строго параллельный пучок
получился бы для первеанса, составляющего 0,47 величины,
определяемой уравнением Чайлда—Ленгмюра [И].
В качестве примера на рис. 3.4 показана «квазипирсова»
извлекающая система, которая использовалась в сильноточном ионном
источнике. Детальные контуры электродов определялись с
помощью компьютерной программы, которая дала возможность
автоматически оптимизировать их форму [12].
Ясно, что никакая реальная извлекающая система не может
создать абсолютно параллельный нерасплывающийся пучок,
поскольку эффект электродных линз — лишь один из факторов,
нарушающих условия Пирса. Даже если бы этот эффект мог быть
полностью подавлен, остались бы абберации и влияние конечной
температуры ионов. Перед тем как детально обсуждать
особенности работы конкретных извлекающих систем, в следующем разделе
даются определения некоторых параметров качества пучка.
3.3. ПАРАМЕТРЫ КАЧЕСТВА ПУЧКА
В разд. 3.1 уже были даны определения первеанса пучка Р, тока
пучка / и нормализованного тока пучка In [уравнения (3) и (4)]. Если
не оговорено иное, в настоящей главе термин «первеанс пучка»
всегда характеризует одиночное эмитирующее отверстие, а не мно-
гоапертурную извлекающую систему в целом.

Изелечеиш ионов 43
Определения этих электрических параметров, данные выше,
общеприняты, но следующие определения, относящиеся к оптическим
параметрам пучка, требуют чрезвычайной осторожности при
сравнении численных значений, взятых из различных публикаций.
Этими параметрами являются радиус пучка г, радиус в минимальном
сечении пучка Л), половинный угол расходимости пучка а или од
для траекторий, пересекающих ось пучка в рассматриваемой
плоскости, эмиттанс е и яркость В. Еще не вдаваясь в подробности
определений этих величин, следовало бы решить, рассматривать ли
абсолютные предельные значения величин для данного пучка или
некоторые граничные значения, отсекающие наиболее слабый
ореол пучка. В последнем случае значение пороговой плотности пучка
следовало бы определять в месте отсечения ореола. Можно также
использовать среднестатические (среднеквадратичные) значения
указанных параметров. Это является общепринятой практикой
среди исследователей, занимающихся ускорителями частиц, поскольку
значения упомянутых параметров существенны для понимания
довольно сложных явлений транспортировки.
Другой подход состоит в исследовании только тех частей пучка,
которые транспортируются внутри границы пучка, без учета
остаточного ореола пучка. Такой подход аналогичен тому, в котором
строго определяется пороговая плотность пучка, правда, в данном
случае критерий отсечения выбирается из чисто геометрических, а
не физических соображений. Этим критерием мог бы быть либо
предел расходимости пучка, либо максимальный радиус, либо ак-
септанс, который может иметь пучок, проходящий внутри границ
без каких-либо потерь.
При строгом определении эмиттансом пучка называется объем,
который пучок частиц занимает в шестимерном фазовом
пространстве. В большинстве практических случаев две трехкоординатные
системы внутри замкнутого фазового пространства совершенно не
связаны друг с другом, и продольные проекции действительного
объема не играют никакой роли для квазистационарного пучка;
поэтому только две оставшиеся поперечные проекции сохраняют свое
значение в данном анализе. Полагая далее, что скорости
поперечных'движений малы по сравнению со скоростью распространения
пучка и выполняются нерелятивистские условия, можно подставить
в поперечные линейные импульсы mdx/dt и mdy/dt тангенсы углов
Расходимости х' = dx/dz и ^' = dy/dz для всех индивидуальных
траекторий. Таким образом, обычно используемые определения
двумерного эмиттанса характеризуют площади, которые
траектории независимо занимают в плоскостях {х, х') и {у, у').

46
Глава 3
В стандартном случае, который будет здесь анализироваться,
предполагается наличие одного круглого эмитирующего отверстия;
следовательно, цилиндрическая симметрия задачи позволяет
рассмотреть одно лишь радиальное сечение, а именно полуплоскость
(г, г'). Разница между изображениями эмиттанса {х, х') и {у, у')
и изображениями (г, г') заключается в том, что в первых двух
случаях все траектории пучка проецируются на рассматриваемую
плоскость, тогда как изображение (г, г') представляет только
радиальное полусечение пучка. Линии 100%-ного ограничения обоих
изображений идентичны (исключая тривиальное соображение, что
истинное изображение (г, г') существует только для
положительных значений г). Большое различие вызывается тем, что проекции
на плоскости (х, х') и {у, у') искусственным образом собирают
точки траекторий вблизи их начала, в результате чего плотность
однородного распределения конвертируется в плотность
эллиптического распределения. Разумеется, радиальное сечение сохраняет
плотность распределения без изменений. Для более реалистичных
усеченных гауссовых распределений такой геометрический эффект
приводит к заниженной оценке плотности пучка в его внешних
слоях, и если измеренное пороговое значение эмиттанса вполне
реалистично (составляет несколько процентов пиковой плотности в
центре), то серьезные отклонения от истинной величины эмиттанса
пучка произойдут при измерениях в плоскостях (х, х') и {у, у').
Наиболее полно различные определения эмиттанса и способы их
измерения изложены в работе [13].
По общей классификации пучок является расходящимся, если
диаграмма его эмиттанса преимущественно занимает третий и
первый квадранты координатной плоскости (рис. 3.5), сходящимся,
если диаграмма эмиттанса преимущественно занимает второй и
четвертый квадранты, и приблизительно параллельным, если диаграм-
ак
в
Рис. 3.5. Четыре случая двумерных диаграк1М эмиттанса. Соответствующие этим
диаграммам пучки являются расходящимся (а), сходящимся (б), параллельным (в)
и сфокусированным (г), но всегда имеются траектории, отклоняющиеся от общего
поведения пучка.

Изтечение ионов
47
ма вытянута вдоль оси позиционной координаты t(jc, у или г).
Пучок имеет фокус, если диаграмма его эмиттанса вытянута вдоль
оси угловой координаты {х\ у' или г'). Однако для реального
пучка проекция фазового объема на плоскость всегда имеет
конечную ширину и поэтому всегда существует какое-то количество
расходящихся траекторий у в целом сходящегося пучка.
При измерении размера змиттанса используют два различных
определения. Согласно одному из них, можно либо
непосредственно взять площадь, занимаемую диаграммой эмиттанса, и выразить
ее размер, например, в единицах мм • мрад или м • рад (последняя
единица измерения в 10^ раз больше первой) либо просто в метрах,
поскольку радиан — единица безразмерная. Однако во многих
случаях следуют другому определению, а именно определяют размер
эмиттанса величиной площади его диаграммы, деленной на тт.
Причина предпочтения второго определения состоит в том, что
довольно часто диаграммы эмиттанса имеют эллиптическую форму;
следовательно, тогда можно непосредственно получить вторую
полуось эллипса, если размер эмиттанса и направление его первой
полуоси численно определены. Затруднения возникают из-за того,
что в большинстве публикаций не указывается, какое из двух
определений используется. Поэтому все чаще используется третье
определение, которое принято в настоящей главе: берется
действительный размер как размер эмиттанса, но перед ним записывается
множитель тг, которому практически придается смысл единицы
измерения. В таких случаях следует понимать, что произведение тг
на числовое значение размера эмиттанса дает размер площади, и
поэтому могут использоваться преимущео^тва второго,
приведенного выше, определения. Единицей измерения эмиттанса в
соответствии с третьим определением является, например, тг • мм ' мрад.
Путаница, вносимая этими тремя определениями, еще более
усиливается, когда рассматриваются статистические
(среднеквадратичные) эмиттансы. Они определяются как вторые моменты
распределений, которые представляют пучок в каждом из двух
поперечных двумерных подпространств фазового пространства, или,
проще говоря, в эквивалентных им пространственно-угловых
плоскостях, упомянутых выше. Обычно используются два
количественных выражения статистических эмиттансов, отличающихся
множителем 4 для одной и той же диаграммы:
«ср.кв = (-^'^''-(^')')''' 114], (5)
е4ср.кв = 4(Р^ - {XX')У' [15]. (6)

48 Глава 3
' Определение (6) имеет то преимущество, что в случае
распределения Капчинского—Владимирского [16] так называемый
учетверенный среднеквадратичный эмиттанс в точности покрывает
действительную диаграмму эмиттанса. Различие среднеквадратичного
и учетверенного среднеквадратичного эмиттансов очень помогает
избежать многих возможных недоразумений, касающихся
количественных значений эмиттанса, но, однако, еще воспринято далеко не
повсеместно.
Статистические эмиттансы, независимо от их определения,
имеют то преимущество, что могут быть выражены в простой
численной форме. С помощью формул, аналогичных (5) и (6), могут быть
также получены другие параметры соответствующих эллипсов [16].
Недостаток этих статистических расчетов заключается в том, что
действительная доля пучка, содержащаяся внутри эллипсов, как
правило, не известна и зависит от распределения частиц пучка в
рассматриваемой плоскости.
Другой подход [17] дал алгоритм, с помощью которого
правильно вычисляются охватывающие пучок эллипсы минимального
размера для произвольных типов распределений. После
идентификации и исключения из рассмотрения тех частиц, которые приводят
к определенному размеру эллипса, распределение постепенно
уменьшается и эллипсы меньших размеров проводятся вокруг
оставшихся частей пучка. При таком подходе рассматриваемые части пучка
всегда точно известны, однако расчеты значительно сложнее, чем
в случае среднеквадратичных эмиттансов.
График зависимости размера эмиттанса от рассматриваемой
доли пучка обычно позволяет различить ореол пучка, плотность
которого низка, и основную часть пучка с более высокой
плотностью, причем дальнейшее уменьшение оставшейся части пучка не
приводит к более высокой плотности частиц (рис. 3.6).
Понятие «эмиттанс» порождает еще одну причину путаницы,
которую необходимо объяснить во избежание недоразумений при
интерпретации опубликованных значений эмиттанса. Эмиттанс
пучка уменьшается при дальнейшем ускорении пучка, поскольку
при фиксированных поперечных скоростях продольная скорость
возрастает. Чтобы исключить этот эффект, вводят понятие
«нормализованный эмиттанс»
еп = Руе, (7)
где j8 = v/c — отношение скорости частицы к скорости света в
вакууме и 7 = 0 -j8^"*^^

Извлечение ионов
49
100 -
4
о,
S
^ 50
1
^
о
а
b
t * ? *-J I \ u
0
50
Доля пучка, %
■ a
b
X
X
100
Рис. 3.6. Графики зависимостей размера эмиттанса от рассматриваемой доли пучка
для модельных распределений частиц, представляющих пучки, созданные двумя
подобными кваэипнрсовымн извлекающими системами [17]. Отметим, что основные
адсти пучков имеют сильно различающиеся размеры змиттансов, тогда как полные
размеры двух распределений почти равны. Величины учетверенных
среднеквадратичных змиттансов для полных распределений помечены двумя точками,
соответствующими значению абсциссы ЮОЧ'о. © 1985 IEEE. УСЭ — учетверенный
среднеквадратичный змнттанс.
Релятивистский фактор 0 легко вычислить по известным
параметрам пучка согласно соотношению
(8= l,46-10''(f^M)'^\ (8)
где f — зарядовое состояние ионов, U — ускоряющее напряжение
(кВ), А — атомное массовое число ионов.
Основанием для введения определения (7) является тот факт,
что нормализованный эмиттанс пучка — постоянная величина в
соответствии с теоремой Лиувилля, пока действуют только
консервативные силы и обе плоскости наблюдения полностью развязаны.
Следует осмотрительно пользоваться этой теоремой, так как она
^Рого применима для действительной диаграммы эмиттанса, не
являющейся выпуклой геометрической фигурой типа эллипса, для
которой определяются так называемые эффективные эмиттансы.
Следовало бы говорить об абсолютном эмиттансе тогда, когда
надо подчеркнуть отличие от нормализованного эмиттанса.

50 Глава 3
Вряд ли какая-либо другая физическая величина приводит к
большим недоразумениям, чем яркость ионного пучка. В принципе
эта величина просто связывает определенным образом ток пучка
и эмиттанс через произведение двух поперечных значений эмиттан-
са (или квадрат радиального эмиттанса в случае аксиальной
симметрии):
В = Ще.еу). (9)
В действительности же очень редко авторы указывают, какое
именно из множества определений эмиттанса используется, и даже ток
пучка / допускает различные интерпретации в зависимости от того,
подразумевается ли полный ток пучка или только ток
транспортируемой части пучка (обозначаемый здесь Лг) или, наконец, только
ток наиболее плотной (основной) части транспортируемого пучка.
Далее, принято использовать термин «ток частиц» (электрический
ток пучка, деленный на заряд частицы), если интерес представляет
число транспортируемых частиц, а не переносимый заряд, как,
например, в ядерно-физических экспериментах. С целью сглаживания
нормировки широко используется второе определение яркости
пучка [18]:
В = 21/('к'^ЕхЕу). (10)
Яркость, определенная по формуле (10), меньше в tV2 = 5 раз, чем
вычисленная по формуле (9) при тех же параметрах пучка.
Очевидно, что при любом определении яркости, как ток пучка, так и
величину эмиттанса нужно вычислять для одних и тех же частей пучка
или пучка в целом, т. е. в одном строго определенном поперечном
сечении вдоль траектории распространения пучка.
В дальнейшем будет использоваться только определение (9)
яркости пучка. Однако ради полноты введем два дополнительных
определения, которые позволят существенно облегчить сравнение
яркостей пучка для различных экспериментальных условий. Если в
вычислениях используются нормализованные эмиттансы, то
полученная яркость называется эмиттанс-нормализованной:
Веп-1/(^п,хЕп,у). (11)
Уравнение Чайлда—Ленгмюра (1) дает возможность сравнивать
яркости для различных сортов ионов, используя понятие
«нормализованный ток» In в соответствии с определением (4) вместо
абсолютных токов, но при абсолютных значениях эмиттансов. Такая
яркость определяется как
Всп = 1п/(ехеу) (12)
и называется токо-нормализованной яркостью.

Извлечение ионов
51
3.4. УГЛУБЛЕННЫЙ АНАЛИЗ
ИЗВЛЕЧЕНИЯ ИОНОВ
Представленные в предыдущем разделе определения и
разъяснения могут показаться несколько тяжеловесными, но они важны для
полного понимания эффектов, определяющих формирование
ионных пучков. В качестве практического примера для последующего
анализа на рис. 3,7 изображена извлекающая система для
получения пучков высокой яркости, а на рис. 3.8 — расчетные диаграммы
эмиттансов, полученные для этой системы,
Даже если траектории, показанные на рис, 3,7, близки к
ламинарным, диаграммы эмиттанса показывают реальные пределы ка-
V
10 мм
Н
*^**с. 3.7. Извлекающая система с круглым одиночным отверстием [19],
сконструированная с помощью моделирующей программы AXCEL-GSI [20] Штриховые линии
*^*Еазывают изменение геометрии, которое приводит к увеличению яркости пучка
^ счет снижения тока пучка (см рис 3.8). ОЕ — эмиссионный электрод, 50 кВ;
^ ~-- экранирующий электрод, —4 кВ, GE — заземленный электрод, О кВ Буквы
^ ^ 6 соответствуют частям рис. 3.8.

52
Глава 3
20i
4
^
в
>
^ -
л".
■
'
X
• ••
■
ч •
•
....
.• ..•
. ■ ■ • ■ •
■ • • • t
• . •
-20 J
«
<•
• • •
•
•
•- *• •
• •
• •■
••
•
■
•
Г, мм ^
■
•
201
'"..
*'•••..:•..
«. ••••\
-■_•■
-3
-20
♦-V*.
• ■■•
Т—"^
Т"" '»
г, мм
д
Рнс 3 8 Диаграммы эмиттансов пучков, полученных с помощью извлекающей
системы, показанной на рис 3 7 Диаграммы рассчитаны с помощью программы
AXCEI^GSI [20] для плоскости, расположенной на 2 мм правее заземленного
электрода а — система с электродами, изображенными сплошными линиями и плотное*
тью тока, выбранной так, чтобы получить максимальный переносимый ток в
пределах половинного угла расхождения пучка 20 мрад величиной 283 (мА) для
нормализованного тока б — система с измененными контурами экранирующего и
заземленного электродов, как показано штриховыми линиями Плотность ионного
тока выбрана так, чтобы получить максимальную яркость основной части пучка при
полном пренебрежении хвостами диаграммы эмиттаиса В основной части пучка те
чет 100 (мА) нормализованного тока при половинном угле расхождения 5 мрад [19]
чества генерируемых пучков. Диаграмма на рис. 3,8,йг имеет S-об-
разную форму с искривленными хвостами, указывающими на
аберрации извлекающей системы, Это означает, что в плоскости
наблюдения основная часть пучка расходится, тогда как его ореол
расходится меньше или даже сходится Суммарный
нормализованный ток пучка 283 (мА) может течь в пределах аксептанса
55 тг мм • мрад, В этой ситуации трудно решить, в каком месте
следует отсекать ореол пучка (который в конфигурационном
пространстве соответствует хвостам эмиттаиса), чтобы повысить
яркость пучка, главным образом потому, что каждая траектория
(отмеченная отдельной точкой на диаграмме) представляет собой
кольцеобразную зону, ток через которую распределен таким
образом, что его плотность во внешних частях зоны растет
пропорционально радиусу. Отметим, что в этом случае оптимизации по току
пучок сжимается до минимального радиуса, немного меньшего, чем
полуширина выходной апертуры.
Диаграмма на рис, 3.8,6 имеет форму, приближающуюся к пря-

Извлечение ионов
53
1ЛОугольной, и немного траекторий образуют области
аберрационных хвостов, Она была получена путем существенного уменьшения
плотности тока по сравнению со случаем а и расширения отверстий
в экранирующем и заземленном электродах, как показано на
рис 3.7. Здесь можно видеть четкое различие между основной
частью пучка и его ореолом, и аксептанс, необходимый для
переноса только основной части, составляет всего лишь 7,5 т • мм • мрад.
Цена такого улучшения — значительное уменьшение тока пучка:
внутри основной части пучка течет нормализованный ток
величиной лишь 100 (мА). Но благодаря увеличению эмиттанса и тому
факту, что яркость пучка зависит от квадрата эмиттанса [см.
определение (9)], яркость такого усеченного пучка в 19 раз выше, чем
яркость полного пучка в случае а.
Этот пример лучше, чем теоретические объяснения,
демонстрирует, насколько осторожно следует сравнивать характеристики
извлекающих систем и их сообщаемые в литературе значения
яркости. Даже после выяснения, какие единицы измерения и определения
используются, детали конструкции системы также являются
важной частью информации.
Что касается формы электродов системы, изображенной иа
рис. 3.7, то обращает на себя внимание сложный контур
эмиссионного отверстия. Такая форма диктуется компромиссом между
наилучшими рабочими характеристиками и простотой изготовления, в
частности при изготовлении многоапертурных систем.
Аналогичные системы с различными контурами электродов описаны в
работах [21, 22] (круглые отверстия) и [23] (щелевые отверстия) (см.
рис. 3.16).
Конструктивные особенности извлекающих систем с высокими
рабочими характеристиками теперь всегда основываются иа
результатах компьютерного моделирования (гл. 5). Выводы разд. 3.1 и
3.2 полезны для приближенной оценки таких результатов, однако
не обеспечивают точных решений. Как мы показали, цели
оптимизации извлекающей системы могут быть совершенно различными:
наивысший ток, наилучшая яркость, наименьшая интенсивность
ореола пучка (и это далеко не полный перечень). Соответственно
способы решения проблем будут существенно различными.
Следовательно, в данной области технологии существуют широкие воз-
^«ожности для приложения усилий исследователей. Пользователь
^моделирующей программы, вьшолняющий исследования
конкретной извлекающей системы, должен попытаться выяснить, какая
именно часть системы влияет на определенную часть
результирующей диаграммы эмиттанса. Имея такую информацию, он с

54 Г/шва 3
большей легкостью определит, какие изменения надо внести в
конструкцию данной системы, чтобы получить оптимальные рабочие
характеристики при заданных граничных условиях.
Процедура оптимизации может в лучшем случае привести к
прямоугольной диаграмме эмиттанса, если устранить все возможные
причины аберраций. Но даже в таком случае результирующий
эмиттанс будет иметь конечную ширину, поскольку благодаря
наличию у ионов температуры у них всегда имеется некоторый
поперечный импульс, приводящий к разделению траекторий.
Минимальный размер эмиттанса зависит от типа распределения ионов
по скоростям и не может быть выражен в общем виде. В случае
максвелловского распределения по энергиям в работе [24] была
получена зависимость размеров учетверенных среднеквадратичных
эмиттансов от ионной температуры для круглых и щелевых
отверстий. После подстановки фундаментальных постоянных
соответствующее выражение для круглого отверстия принимает вид
e«,4cp KB = 0,0653 г (кТ/лУ^^ [тг- мм • мрад], (13)
где г — радиус отверстия (мм), А — массовое число иона, кТ —
ионная температура (эВ); для щелевого отверстия
е«4ср KB - Ofi211s(kT/A)''^ [тг • мм . мрад], (14)
где 5 — ширина щели (мм), Л и AT — те же, что и выше. Формула
(14) справедлива для направления, поперечною по отношению к оси
щели. Такие учетверенные среднеквадратичные эмиттансы
включают до 89*^0 полного пучка для круглых отверстий и 93*^0 — для
щелевых.
Например, конечная расходимость основной части ионного
пучка на рис. 3.8,6 вызвана ионной температурой 0,1 эВ, которая
принималась для вычислений. Использование уравнения (13) при А = I
дает учетверенный среднеквадратичный эмиттанс 0,1 т-мм-мрад,
тогда как указанное выше значение 7,5 тг • мм • мрад преобразуется
в 0,0774 тг • мм • мрад после вьшолнения нормировки с параметром
0 — 0,01032, что соответствует энергии пучка 50 кэВ. Возникающее
25'^о-ное расхождение между этими двумя полностью
независимыми методами не является особенно серьезным, главным образом
потому, что расчетная диаграмма имеет прямоугольную форму,
тогда как формула для среднеквадратичного эмиттанса применима
для эллиптической формы. Каждый метод четко указывает
практическое предельное значение эмиттанса, которое не может быть
уменьшено путем изменения конфигурации извлекающей системы.
Объяснив понятие «эмиттанс», можно вновь вернуться к общим

Извлечение ионов 55
рассуждениям, представленным в разд. 3.2. Предполагая, что
существует свободная от аберраций ионно-оптическая система линз,
следует попытаться создать не параллельный пучок, как это делал
Пирс, а ламинарный. Сходящиеся и расходящиеся пучки могут
иметь величину эмиттанса такую же низкую, как и параллельные
пучки, отличающиеся от них только ориентацией эллипсов и
эксцентриситетами. Поэтому можно также допустить, что пучки
мгновенно расширяются после прохождения через эмитирующий
мениск, который в данном случае искривлен в направлении
движения пучка [25]. Польза от такого подхода двоякая: 1) плотность
тока, которая вызывает такое искривление мениска, выше, чем
плотность, приводящая к вогнутому мениску, что позволяет
получать более высокую плотность ионного тока при прочих
сравнимых условиях; 2) пучок не сжимается в первом промежутке
извлечения, где действует полный объемный заряд пучка. Это помогает
избежать нелинейных эффектов, которые приводили бы к большим
аберрациям. Вопрос, однако, заключается в том, будет ли
результирующая диаграмма эмиттанса достаточно близкой к прямой
линии или окажется слишком искаженной? Даже при однородно
искривленном мениске эквипотенциальные поверхности вблизи
экранирующего электрода могут вызывать нежелательные эффекты.
Только детальные измерения или численные расчеты эмиттанса
могут дать ответ для любой конкретной системы. Может появиться
другая проблема, обусловленная тем фактом, что для
расходящихся пучков требуются линзовые апертуры большего размера и
возрастают аберрации, что приводит к смещению проблемы от
извлечения пучка к его переносу. Точный выбор ориентации исходной
диаграммы эмиттанса пучка поэтому в конечном счете зависит от
особых требований к качеству пучка и внешних факторов, например
наличия необходимых элементов для переноса пучка.
3.5. ЗАКОНЫ МАСШТАБИРОВАНИЯ НАПРЯЖЕНИЯ
ДЛЯ ТОКА И ЯРКОСТИ ПУЧКА
Наличие моделирующих программ позволяет решить практически
любую проблему, связанную с извлекающей системой, тем не менее
^тересно получить некоторые аналитические правила масштабирова-
^^ для случаев, когда на конструируемую систему не налагается
^^тких граничных условий и требуется получить высокую яркость

56
Глава 3
пучка при его умеренно высоком токе. Для ограничения проблемы
в дальнейшем приводятся результаты эмпирического исследования
системы с круглым одиночным отверстием [26]. В этом исследовании
вместо аксептанса пучка рассматривается половинный угол аксептан-
са, равный 20 мрад, как единственное строгое экспериментальное
условие.
В формальном соответствии с законом Чайлда—Ленгмюра (1)
в экспериментах часто обнаруживалось, что транспортируемые
токи извлеченного ионного пучка удовлетворяют зависимостям
Лг - {А/П~''\ In - и^'\ (15), (16)
хотя уравнение (1) не связано с каким-либо пределом аксептанса.
Справедливость уравнения (16) подтверждают данные, полученные
для извлекающей системы, которая аналогична показанной на
рис. 3.7 с контурами электродов, проведенными штриховыми
линиями (рис. 3.9). Соотношение (15) имеется в виду в дальнейшем
изложении, где рассматриваются нормализованные транспортируемые токи
hr,n [ср. с уравнением (4)].
После объединения соотношений (15) и (16) в одну
масштабирующую формулу, аналогичную уравнению (1), но с другим коэффшдаен-
том пропорциональности, поскольку здесь рассматриваются
транспортируемые токи, можно было бы выбрать оптимальную площадь
отверстия извлекающей системы, которое может быть однородно
заполнено плазмой соответствующей плотности, созданной
генератором плазмы, поскольку результирующий ток пучка увеличивается с
ростом этой площади. К сожалению, пропорциональность между
150-1
Рнс. 3.9. Зависимости тока транспортируемого
пучка Itr от извлекающего напр$1жеиия V для
трнодиой извлекающей системы с семью
отверстиями диаметром 7 мм. Сплощная кривая —
результат подгонки к значениям тока, измеренным
при извлекающем напряжении до 30 кВ,
теоретической зависимости от i/^^^. Штрихсюая
кривая — эмпирический предел тока,
соответствующий формуле, приведенной в тексте ниже. Этот
предел не достигается в данном случае,
поскольку система была оптимизирована на яркость, а
не на максимальный ток [19].
100-
<
3
Ь
50-

Извлечение ионов
5?
~1—I—г—гтттч
±10^
±2.75"
±1,25*'
20 кВ Не"^
Предел для
планарного
диода
tf^-S^ll + aS^)
J I I I 1 III
"t
10.0
Рис. ЗЛО, Зависимости тока транспортируемого пучка Itr от формата промежутка
извлечения S {а) и его квадрата 5^ (б), а — триод [11], двойной логарифмический
масштаб. ©1973 А!Р. б — пентод [27]. линейный масштаб. © 1983 Springer-Verlag.
площадью отверстия и током транспортируемого пучка выполняется
только для отверстий, которые малы по сравнению с шириной
промежутка извлечения, тогда как для достаточно больших отверстий
ток перестает расти с увеличением площади отверстия. В детальном
экспериментальном исследовании с использованием дуопигатронного
ионного источника [11] была получена следующая формула:
/rr,« = P*t/'^'5V(l +aS%
(17)
где S = r/d — формат промежутка извлечения, г — радиус
эмиссионного отверстия, d — ширина промежутка извлече1ия. Два
коэффициента, а (коэффицишт аберрации) и Р* (первеанс при малых 5),
зависят от половинного угла расходимости а, определяемого размером
отверстия на входе в систему транспортировки (рис. 3.10,йг), а также
от выбранной геометрии извлекающих электродов. В работе [11]
заявлено Аг = 3. В усовершенствованной извлекающей системе с двумя
ускоряющими промежутками [27] (рис. 3.11) значения а = IJ и
Р* = в' 10~^ [мА/В^^^] дают наилучшее приближение к значениям
тока транспортируемого пучка, измеренным при половинном угле ак-
септанса 20 мрад (рис. 3.10,6).
Наличие предельного значения для тока транспортируемого пучка
При увеличении параметра S вынуждает выбирать S = 0,5 при
конструировании извлекающих систем, поскольку размытый пучок,
вытянутый из отверстия большего размера, вызвал бы весьма
нежелательные эффекты, тогда как фактическое увеличение полезного тока

58
I лава 5
f ■■■>■.>■■.■■
■*;'У-'-Уу;
Чадоч.: :^^^<cffvH^f/
■>ri^r^'--.';■
i-»——*
I Mi
se
■ ■■.'■
W.Ji'
Г'?^;^::
-BK-'W;''™"
\
4
Ч
s-
Рис, 3.11. Схема извлекающей системы с двумя ускоряющими промежутками и
круглыми отверстиями (показана половина сечения) [27]. ОЕ — эмиссионный электрод,
50 кВ; РЕ — извлекающий электрод, 45 кВ; G1 — первый заземленный электрод,
SE — экранирующий электрод, —5 кВ; G2 — второй заземленный электрод
Экранирующий электрод помещен между двумя заземленными электродами для повышения
надежности системы [12]. Траектории построены с помощью программы AXCEL-
GSI [20]. © 1983 Springer-Verlag.
было бы очень незначительным. Только сложные системы, подобные
представленной в работе [22], или системы с двумя ускоряющими
промежутками (рис. 3.11) допускают использование значений 5=1
без слишком больших потерь в надежности функционирования.
Предположим теперь, что приведенные значения Р* и а для
системы с двумя ускоряющими промежутками [27] представляют
реально достижимый предел для извлекающей системы с одним
отверстием. Если положить S = 1, то можно сделать вывод, что
максимальный нормализованный ток, который может быть получен с
помощью одиночного круглого отверстия и сосредоточен в
пределах угла расходимости 20 мрад, является функцией одного лишь
извлекающего напряжения и составляет
/,, „ = 0,703 и'^^ [(мА)/кВ^^']. (18)
График уравнения (18) дан на рис. 3.12. Многие опубликованные
данные по пучкам, приведенные к одному эмиссионному
отверстию, согласуются с этим уравнением для предельного тока в том
смысле, что ни одно из значений тока существенно не отклоняется
от линии на рис. 3,12. Этот факт а posteriori оправдывает предпо-

Извлечение ионов
59
lO^L' ' ' ""[ 1 I I mil)
\(P
\ I I IVI >
■■'■■"* ■ ''■""' ' I I I (ii
10
1
t/. kB
10'
10-
Рис. 3.12 Зависимость
нормализованного тока транспортируемого пучка Лг от
напряжения U согласно уравнению (18).
Точки — значения Лг различных
реальных источников, вычисленные только
для одного эмнссиоииого отверстия
Значения тока, которые лежат значительно
ниже указанного предела, в основном
относятся к экспериментам с инжекцией
нейтральных частиц, в которых
доминируют условия, отличные от режима
получения наибольшего тока
транспортируемого пучка [26]. © 1986 AIP
ложение, что уравнение (18) действительно описывает реальный
эксплуатационный предел для плазменных ионных источников и их
извлекающих систем. Данные, приведенные на рис. 3.12, были
взяты из работ [1, 4, 11, 12, 19, 22, 27—42].
Следует иметь в виду, что уравнение (18) было выведено в
предположении, что диаметр эмиссионного отверстия пропорционален
ширине промежутка извлечения в соответствии с условием S -
= const. По этой причине размеры промежутка извлечения в явном
виде не входят в формулу (18). Однако они очень важны, коль
скоро минимизируется эффективный абсолютный эмиттанс. В
плоскости, где радиус пучка минимален, этот эмиттанс может быть
легко определен, если диаграмма эмиттанса аппроксимируется
эллипсом:
е = аоГо [х]. (19)
Здесь «о — максимальный половинный угол расходимости
траекторий, пересекающих ось симметрии пучка в плоскости наблюдения,
и Го — минимальный радиус пучка. Полагая, как и выше, что
^0 = 20 мрад и минимальный радиус пучка равен половине радиуса
Эмиссионного отверстия, что достаточно хорошо подтверждается
^Ш изучении графиков расчетных траекторий (см. рис. 3.7 и 3.11 .
R*

60
Глава 3
или рисунки в работах [19, 21, 22]), можно сразу получить
е = 20 • 0,5г = 1(И [х • мрад]. (20)
Здесь г — радиус эмиссионного отверстия и d — ширина
промежутка извлечения (так как здесь S = r/d = 1).
Вопрос минимизации эмиттанса сводится, следовательно, к
минимизации ширины промежутка извлечения d, и ее предельный
размер зависит от значения напряжения пробоя для данных условий.
Собранные данные о множестве существующих ионных источников
[см. перечень ссылок после формулы (18)] показывают, что неявная
формула, выведенная Килпатриком [43] для случая постоянного
тока, действительно указывает существующие предельные
значения пробивных напряжений в диапазоне двух порядков величины
(рис. 3.13) и что умеренно консервативный эмпирический предел,
пределенный путем подгонки к приведенным данным, описывается
формулой
d = 0,01414 С/^^^ [мм/кВ^^^], (21)
допускающей, например, приложенное напряжение 50 кВ при
ширине промежутка извлечения 5 мм.
4
6 8100 2
и,кВ
4 6 в 1000
Рнс 3.13. Предельные 1фобивные напряжения для промежутков извлечения [42]. К
закон Килпатрика [431; ^^^ — эмпирический предел.

Извлечение ионов 61
При использовании эмпирического предела, согласно уравнению
(21), минимальный абсолютный эмиттанс, определяемый
уравнением (20), можно написать в форме
е = 0,1414 и^^^ [тг • мм • мрад • кВ' ^^^]. (22)
Минимальные нормализованные эмиттансы, следовательно,
масштабируются согласно выражению
Еп = 2,06 • 10" V/f)" ^^^^^ [тг • мм • мрад/кВ^]. (23)
Вывод, который получается для зависимости яркости от
извлекающего напряжения, оказывается совершенно неожиданным:
эмиттанс-нормализованная яркость В^„ в соответствии с
уравнением (1), а также токо-нормализованная яркость Всп в соответствии
с уравнением (12) резко уменьшаются при увеличении
извлекающего напряжения:
В,„ = 1,65- 10^(^/f)^^^t/-^^^ [MA-KB^^V(7r-MM-Mpafl)^], (24)
Ben = 35,3t/-^^^ [(мА).кВЗ^^/(7г-мм-мрад)^]. (25)
Будучи полученными в единственном эксперименте при строго
определенных условиях, эти зависимости яркости не могут служить
для определения абсолютных физических констант. Пучки, более
яркие, чем описанные формулами (24) и (25), могут быть получены,
например, только путем снижения тока пучка и использования
только его основной части, как указывалось в начале предыдущего
раздела, или установления минимального угла расходимости пучка,
определяемого тепловым движением ионов, в соответствии с
уравнением (13). Но тенденции, выраженные уравнениями (18), (24) и
(25), достаточно хорошо подтверждаются экспериментальными
данными и по крайней мере указывают правила масштабирования
напряжения для яркости и тока на основе хорошо известного
набора параметров извлечения.
Предполагая представленные зависимости правильными,
возможно различающимися численными коэффициентами для
различных оптимизационных задач, можно разделить уравнение (18) на
(22) и, наконец, вывести новую инвариантную величину, которая
Может быть названа током на единицу эмиттанса (эмиттанс-удель-
HbiM током) [44]:
Лг,л/£ = 5 [(мА)/(7г • мм • мрад)]. (26)
Оказывается, что окончательное выражение является хорошо
определенным постоянным пределом для ионных пучков высокой
Яркости, генерируемых с помощью сильноточных источников. Оно

62
Глава 3
не зависит явно от других величин, но все же удовлетворяет тем
предположениям, которые были представлены в настоящем
разделе.
3.6. СПЕЦИАЛЬНЫЕ ИЗВЛЕКАЮЩИЕ СИСТЕМЫ
Предел тока, выражаемый уравнением (18), не может быть
принят во многих случаях, особенно в экспериментах с инжекцией
нейтральных частиц, требующих очень больших токов при
относительно низких энергиях. Эта проблема может быть легко решена
с помощью многоапертурных извлекающих систем при наличии
большого количества отверстий в каждом электроде. Пока
генератор дает плазму с достаточно большим поперечным сечением,
чтобы получить постоянную плотность тока для всех выходных
отверстий, создаваемый ионный ток будет пропорционален числу
этих отверстий. Эмиттанс всего пучка будет, однако, испытывать
зависимость, более сильную, чем пропорциональная, из-за введения
большого числа отверстий, поскольку теперь в эффективный
минимальный диаметр пучка дают вклад расстояния между
отверстиями. Этот эффект приводит к снижению яркости приблизительно в
10 раз при переходе от одного отверстия к семи с равным
суммарным размером, как показано на рис. 3.14 и 3.15.
При условии, что ток не должен быть много больше, чем предел
(18), стоит проверить, не достаточно ли двух, трех или четырех
отверстий вместо семи, поскольку возрастание эмиттанса тогда 6ы-
Рис. 3.14. Схема извлечения ионов посредством одного (а) и многих (б) отверстий
[27]. Обе системы имеют одинаковую эмитирующую площадь (в случае б
предполагается наличие семи отверстий). Увеличение эффективного наименьшего радиуса
пучка Го приводит к снижению яркости в 6,6 раза в случае 6. © 1983 Springer-Verlag.

излечение ионов
63
е. м-рад
20 г, мм
Рис. 3.15. Измеренные диаграммы эмиттансов
для двух пучков ионов аргона на расстоянии
1 м от источника [27]. Зачерненная фигура —
диаграмма эмиттанса пучка с током 26 мА,
полученного в системе с одним отверстием при
Bg„ - 12,5 А/{7г»мм»мрад)^. Фигура,
ограниченная линией, — диаграмма эффективного
эмиттанса для 33-мА пучка из системы с
семью отверстиями при В^„ =1,1 А/
{7г«мм«мрад)^. © 1983 Springer-Verlag.
ло бы несколько меньшим. При наличии более семи отверстий,
образующих шестиугольник, дальнейшего снижения яркости не
ожидается. Системы с более чем 1000 отверстий [35] работали успешно,
давая протонные токи в диапазоне 10—100 А. Основная проблема,
связанная с увеличением числа извлекающих отверстий, —
эффективное охлаждение центральной части соответствующего электрода.
Один из способов избежать потерь яркости в многоапертурных
системах с многими отверстиями — использование одиночной
извлекающей щели вместо них. В случае щели две поперечные
диаграммы эмиттанса совершенно различны, но по крайней мере
вдоль щели нет никаких промежутков между эмитирующими
областями. Таким образом, прирост интенсивности, полученный
посредством увеличения площади эмиссионного отверстия не
приводит к потерям яркости. Однако существуют два основных
недостатка, присущие щелям. Во-первых, согласно представлениям
ионной оптики, краевые зоны щели подобны двум круглым
отверстиям и требуют другого значения плотности плазмы, чем
необходимо для основной части щели. Части пучка, исходящие из этих
зон, поэтому не транспортируются и даже могут вызвать
проблемы, связанные с бомбардировкой экранирующего электрода.
Именно поэтому длина щели должна по крайней мере в десять раз
превышать ее ширину для уменьшения этого эффекта. Во-вторых,
Щель гораздо сложнее изготовить, поскольку гораздо сложнее
создать прямолинейные края щели, нежели контур окружности.
Механические допуски для извлекающих электродов составляют
несколько тысячных долей ширины эмиссионного отверстия.
Поскольку промежуток извлечения представляет собой ионную

64
Гтва 3
2 мм
Рис. 3.16. Щелевая извлекающая система (триод) (показана половина сечения). ОЕ —
эмиссионный электрод, 20 кВ; SE— экранирующий электрод, —1,2 кВ; GE —
заземленный электрод. Система сконструирована для получения протонного пучка с плот
ностью тока 650 мА/ см^ в плоскости эмиссионного электрода при
среднеквадратичном угле расходимости 23,8 мрад [23].
2
4t
5 мм
I 1
Рис. 3.17. Извлекающая система с двумя ускоряющими промежутками и круглыми
отверстиями, дающая аргоновый пучок при токе 41,5 мА и энергии ионов 50 кэВ
[42]. Радиальный и аксиальный размеры даны в несколько различающихся масщта-
бах. ОЕ — эмиссионный электрод, 50 кВ; РЕ — вытягивающий электрод, 45 кВ,
G1 и G2 — первый и второй заземленные электроды; SE — экранирующий электрод
(—4 кВ), помещенный между двумя заземленными электродами для повыщения
надежности системы в соответствии с работой [12]. В работе [48] описан конусный
экранирующий электрод для снижения обратного потока вторичных частиц в
источник.
оптическую линзу с очень коротким фокусным расстоянием,
обычно несколько миллиметров, по сравнению со средней длиной
транспортировки пучка 1 м. Однако эти проблемы могут быть решены
с помощью даже не слишком совершенной технологии, а анизотро-

Извлечение ионов
65
ПИЯ эмиттанса может быть даже желательной, например в целях
разделения ионов по массам.
Пример щелевой сильноточной извлекающей системы показан
на рис. 3.16. В многощелевых системах упомянутое
сверхпропорциональное нарастание эмиттанса происходит только в поперечном
направлении и поэтому суммарная яркость уменьшается лишь
приблизительно в три раза, а не в 10.
Другой способ преодоления ограничений яркости [уравнения (24)
й (25)] состоит в использовании систем с многими ускоряющими
промежутками. Разделяя промежуток извлечения на секции, можно
использовать нелинейное масштабирование напряжения в уравне-
10 мм
Рис. 3.18. Щелевая извлекающая система с двумя ускоряющими промежутками
(показана половина сечения), дающая дейтериевый ионный пучок с плотностью тока
250 мА/см^ (для смеси атомных и молекулярных ионов) в плоскости
эмиссионного электрода в пределах угла расходимости 9,3 мрад ОЕ — эмиссионный
электрод, 120 кВ; РЕ— вытягивающий электрод, 101 кВ; SE — экранирующий
электрод, —2,3 кВ; GE — заземленный электрод [45].
■К /1 L_n г \
Л
о Е
Н
G S
50 мм
В
h
Рис. 3.19. Усложненная извлекающая система [47], которая использовалась в
сильноточном ионном источнике MEVVA [49] О — эмиссионный электрод, 159 кВ; Е —
вытягивающий электрод, 125 кВ; L — одиночная линза, 154 кВ; Н — ускоряющий
Высоковольтный (125 кВ) электрод; G — заземленный электрод; S — экранирующий
Электрод, —1,5 кВ, В — электрод при потенциале пучка, О кВ.

66
Глава 3
30 г
to
§
S
S
с
о
10 20
Радиус.
-30 L-
■
в
л
т
S
О
а
с
л
о
X
а
X
•
*
•
•
•
-20 -10
3
•
•2
1
••
•
•
•
.1
10
•••
•
•
•
•
20
Радиус, мм
Рис. 3.20. Диаграмма эмиттанса и профиль плотности пучка ионов урана с током
15 мА и энергией 159 кэВ, полученного с помощью источника MEVVA [49] и
усложненной системы, показанной на рис. 3.19. Интенсивность в хвостах диаграммы
эмиттанса (показаны точками) составляет менее 1% общей интенсивности. Основная
часть диаграммы эмиттанса, определенная с помощью фотометрического измерения
плотности всего пучка (ее профиль показан в нижней части рисунка), зачернена. Весь
пучок без хвостов эмиттанса имеет эмиттанс-нормализованную яркость В
еп
21
А/(7г«мм«мрад)^; ее значение для основной части пучка составляет В^^ = 78 А/
(тг'Мм-мрад)^ при токе 2,8 мА, как определено интегрированием по профилю пучка.
Ранее при помощи того же источника и обычной извлекающей системы с семью
отверстиями был получен ток пучка 40 мА при яркости В^^ = 1,4 А/(7г»мм»мрад)^
[47].

Изтечение ионов 67
НИИ пробоя [43] или аппроксимацию уравнения (21), что дает более
короткую систему, чем система с одним ускоряющим промежутком
[1]. Экспериментальное исследование [27] (рис. 3.17) показало, что
пучок с энергией ионов 50 кэВ примерно представляет нижний
предел, для которого такая конструкция начинает давать
преимущества перед системой с одним ускоряющим промежутком. Действие
дополнительного ускоряющего электрода, введенного в основной
промежуток извлечения, сводится к корректировке несовершенств
эквипотенциальных поверхностей, а не к усилению ускоряющего
поля. Щелевая извлекающая система с двумя ускоряющими
промежутками (тетрод) показана на рис. 3.18.
Делая следующий шаг, можно, наконец, внести полностью
электростатическую одиночную линзу в основный промежуток
извлечения, тем самым разъединяя оптическое действие системы от
процесса ускорения [46]. Пример такой составной системы приведен на
рис. 3.19. Измеренная диаграмма эмиттанса пучка, созданного с
помощью этой установки, изображена на рис. 3.20.
Составная система позволяет фокусировать пучок на входе
радиочастотного ускорителя со строго согласованной ориентацией
эмиттанса независимо от величины вытянутого ионного тока.
Длина системы сделана достаточно малой во избежание слишком
высокой скорости генерации электронов в результате ударной
ионизации ионов остаточного газа, обычно устраняемой применением
электростатической фокусировки к длинноимпульсным ионным
пучкам или сильноточным ионным пучкам постоянного тока.

Глава 4
Транспортировка пучка
А. Холмс^^
Проблема транспортировки пучка охватывает обширную область
включающую ионную имплантацию, ускорители частиц и нагрев тер
моядерной плазмы посредством инжекции пучка нейтральных ча
стиц. Во всех этих случаях движение ионов происходит под влиянием
электрического и магнитного полей; следовательно, полное описание,
поведения пучка может быть, в принципе, получено из уравнений
движения и известного распределения полей. Однако столь общий подход
приводит к сложным математическим задачам; поэтому мы
ограничимся рассмотрением пучков, чьи траектории строго или
приблизительно параллельны оси пучка. Такая параксиальная аппроксимация
значительно упрощает постановку задачи и справедлива почти для
всех ионных пучков. Часть главы посвящена выводу уравнения
параксиального луча, которое может быть использовано для описания
движения пучка ионов при соответствующих условиях.
Дальнейшее упрощение, которое делается довольно часто,
состоит в предположении линейной или гауссовой оптики заряженной
частицы. Оно обоснованно, если внешние силы, действующие на ионы,
пропорциональны расстоянию от оси. Без учета аберраций пучка это
предположение справедливо для большинства элементов,
фокусирующих или дефокусирующих пучок и приводит к очень близкой аналогии
между оптикой заряженной частицы и световой оптикой. Оно
справедливо также при наличии собственных полей, обусловленных
пространственным зарядом в пучке и током пучка, при условии, что пучок
имеет однородную плотность. Мы используем данное предположение
при выводе уравнения огибающей пучка при наличии как внешних, так
и собственных полей. Исследуются также свойства некоторых линз,
сконструированных для управления профилем пучка.
Эта картина должна быть расширена, чтобы учесть эффект
объема фазового пространства, который занимает ансамбль частиц, со-
'^ А J Т Holmes UKAEA Culham Laboratory, Culham, England

транспортировка пучка 69
ставляющих пучок. В этом случае осями фазового пространства
являются три пространственные оси и соответствующие импульсные оси.
Теорема Лиувилля показывает, что фазовый объем сохраняется
безотносительно к действию внешних сил на пучок при условии, что силы
обратимы во времени, т. е. нестохастичны. Если, вдобавок, силы
действуют независимо в трех пространственных плоскостях, то площадь
поперечного сечения фазового объема в каждой плоскости также
сохраняет свое значение; эта площадь называется эмиттансом пучка.
Эмиттанс пучка может входить в уравнение огибающей пучка при
описании его формы, хотя при таких обстоятельствах концепция
движения индивидуального иона не используется.
Объемный заряд пучка может оказаться сильнейшим фактором,
влияющим на профиль сильноточных пучков. Однако плотность
объемного заряда пучка легко уменьшить путем ввода в пучок медленных
частиц противоположного знака, получаемых посредством
ионизации газа или каким-либо другим способом. Этот процесс и его влияние
на распространение дрейфующего ионного пучка обсуждается в
последующих разделах. Особое значение этот эффект имеет при
исследовании нагрева нейтрального пучка для термоядерной плазмы.
Дальнейшее изложение начинается с вывода уравнения
параксиального луча, которое затем используется при исследовании влияния
различных конструкций линз на пучок. Уравнение параксиального
луча приводится к матричному виду для описания транспортировки
пучка с гауссовой оптикой. Вводится понятие огибающей пучка и
обсуждается влияние на нее как собственных полей, так и нейтрализованных
собственных полей для пучков как положительных, так и
отрицательных ионов. Это влияние учитывается в модифицированном уравнении
параксиального луча, описывающего форму огибающей пучка.
Наконец, рассмотрено влияние эмиттанса на огибающую пучка и
исследуется совместное действие эмиттанса и нейтрализованных
собственных полей на пучок.
В главе используется много обозначений. В табл. 4.1 дан перечень
наиболее часто используемых величин и единиц их измерения в
системе СИ.
4.1. ОПТИКА ПУЧКА В ОТСУТСТВИЕ
КОЛЛЕКТИВНЫХ ЭФФЕКТОВ
Если коллективные эффекты отсутствуют, пучок может
рассматриваться как ансамбль лучей или траекторий, соответствующих
отдельным ионам, движущимся под воздействием приложенных полей,

70
Глава 4
Таблица 4.1. Обозначения, наименования и единицы иэмершия величии
Обозначение
V
Е
В
Фо
е
Z
V или Vb
с
Ше
т или Шь
nit
Го
а
Z
/
GL
Ль
Пе
Пх
0
У
So
/ю
к
h
Наименование
Потенциал
Напряженность электрического поля
Магнитная индукция
Магнитный поток
Электрический заряд
Зарядовое число
Скорость ионного пучка
Скорость света
Масса электрона
Масса ионов пучка
Масса медленных ионов плазмы
Радиус огибающей пучка
Минимальный радиус пучка
Расстояние вдоль оси
Фокусное расстояние
Ларморовский радиус
Плотность числа ионов в пучке
Плотность числа электронов
Плотность числа медленных ионов
Уь/с
(1_^2)-,/2
Диэлектрическая проницаемость
вакуума
Магнитная проницаемость
вакуума
Обобщенный первеанс пучка
Доля нейтрализуемого
объемного заряда пучка
Единица измерения
В
В/м
Тл
Вб
К
-^
м/с
м/с
кг
кг
icr
м
м
м
м
м
М-'
М-'
М-'
—
—
Ф/м
Гн/м
—
—
Следовательно, форма траектории ионов может быть выведена из
уравнений движения, которые представлены здесь в релятивистском
виде. Наиболее общая форма уравнения движения в ионной оптике
известна как уравнение параксиального луча. Пучок имеет
определенную ось, относительно которой определяется движение ионов, и
приложенные силы представляются в виде разложения первого порядка
относительно магнитной индукции на оси пучка. Основным
предположением при выводе уравнения является малость угла между
траекторией иона и осью пучка, что является хорошим приближением
практически для любого реального пучка, даже если его ось искривлена
(например, при ускорении энергичной частицы).
Поскольку большинство пучков в большой степени обладает
цилиндрической симметрией, мы будем основывать все последующие

Транспортировка пучка 71
выводы на этом предположении и получим уравнение параксиального
луча в цилиндрических координатах. Вид уравнения в двумерной
декартовой системе координат аналогичен. В последующем анализе
всегда используется система единиц СИ,
4.1.1. Теорема Буша и уравнение параксиального луча
Буш [1] вывел выражение, описывающее движение частицы в
аксиально-симметричном магнитном поле и связывающее угловую
скорость частицы с магнитным потоком, пронизывающим траекторию
частицы. Ситуация показана на рис. 4.1. Сила Лоренца, действующая
Рис. 4 1. Траектория движения заряженной частицы в аксиально-симметричном
магнитном поле (к формулировке теоремы Буша). J — траектория частицы; 2 -^
граница площади» относительно которой рассматривается магнитный поток.
на ион, может быть приравнена скорости изменения момента
импульса в соответствии со вторым законом Ньютона. Следовательно,
- Ze(rB, - zBr) = ^^^ (утгЧ), (1)
где Z — зарядовое число, 7 = (1 ~ v^/c^)" ^^^, т — масса покоя иона,
точка над символом означает дифференцирование по времени.
Составляющие индукции магнитного поля Вг и Bz относятся к случаю
аксиальной симметрии.
Движение в аксиальном и радиальном направлениях приводит киз-
менению магнитного потока Ф, пронизывающего траекторию
частицы в поле. Это изменение АФ выражается в виде

72 Глава 4
ДФ = BzlrrAr + 'Kr\dBz/dZ)Lz = lirriBzAr - BrAz),
Ф = 2тгr{B,r - BrZ). (2)
Подстановка выражения (2) в уравнение (1) после интегрирования
дает соотношение, выражающее теорему Буша:
утгН = ^(Ф^- Ф), (3)
К*»
где Фо — значение Ф при в = 0. Уравнение (3) может быть формально
записано как закон сохранения обобщенного момента импульса Рв в
виде
Ре = ZerAe + утг^в^, (4)
где А в — азимутальная составляющая магнитного
вектор-потенциала, единственного потенциала, существующего в осесимметричном
пучке.
Уравнение параксиального луча выводится путем комбинирования
характеристик параксиальных полей, закона сохранения обобщенного
момента импульса и закона сохранения энергии. Мы начнем с
приравнивания радиального ускорения силе Лоренца, действующей на
ионный пучок, что дает
4 (утг) - утгё^ = Ze{Er + гвВ,).
Использование теоремы Буша [уравнение (3)] и условия, что Bz не
зависит от радиуса г, позволяет исключить в последнем выражении в и
получить уравнение параксиального луча
pZeEr . Z^e^Bl Z^e^^l ZeEr
- Д* -|- t f — - __r —
ymc 4y^m^ 4x%^wV ym
в котором время является независимой переменной, а для у
использована приближенная формула у - fiZeEz/mc.
Однако более полезна такая форма уравнения (5), в которой
независимой переменной является z- При условии, что ^»г, можно
привести уравнение (5) к виду
/.•+^l-^^, + ^_^,-^_'^JL-^-—^ = 0. (5)
г" + -Ц— +
/3S
Wy \2fiymc) J \2жрутс/ Р
где штрихи обозначают производные по z, а тот факт, что div Е = О,
позволил представить радиальное электрическое поле в
релятивистском пределе формулой
Ег= -(1/2)г£'/« - (1/2)г7 "mcVZe. (7)

9
Транспортировка пучка 73
Более удобная форма уравнения (6) получается при использовании
замены
Z
(7 - 1)тс^ = j ZeE^dz = ZeV,
где V— потенциал, определяющий ускорение ионов при движении из
точки Z6, в которой кинетическая энергия ионов равна нулю.
Следовательно, если Ко определить выражением Ко = mc^/Ze, то 7 = 1 + К/
Кои/3^= К(2Ко+ К)/(К+ Ko)^
что дает
^^^^^ ^'^ г'+ к>'Л2:: - Г^У-Л-1. +
Ко+ К
2 l/.^З
>'Л2:: - (^У-Л-1
L 2 V2«ic/ Ко + К|
Л^У--^ = 0. (8)
\2irmc/ Ко + К ^ ^
Если присутствуют только электрические поля и частицы являются
нерелятивистскими (т. е. Ко » К), уравнение (8) приводится к более
известному виду
Г + (KV2K)r' + (KV4K)r = 0. (8а)
4.1.2. Решения уравнения параксиального луча
и матричный метод
Удобно преобразовать уравнение (8) путем замены зависимой
переменной к более удобному виду, Лосон [2] использовал
преобразование
R = r[(V/Vo)^ + 2V/VoV'^ (9)
и, положив обобщенный момент импульса равным нулю, получил
4|_ (V^ + 2VVof V{2Vo + V)m^c^\
или R" + k(z)R = 0. (10)
Уравнение (10) имеет решение
R(.Z) = C(z)Ro + s(z)Ri, (11)
Где Ro и /?o' — начальные значенияRnR' при z = Zo,si C(z) и S(z) — два
независимых решения однородного уравнения
С + k(z)C = О [S" + k(z)S = 0]

74 Глава 4
с начальными условиями
= 0 [S(zo) = 0, ^
Cizo) = U "^^
dz
= 1L
Z = Zo
которые могут быть получены из уравнения (11) и его первой
производной относительно z- Кривые С и S как функции z называются
соответственно косинус- и синус-траекториями.
Следовательно, мы можем связать функции /?(г) и 7?'(^) с их
начальными значениями путем линейного преобразования вида
Матрица такого преобразования имеет детерминант, равный
единице, так как
d(CS' - SCydz = CS'' - SC" = -k(CS - SC) = 0. (13)
Несколько простых примеров пригодности этого метода для
описания траекторий ионов дается ниже. Пролетное пространство может
быть представлено матрицей
-[J^]-
(14)
детерминант которой равен единице. Тонкие электростатические и
магнитные линзы могут быть выражены формулой
L=P :Jl (15)
i-i/f ij'
где/положительно для собирающих линз и отрицательно для
рассеивающих. Используя, как в световой оптике, понятие «главная
плоскость», толстую линзу можно представить как комбинацию
пролетных пространств и тонких линз.
Ускоряющие промежутки тоже можно описать, применяя
матричный подход. Пирс [3] использовал матрицу вида
где/f = (1 + Ui/UiY^^.UiViUi — начальное и конечное значения
кинетической энергии ионного пучка, Е — напряженность однородного
аксиального электрического поля. Выражение (16) использовалось [4]
для описания извлечения ионов из плазменного источника.

Транспортировка пучка
75
4.1.3. Фокусировка ионных пучков
Помимо коллимации пучка, осуществляемой ускоряющей
системой ионного источника, часто необходимо иметь другие линзы вдоль
канала транспортировки пучка, чтобы сохранять диаметр пучка
приблизительно постоянным вдоль всего канала, В частности, это
необходимо в ускорителях частиц, в которых аксиальная траектория иона
может быть очень протяженной. Эти линзы могут быть как
электростатическими, так и магнитными, и их свойства могут быть получены
из решений уравнения (8) или (10).
Электростатические линзы. Вероятно, наиболее простой линзой
является апертурная электростатическая линза, которая представляет
собой тонкий диск с отверстием, через которое проходит пучок. Когда
этот диск разделяет две области различающихся полей, как показано
на рис. 4.2, генерируется радиальное электрическое поле, которое
создает фокусирующую или дефокусирующую силу, линейно
возрастающую по радиусу. Следовательно, линза может быть либо
рассеивающей, либо собирающей в соответствии со знаком полей на каждой
стороне. Фокусное расстояние может быть получено из уравнения (8),
в котором член г' полагается пренебрежимо малым по сравнению с
другими. Получается соотношение
- г
= / =
IVilVo + V)
(17)
где V2 = Еги V{ = Е\ — напряженности электрических полей на
выходной и входной сторонах линзы. Это выражение в
нерелятивистском приближении сводится к формуле Дейвиссона и Калбрика [6]:
f=AV/(Vi- КО. (18)
Сложностью следующего порядка в структуре электростатической
линзы является устранение влияния дальнодействующих полей,
существующих в линзе, представленной выше, путем помещения апер-
Рис. 4.2. Простая апертурная линэа, у которой
дефокусирующая сила 1 // пропорциональна
разности напряженностей электрических полей.
1 — траектория иона для рассгавающей лииэы.

76
Глава 4
Рис. 4.3. Два типа одиночных линз, которые
фокусируют пучок без изменения энергии пучка (в
отличие от простой апертурной линзы), а —
одиночная линза (всегда собирающая); 6 —
цилиндрическая линза (всегда собирающая).
б
-ц
л ^2
туры между двумя плоскостями, имеющими потенциал, равный
объемному потенциалу пучка, так что она может использоваться в канале
транспортировки пучка без ускорения пучка. На рис, 4,3 показаны
конструкции такой линзы, образованной системой труб или дисков с
отверстием и обычно называемой одиночной линзой.
Пирс [3] показал, что простая одиночная линза, состоящая из трех
тонких дисков, разделенных промежутками одинаковой длины L, при
потенциале V\ на внешних дисках и Vi на внутреннем имеет фокусное
расстояние/е, определяемое формулой
1=Кй-0[-№Г-©'1
(19)
а главная плоскость находится на расстоянии de от центра линзы,
таком, что
L
171
1/2
[Ъ - (Уг/УхГ'\[(У2/УхГ^ -^ 1]
- 1.
(20)
Зависимость L/fe от Уг/ У\ показана на рис, 4.4; можно видеть, что
данная линза при всех значениях Уг/ У\у кроме 1, фокусирующая.
Причина столь эффективной фокусировки в малой разнице между
фокусирующей силой линз, находящихся на внешних дисках, относительно
более сильной линзы, расположенной в центре, В результате
эффективное фокусное расстояние оказывается большим по сравнению с
размерами линзы. Это можно показать аналитически, если уравнение
(19) разложить в ряд по параметру {Уг- У\)/У\«1. Тогда
безразмерная сила линзы L/fe выразится соотношением
- = ^^ (21)
где 6 = Уг - Кь Величина L/fe больше нуля, т. е, линза фокусирую-

Транспортировка пучка
11
•si
0,1 0,2
Рис. 4.4. Зависимость приведенной силы одиночной линзы от отношения
потенциалов внутреннего и внешнего электродов.
щая. При очень большом значении отношения Vi/Vx линза будет
рассеивающей, но ее использование не практично, поскольку энергия
пучка на центральном диске тогда во много раз превышает энергию ин-
жекции. Более детальный анализ реалистичных одиночных линз с
различающимися диаметрами отверстий и конечной толщиной
электродов представлен в работе [7].
Магнитные линзы
Соленоид. Магнитным аналогом одиночной линзы является
соленоид, который создает цилиндрически симметричные радиальное и
аксиальное магнитные поля с помощью осесимметричных катушек.
Фокусное расстояние может быть получено из уравнения (8), в
котором V' полагается равным нулю. Следовательно,
00
/ Ri ri ]
4К(2Ко + V)m^c^
(22)
— 00
в нереллтивистском случае выражение для фокусного расстояния
принимает вид
/
L5?ZV
_ -"-^г
-li
[m-1.
(23)
(2w v)^
Здесь В — магнитная индукция в единицах тесла, mv — импульс пучка,
и считается, что поле имеет трапецеидальную форму, так что
аксиальная длина L — это расстояние между точками половинной
напряженности полей.

78
Глава 4
Рис. 4.5. Магнитная квадрупольная линза. Эта линза фокусирует в одной плоскости
и дефокусирует в другой. 1 — ось пучка; 2 — магнитные полюса квадруполя; 3 ~~
поперечное сечение пучка.
Как и в случае одиночной линзы, обратное фокусное расстояние
пропорционально квадрату поля, т. е. соленоид — всегда
фокусирующая линза. Фокусное расстояние пропорционально также энергии
пучка, и именно это свойство делает соленоид неподходящим для
высокоэнергичных пучков.
Квадруполь. Для высокоэнергичных (или высокомассовых) пучков
более подходит квадрупольная линза, показанная на рис. 4.5. В этом
случае движения в плоскостях хиу независимы, и поэтому нельзя
использовать уравнения, приведенные в разд. 4.1.2. Теперь поле
пропорционально поперечному смещению в ортогональном квадруполе,
что дает
By = Воу/а, Вх = -Вох/а. (24)
Здесь а — расстояние от оси до поверхности полюса (рис. 4.5).
Уравнения траектории могут быть получены непосредственно;
г = ^^г,
Х" = -
ZeBo
X,
ymva ymva
Реш^шя имеют вид:
JC = JCi cos(V^^) + Xi sin(V^^)/V/:,
У = yi ch(yfkz) + y{ sh{yfkz)/^>
(25)
Здесьх,^'ьХ1'из'1' — начальные положения и углы, A: = ZeBo/ymva.
Таким образом, имеем следующие уравнения преобразования:

транспортировка пучка 79
Гд:1 Гсо8(\^г) sin(\^^)/\^'] Гдп]
U' J L - ^ sin(\^^) cos(V^^) J Ui'J'
LV^ sh(V^^) ch(\^^) J Lv/J'
(26)
Детерминанты матриц преобразований равны единице. Аналогичное
выражение существует для электростатических квадруполей при
ке = ZeEo/ymv^a. (27)
Квадрупольная линза фокусирует в одной плоскости и дефокусирует
в другой и, следовательно, нарушает вращательную симметрию. Тем
не менее ее фокусное расстояние много меньше, чем у соленоида, при
одном и том же поле, и определяется формулой
^ = уПс siniyfkL) [т-\ (28)
где/. — длина квадруполя. Фокусное расстояние — линейная функция
магнитного поля и длины для коротких магнитов.
Большинство квадруполей имеют конструкцию, показанную на
рис. 4,5 (если они магнитного типа), на котором поверхность
полюсных наконечников имеет гиперболическую форму. Однако часто
непрактично добиваться строго гиперболической формы поверхности
полюсных наконечников, и вместо этого ее изготовляют в виде части
цилиндрической поверхности, В работах [8, 9] были исследованы
поля, создаваемые цилиндрическими полюсными наконечниками, и
обнаружено, что для полностью симметричного магнита первую неква-
друпольную составляющую поля дает 12-поль, Для полюсного
наконечника, отделенного от противостоящего полюсного наконечника
расстоянием 2с7, наилучший радиус кривизны поверхности равен 1,15а,
а угол сектора составляет 90°, Поле, создаваемое таким полюсным
наконечником, является чисто квадрупольным при радиусах,
меньших 0,9а. Таким образом, всегда имеет смысл минимизировать
радиус пучка внутри магнита. Число ампер-витков, необходимых для
создания магнитной индукции Во у полюсного наконечника, дается
формулой
fioNI = 2 5 Bydy,
Следовательно,
N1 = Boa/fio [ампер-витков], (29)

90 Глава 4
Здесь N1— число ампер-витков в одной из «долин» квадруполя.
Потерями в железе пренебрегалось.
Эффективная магнитная длина квадруполя определяется
отношением [Bydz/Bymax вдоль ОСИ при ПОСТОЯННОМ у, Эта длина в
действительности на 2а больше, чем конструкционная длина магнита.
Главной причиной аберраций таких линз является различие значений
эффективной магнитной длины на оси и на поверхности полюсного
наконечника. Эта длина несколько больше на поверхности полюса, где она
на 2,15 а превышает конструкционную длину, что может приводить
к аберрациям в 1—2% для всей апертуры, В работе [9] приводятся
детали цилиндрических прокладок на краю полюсов квадрупольной
системы, а Стеффен [10] описал формы края полюсов, которые придают
квадрупольную форму краевому полю.
Считается, что пучок при прохождении через квадрупольное поле
приобретает эллиптическое поперечное сечение из-за дефокусирующе-
го действия в одной плоскости и фокусирующего — в ортогональной
плоскости. Эта проблема усложняется при использовании
последовательности таких линз, и необходимо, чтобы аксептанс линз в одной
плоскости был больше, чем в другой. Ханд и Пановский [11]
сконструировали такой магнит, который состоит из железного ярма в виде
оконной рамы с четырьмя катушками возбуждения, расположенными
на четырех внутренних поверхностях железного ярма. При условии,
что плотность тока и число ампер-витков одинаковы во всех
обмотках, поле оказывается чисто квадрупольным на всей площади
прямоугольника.
Градиент поля Во/а равен fjLoNI/(bc - S/2) [Тл/м], Здесь 2й и 2с —
это размеры апертуры открытой линзы (полная ширина) и S —
площадь одной возбуждающей обмотки с N1 ампер-витками. Сравнивая
зто выражение с выражением для обычной квадрупольной системы,
можно видеть, что требуемое число ампер-витков при равных
площади аксептанса и градиенте поля больше в х/2 раз.
Комбинация квадрупольных линз. Стандартная комбинация ква-
друпольных линз — это две (обычно одинаковые) линзы,
расположенные последовательно. Одна из них повернута на 90° относительно
другой, так чтобы каждая плоскость содержала фокусирующий и де-
фокусирующий элементы. Такая система фокусирует пучок в обеих
плоскостях, но фокусное расстояние для каждой плоскости нельзя
сделать одинаковым, как можно видеть из матриц преобразования для
дефокусирующей-фокусирующей(ОР) комбинации относительно
фокусирующей-дефокусирующей(РО) комбинации в ортогональной
плоскости. При равных силах к и длинах/, линз в предположении ма-

f
Транспортировка пучка
SI
лых значении
и yficL
имеем
Cdf
=[-
4- kL^ IL
Тк^Ь^/Ъ 1 - kL^
\ <=".=[_'
lk^L^/Ъ 1 + kL^
\
(30)
в каком бы порядке эти линзы не располагались, в результате мы
всегда имеем фокусировку, поскольку траектории ионов всегда
дальше от оси в фокусирующей части системы в целом, чем в дефокусиру-
ющей части.
Возможна комбинация трех квадрупольных линз для создания
фокусирующей линзы, которая имеет равные фокусные расстояния в
обеих плоскостях и, следовательно, приблизительно сохраняет
вращательную симметрию. Такую систему обычно называют
триплетом. Матрица преобразования для комбинации, в которой
центральная линза имеет удвоенную длину 1L по сравнению с внешними
линзами для обеих плоскостей, имеет вид
= Г 1 Щ
V-^k^L' ij-
(31)
Магнитная секпюрная линза, В простейшем виде секторная линза
содержит промежуток с однородным магнитным полем,
занимающим всю область между полюсами магнита (рис. 4.6). Траектория
каждой частицы образует часть дуги окружности в однородном
магнитном поле с индукцией Во в промежутке между полюсами магнита,
и радиус этой траектории равен ларморовскому радиусу qv-
еь = ymv/ZeBo [м]. (32)
(Считается, что магнитное поле параллельно оси У.) Такое изгибание
траекторий частиц — наиболее часто используемое свойство магнита
этого типа, в частности, в ускорителях частиц. Зависимость ^l от мас-
Рис. 4 6. Отклоняющий магнит с наилучшим
Положением катушек возбуждения, обеспечива-
К)щим минимальное паразитное поле 1 —
катушки возбуждения; 2 — ярмо магнита.

82
Глава
Рис, 4.7. Фокусирующее действие
секторного отклоняющего магнита. / —
поверхность полюсного наконечника
секторного магнита; 2 — равновесная
траектория.
сы и скорости также позволяет использовать эти магниты для
приборов селективного отбора по массе или импульсу.
Такие магниты могут действовать как толстые линзы, когда
полный угол отклонения существенно меньше 180°. Метод, с помощью
которого достигается фокусировка, иллюстрируется рис. 4.7;
фокусирующий эффект достигается уменьшением длины внутренней
траектории при прохождении через магнит. Для простого секторного
магнита, показанного на рис. 4.6, где границы полюсов перпендикулярны
оси пучка, уменьшение расстояния между осью и параллельной
траекторией при начальном расстоянии JCo определяется формулой
JCi = JCo cosa, где а — угол при вершине сектора магнита. Используя
геометрические соотношения (рис. 4.7), можно показать, что
9 = - JCisin а/дъ и, следовательно,
/= QL/tga [м]. (33)
Часто бывает удобно выразить эти соотношения в матричной записи,
которая для секторного магнита имеет вид
М
т
[COS а
- sin a/QL
Qhsm
COS
ina-l
s a J
(34)
Как и для всех матриц, приведенных выше, детерминант данной
матрицы равен единице.
Фокусирование пучка также происходит, когда ионный пучок
входит в зазор под углом к границам полюсов магнита, под влиянием той
составляющей основного поля у полюса магнита, которая
ортогональна направлению пучка (рис. 4.8). Когда пучок входит в магнит и
выходит из него нормально к границам полюсов, Вх = 0.
Следовательно, никакой фокусировки затем не наблюдается.
Фокусное расстояние, определяемое таким эффектом, может быть
получено посредством вычисления изменения поперечного импульса
Ару, приобретенного частицей при движении в направлении, перпен-

Транспортировка пучка
83
Рис 4.8. Фокусировка у полюса магнита в не-
искривленной плоскости, когда пучок входит в
магнит или выходит из него
неперпендикулярно границе полюса магнита. 1 — полюсный
наконечник, 2 — равновесная траектория; 3 —
граница полюса магнита, а — вид сбоку; б —
вид сверху.
дикулярном к торцу, который наклонен под углом в к оси пучка.
Простой метод анализа, предложенный Хамфризом [12], показывает, что
Ару = \BxZeVzdt, но By = В^ sin в, где В^ — поле, действующее у
полюса магнита, vide - dz cos в = y^cos ddt. Следовательно,
АУу =
Ze
ут
j^gtg ede.
(35)
Так как дивергенция В равна нулю, можно показать, что [B^de = Воу^
где Во — магнитная индукция основного поля в промежутке.
Следовательно, так как поперечная составляющая скорости пропорциональна
у, понятие «фокусное расстояние» верно, и можно показать, что
/е = Qh/tgO [М].
(36)
Если в больше нуля, то магнит обеспечивает вертикальную
фокусировку, но уменьшает горизонтальную фокусировку. В такой ситуации
секторный магнит может обеспечить фокусировку в обеих
плоскостях, и это свойство используется при конструировании безградиент-
юго синхротрона [13].
4.1.4. Каналы транспортировки пучка
Матричный метод, выражающий свойства линзы или пролетного
промежутка, позволяет непосредственно определить действие
последовательности таких элементов. Если траектория ионов пересекает
последовательно элементы системы, свойства каждого из которых

(38)
84 Глава 4
могут быть выражены последовательностью матриц А, В, С, ... , то
конечная траектория /у, г/может быть записана в виде
[;^ = с X в X А X [;■]. ,37)
Надо отметить, что порядок следования матриц А, В, С должен в
точности соответствовать последовательности расположения элементов
на пути частицы, поскольку произведение матриц не коммутативно.
В качестве примера рассмотрим пролетный промежуток длиной
//2, линзу с фокусным расстоянием/и еще один пролетный
промежуток. Комбинированная матрица С равна произведению матриц:
г~\^ ^/2"| Г 1 0"| [1 //2"| _
"^ - [о 1 J L - 1// ij [о 1 J =
^ Г1 - l/lf 1 - /V4/|
L -1// i-i/ifY
Как и у всех матриц преобразования, ее детерминант равен единице.
Когда число линз и пролетных промежутков велико, анализ
каждой индивидуальной траектории с помощью последовательности
матриц преобразования может занимать много времени, хотя такой
способ не представляет затруднений при численном моделировании.
Если матрицы могут быть представлены последовательностью
идентичных элементов, каждый из которых характеризуется матрицей
преобразования А, то
Движение иона по траектории в такой системе устойчиво, только если
модуль следа матрицы удовлетворяет соотношению
Тг(А/2) :^ 1. (40)
В этом случае орбита иона является периодической с угловым
опережением по фазе /i, определяемым формулой
2cos д = ТгА. (41)
Если абсолютное значение ТУ(А/2) превышает единицу, движение
иона неустойчиво, и ион покидает периодический канал.

Транспортировка пучка 85
4.2. Транспортировка ламинарных пучков
в собственных полях
в предыдущем разделе движение частиц пучка рассматривалось в
предположении, что поля, создаваемые самим пучком, оказывают
пренебрежимо малое влияние на траектории ионов. Такое описание
оказывается адекватным при рассмотрении слаботочных пучков, но
совершенно неправильно для сильноточных ионных пучков. Теперь
мы попытаемся ответить на вопрос о величине собственных полей и
их влиянии на пучок в предположении, что траектории ионов не
пересекаются (т. е. течение ионов ламинарное) и ионный пучок является
моноэнергетическим.
Пучок генерирует две разновидности поля: радиальное
электрическое поле, обусловленное объемным зарядом пучка, и азимутальное
магнитное поле, называемое током пучка. Если плотность объемного
заряда — функция только г и в, то электрическое поле описывается
формулой
^ ГZe/ibCo^ (г-а) ^^^^^^^^ (42)
J 27Г£о 1(г - а)Г
А
где г — радиус-вектор рассматриваемой точки; а — вектор,
характеризующий положение элемента объема; А — поперечное сечение
пучка.
Для однородного пучка уравнение (42) сводится к соотношению
Е(г) = ZeribT/leo {г < го), (43)
Где Го — радиус границы пучка.
Магнитная индукция может быть получена из закона Био-Савара
и выражается формулой
В(л, в) = ^ [?епь^ Jr-jO ^ ,^2.adade, (44)
J 27Г |(г - а)р
А
которая для однородного пучка принимает вид
В(г) = imZeribX X Vb (г < го). (45)
Сила, действующая на индивидуальный ион пучка, представляет
собой силу Лоренца, которая выражается соотношением
F(r, в) = Ze(E + Vb X В) =
= ZeE(r, в){1 - 0^) [Н]. (46)

86 Глава 4
Это соотношение имеет самый общий вид и применимо ко всем
пучкам, подверженным действию поперечных сил. Оно также применимо
для ускоренных пучков при условии, что Р практически остается
постоянным на расстоянии от оси, превышающем радиусу пучка.
4.2.1. Движение ионного пучка при отсутствии
внешних полей
Движение иона под действием силы Лоренца определяется
уравнением
тут = ZeE(r, в){\ - h- ^\ (47)
где h — степень нейтрализации объемного заряда (рассматривается в
разд. 4.3). Так как напряженность поля Е — линейная функция г для
однородного пучка, траектории всех частиц идентичны, исключая
фактор г/Го. Следовательно, мы можем получить, без потери
общности, внешнюю траекторию /*o(z), которая описывает огибающую
ламинарного пучка из уравнения
г = ф^с^ = ZeE{r)/ym,
Тогда
г" —
(7-) =
ге^пьго
1{1/у^ ~h) К
(48)
4TreoU^^\2eZ/m)^'''^ro Го
Здесь и и /— энергия и ток пучка; К — обобщенный первеанс пучка,
который может быть выражен в виде
1С = 6,49*10^^(1/^^ - л) (^) ''" [А.В -^/^],
(49)
где А —масса иона (а.е.м.).
Это уравнение может быть дважды проинтегрировано для
получения решения. Харрисон [14] рассмотрел частный случай уравнения
(48), когда Го - а меньше, чем а, которое равно го при rj, равном нулю.
Решением является гипербола вида
г1 - Kz^ = а^ (50)
с асимптотическим углом расходимости VK. Отсюда следует, что
параксиальная форма справедлива, если только К много меньше
единицы.

Транспортировка пучка
87
гкЩа
Рнс. 4.9. Расширение пучка от минимального радиуса а с первеансом К под
действием нескомпенсированиого объемного заряда пучка, го/а — безразмерный радиус
огибающей; zfC^'^^a — безразмерное расстояние вдоль оси.
Точное решение уравнения (48) есть
exp(w^)rfw при К > О,
о
ь(1)
1/2
Ь(-Й
1/2
1п(е/го)
1/2
ехр( - u^)du при /Г < 0.
Интеграл может быть рассчитан численными методами, и
зависимость го/а от viK/a показана на рис. 4.9. При положительных К
кривая очень близка к гиперболе, что можно видеть на рисунке. Когда К
отрицательно, пучок быстро сходится и распространяется на очень
незначительное расстояние вдоль оси пучка, прежде чем траектории
пересекут ось в месте перетяжки пучка. Последняя ситуация
нестандартна и имеет место, если только h очень близко к единице или
превышает ее.
Свидетельство относительной важности обобщенного первеанса
Может быть получено при выводе предельного значения плотности
токауо, когда объемный заряд пучка вызвал бы 10%-ное (например)
увеличение диаметра пучка. Из уравнения (50) следует г^ - а^ ~
0,21 а^ = Kz^. Поэтому
0,847r£ot/^^^(2eZ/m)^^^
7о =
z\l/y^ - h)
(51)

gg Глава 4
Здесь Л — масса иона, выраженная в массах протона (U выражается
в вольтах, а Z — в метрах). Уравнение (52) показывает, что токуо,
который может быть транспортирован на значительное расстояние
(т. е. на расстояние, составляющее много диаметров пучка) очень
мал, когда h мало по сравнению с единицей. Если h равно нулю,
только релятивистские пучки могут быть транспортированы на
значительное расстояние при высоких плотностях тока. Однако существует
несколько методов улучшения транспортировки пучка, которые
обсуждаются в следующих разделах.
4.2.2. Собственные поля и уравнение
параксиального луча
Если собственные поля, вызывающие поперечное движение ионов,
создают скорости ионов, которые малы по сравнению с осевой
скоростью, эти поля могут быть учтены в уравнении параксиального
луча, приведенного в разд. 4.1.1. Используя уравнение (48) для вывода
дополнительного радиального ускорения, при сложении уравнений
(48) и (6), когда г = го, получим
1^0
L2j8S \2PymcJ J \2тгРутс/ ^ го
(53)
Это уравнение показывает, что пучок может распространяться не
расплываясь, когда Фо равно нулю, если обобщенный первеанс К связан
с аксиальной составляющей магнитной индукции Bz соотношением
К = (ZeB^romymc)^, (54)
Это условие определяет поток Бриллюэна и детально обсуждается в
следующем разделе.
4.2.3. Распространение пучка в аксиальном
магнитном поле
в разд. 4.1.1 мы уже рассмотрели движение ионов в аксиальном
поле (теорема Буша) и уравнение параксиального луча. В простом слу-

w
Транспортировка пучка 89
чае однородного нерелятивистского пучка с объемным зарядом, для
которого Л (степень нейтрализации) равна нулю, можно написать
соотношение
тгё' = " ^"^'^'^ - ZeB^re
2£о
' в предположении, что пучок находится в состоянии жесткого ротато-
5 ра, так что 6* — постоянная величина. Написанное соотношение
можно привести к виду
Р + 0)^/2 - 29Ql = О,
где Ol — ларморовская частота (Пь = ХеВ^/т) и а)р — плазменная
ионная частота пучка [оор = {пьХ^е^/еошУ^^], Это уравнение имеет
решения
6 = Ql± (Ql - 0)^/2)^^^ (55)
При условии, что Ql > ojp, существуют два действительных решения
для в, одно из которых больше, а другое меньше ларморовской
частоты. Условие
Ql = a)p/V2 (56)
называется условием потока Бриллюэна [15], которые более детально
рассматривается ниже. Уравнение (55) показывает, что осевая
скорость пучка не постоянна, так что
Р'-Р1-^ (0)^/2 - fy (57)
Здесь j8o — значение j8 на оси и с — скорость света. Поскольку
поперечное изменение осевой скорости пучка затруднено, предпочтительнее
гарантировать вьшолнение условия в ~ a)p/V2, что опять приводит к
потоку Бриллюэна.
Нерелятивистский пучок при выполнении условия Бриллюэна
движется как твердое тело, не расплываясь. Индивидуальные траектории
ионов пучка являются спиралями, закрученными вокруг оси пучка, и
увеличению плотности ионного пучка соответствует уменьшение
шага спирали. Полезно получить значение максимального тока пучка,
который может быть транспортирован при данной энергии пучка U;
считается, что магнитное поле при этом увеличено до такого
значения, чтобы поддерживать поток Бриллюэна. Используем равенства
0)1/2 = Al = <^^, 6^ = Z^nbe^/leotn, (58а)
2eUZ/m = у^ + г^6>'\ (586)

90 Гл<юа 4
w = —т;=^:./Г [A]. (59)
Ток пучка определяется выражением / = 'кг1пьЬъ2е = -Krl^^lEQinVb/Ze.
Следовательно, v = {lZeU/Ът)^^^ и
3V6m
Для протонов это соответствует первеансу 6,0'10"^А-В~^^^,
который достаточно велик для извлечения и транспортировки
сильноточных пучков таким способом, а требуемая аксиальная составляющая
магнитной индукции равна
^' = т~Ч [Тл]. (60)
,2 4^ тЦ
3 Zerl
Значение этой составляющей может достигать многих тесла, и
обычно это условие играет роль более жесткого ограничителя тока пучка,
чем первеанс. Выражение плотности тока пучка через аксиальную
составляющую магнитной индукции имеет вид
Ушах = V27r£oZVro5,Vm^ [А.м~2]. (61)
Для протонов эта плотность тока составляет
7тр = 3,65.10^5,Vo [А-м -']. (62)
4.3. НЕЙТРАЛИЗАЦИЯ ОБЪЕМНОГО ЗАРЯДА
ИОННЫХ ПУЧКОВ
Эффективная плотность заряда п ионного пучка может быть
уменьшена путем добавления к ней плотности заряда
противоположного знака. Это достигается при пропускании пучка через остаточный
газ, в котором ионы пучка ионизируются и обмениваются зарядами
при столкновениях с молекулами газа. В результате внутри канала
пучка формируются медленные ионы и электроны, и величина п в
плазме, состоящей из электронов, медленных ионов и ионов пучка,
может быть уменьшена до значений, меньших 1 % нескомпенсирован-
ной плотности пучка ль (т. е. А > 0,99) при давлении выше
10"^ мм рт. ст. Величина п (или К) является функцией давления газа
и возрастает при низких давлениях для пучков положительных ионов.
В случае пучков отрицательных ионов происходят аналогичные
процессы, но роль электронов в пучке изменяется из-за обратного знака
плотности заряда пучка. Вследствие этого случай пучка
отрицательных ионов рассматривается отдельно.

IP Транспортировка пучка 91
4.3.1. Нейтрализация заряда в пучке
положительных ионов
Полное описание плазмы, генерируемой в канале пучка
положительных ионов, дается четырьмя уравнениями: двумя уравнениями
непрерывности для производства медленных ионов и электронов,
которые определяют их плотности; уравнением баланса энергии плазт
мы, определяющим электронную температуру; уравнением
Пуассона, описывающим радиальное электрическое поле как функцию
других переменных. К сожалению, все эти уравнения являются
нелинейными, интегро-дифференциальными уравнения, для решения которых
требуются сложные численные методы.
Именно эта математическая проблема оказалась причиной
разработки различных приближенных методик. Сначала для получения
решений использовались не дифференциальные уравнения, а
нуль-мерная модель. В первом рассмотрении этой проблемы [16] не
использовалось уравнение энергетического баланса и вместо уравнения
Пуассона было принято условие электронейтральности плазмы. Габович и
др. [17] пренебрегли уравнением непрерывности для электронов и
также приняли условие электронейтральности, а Гамильтон [18] не
учитывал влияние медленных ионов в плазме пучка. В каждой из этих
нуль-мерных моделей пренебрегалось одним из четырех
фундаментальных процессов, и, следовательно, ни одна из них не может
считаться хорошей теорией для описания плазмы пучка.
Данн и Селф [19] описали модель нейтрализации электронных
пучков для того, чтобы создать одномерную модель для ионных пучков.
В последней модели используется приближение однородной
плотности ионного пучка и резкой границы пучка для упрощения одномерной
модели; с ее помощью получены аналитические выражения для
потенциала пучка <р, кратного электронной температуре кТ, Уравнение
энергетического баланса не учитывается, так что электронная
температура остается свободным параметром, что вынуждает получать
решения в безразмерном виде. Хупер и др. [20] расширили возможности
модели Данна и Селфа для рассмотрения гауссового профиля ионных
пучков, также не учитывали уравнение энергетического баланса и
ввели понятие ионного дрейфа в плазме пучка вместо свободного падения
ионов, описанного Данном и Селфом. Грин [21] использовал интеграл
свободного падения ионов для создания модели нейтрализации без
учета уравнения энергетического баланса. Поскольку плазма обычно
имеет низкую плотность, последняя модель более реалистична, хотя
и вызывает значительно большие математические трудности для
полного решения.

92 Глава 4
Холмс [22] использовал четыре основных уравнения, включая
свободное падение ионов, чтобы описать модель плазмы пучка. Эта
модель математически Сложна, и требуются численные методы
нахождения решения. Однако она дает удовлетворительное соответствие с
экспериментом, а прежние результаты Клабунда и Шонлайна [23]
показали соответствие с моделью после использования в ней
эмпирически подобранного постоянного множителя порядка единицы.
4.3.2. Простая модель плазмы пучка
положительных ионов
Чтобы избежать математических проблем одномерных моделей
[19, 21, 22], мы представляем простую одномерную модель для
плазмы, в которой сохраняется интеграл свободного падения ионов при
движении ионов в отсутствие столкновений. Эта модель включает в
себя уравнения непрерывности и энергетического баланса, а также
условие нейтральности плазмы, что показывает физическую
обоснованность такого подхода. Так как выражения, полученные здесь, более
простые, чем приведенные выше, и к тому же подчиняются
аналогичным законам масштабирования, они будут использоваться при
выводе уравнения огибающей пучка в разд. 4.5.
Плазма пучка образуется при неупругих столкновениях между
ионами пучка и остаточным газом. Для пучка положительных ионов эти
процессы описываются выражениями
А^ + Х^ -^ А^ + Х'^ (обмен зарядом),
А^ +Л^->Л+ Н-А'"^ + е" (ионизация).
Где А'^ — ион исходного пучка и Л^ — молекула газа. Подчеркивание
означает быструю частицу. Очевидно, что медленных ионов
создается больше, чем электронов, так как протекают оба процесса.
Медленные положительные ионы выталкиваются из пучка радиальным
электрическим полем, и при условии, что радиус пучка Го меньше, чем
средняя длина свободного пробега при столкновениях ионов с
молекулами нейтрального газа, т. е. l/Noxt где N— плотность нейтральных
атомов, это движение может считаться свободным падением.
Следовательно,
2irrldn,ir)v{Q, г) = 2тсдёд1дт/ди (63)
r/|erf/ii(r) —приращение плотности медленныхионов при г, вызванное
производством медленных ионов bnjbt при q. Интегрирование и под-

Транспортировка пучка 93
становка выражения
drii/dt = NnbOiVb, (64)
где ог = а^„,„ зарядом + «^ионизация» "ь — ПЛОТНОСТЬ ОДНОРОДНОГО пучка и
Vb — скорость пучка ионов, дает формулу
г
nbNCiVbQClQ
1/2г .-/л I ^/„\il/2
(2е/тУ[ - <р(г) + v5(e)]
о
(65)
в предположении, что ионная температура мала по сравнению с
потенциалом <р (следовательно, ею можно пренебречь) игпг — масса
медленного иона. Единственное ограниченное решение для /ii(r)
получается, когда справедливо разложение
'"о '"о
которое для малых г дает формулу
п, = ribNGiVbromV^il + 5<pir^/6<poro)^i'2e<po)' (67)
Следовательно, /ii — постоянная величина (как и плотность пучка),
пока членами более высокого порядка можно пренебрегать в
разложении (р{г).
Уравнение непрерывности для тепловых электронов легко
получить, приравнивая число производимых электронов к числу ушедших
из пучка. Таким образом, можно написать
Tcr^ribNa^Vb = 2тггПс{фьМ, (68)
Здесь ае —сечение процесса ионизации и Ve — скорость электронов.
Так как электроны захватываются пучком благодаря
пространственному потенциалу, они полностью термализуются и могут выйти из
пучка, только набрав достаточную энергию. В этом случае плотность
электронов определяется больцмановским распределением:
Пс{г) = /1еоехр(е^/Л7)- (69)
Здесь Г— электронная температура. Используя уравнение (66) и
разлагая в ряд правую часть (69), получим
Ле = Лео(1 - е<роГ^/кТг^). (70)
Для вывода Лео предположим, что электроны движутся с тепловой
скоростью за пределами пучка, где они практически не испытывают
столкновений и могут выходить из пучка. Таким образом, когда

94 Глава 4
г = Го, подстановка выражения (69) в уравнение (68) дает формулу
Лео = 2ronbNacVbiTrme/SkT)^^\xpieipy//kr), (71)
где <pv ^ - <ро — потенциал на границе пучка.
Уравнение энергетического баланса пучка может быть получено в
предположении, что каждый электрон уносит энергию IkTnim выходе
из плазмы [24]. Эта энергия является суммой кинетической энергии,
которой он обладает в плазме, и приобретенной кинетической
энергии, позволяющей ему выйти из плазмы. Если мы опишем процесс
передачи энергии от ионов пучка к электронам простым сечением аи, то
вклад объемной энергии в распределение электронов составит
Н = ПъПсОиЦъеи, (72)
Здесь и— энергия пучка в электронвольтах. Интегрирование по
объему пучка дает
г
о
\2TcrHdr = IkTwlnbNGeVb^ (73)
о
После интегрирования получаем
(C/au/leo/|v^.|)(l - exp(ev?w/AJ?y = 2iVae, (74)
Заключительной стадией анализа является использование условия
электронейтральности для полного описания плазмы пучка. Это
условие основывается на том обстоятельстве, что дебаевская длина в
плазме меньше, чем радиус пучка Го. На оси, следовательно, справедливо
соотношение
Ль + Wio = ЛеО, (75)
где /lio = nbNaiVbfofnl /{2е<роУ^^ — аксиальная плотность медленных
ионов. Выполнив разложение, получаем
ribNaiVbromV^ ^ . ^ / тггпс \ ^''^ , ,,_^
пъ + 1/2 = ^-ronbNaeVb\—^\ ехр(е(Л./Л7).
Это уравнение можно упростить, используя выражения (74):
N \тъ/ G^^^ Gu
Здесь
G='*^l
и
—■'(-^)Ш"-

»
Транспортировка пучка
95
Н"*^в Н
2Ю-* -
5Ю
2-10
Рис. 4.10. Приведенный радиальный потенциал пучка G(^ <p/Ub) как функция
отношения плотности пучка к плотности газа. '
Величина G — отношение глубины потенциальной ямы к энергии
пучка в электронвольтах. Для простоты предполагалось, что в формуле
(74) e^/itrмного больше единицы.
Условие электронейтральности плазмы также выполняется вдали
от оси пучка, где
1/2
nhNaiVbroffii 5<рхГ
(2е<ро)
1/2
6vo/*o
= ЛеО
Следовательно,
6 5/2 ^
Ш
1/2
1 iGeG
(78)
ПьОгГог^Ъ Ои
Уравнения (76)—(78) полностью описывают плазму пучка
посредством основных параметров пучка ль /"о, UnN^a также сечений
соответствующих процессов. На рис. 4.10 показана зависимость величины
G от отношения ль/Л/'для нескольких значений пъГо водородного Н ^ -
пучка с энергией 50 кэВ. Можно видеть, что G линейно уменьшается
с уменьшением пъ/N от предельного значения 29IA^^^/U^^^ [где /—
ток пучка (мА), А — масса иона (а.е.м.), U — энергия пучка (кэВ)] при
низких значениях iV, когда пучок полностью нескомпенсирован. При
высоких плотностях газа G стремится к постоянному значению,
которое увеличивается с ростом произведения льЛ).
Такая зависимость наблюдалась экспериментально [22], и <^,
измеренное эмитирующим ленгмюровским зондом, представлено как

%
Глава 4
г
70
60
50
40
ЗОН
20
10
2
J L-L I 1
J I I , I, I lilt
■ ' ■> ■ I I I I I
10
-5
10
-4
10
-3
10-2
p. MM рт, ст.
Рнс. 4.11. Измеренный радиальный потенциал {<р) Не "^-пучка с эи^гией 20 кэВ в
Не в зависимости от давлошя газар [22]. 1 — ленгмюровский зонд; 2 — эи^гетиче-
ский зоид.
♦
О 1
001
f/b - 50кэВ
J 1 I Mill
10»ПСМ
10"
• 10" 10'2
Nro, см"
Рис. 4.12. Результаты теоретического расчета ПЕЖведеиных плотностей медленных
ионов и элагрояо» как функций произведения плотности газа N на радиус пучка го.

Транспортировка пучка
97
0,3
0.2
t
0.1
Н^ в Hj
U^ = SQ кэВ
Го/»^, = 1о9см 2
г^п^ = Ю^^'см"^
J_l L_L
J I L
10
12
10
13
10
14
NtQ, CM
-2.
Рис. 4.13. Результаты теоретического расчета зависимости приведенной
(относительно радиального потенциала пучка) электронной темп^>атуры от проюведения
плотности газа N на радиус пучка го.
функция Nua рис.4.11 для пучка с током 20 мА и энергией 20 кэВ.
Совсем недавно такая зависимость <ру, от N была подтверждена испо"
льзованием 200-кэВ А "^ -пучка и измерением v^v по энергии медленных
ионов, выходящих из пучка.
Насыщение глубины потенциальной ямы G достигается, когда
плотность пучка ионов становится малой относительно Гьо и Лео. Это
четко видно на рис. 4.12, где приведены зависимости парциальных
плотностей пучка лю/ль и Лео/ль от Мго для двух значений льГо в случае
протонного пучка с энергией 50 кэВ. При высоких плотностях газа
пучок оказывается только источником частиц и пространственный
потенциал принимает такое значение, при котором электроны и ионы
имеют одинаковые плотности. При низких плотностях газа
плотность числа медленных ионов пренебрежимо мала, хотя и нарастает
Приблизительно как N^rl^ тогда как плотность числа электронов
фактически равна плотности числа ионов пучка.
Зависимости приведенной электронной температуры kT/eipv/ от Nro
Показаны на рис. 4.13. Она медленно нарастает при увеличении
давления, тогда как ^ уменьшается и достигает насыщения.
Следовательно, кТимсегт U-образную зависимость от Nro и практически не зависит
от плотности пучка. Холмс [22] наблюдал эту зависимость экспери-

98
Глава 4
30
20
О)
10
10
-5
10
10
-3
10
-2
р, мм рт. ст.
Рис. 4.14. Результаты измерения электроииой темп^)атуры Те Не*-пучка с энергией
20 кэВ в Не как функции давления гелия р [22].
ментально (рис. 4.14). Электронная температура измерялась по
энергетическому распределению эмитированных электронов,
полученному с использованием энерго-анализирующего зонда.
4.3.3. Нейтрализация пучков отрицательных ионов
Естественно полагать, что нейтрализация пучков отрицательных
ионов может уменьшить эффективный объемный заряд пучка на
несколько процентов по сравнению с величиной для исходного пучка.
Однако было обнаружено [25, 26], что пучок проявляет ион-ионную
неустойчивость при давлениях ниже критического значения, когда
наблюдается, что пучок имеет отрицательный плазменный потенциал,
соответствующий суммарной отрицательной плотности объемного
заряда. При более высоких давлениях пучок становится устойчивым
и имеет положительный плазменный потенциал, который
соответствует суммарной положительной плотности пространственного
заряда.
Следовательно, имеющиеся теоретические модели описывают
только последний случай, который, конечно, очень похож на
нейтрализацию пучка положительных ионов, за исключением другого знака

i
Транспортировка пучка 99
пространственного заряда пучка. Новая модель Райта [27] объясняет
переход между этими двумя состояниями нейтрализации, хотя она
является чисто численной и не дает законы масштабирования. В работах
[28, 20] предложены одномерные модели, основанные на дрейфе
ионов плазмы и описывающие плазму пучка с положительной
потенциальной ямой. Однако ни одна из этих моделей не содержит основной
процесс подвода энергии, формирующий распределение электронов,
образующихся при обдирке отрицательных ионов в столкновениях с
молекулами остаточного газа. В этом процессе получаются
электроны, имеющие ту же скорость, что и ионы пучка. Значение такого
процесса возрастает по мере того, как увеличивается энергия пучка.
Остальные процессы почти идентичны процессам, описанным для
пучка положительных ионов. Существует баланс между произвол*
ством и потерей электронов, а также положительных ионов, и вновь
предполагается нейтральность плазмы. В следующем разделе
описана простая одномерная модель для плазмы пучка отрицательных
ионов, основанная на рассмотрении всех указанных процессов.
Простая модель нейтрализации пучка отрицательных ионов.
В пучке отрицательных ионов существуют два основных процесса
взаимодействия между ионами пучка и молекулами газа:
1) ионизация
А" 4-Л^-^А- ч-^"" + е-;
2) отщепление электронов
А" 4- Л^-*А** 4-Л^ 4-£~,или
где А~ — ион пучка иХ^ — молекула газа. Подчеркивание обозначает
быструю частицу. В отличие от пучка положительных ионов эти
процессы создают больше электронов, чем положительных ионов.
Уравнение непрерывности для медленных положительных ионов
приводит к выражению, которое в основном совпадает с уравнением
(67), за исключением того, что пространственный потенциал,
вероятно, будет так мал при низких давлениях газа, что влияние малой, но
конечной температуры медленных ионов должно быть учтено. В
пределе, когда потенциальной ямы пучка не существует, т. е. ^ = О,
плотность медленных ионов определяется формулой
Следовательно, мы можем эффективно объединить уравнения (79) и
(67) путем сложения эффективных энергий ионов в знаменателе в слу-

100 f^-^(iea 4
чае, когда имеются как конечная температура ионов, так и потенциал
пучка
Результирующее выражение для плотности медленных ионов,
следовательно, имеет вид
где <ро^<Р\ — величины, определенные в уравнении (66), икТг — ионная
температура.
В случае положительно заряженных ионов величина Г, была много
меньше, чем ^, и потому ею можно было пренебречь. Электроны
плазмы подчиняются распределению Больцамана, так что
Пе = Псосх1>{е<р/кТ) « /1ео(1 - е<раг^/кГг1), (81)
тогда как баланс между создаваемыми и уходящими электронами в
пределах поперечного сечения пучка дает соотношение
тгоПъСсМиъ = 2хго/1еоехр(е^/Л7)1;е/4, (82)
где ^ — потенциал на границе пучка и по предположению Ve равно
тепловой скорости на границе пучка. Таким образом, получаем
выражение, идентичное тому, которое было выведено для пучка
положительных ионов
Однако уравнение баланса энергии существенно отличается от
уравнения для пучка положительных ионов из-за наличия энергичных
электронов, отщепляющихся от отрицательных ионов. Начальная
скорость этих электронов направлена вдоль оси пучка; впоследствии
скорость электронов приобретает равномерное распределение по
степеням свободы в результате электрон-электронных и электрон-
молекулярных столкновений Если предположить, что этот процесс
доминирует над всеми остальными при высоких энергиях пучка, то
средняя энергия £е, приходящаяся на созданный электрон, равна
е^^'^еи "^^1^. (83)
т Ос
Здесь т — масса отрицательного иона, а множитель (ас - ai)/ac
обусловлен тем обстоятельством, что электроны, возникающие в
процессе ионизации, не имеют направленной скорости, и считается, что они
имеют нулевую скорость. Также пренебрегается передачей энергии
пучка электронам Покидающий пучок электрон уносит энергию 2кТ\
поэтому уравнение энергетического баланса имеет вид
TcrlnbNacVb£t = 2xr(«^e/4)2AJ>ieoexp(evv/*7).

p
Транспортировка пучка
101
Если его скомбинировать с уравнением (82), то получим
£с = 2кГ. (84)
Заключительный этап анализа — использование условия
электронейтральности плазмы для вычисления относительного потенциала на
границе пучка G, который дает разложение условия нейтральности на
оси:
Ль + ЛеО = WiO- (85)
Следовательно,
1 4- ZNroGt.
(С)
1/2
ехрОЗС)
=(s)
NroGi
J71
(86)
(G + Go)
Здесь |3 = (2/п//Пе)[ае/(ае - a,)], G = l^l/f/. Go = кТг/AeU; G
имеет такой же смысл, как и аналогичный член в случае
положительных ионов, и равно отношению глубины потенциальной ямы к
энергии пучка.
На расстояниях, далеких от оси пучка, имеем
6 ЛеО е<ро
(87)
Форма уравнения (86) сильно отличается от аналогичного выражения
для пучка положительных ионов. Приведенный потенциал на границе
пучка \^p^^,\/U не является функцией плотности пъ и зависит только от
произведения Л'го. На рис. 4.15 представлена эта зависимость для пуч-
2 Ю"* -
10
5 10~= -
2 10
10
G
1-4
-4
-5
-5
-5
Н- в Н2
Ufj =50кэВ
-
— /
10
12
10
13
10
14
-^
*^с 4 15 Результаты расчета приведенного радиального потенциала как функции
'Произведения плотности газа N на радиус пучка го для пучка ионов Н~ в Нг

102
Глава 4
10
1 -
Рис. 4.16, Результаты расчета плотностей
чисел медленных нонов н электронов,
нормированных на плотность числа нонов Н ~, как
функций плотности газа N и радиуса пучка го.
0,1
_
-
-
-
_
' ■-(■■■
(У^, = 50 кэВ
^Х^/'о^''-/
АеО/''-
1 1 1 1 1 4 1 1
10
13
М-л,см
-2
10
14
ка ионов Н ^ с энергией 50 кэВ; можно видеть, что G растет от нуля
при низких давлениях и достигает насыщения при высоких. Давление,
соответствующее нулевому значению G, зависит от температуры
медленных ионов (предположительно около 300 К). Этот
положительный пространственный потенциал должен быть большим, чтобы
обеспечивать достаточную фокусировку ионов пучка.
Нормализованные плотности чисел медленных ионов и
электронов представлены на рис. 4.16 для случая, описанного выше. Эти
величины тоже не зависят от плотности пучка ионов, но с другой
стороны проявляют зависимость, характерную для пучка положительных
ионов, за исключением того, что роли электронов и ионов обращены.
4.3.4. Влияние магнитных полей
Модели, описанные выше, основаны на предположении, что пучок
однороден в осевом направлении, но такое предположение редко
реализуется. В большинстве систем транспортировки пучков пучок
обычно расплывается, а плотность газа изменяется на оси в результа-

Транспортировка пучка ЮЗ
те сгущения или разрежения газа. К счастью, эти эффекты оказывают
весьма умеренное влияние на степень нейтрализации пучка, потому
НТО электроны в потенциальной яме пучка высоко подвижны в
направлении оси пучка и удерживаются только благодаря заземлению
пластины на ускорителе и взаимодействию с ионами пучка. В результате
эта подвижность электронов оказывает усредняющее влияние на
локальные изменения плотности газа, вследствие чего
электронейтральность сохраняется даже в областях, где компенсация при иных
обстоятельствах была бы слабой из-за низкой плотности газа.
Наложение магнитного поля вызывает большое снижение
подвижности электронов. Если поле перпендикулярно оси пучка, как в
отклоняющем магните, то нижняя по потоку часть пучка полностью
отделяется от его верхней части, и требуется отдельная подача газа
для восстановления электронейтральности. Магнитные квадруполи в
значительной степени оказывают такое же влияние.
Быстрое изменение степени нейтрализации, вызываемое такими
магнитами, усложняет задачу расчета огибающей пучка, и
показывает, что для канала такого типа пучка нелегко выполнить условие
нейтрализации объемного заряда.
Продольное поле, такое, как создаваемое в потоке Бриллюэна или
в соленоидальном магните, допускает аксиальное движение
электронов, и нейтрализация объемного заряда существенно не изменяется.
Это поле уменьшало бы поперечную диффузию электронов без
торможения медленных ионов; следовательно, пространственный
потенциал уменьшился бы при приложении аксиального магнитного поля,
что снизило бы расплывание объемного заряда.
4.4. НЕЛАМИНАРНЫЕ ПУЧКИ
4.4.1. Теорема Лиувилля
До сих пор мы рассматривали ламинарное течение ионов, так что
в принципе пучки могли быть транспортированы в точку фокуса. К
сожалению, реальные пучки не столь просты, и в любой точке
пространства будет существовать пучок траекторий, наклоненных
относительно главной оси, приводящий к неламинарному потоку. Мы
рассмотрим такое поведение, используя понятие «фазовое пространство», в
Котором главные оси х, у,рхиру используются для описания
поперечного движения, znpz — аксиального; A.y.z — импульсы ионов в
каждом из соответствующих направлений.

104 Глава 4
Движение в фазовом пространстве подчиняется теореме Лиувил-
ля, которую мы изложим ниже в качестве первого этапа в понимании
неламинарной транспортировки пучка. Эта теорема доказывается
здесь с помощью методов Гамильтона, но Голдстейн [29] описывает
более общий метод. Мы начнем с записи лагранжиана L для ансамбля
частиц, находящегося под действием внешних потенциалов К и А,
вызываемых электростатическим и магнитным полями;
L = - тс^/у - Ze(V - vA). (88)
Лагранжиан не учитывает эффекты, вызываемые неконсервативными
силами, например, приводящими к рассеянию. Канонический импульс
определяется как
р\ = дЬ/дх-и
где JCi — положение /-й частицы. Гамильтониан определяется
выражением
H=ZPiX\-L. (89)
I
Следовательно,
- р1 = дн/дхи XI = дн/дри ьн/dt = - dL/dt, (90)
Приведенные уравнения называются каноническими уравнениями
Гамильтона, и для каждой степени свободы, т. е. для каждой оси
фазового пространства пучка существует система таких уравнений. Во
многих случаях, когда силы по каждой степени свободы независимы,
можно существенно упростить понятие «фазовое пространство», но
для импульса мы сохраним полноту описания.
Теорема Лиувилля основана на таком понимании фазового
пространства и утверждает, что плотность числа невзаимодействующих
частиц в шестимерном фазовом пространстве, находящихся под
действием консервативных сил, инвариантна вдоль траектории частицы.
Доказательство этой теоремы выполняется непосредственно:
функция плотности/(pi, Ла, О удовлетворяет уравнению непрерывности
^ +/-(ДО + т^-(/;?0 = О, (91)
dt дх\ др\
в котором предполагается суммирование по индексу / от 1 до 3.
Полная запись производных и подстановка выражения
bpjdpx 4- дх\/дх\ = - д^н/дхгдрг + д^н/дх'М = о
дают df/dt + Xidf/dxi + pidf/dpi = О,

F
Транспортировка пучка
105
или
df/dt = О
(92)
вдоль траектории частицы. Уравнение (92) выражает теорему Лиу-
вилля. Таким образом, рассматриваемая система частиц (пучок) ведет
себя как газ, т. е. занятая ею область фазового пространства может
изменять свою форму, но не объем.
4.4.2. Эмиттанс и яркость
Для большинства ионных пучков, в которых векторный потенциал
равен нулю (при пренебрежении собственным полем пучка), мы
можем рассматривать движение в поперечной плоскости как не
зависящее от аксиального движения пучка и разделенное с ним. Если
траектории ионов к тому же близки к параксиальным, так чторх = утфх'
иру = утфу', то сохранение объема фазового пространства
сводится к сохранению площадей Л(х, х')иЛ(у, у')в двух поперечных
плоскостях фазового пространства. Каждая из этих площадей, деленная
на X, называется эмиттансом пучка. Понятие «эмиттанс пучка» в
направлении Z не имеет смысла до тех пор, пока пучок не модулирован
по времени, как в радиочастотных ускорителях, и не обсуждается
здесь.
Очень часто плотность пучка неоднородна, и полезно ввести
понятие «доля всех частиц пучка, которые расположены внутри площади,
образованной контуром эмиттанса вдоль линии равной плотности».
Иллюстрация такого определения дана на рис. 4.17. Интенсивно ис-
вО% интенсивности
60
40
20
Рис. 4.17. Диаграммы поперечного эмиттанса, образованные контурами равной ин-
'^енсивностн. Такие диаграммы характеризуются квазитепловым распределением
ионов по скоростям в направлении, ортогональном оси пучка.
\л

106 Глава 4
следовался наиболее общий случай гауссова профиля пучка,
обусловленного тепловым распределением ионов. В этом случае площадь
эмиттанса пучка а, содержащая долю/всех ионов пучка, связана с/
следующим образом:
/= 1 -exp(-£/2c,pJ. (93)
Здесь е^ркв ~ среднеквадратичный эмиттанс, который был определен
в работе [30] согласно соотношению
£.ср«.= [(>^>:'')-(^')']'''. (94)
где средние значения jc их' включают весовые множители,
определяемые интенсивностью пучка. Это определение отличается от
первоначального тем, что величина е^сркв разделена на 4. Аналогичное
выражение существует и для Су^р кв-
Одна из причин существования конечного эмиттанса заключается
в ненулевой ионной температуре в ионном источнике, в котором
ионы, образующие пучок, создаются путем ионизации.
Среднеквадратичный эмиттанс можно непосредственно выразить через ионную
температуру. Используем уравнение (94), при выводе которого
предполагалось, что ионы выходят из плазмы параллельно оси пучка
(несмотря на поперечное движение, обусловленное ионной
температурой) со скоростью Уь. Если ионы пучка выходят из источника через
круглое отверстие радиусом а, то для однородного эмиттера
х^ = \2тх^у dxRlry dx = aV4, (95)
о / о
Для максвелловского распределения по скоростям, характеризуемого
ионной температурой Ti, имеем
f fe)"
2
^Y^~mvylkT,)dv
X
-во
X'' = Г-- ——— = kT,/mvi, (96)
exp( - mv\/lkT,)dv
\
X
— oo
Таккакхих' не связаны друг с другом, среднее значение их
произведения равно нулю, что дает среднеквадратичный эмиттанс в виде
^•■^ср кв
'Ty^J "^^'■'-- ^^'^^

Транспортировка пучка 107
Если энергия пучка не постоянна, то полезно ввести понятие
«нормализованный эмиттанс пучка» согласно определению
£п = Руе. (98)
Таким образом,
1/2
£«cp» = ^f^^l • (99)
- 2 \тсЧ
Эмиттанс тесно связан с понятием «яркость пучка», которая
определяется формулой
5 = 4//(x2£.^,,£^,pJ, (100)
где 1? — величина порядка единицы (см. разд. 4.4.5). Более полезна
нормализованная яркость, которая определяется как
^п = 17//(7Г enJtcpKB^'O'GpHi)- (101)
Если подставить выражение (97) в (101), чтобы исключить члены,
содержащие эмиттанс, то получи гея соотношение
Вп = ^ ^ , (102)
Tjxeji — плотность ионного тока в плоскости эмиссионного отверстия,
непосредственно примыкающего к ионному источнику.
Следовательно, яркость пучка в этом случае зависит лишь от
параметров, определяемых ионным источником, и максимизируется при
использовании источников, которые производят холодные ионы при
высоких плотностях токов. Пучки ионов с большой массой имеют
повышенную яркость, поскольку уменьшается поперечная скорость
ионов при данной температуре.
4.4.3. Измерение эмиттанса пучка
Чтобы точно измерить наклон траектории, практически всегда
используется двухщелевой метод (рис. 4.18). Пространственное
положение фронтальной щели определяет положение пучка, тогда как при
помощи задней щели измеряют наклон и угловое распределение
траекторий, проходящих через фронтальную щель. Многие методы
основаны на указанной схеме [31]. Более современный вариант двухщеле-
вого метода, позволяющий очень точно вьшолнять измерения эмит-
'ганса, был изобретен Аллисоном [32]. В этом варианте
электростатические отклоняющие пластины сохраняют фиксированное положение

108
Глава 4
I Движение
1
I Цилиндр
Фа радея
Ионный пучок
Фронтальная
анализирующая щель
Задняя
анализирующая щель
Рис 4.18. Схема измерения эмиттанса^ позволяющая раздельно определять
положение и угол.
Направление
сканирования пучка
Противоэлектрсжная сетка
-1 г-^ Цилиндр
Фа радея
Ионный
пучок
e=VI/2Ud
у Верхняяя пластина
Сигнал
Время
Нижняя пластина
Развертка потенциала
Рис. 4.19. Схема измерения эмнттанса, устраняющая необходимость двух
независимых механических перемещений.
О
0,5
1,0 1,5
ln(l/(l-f))
2,0
Рис. 4.20. Зависимость нормализованного эмиттанса 8„ внутри контура,
содержащего долю/всех частиц пучка, от 1п [1/(1 - /)]. Типичные данные для ионного пучка,
вытянутого из миогополюсного источника.

p
Транспортировка пучка 109
задней щели относительно фронтальной щели, таким образом сводя
независимое движение обеих щелей к движению всей системы в целом
(рис. 4.19).
Данные, полученные с помощью этих методов, могут быть
проанализированы с помощью уравнения (93). На рис. 4.20 приведены
результаты, полученные для слаботочного (8 мА) пучка ионов Н ~ [33].
Данные укладываются на прямую линию; это значит, что пучок
может быть описан гауссовым или максвелловским распределением-
Поперечная температура ионов в этом случае равна 0,25 эВ.
4.4.4. Эмиттанс и распространение пучка
Уравнение параксиального луча для одной из поперечных
плоскостей в пучке может быть записано в форме
А'" 4- P{z)X = О, (103)
где X = {Ру)^^^х и P{z) — сумма внешних фокусирующих сил и
линейных самофокусирующих сил в пучке с однородной плотностью. Это
уравнение часто называют уравнением Хилла. Его решение может
быть выражено в виде
X{z) = aw(z)cos[<p{z) - 5], (104)
X'iz) = aiw'cosMz) -д]- (l/w)sinMz) - 6]), (105)
где <p' = \/yp-. Подстановка решения в (103) показывает, что w
должно удовлетворять уравнению
yf" 4-P(z))v- l/)v^ = 0. - (106)
При исключении из (104) и (105) членов, содержащих ^р, получается
следующее выражение:
а^ = 70^^ + loL^XX' + J8oA''^ (107)
где ао = - >vw% j8o = )v^ 701^0 - ol\= 1. (108)
Уравнение (107) описывает эллипс в плоскости А" А', и точки с
различными значениями 5 будут следовать по эллиптическим орбитам, так
как они движутся вдоль оси z под действием сил, описываемых
уравнением Хилла. Частицы, которые имеют различные значения а будут
Двигаться по аналогичным эллипсам, которые будут меньше или
больше, но будут иметь ту же ориентацию относительно осей Ху^Х\
Площадь эллипса, описываемого уравнением (107), дается формулой
S = xa2(j8o70 - oilf^'^ = 7га\ (109)

no
Глава 4
Рис. 4.21. Диаграмма эмнттанса пучка площадью те„ и параметры Куранта—Снай-
дера ею, /Зо, 7о> связанные с радиусом н углом расходимости пучка, как показано
иа рисунке
Если пучок содержит ансамбль траекторий с различными значениями
а, они представляют собой ряд вложенных эллипсов постоянной
формы. Следовательно, плотность числа частиц является постоянной, как
и следует из теоремы Лиувилля. Таким образом, площадь S
идентична нормализованному эмиттансу, умноженному на х. Огибающая
пучка, на которой X{z) достигает максимума для данной площади S,
определяется соотношением
а угол расходимости пучка Q(z) —
(НО)
(111)
Уравнение эллипса, окружающего пучок (рис. 4.21), следовательно,
есть
70^^ + laoXX' + j8o^'2 - £„. (112)
Чтобы получить форму огибающей пучка, используем уравнения
(106) и (110). Получаем уравнение
Ajn 4- /лщ ~ СцЛщ — О,
(ИЗ)
где Хш — нормализованный радиус огибающей пучка. Простым
примером является однородно фокусирующий канал, в котором Р—
постоянная величина. При таких обстоятельствах эллипс остается
вертикальным и говорят, что пучок «согласован» с каналом. Величина

W Транспортировка пучка HI
Хт В ЭТОМ случае равна
Xn,^e]f^p-''\ (114)
Если пучок переносится из канала с силой Pi и пересогласовывается с
каналом с силой Рг, то он обязательно проходит через область
промежуточной фокусирующей силы Рщ, которая определяется формулой
Pi = PiP2. (115)
Длина этой области должна быть такой, чтобы эллипс эмиттанса
поворачивался на 90°.
4.4.5. Распределение Капчинского-Владимирского
Это распределение было впервые предложено Капчинским и
Владимирским [34] и поэтому называется здесь К—В-распределением,
Оно описывает однородно заполненную гиперэллипсоидальную
трехмерную оболочку в четырехмерном фазовом пространствех,х',у,у',
В согласованном однородно фокусирующем канале оси
гиперэллипсоида параллельны координатным осям и распределение имеет вид
.2 „2 >.2„/2 ».2„/2
(116)
где 6 представляет 5-функцию. Это распределение имеет такое
геометрическое свойство, что все его двумерные проекции однородны, так
что плотность заряда в пучке — постоянная величина и собственные
поля линейно зависят от радиуса. Если а/Ъ = Ех/Ву, то поперечная
энергия всех частиц одна и та же. Уолш [35] показал, что форм-фактор
V, используемый при определении яркости пучка, равен 2 в случае К—
В-распределения.
К сожалению, К—В-распределение физически не вполне
реалистично, поскольку в четырехмерном фазовом пространстве плотность
пучка уменьшается по радиусу, т. е. пучок не является полым. Однако
К-В -распределение обеспечивает удобную модель, которая может
использоваться для анализа влияния собственного поля и дает
результаты, находящиеся в хорошем соответствии с экспериментом.
Уравнение (113) — уравнение огибающей пучка с дополнительным
членом, связанным с эмиттансом пучка, но аксиальные поля из него
исключены. Если пучок осесимметричен, то радиус огибающей пучка
''о заменяет А'т в уравнении (113) и в результате получается уравнение
2П ь' „2
"^ Шу \20ymcJ ] го PVrl

112 Глаеа 4
в котором влияние внешних полей учтено полностью и К —
обобщенный первеанс.
Если Го" и Го' равны нулю, так что пучок согласован, и лишь
собственные поля противодействуют расплыванию пучка, вызванному
эмиттансом, то имеем соотношение
К= -el/ffVri (118)
при условии либо магнитного самостягивания, либо
перенейтрализации ионного пучка. Если пучок не имеет осевой симметрии, Капчин-
ский и Владимирский [34] показали, что для дрейфующих пучков
уравнения огибающих записываются в виде
а- ^к^а- --^ = 0, (119)
1К F^
6" 4- kyb - ^ = О, (120)
а + о Ь^
где а и Ь — размеры огибающих в плоскостях хиу, кхику — внешние
фокусирующие силы и К описывает влияние собственных полей.
Аналогичные уравнения траекторий есть
4.4.6. Рост эмиттанса и нелинейная оптика
До сих пор рассматривались только линейные фокусирующие
силы. Однако большинство полей линз или собственных полей
содержат члены, в которых приложенное поле изменяется как третья или
более высокая степень радиуса пучка. Эти аберрации нарушают
форму эллипсов в фазовом пространстве, хотя и сохраняют
первоначальную площадь эллипса. Но для цели транспортировки пучка важна
площадь не исходного эллипса, а площадь нового эллипса, который
заключает внутри себя искривленный эллипс фазового пространства и
будет, конечно, больше по площади, чем исходный. Это соотношение
иллюстрируется на рис. 4.22, где усиливающееся скручивание
(искривление) исходного эллипса ведет к непрерывному возрастанию
эффективного эмиттанса пучка вдоль оси пучка.
Эта проблема приобретает особую важность в периодически фоку-

Транспортировка пучка
113
Рис 4.22. Рост эффективного эмиттанса, вызванный прохождением через систему
лииз Действительный эмиттанс, однако, не изменяется. Штриховая линия
ограничивает эффективную площадь в фазовом пространстве, сплошная линия —
искаженную шющадь
сирующих каналах, где искривление может развиваться, вызывая
весьма значительный рост эмиттанса. Проблема обостряется тем,
что пучки стремятся приобрести неоднородные радиальные профили,
которые формируются вследствие нелинейности поля объемного
заряда, хотя поля линзы являются линейными, что приводит к
рассогласованию между полями линзы и объемного заряда. Это
рассогласование рассмотрел Хофман [36], который показал, что рост эмиттанса
пропорционален току пучка в канале и рассогласованию между
идеальным однородным профилем и наблюдаемым профилем пучка.
Измерения, выполненные Клабунде и др. [37], подтвердили эти
теоретические модели.
4.5. Огибающая дрейфующего пучка
в предыдущих разделах мы рассматривали эволюцию уравнения
параксиального луча от простого уравнения траектории иона к форме,
учитывающей вклад собственных полей и эмиттанса пучка. В настоя-

114 Глава 4
щем разделе мы учтем эффекты нейтрализации объемного заряда
пучка и получим уравнение огибающей дрейфующего пучка, решение
которого имеет значение для большинства типов ионных источников, в
частности инжекторов нейтральных пучков, используемых в
термоядерных установках. Основные предположения состоят в том, что
направляющее осевое магнитное поле отсутствует и канонический
момент импульса равен нулю, что приводит уравнение (117) к виду
'•о'-7-^ = о. 023)
где члены с 7' и 7" также равны нулю из-за отсутствия ускоряющих
электрических полей.
Величина К— обобщенный первеанс пучка [уравнение (48)],
который может быть выражен через плотность пучка:
К = 2ro4zV(l/7^ - h)/4eoP\mc\ (124)
Однако в разд. 4.3.2 и 4.3.3 влияние компенсации объемного заряда
было учтено в форме |^|/t/, где ^ — пространственный потенциал
на границе пучка. Первеанс и пространственный потенциал можно
взаимосогласовать с помощью определения величины h согласно
формуле
1 - А = - ^/<Рг, (125)
где ^ = Znb€rl/4eo, Следовательно,
А = 1 4- 4^£o//*o«bZe, (126)
= - 2Ze^/j8%mc^ - r^ribZ^e^/lcoymc^. (127)
Следует отметить, что ^ — отрицательная величина для пучков как
положительных, так и отрицательных ионов; следовательно, К—
положительная, но малая величина для пучка положительных ионов, за
исключением случая релятивистских скоростей, и всегда
отрицательная величина для отрицательных ионов пучка. В нерелятивистском
пределе выражение для К принимает вид
Кш= ~ l^Ze/mvleo. (128)

P Транспортировка пучка 115
4.5Л, Решение уравнения Капчинского — Владимирского
в разд. 4.4 было показано, jjto ^ является функцией N, пъ и го для
данных типа ионов и энергии пучка. Не существует простого
выражения для <Рч/, подстановка которого в уравнения (123) и (128) дала бы
возможность получить общее аналитическое решение. Однако легко
получить численные решения, которые показывают, что огибающая
пучка положительных ионов близка к гиперболе. Тем не менее полезно
попытаться найти аналитическое решение, чтобы получить
представление о масштабе расплывания пучка при измерении основных
параметров пучка.
С помощью уравнений (123) и (128) можно получить соотношение
го'-ь airo + аг/го + a^/rl = О, (129)
где ах = ribZ^e^/lsoymc^, аг = IZe^f^/^'^ymc^, аъ = е^/р^у^. Если ток
пучка сохраняется, то
/ь - irrlribZeVb, (130)
Пространственный потенциал нейтрализованного пучка
положительных ионов может быть получен из уравнения (76) и равен
ZftbGuU
Объединение уравнений (129)—(131) дает соотношение
Го'+Ьх/го- b2/rl = 0, (132)
где bi = ^ —^ , 02 ~ + -^2П • ^ нерелятивистском
Zelb , ZlbGu £n
liraoVby'nc'- lirNocVbe P y
пределе член b\ становится малым и решение уравнения (132)
приближается к гиперболе с уравнением огибающей вида
г1 = А^-\~ b2Z^/A\ (133)
Где А — радиус огибающей в самой узкой части пучка и dro/dz равно
нулю.
Параметры самой узкой части пучка могут быть выражены через
начальный радиус огибающей, угол сходимости пучка R и его
производную R':
Л^ = R\\ + {RR'f/biy\ (134)
'"^ " Ьг{\ + (ЯЯ')'/Ьг) ' ^^^^^
IS*

116
Глава 4
Здесь Zw — аксиальная координата сужения, отсчитанная от
начального положения. Радиус пучка на мишени выражается формулой
г\=А^ + (L - Zy)^b2/A^ =
R^ L^biOL ,,„„, R^R'^
— + f- + ILRR' +
R^
где L — расстояние до мишени и a = 1 + (/?/?')V62. Следовательно,
r?= R^ + L^bi/R^ + L^R'^ + 2LRR\
Величина n минимальна при /?' = - R/L, так что
Пгаш = Lbl /R.
(136)
(137)
Возвращаясь к уравнению (132), мы можем выразить Ьг в форме
b,= (^J±^ + JL)R\ (138)
\2NacVbe WyJ
гдеу+ — начальная плотность тока пучка. Следовательно,
\2Nae
Си Ту
hVbe 81/7/
Холмс [22] исследовал этот эффект для фиксированных значений L и
Wy)
10
20 30 40 50 60 70 80
Энергин лучка кэВ
Рис. 4.23. Уменьшение угла расходимости, достигаемое путем увеличения радиуса
пучка (при использовании больших извлекающих отверстий) при постоянной
плотности первеанса пучка для Не*-пучка в Не [22].

p^
Транспортировка пучка
117
j\, увеличивая R так, что эффективный угол расходимости пучка Q,
который определяется как (rt - R)/L, уменьшался до очень малого
значения, тогда как суммарный ток пучка нарастал как R^, Его
результаты представлены на рис. 4.23. При высоких энергиях пучка член,
содержащий объемный заряд, в конечном счете доминирует.
В случае пучков отрицательных ионов, аналитический вид
огибающей пучка получить трудно, так как влияния объемного заряда и эмит-
танса взаимно противоположны. При высоких давлениях газа
потенциал объемного заряда перестает зависеть от давления и тока пучка.
Следовательно, можно ожидать, что огибающая приобретает форму
осциллирующей кривой, так как член, связанный с эмиттансом,
обратно пропорционален кубу радиуса пучка, тогда как член, связанный
с объемным зарядом, обратно пропорционален только радиусу пучка.
Величина этих осцилляции существенно зависит от начальных
условий.

Глава 5
Численное моделирование
п. Шпедтке^^
В этой главе рассматривается применение компьютерных
программ для конструирования систем производства заряженных частиц
и управления ими. Такими системами являются электронные или
ионные источники, ускоряющие или тормозящие устройства и узлы
транспортировки.
Ионные пучки создаются ионными источниками. При этом
возникает ряд проблем, поскольку оптическим или ускоряющим системам,
расположенным непосредственно за ионным источником, присущи
несовершенства, приводящие к ухудшению характеристик пучка
(расходимости, аберрациям). Так как качество системы в целом
определяется ее худшей составляющей, важно оптимизировать систему
создания пучка.
Некоторые конструкционные особенности могут быть выражены
в замкнутой аналитической форме. Они полезны при определении
общей схемы системы, касающегося использования круглого или
щелевого отверстия, одного или многих отверстий в извлекающей системе,
количества извлекающих отверстий или щелей и формата
промежутка извлечения (отношение размера отверстия к ширине промежутка).
Более того, при выборе общей схемы узла транспортировки можно
определить, следует ли использовать электростатические или
магнитные линзы [1, 2].
При таких упрощенных подходах техническими деталями
пренебрегают. Например, слишком тонкие электроды в извлекающих
системах непригодны вследствие распыления. Неидеальная юстировка
является нормой, и даже при малых отклонениях ее следует
учитывать.
Программы компьютерного моделирования — мощное средство
оптимизации систем производства заряженных частиц и управления
'^ R SpSdtke. GSI^ Gesellschaft fur Schwerionenforschung, Darmstadt, Federal Republic
of Germany.

p
Численное моделирование
119
ими. Однако надо выбирать правильные программы, чтобы
полностью использовать преимущество компьютера. В настоящей главе да-
К)тся необходимые сведения для правильного выбора.
Существуют три класса компьютерных программ для
моделирования пучков заряженных частиц: 1) программы построения
огибающей, 2) программы расчета траекторий частиц, 3) программы
трассирования хода луча.
В программах построения огибающей пучок описывается
эллипсами в различных проекциях фазового пространства. Эти эллипсы
преобразуются матрицами, называемыми матрицами преобразования,
для каждого оптического элемента на линии пучка. Поэтому
необходимо знать оптические характеристики каждого элемента. В качестве
примера на рис. 5.1 представлен результат расчета по такой
программе [3].
Wf-Tk^
Рис. 5.1. Результат расчета по программе MIRKO [3]. Эта программа может быть
выполнена на ATARI, а также на большом компьютере IBM 3090. На верхнем
графике показана траектория пучка (ее длина больше ПО м). Вдоль траектории пучка
расположены магнитные квадрупольные линзы (дублеты и триплеты) и дипольные
^«агниты. В нижней части рисунка показана огибающая (горизонтальная и
вертикальная). Штриховой линией представлена дисперсионная функция.

120 Глава 5
Преимущество программ построения огибающей состоит в их
быстродействии (требуется преобразовывать всего лишь несколько па^
раметров). Поэтому эти программы легко использовать в
интерактивном режиме. Например, легко смоделировать прохождение пучка
через несколько линз и увеличить фокусирующую силу системы
простым «поворотом ручки». Огибающая пучка может быть выведена на
графический дисплей, и действие линз на пучок может быть
непосредственно обнаружено по линии пучка. Недостатком программ такого
типа является то, что аберрации обычно не учитываются (расчеты
выполняются в первом приближении, и поэтому площадь эллипса
остается неизменной, а изменяются только параметры эллипса).
Хотя этот метод может быть использован для анализа и
оптимизации статических узлов транспортировки пучка (пролетное
пространство, электростатические линзы, соленоиды, квадрупольные
или отклоняющие магниты), он неприменим для моделирования
извлечения пучка из ионного источника.
Существует еще один способ использования матриц
преобразования: для расчета траектории отдельной частицы. Здесь вместо трех
параметров эллипса а, j8, 7 (обозначения даны в [4]) для каждой
двумерной плоскости необходимо преобразовывать две пары фазовых
координат х,х* ^у,у' для нескольких сотен или тысяч частиц.
Преимущество этого метода — возможность расчетов более высокого
порядка. Такой подход дает хорошую картину аберраций, которым
подвержен пучок в различных линзовых системах.
Недостаток данного подхода — его более высокая времяемкость,
чем простой программы построения огибающей, и то, что матрица
преобразования оптических элементов должна быть точно известна в
более высоких порядках. Системы извлечения ионного пучка также
нельзя моделировать этим методом.
Метод трассирования хода луча — возможно, единственный тип
программ, которые могут моделировать поведение пучка
заряженных частиц внутри извлекающей системы при низких энергиях пучка,
если аберрациями нельзя пренебречь. В программе трассирования
хода луча в этом случае уравнение движения луча решается точно.
Каждый луч представляет собой канал, в котором текут заряженные
частицы. Чтобы выполнить интегрирование для нахождения решения
уравнения движения, должно быть известно точное распределение
потенциала (или, лучше, распределение поля). Это распределение может
быть определено каким-нибудь численным методом. Обычно
должны быть известны граничные условия электростатической и(илй)
магнитостатической задачи (это значения либо потенциала, либо его
производной на замкнутой границе).

w
Численное моделирование 121
Если присутствуют нестационарные поля, происходит модуляция
пучка по плотности, и простые программы трассирования хода луча
становятся в данной ситуации неприемлемыми, так как в них
используется предположение о постоянстве тока пучка. Должны
использоваться программы, моделирующие «частицу в ячейке» (particle-m-
cell — PIC), например программы PARMILA, PARMTEK или PAR-
MTRA [5]. В них прослеживается движение отдельных частицы с
использованием либо матричного представления, либо интегрирования по
всей системе. Поскольку кулоновское взаимодействие между
различными частицами должно моделироваться раздельно, необходимо
рассматривать большое количество частиц. Этот тип программ,
очевидно, является очень времяемким и его использование ограничивается
конструкционными возможностями машин. Хорошее описание PIC-
программ можно найти в [6].
В руководстве для пользователя программой TRANSPORT [7] я
обнаружил следующее предостережение, которое я хотел бы
распространить на все программы, упоминаемые здесь: «Программа
обеспечивает решение математической задачи определенного типа. Для
решения конкретной физической задачи пользователь должен ввести
надлежащие исходные данные».
Все эти компьютерные программы требуют значительного
количества процессорного времени, обычно измеряемого в минутах.
Результаты, однако, могут сэкономить много экспериментального
времени.
Дальнейшее изложение ограничивается программами
трассирования хода луча (траекторными программами), причем дается краткое
описание истории вопроса, а также его современного состояния.
Приводятся примеры расчетов траекторий в плоскости и пространстве.
Эти примеры демонстрируют, как используются траекторные про-
фаммы.
5.1. ИСТОРИЯ
Когда разрабатывались первые траекторные программы,
доступный объем компьютерной памяти ограничивался 64 килобайтами на
большинстве машин. Вследствие этого только двумерные программы
Могли быть реализованы на существующих компьютерах, потому что
степень дискретизации физической задачи ограничивается
возможным числом узлов разностной сетки, которое в свою очередь
ограничивается доступным объемом компьютерной памяти. Улучшение
1 конструкции компьютеров, а также операционной системы (програм-

122 Глава 5
мы, управляющей вводом, выводом и выполнением прикладных
программ) сделало доступным больший объем памяти. Тогда появилась
возможность выполнения трехмерных программ. Одна трехмерная
программа под названием KOBRA 3 была разработана на GSI [8].
Другие трехмерные программы были разработаны в Японии [9] и Ок-
Ридже [10]. Программа KOBRA 3 детально описывается ниже.
Некоторые из хорошо известных в начале 1970-х годов
программ — это SLAC [И] и AXCEL [12]. Оригинальный метод
решения уравнения Пуассона в программе AXCEL был разработан в 1965
г Программа SLAC в различных вариантах сейчас распространена по
всему миру Основное назначение этой программы — расчет
параметров для конструирования электронной пушки. Программа AXCEL
используется главным образом для конструирования извлекающих
систем ионных источников. Программа BEAM [15] — улучшенный
вариант первоначальной программы AXCEL. Среди других программ
аналогичного назначения — WOLF [16], SNOW [17] и ION (автор
D. Dimirkis).
Нет значительных различий между этими программами, и имеется
много публикаций, посвященных их применению (см., например,
[18—22]) Индивидуальные преимущества каждой программы
связаны с конкретными приложениями, для которых они написаны.
Поэтому некоторые программы хорошо подходят для фиксированного
катода, а другие — для плазменных ионных источников Принцип
решения физической проблемы одинаков для всех этих программ и
описывается ниже.
Имеется библиотека компьютерных программ, разработанных
для ускорителей [23], которая может быть очень полезной при выборе
программы
Некоторые программы сделаны интерактивными, что облегчает
процедуру оптимизации. Философия использования интерактивных
программ состоит в том, что пользователь имеет возможность
действовать по обстоятельствам в процессе выполнения программы,
контролируя результаты расчетов в режиме реального времени
(например, визуально на дисплее компьютера).
Ошибки во входных данных (например, неправильный выбор
геометрии) обнаруживаются перед выполнением основных времяемких
частей программы (решение уравнения потенциала или уравнения
трассирования хода луча) и могут быть легко исправлены Влияние
малых изменений параметров задача (например, потенциала,
геометрии системы, плотности тока) могут быть обнаружены после
выполнения нескольких итераций Обратная связь компьютера с
пользователем является очень быстрой. Несомненно, что производительность

Численное моделирование
т
расчетов может быть существенно повышена в случае интерактивных
программ. Однако нужно отметить, что на многопользовательском
компьютере могут возникать проблемы (особенно связанные с
ограничениями по времени) при запуске большого количества
интерактивных программ одновременно.
Хорошо известная интерактивная двумерная программа AXCEl^
GSI [28] выполнима на компьютерах разных типов (IBM, CRAY, VAX,
ATARI) Трехмерная программа KOBRA 3 также выполняется на этих
компьютерах.
После этого краткого экскурса в историю интересно рассмотреть
ситуацию в будущем. Параллельно нарастающей мощности больших
машин увеличиваются быстродействие малых компьютеров и объем
их оперативной памяти. Поэтому теперь вышеупомянутые
моделирующие программы могут выполняться на малых компьютерах.
Компьютеры с новым типом архитектуры — транспьютеры — будут
иметь большее быстродействие, чем самые производительные совре-
AXrtl INP UbRSlUM вР fmtNIIAI AND TRA JFCTORV PLOT
IE 1 Fl
И-1
'■I » еч r- ■«-
С fcutCE >■
г Э0? IE SS
J Э 9=>E e=
0 I E ».S
1 13= E*C=
-> I Ч f a=
с i'^3 E ■'^
о t39uE *b
e 1 1ЭЗЕ C»^
< It
г' г
Рис 5 2 Выходные данные траекторией программы, полученные на ATARI Данная
'Программа практически идентична программе АХСЕЮ81, выполняемой на IBM
3090 Представлены цилнндрнческн-снмметрнчная извлекающая система, траектории
^ эквипотенциальные линии для трех первых итераций

124
Глава 5
flXUhL-INP UERSIOH 8? POUNTIAl AND TRAJECTORV PLOl
1э =
PIC'
Cu-HEN' ;
(•*i hj" ff 4*raci Ion
««ec «1
г .ёЭ^ЗЕ + в^
с ,С -'^CE + Ji:
г. I 1эвЕ*^'
9977.
■'977
= =>??
1=»7?
гз.зз
-*1
АУГЕ1-1МР UERSION вР POItNIIAl AND IRAJfTIURV PLOT
LE
1 --
PI
МЧЕ'
■• I"- »<*f-f li '■ft
в,1гагЕ-в1
1
г
3
«
s
e
7
e
s
ie
11
IS
t2
1Д
1^
ie
17
18
1э
SC
e.30etE*
в.299ЭЕ*
9.г99вЕ*
D.S79BEt
в.г«9вЕ«
в.г39вЕ«
е.2 19вЕ«
в. 1Э''гЕ*
*. 1''э€Е*
е , 159?E*
е. 13ЭвЕ*
е. 1 19еЕ*
99--.
■'Э??,
S9T7,
ЭЭ"»?,
«977.
-2Э.ЗЗ
-15гз.
-3023,
■г- '«««С 9
Рис. 5.2. (Продолжение).

p
Численное моделирование 125
менные большие машины. Эти компьютеры объединяются в группы
для параллельного решения отдельных частей задачи.
С ростом мощности малых компьютеров (16-бит персональные
компьютеры имеются в каждой лаборатории, а 32-бит поколение
скоро появится) и увеличением стоимости процессорного времени
больших компьютеров имеет смысл использовать траекторные
программы даже на маломощных компьютерах (пример эффективности этих
компьютеров приведен на рис. 5.2). В настоящее время легко доступна
оперативная память объемом несколько мегабайт, причем размер
блока приблизительно такой, как у карманного калькулятора.
Конечно, быстродействие микропроцессора ниже, чем у процессора
большой машины, но, с другой стороны, на больших компьютерах
отдельный пользователь выполняет свою программу одновременно с
несколькими сотнями других пользователей.
Для сравнения различных типов компьютеров используются
контрольные расчеты. Чтобы сравнение имело смысл, надо
использовать специальную контрольную программу для каждого отдельного
приложения. Для описанных здесь задач уравнение Лапласа будет
хорошим тестом. FORTRAN-программа для решения уравнения
Лапласа дана в приложении к настоящей главе как некоторый стандарт;
первоначальный текст программы легко переводится на другие языки. В
табл. 5.1 приведено процессорное время, необходимое для решения
этой контрольной программы на разных компьютерах с
использованием различных языков. В этой контрольной программе
единственные граничные условия, заданные на разностной сетке 100 х 100
узлов, заключаются в том, что на нижней и левой сторонах потенциал
полагается равным нулю, а на верхней и правой сторонах — единице.
Для дискретизации используется простая пятиточечная схема (см.
приложение). Система линейных уравнений решается с помощью
метода последовательной верхней релаксации (с фиксированным
релаксационным параметром, равным 1,8). Выполняется 300 итераций.
Данный численный метод описан ниже.
Следует отметить, что скорость сходимости различается для
разных компьютеров. Это зависит от того, выполняется ли расчет с
одинарной или двойной точностью, а также от качества математического
обеспечения каждого компьютера.
Время решения данной контрольной задачи дает представление о
Рабочих характеристиках компьютеров. На первый взгляд может
показаться странным, что компьютеры с векторным процессором,
например CRAY, не дают большого преимущества по времени. Это
показывает, что если программа не адаптирована к векторному процес-
^РУ, то это устройство не дает никакого или почти никакого преиму-

126
Гтеа 5
Таблица 5.1. Время (с) выполнения контрольной программы,
описанной в приложении ^^
Ксшпьютер
Mcintosh
»
Commodore С64
ATARI ST
HP 9816
IBM PC
Mcintosh
ATARI ST
»
COMPUPRO
ATARI ST
IBM XT (c 8087)
IBM AT-02
Микро-VAX I
HP 9000/320
PROTEUS (Inmos T414)
Apollo 3000
SUN 3/110
Apollo DN580
Микро-VAX II
SUN
Apollo 9000
PROTEUS (Inmos T800)
SUN 3/300
VAX 11/785
Микро-VAX II FPA
VAX 8600
VAX 8700
SPERRY 11/91
CRAY II
IBM 3090-200
CRAY XM-P
a) Эта таблица составлена с
Язык
Паскаль ^)
Бейсик ^)
Ассемблер
GFA Бейсик б)
Бейсик ^)
Фортран
»
GFA Бейсик б)
Фортран
»
Ассемблер
Фортран
»
»
»
Оккам
Фортран
»
»
»
»
»
Оккам
Фортран
»
»
»
»
»
»
»
»
помощью р. Беккера {29].
®* Язык является интерпретируемым.
Одинарная
точность
60 000,00
54 000,00
18 000,00
7720,00
7710,00
7055,00
2700,00
2670,00
2520.00
1975,00
1800,00
1723.00
1280,00
356.00
263,00
257,00
187,00
159.00
158,00
80,00
49,00
43.00
45,10
39,00
30,00
29,00
11,10
10,50
6,70
2.89
2.61
2.20
Двойная
точность
700,00
204.00
175,00
174,00
114.00
72,00
56,00
21,10
15,80
3.70
щества. Адаптация к векторному процессору, однако, может
оказаться трудоемкой для конкретного алгоритма.
Персональные компьютеры включены в эту таблицу, чтобы
продемонстрировать, что процессорное время отличается только в 1000

Численное моделирование 127
или менее раз. С другой стороны, отношение стоимостей машин
много меньше этого коэффициента и большинство малых компьютеров
являются однопользовательскими системами, что еще более
уменьшает преимущество больших компьютеров.
5.2. ЭЛЕМЕНТЫ ПРОГРАММ
ТРАССИРОВАНИЯ ХОДА ЛУЧА
Уравнения, которые необходимо решать, представляют задачу
Пуассона:
д^и/6х^ + 8^и/8у^ + 8^U/8z^ - Q/e = 0. (1)
В трехмерном случае, или двумерном случае с осевой симметрией,
имеем
6^U/6z^ + 8^U/8r^ + (\/r)8U/8r - д/е = 0. (2)
Член, описывающий объемный заряд, вычисляется с использованием
уравнения Лоренца
dp/dt = ^(Е + t; X В) (3)
и закона сохранения заряда
div j = 0. (4)
В этих уравнениях U — потенциал; Е — напряженность
электрического поля; В — магнитная индукция; v — скорость частиц; q — заряд;
е — диэлектрическая проницаемость; р — импульс; t — время; х, у, z
иг — пространственные координаты.
Очевидно, что уравнения (1)—(4) образуют замкнутую систему. В
большинстве случаев такая система уравнений не может быть решена
аналитически и потому используются итерационные методы.
Структура используемой здесь итерационной схемы показана на рис. 5.3.
Основная итерация выполняется до тех пор, пока не достигается
сходимость. Критерием сходимости может считаться разность
последовательно вычисленных значений потенциала или результат
трассирования хода луча.
5.2.1. Уравнение Пуассона
На вопрос, следует ли использовать для решения уравнения
Пуассона метод конечных элементов (МКЭ) или метод конечных разно-

128
Глава 5
Ввод
потенциала
Начало
Создание
разностной сетки
Изображение
разностной сетки
и геометрии
Ввод
объемного заряда
Решение
уравнения
Пуассона
Изображение
скалярного
потенциала
Изображение
линий скалярного
поля
Решение
уравнений
векторного поля
Изображение
векторного
потенциала
Изображение
линий векторного
поля
Трассирование
хода луча
Изображение
траекторий
Изображение
эмиттанса
Изображение
поперечной
энергии
Конец
Рис. S.3. Общая структура программы трассирования хода луча. Можно видеть
интерактивную структуру.
стей (МКР), нельзя ответить однозначно, но во всех описанных здесь
программах используется метод конечных разностей.
Преимущество МКР состоит в том, что это — более прямой
метод. Разностная сетка создается компьютером, поскольку это —
простая процедура. Внимание должно быть обращено на подходящие
интерполящюнные методы для поверхностей. В большинстве МКР-
программ уравнение Пуассона дискретизируется на пятиточечном
шаблоне (иногда используется девятиточечная схема). Определение
этих схем дано в приложении. Расстояния между точками шаблона
обычно равны размеру ячейки, но если граница расположена ближе к
середине ячейки, это расстояние следует корректировать.

Численное моделирование
129
о
1000 2000
Число итераций
3000
Рис. S.4. Скорость сходимости для метода верхней релаксации при использовании
различных релаксационных параметров. Для демонстрации влияния различных
значений О) использовалась контрольная программа.
МКЭ, с другой стороны, имеет преимущество при подгонке
размера ячейки под геометрию задачи, но его недостатком является то, что
разбиение расчетной области на конечные элементы обычно должно
выполняться самим пользователем, что приводит к значительным
временным затратам.
В обоих случаях надо решать много линейных уравнений.
Численно эта задача может быть решена либо итерационным, либо прямым
методом. Для итерационной процедуры обычно используется хорошо
зарекомендовавший себя метод последовательной верхней релаксации
(метод Гаусса-Зейделя [24]). Итерационная функция записывается в
виде
и"^^ = а)(/+ (со- 1)^", (5)
О < W ^ 2. (6)
Здесь и — решение уравнения по пятиточечной схеме, (/" — решение
На предыдущей итерации, U"'^^ — новое решение и со —
релаксационный параметр.
1-г

130 Глава 5
Для со > 1 эта процедура называется методом верхней релаксации,
для со < 1 — нижней релаксации. Для улучшения скорости сходимости
следует выбрать оптимальное значение со. Скорость сходимости при
этом может существенно возрасти, как показано на рис. 5.4.
В этом примере уравнение Лапласа решалось на сетке с числом
узлов 100 X 100 при заданных граничных условиях. Такой же тест был
осуществлен для трехмерного варианта, и были получены
аналогичные результаты. В этом случае контрольная тестовая программа
была просто дополнена вложенным циклом. С увеличением числа узлов,
релаксационный параметр следовало бы приближать к значению 2.
Этот метод устойчив даже при малых размерах ячейки и больших со.
5.2.2. Моделирование катода
Если эмитирующая поверхность фиксирована, как в источниках с
поверхностной ионизацией или электронных пушках, ток может быть
вычислен исходя из закона Чайлда-Ленгмюра
j = (4eo/9)-JWrn<p^'^/d\ (7)
где у — шютность тока, q — заряд частицы, т — масса частицы, <р —
приложенное напряжение и rf — ширина промежутка извлечения.
Такой способ определения тока используется в большинстве траектор-
ных программ. В этом случае компенсация объемного заряда не
учитывается и результаты вполне надежны, пока источник работает в
режиме ограничения тока объемным зарядом.
5.2.3. Моделирование плазмы
Для моделирования процесса извлечения ионного пучка с высокой
точностью в программу надо включить самосогласованный алгоритм
расчета плазменной оболочки. Это гарантирует правильные
начальные условия для ионов.
До сих пор мы учитывали объемный заряд только одного вида
частиц. Но в случае систем извлечения ионного пучка, например,
существуют по крайней мере два вида частиц: положительно заряженные
ионы и отрицательно заряженные электроны. Больше проблем будет
возникать при рассмотрении источников отрицательно заряженных
ионов (создание облака отрицательных ионов, например). В этом
случае надо учитывать три вида частиц.
В плотность объемного заряда q дают вклад два или три вида ча-

Численное моделирование 131
стиц: положительные ионы (л,+), отрицательные ионы (л,-) и
электроны (п^-). Если можно пренебречь отрицательными ионами, то
(п,^ + п, )q^ Q] (8)
Если нельзя пренебречь отрицательными ионами,
(п,^ + л^ + n^-)q^ Q. (9)
Для случая положительных ионов можно показать, что плотность
числа электронов, генерируемых в плазме, зависит от потенциала:
внутри плазмы
ПеО = Пю; (10)
вблизи границы плазмы
Пе = Леоехр(-Д(//*Г); (11)
вне плазмы
Пе = 0. (12)
Здесь А и — разность между потенциалом в данной точке и
потенциалом внутри плазмы, кТ— электронная температура. Внутри плазмы
плотность числа ионов л^ + полагается равной плотности числа
электронов п^ . Кроме того, принимается больцмановская функция
распределения для электронов внутри плазмы [25]. Следует отметить,
что это распределение плотности задается в аналитической форме, и
надо показать, что данная формула применима для рассматриваемой
задачи. Тот факт, что плотность числа нейтрализующих частиц
зависит от потенциала, приводит к тому, что уравнения потенциала (1), (2)
становятся нелинейными.
Один из способов решения такого нелинейного уравнения дает
итерационный подход. В каждом узле разностной сетки определяется
значение самосогласованного потенциала и электронной плотности.
Итерация для каждой точки может быть выполнена методом
Ньютона—Рафсона. Теперь ясно, почему прямой метод решения уравнения
Пуассона не подходит для решения данной плазменной задачи: не
существует способа выполнения внутреннего итерационного цикла
(т. е. вычисления объемного заряда) при решении системы уравнений
с использованием прямого метода решения уравнения Пуассона.
Для источников отрицательных ионов электроны,
компенсирующие объемный заряд, заменяются положительными ионами.
Следовательно, будут вытягиваться два вида отрицательно заряженных
частиц — ионы и электроны. Для правильного определения объемного
заряда используется самосогласованная модель. Внутри плазмы уело-

132 Глава 5
вие электронейтральности имеет вид
rij + o = rii-o + ПеО. (13)
Вблизи границы плазмы плотность положительных ионов
уменьшается согласно соотношению
п,* = Л; + оехр(-Д(//А^^, (14)
а далеко за пределами плазмы
лл =0. (15)
Объемный зарад отрицательных ионов уменьшается с увеличением
потенциала.
Предварительные попытки решения такой многочастичной задачи
без каких-либо аналитических формул, моделирующих плазму, были
предприняты с помощью программы KOBRA 3 [26], но при этом в
составе плазмы учитывались три вида частиц. Нейтральность
объемного заряда должна быть обеспечена соответствующим соотношением
между количествами положительных и отрицательных частиц
(лучами) и их начальными скоростями. Кроме того, должно быть
гарантировано, что частицы не будут захватываться потенциальной ямой,
поскольку результирующий, очень большой, объемный заряд привел бы
тогда к расходимости пучка.
В заключение данного раздела отметим, что существуют два
различных способа описания объемного заряда, возникающего вблизи
границы плазмы: аналитическое и с помощью многочастичной траек-
торной программы. С использованием второго способа были
осуществлены первые численные эксперименты.
5.2.4. Трассирование хода луча
Объемный заряд, который используется для решения уравнения
Пуассона, создается в процессе прохождения луча. Поэтому первая
итерация обычно выполняется в отсутствие объемного заряда.
Чтобы достаточно гладко вычислить распределение объемного заряда на
сетке, путем интегрирования уравнений движения вычисляют
минимальное количество траекторий.
Обычно такая задача второго порядка с начальными условиями
заменяется системой дифференциальных уравнений первого порядка,
которая решается любым методом интегрирования уравнений. Если
положение и скорость каждого луча известны, распределение заряда
легко вычисляется.

Численное моделирование 133
Для точного трассирования хода луча требуется точное
вычисление полей. Если плотность сетки достаточна высока, обычно при
определении полей достаточно интерполяции первого порядка.
Интерполяции более высокого порядка оказываются очень время-
;мкими, особенно при решении трехмерной задачи.
5.3. ПРЕДСТАВЛЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
Одна из наиболее важных частей компьютерной программы —
способ представления выходных данных. Совершенно неприемлемы,
например, распечатки таблиц линий уровня потенциала, поскольку их
очень сложно интерпретировать. Все результаты следует
представлять по возможности графически. В случае потенциала это могли бы
быть либо силовые, либо эквипотенциальные линии. Иногда может
оказаться полезным изображение потенциала вдоль данной
траектории. Следовательно, выходные данные должны быть легки для
восприятия. Пользователи должны иметь возможность прогона своих
собственных диагностических программ. Наряду с графиками
потенциала, полезно иметь в распоряжении графики траекторий и
диаграммы эмиттанса. Иногда необходимы профили плотности тока.
Некоторые примеры даются ниже.
Качество пучка может быть определено его эмиттансом. Однако
должно быть четко установлено, какое из определений эмиттанса
используется в каждом конкретном случае. Обычно используются
следующие определения:
двумерный эмиттанс х, x'l^^^^ ^, ^ ^^;
двумерный эмиттанс, проинтегрированный в перпендикулярной
плоскости, \\x,x'dydy\
Результирующая площадь каждой диаграммы эмиттанса,
независимо от его определения, может быть описана различными способами:
площадь эмиттанса, вычисленная с использованием
среднеквадратичного значения;
общая минимальная площадь эллипса, который охватывает все
точки пучка или его определенную долю [27].
Эти величины либо умножаются на тг, либо нет в зависимости от
вкуса автора. Иногда используется абсолютный эмиттанс, иногда
нормализованный. Чтобы полностью все запутать, нормализация может
быть выполнена либо по скорости, либо по массе. Для дальнейшего
ознакомления с понятием «эмиттанс» см. гл. 3. Независимо от
конкретного определения эмиттанса информация об эмиттансе наряду с
током — очень хорошая мера качества пучка.

134 Глава 5
Другая величина, которая описывает качество пучка (особенно
полезная для пучка в магнитном поле), — поперечная энергия. В
основном, она дает такую же информацию, как и диаграмма эмиттанса, но
вдоль всей траектории пучка, а не только в точке определения
эмиттанса. Иногда она более полезна, чем эмиттанс.
Можно было бы рассмотреть другие показатели, например
профиль плотности тока пучка и эволюцию этого профиля. Более
сложный показатель дает, например, интегрирование составляющих
электрического и магнитного полей вдоль траектории частицы для
исследования влияния флуктуации (шумов) поля, что может найти
хорошее применение для трехмерных программ.
5.4. ДВУМЕРНЫЙ ПРИМЕР
Последующий материал дает представление о том, как
оптимизируется конструкция системы, создающей сильноточный ионный
пучок, используемый для ускорителя. Следует отметить, что в этом
примере выбираются очень специальные условия, но в данном случае
важен не сам пример, а метод оптимизации. Особое внимание
уделялось демонстрации преимуществ итерационной программы [28].
5.4Л. Извлечение пучка ионов
Мы рассматриваем плазменный ионный источник, из которого
вытягивается пучок положительных ионов (в данном случае пучок
ионов аргона). Очень важно согласование шютности тока или давления
Ш1азмы вблизи области извлечения с напряженностью
вытягивающего поля для создания правильной границы плазмы. Этот эффект
демонстрируется на рис. 5.5 (см. также рис. 3.1 и пояснения к нему), где
шютность тока нарастает сверху вниз.
Правильная граница плазмы, однако, зависит от назначения
извлекающей системы, например получение наибольшего тока
извлекаемого пучка при заданном аксептансе или пучка с минимальными
аберрациями либо минимальной расходимостью.
Типичными значениями при обычной работе источника в качестве
инжектора для ускорителя могли бы быть угол расходимости 20 мрад
и радиус пучка 20 мм на расстоянии 1 м от источника. Безусловно,
характер оптимизации извлекающей системы зависит от приложения.

w
Численное моделирование
135
Следует отметить, что оптимизация не зависит от конкретного
ионного источника, если можно создать необходимые виды ионов и
источник может работать в широком диапазоне плотностей тока.
При решении задачи надо исходить из следующих физических
особенностей процесса. Объемный заряд плазмы источника
нейтрализован, так же как и плазма пучка в дрейфовом промежутке за
экранирующим электродом. Внутри извлекающей системы на пучок действуют
суммарные силы объемного заряда. Поэтому может быть применен
подход Селфа (разд. 4.3.1). После выполнения нескольких итераций
осуществляется поиск самосогласованного решения для плотности
тока внутри источника при данной геометрии электродов и заданных
значениях потенциала на них. Затем плотность тока изменяется до тех
пор, пока не достигнет максимального значения внутри аксептанса
линии пучка. Та часть вытягиваемого пучка, которая находится внутри
аксептанса, может быть определена по диаграмме эмиттанса,
которая может быть вычислена в любом месте пучка. Такая диаграмма
*■% 4
'« *¥ V »
*пс 5 5. Влияние плотности тока (плотности числа частиц) вблизи извлекающей
системы иа форму вытягиваемого пучка при постоянной напряженности извлекаю-
*Дего поля (Плотность тока плазмы увеличивается сверху вниз, если все части рис.
^ 5 расположить последовательно одна под другой.)

136
Глава 5
I f
I i
Ё»е 91» im fs
Рис 5 5 (Продолжение)

n
■у.'л'^- '"■^Ая^^л* —f ^dvt|*^''*S-H^J'*^ Ah *Гп-Д--^
.,'4i:t.'^^AVh4K'M-#b^X'--^'H..v^''^M-vX'
■y^S^WW^fH»''Vi ■ "h^^
«^V^V^'^J^
Рис 5 6a Цилиндрически-симметричная извлекающая система и графики
траекторий
0,5 1,0
метр *£■ - 2
-1.0
^ис 5 бб. Диаграмма эмиттанса

138
Глава 5
^
о
1
а, мрад
100
Рис. 5.6». Ток транспортируемого пучка Itr как функция угла аксептанса а для
данных рабочих параметров системы.
эмиттанса представлена на рис. 5.66. Оптимизация формы
электродов, а также их взаимного положения может начинаться с этого
момента. После каждого изменения геометрии плотность плазмы
должна переопределяться в соответствии с измененным вытягивающим
полем для определения оптимального тока внутри аксептанса. После
нахождения оптимальной конструкции имело бы смысл рассмотреть
последующее ускорение пучка. Такая возможность показана в
следующем разделе.
5.4.2. Дрейфовое пространство
После прохождения дрейфового промежутка 0,5 м и в
предположении, что нейтрализовано 95 ^^'о объемного заряда пучка, диаграмма
эмиттанса будет изменять свою форму так, как показано на рис. 5.7.
Исходный эмиттанс показан на рис. 5.7, а, эмиттанс пучка без
объемного заряда на выходе дрейфовой секции — на рис. 5.7, б, эмиттанс с
95*5'Ь-ной компенсацией объемного заряда на выходе — на рис. 5,7, в.
Распределение объемного заряда в этом примере неоднородно из-за
аберраций пучка.

I
1
о
1 \
о
1-5*
1
\о
\
Ю 1
е
! 1
О
1
Ved
1 1
о
т
V
-^?
10
1
о
1 1
о
^~
iX^
\^
о
о
о
?
1
1
UJ
Q.
s
1
tfed\
1
(В
о
т

140 r^ctea 5
5.4.3. Ускорение
Параметры пучка на выходе из дрейфового промежутка использу.
ются для его ускорения до энергии 256 кэВ. Для того чтобы
моделирование было правильным, компенсацию объемного заряда необходимо
моделировать со стороны ускоряющего промежутка с более высоким
потенциалом. Пучок инжектируется в ускоряющую трубу до тех пор,
пока не будет найдена такая длина ускоряющего промежутка, при
которой создается параллельный пучок. Ускоряющий промежуток с
пучком показан на рис. 5.8.
5.5. ТРЕХМЕРНЫЙ СЛУЧАИ
Существует ряд проблем, которые не могут быть решены с
помощью двумерных программ. К ним относятся, например,
извлечение из ионного источника с использованием щелей или многоапертур-
ной извлекающей системы, управление пучком при помощи
перемещения электродов или оптика пучка в присутствии произвольных
магнитных полей. Два примера показаны на рис. 5.9 и 5.10.
Для трехмерного моделирования проблема задания геометрии
системы намного более сложна, чем для двумерного случая. Это
относится как к МКЭ-, так и к МКР-программам. Существуют
препроцессоры для таких программ, однако надо отметить, что
использование имеющихся трехмерных программ — непростая задача.
Необходимо хорошее знание специальных программ для получения
правильных результатов. Становится гораздо более важным автоматический
контроль за ошибками во входных данных.
Однако сама итерационная процедура остается такой же, как и в
двумерном случае, даже если число узлов разностной сетки
значительно возрастает. Это означает, что время обработки данных намного
больше, чем для двумерных программ. Поэтому надо использовать
любую возможность для сокращения времени расчетов. Один из
возможных путей — оптимизация программы. Другая возможность —
разумное использование ранее полученных результатов.
На рис. 5.9 показаны результаты моделирования управления
протонным пучком с энергией 50 кэВ, вытянутым из источника при
помощи тетродной системы с перемещаемыми электродами. Управление
обеспечивается третьим (отрицательным) электродом не вполне соос-
ным с другими электродами. Такие расчеты включают очень время-
емкую процедуру расчета плазменной границы. Для экономии
компьютерного времени в этом примере можно использовать результаты

г
Q
.о
1-5.
CSI
-О !
1-5*
о
о
о
:^1°
00
о
X
Он

Рнс 5.9. Трехмерное моделирование извлекающей системы для сильноточного
пучка Показаны первые шесть итераций.

Численное моделирование
143
Рис 5 9. (Продолжетие.)

144
Глава 5
Рис. 5.10. Трехмерное моделирование извлекающей системы для ЭЦР-источника.
По1Еазаны п^вые шесть итераций.

Численное моделирование
145
Рис. 5.10. (Продолжение).

146 Глава 5
предварительных расчетов при условии, что перемещение электро
дов — единственное изменение.
На рисунке показаны первые шесть итераций, которые
демонстрируют эволюцию плазменной границы и ее влияние на ионный пучок.
Первая итерация выполняется без учета объемного заряда, и поэтому
расчет плазменной границы не производится. Приложенное
извлекающее поле проникает глубоко внутрь ионного источника.
Вытягиваемый пучок фокусируется в непосредственной близости от выходного
отверстия. Ввиду столь сильной фокусировки объемный заряд для
второй итерации завышен в этой точке. Поэтому плазменная граница
на второй итерации определяется неправильно, но при продолжении
итераций наступает момент, когда положение и форма плазменной
границы изменяются незначительно, что сввдетельствует о
сходимости процесса и правильном определении плазменной границы.
Влияние объемного зяряда надо учитывать не только в случае
извлекающих систем для сильноточных пучков. Даже в источниках с
относительно низкими плотностями тока объемным зарядом нельзя
пренебрегать, как можно видеть из рис. 5.10, где показана простая
диодная извлекающая система для электронно-резонансного источника.
Благодаря специальной конструкции извлекающей системы
электростатическое поле, примыкающее к выходному отверстию источника,
очень мало. Это приводит к тому, что плазма выбрасывается из
источника. Она ведет себя подобно плазме в извлекающей системе с
расширительной чашей. Обычно такая задача решается с помощью
двумерной программы. В данном случае была использована трехмерная
программа для исследования влияния магнитного поля на пучок.
ПРИЛОЖЕНИЕ
Для сравнения различных типов компьютеров использовалась
контрольная программа, написанная на языке ФОРТРАН-77, на
примере решения уравнения Пуассона. Времена решения приведены в
табл. 5.1.
Текст программы
С ВЫБОР ПАРАМЕТРОВ NDX И NDY = ЧЕТНОЕ
ЗНАЧЕНИЕ
С
С NDX И NDY — ЧИСЛО УЗЛОВ СЕТКИ, MAXIT —
ЧИСЛО ВЫПОЛНЯЕМЫХ ИТЕРАЦИЙ.

Численное моделирование 147
PARAMETER (NDX = 100, NDY = 100, MAXIT = 300)
DIMENSION U(0:NDX, O.NDY)
С
С ОПРЕДЕЛЕНИЕ ГРАНИЧНЫХ УСЛОВИЙ
С
С
DO 100 I = 1,NDX
U(I,NDY) = 1
U(I—1,0) = 1
U(0,I—1) = 0
U(NDX,I) = 0
100 CONTINUE
С
С ВЫБОР ПАРАМЕТРА ВЕРХНЕЙ РЕЛАКСАЦИИ
С
OMEGA = 1.8
С
С РЕШЕНИЕ УРАВНЕНИЯ ЛАПЛАСА
С
DO 200 I = l.MAXIT
DO 300 lY = 1,NDY—1
DO 300 IX = 1,NDX—1
DELTAU = (U(IX,IY + 1) + U(IX—1,IY) +
UdX + 1,IY) + U(IX,IY—1)) */4—U(IX,IY)
U(IX,IY) = U(IX,IY) + OMEGA* DELTAU
300 CONTINUE
С
ERORR = U(NDX/2,NDY/2)—0.5
IF (MOD(I,10).EQ.O) PRINT * ,I,ERROR
200 CONTINUE
END
ДИСКРЕТИЗАЦИЯ
Существует несколько методов дискретизации уравнения
Пуассона на разностной сетке. В простейшем случае двумерной области при
Использовании пятиточечной схемы в декартовых координатах имеем
^Ьфажение
^^Ш&х^ + h^U/bv^ = Ui-uj-2Uij+ Uuij ^ Uij-i - 2U.J + Uij+i
^где Ui J — потенциал в узле сетки с номерами / и j.

148 Глава 5
Более сложная пятиточечная схема учитывает точную разность
между значением потенциала Uo в узловой точке и значениями Ui в
ближайших узлах, даже если этот узел расположен внутри электрода.
Если необходима большая точность, то можно использовать
девятиточечную схему. Тогда
-г — ■—^ h
+
Ajc^ Дат'
Ui-ij-i + AUjj-i + Ui+ij-i
Здесь предполагается, что Ax = Ay.

Глава 6
Некоторые простые ионные
источники
Я. Браун
1)
Время от времени в лаборатории возникает потребность в ионном
источнике, характеристики пучка которого не слишком важны,
например для быстрой проверки нового способа диагностики или
аппаратуры либо для разработки методики или детектора. В этом случае
желательно иметь возможность быстро собрать простой источник,
используя в основном недорогие лабораторные запасы и что-нибудь
вроде «веревочки и сургуча». То, что просто и недорого для одного
экспериментатора, может быть, однако, недоступно другому; это
зависит от экспериментальной базы и типа имеющегося лабораторного
оборудования. Понятие «простой источник» является, конечно,
нечетким.
По существу ионный источник — это не более чем источник
плазмы, из которого часть ионов вытягивают в виде пучка. Грубо говоря,
типом плазмы определяется тип ионов, а способ вытягивания
определяет параметры пучка. Следовательно, для простого ионного
источника требуется как можно более простое сочетание несложной
плазменной установки с простейшим вытягивающим электродом. Детали
устройства зависят от требований экспериментатора и влияют на
характеристики ионного пучка.
В настоящей главе представлено несколько недорогих и легких в
изготовлении источников, описанных в литературе. Автор не ставил
перед собой цели представить полный обзор всех типов источников,
которые были разработаны и описаны в литературе. Скорее, он
намеревался дать пищу для размышлений и базу для работы с
литературой.
** I. G. Brown. Lawrence Berkeley Laboratory, University of California, Berkeley,
California.

150
Глава 6
6.1. ИСТОЧНИКИ, ИЗГОТОВЛЕННЫЕ ИЗ
МАНОМЕТРОВ БАЙЯРДА—АЛЬПЕРТА
Устройство коммерчески доступного ионного манометра типа
Байярда—Ааьперта хорошо подходит для преобразования его в
простой ионный источник. Вакуумметр этого типа уже является своего
рода ионным источником: давление определяется путем измерения
ионного тока, возникающего в результате ионизации окружающего газа
электронами, испускаемыми нагретой нитью. При нормальной
работе образованные таким способом ионы собираются отрицательным
электродом и измеряемый ионный ток пропорционален давлению
газа. Прибор можно преобразовать в удобный ионный источник,
изменив соответствующим образом устройство электрода и прилагаемые
напряжения и вытягивая ионы из области ионизации в форме пучка.
к автотрансформатору
Положительное напряжение
О- ЗОООВ
^. к электрометру
yw^
к вакуумной
системе
Исследуемое
устройство
Рис 6.1. Схема иоииого источника, изготовленного иа базе иоиизациоииого изме1Ж-
тельиого прибора 1 — газовый поток; 2 — игольчатый клапан, 5 — нить; 4 —
вытягивающая система; 5 — коллектор иоиов; б — сетка; 7 — иоиизациоииая
трубка изм^дательиого прибора; 8 — вращающийся герметизирующий элемент, р —
вакуумный затвор.

Некоторые простые ионные источники
151
Созданные источники этого типа производят пучки ионов газа с
током примерно до микроампера при напряжении до нескольких
киловольт. Разброс энергий в пучке вытягиваемых ионов составляет от
нескольких единиц до нескольких десятков электронвольт. Ионы
преимущественно однократно ионизированы. Типичное рабочее давление
может иметь значение от ниже 10" мм рт. ст. до около 10" мм
рт. ст. В простейшей установке для энергоснабжения ионного
источника можно использовать блок питания вакуумметра.
Схема, использованная Леффелем [1], показана на рис. 6.1.
Ионный ток составил 1,6* 10 " ^^ А в телесном угле 2,2-10 ~^ ср при
давлении в источнике 2,7• 10 "^ мм рт. ст., энергии ионов 100 эВ и разбросе
S
S
2
о
>|Д4
Отклоняющая
система (Х, /)
Одиночная линза
2—10 мм
Цилиндрический
кожух — 5 мм
Вытягивающая
система — 6 мм
— Одиночная линза
1—6 мм
I Цилиндрический
кожух 10 мм (Мо)
Сетка - 15 мм (Мо)
Нержавеющая
сталь
Нить (W)
Фланец
Токолодвод
Трубка
подачи газа
^ис 6 2. Ионный источник, изготсжлеяный из иоиизациоииого манометра и имею-
^чий фокусирующие линзы и пласпшы для управления пучком.

152
Глава 6
о ._
2
о
и

Некоторые простые ионные источники 153
энергий 4 эВ; электронный ток прибора равнялся 1 мА. Источник
работал при вытягивающем напряжении до 3 кВ.
Другой вариант такого подхода описан в работе [2]. Источник
полностью размещен на фланце манометра Байярда—Альперта и
включает две сеточные линзы для фокусирования пучка и две пары
отклоняющих пластин для управления пучком. Схема этого источника
показана на рис. 6.2. Вытягивающее напряжение составляло до 1 кВ, а
разброс энергий для гелия оценен примерно в 1 эВ. Ионный ток имел
значения до нескольких десятых микроампера.
Киршнер [3] описал источник, создающий пучок ионов Аг "*" с
током в несколько микроампер при энергии ионов 1 кэВ. Этот источник
показан на рис. 6.3. Источник допускает нагрев до 300 °С и снабжет
фокусирующими пучок электродами.
6.2. ДРУГИЕ ИСТОЧНИКИ
С ЭЛЕКТРОННОЙ БОМБАРДИРОВКОЙ
Принцип действия описанных выше источников, базирующихся на
стандартных приборах, можно использовать при проектировании
источников, удовлетворяющих специфическим требованиям. Такие
источники по-прежнему могут быть достаточно простыми и дешевыми.
Простой ионный источник с электронной бомбардировкой был
разработан Дворещсим и др. [4] (рис. 6.4). Источником электронов
является оксидированный катод. Пучки ионов инертного газа, а также
азота и водорода были получены при напряжении до 5 кВ и токе в
пучке около 1 мкА. Аналогичный источник описан Ханом и Шрбером [5];
его параметры: ток в пучке ионов Аг "•" около 1 мкА, давление аргона
5*10~* мм рт. ст.
Ток в пучке можно значительно увеличить, если создать некоторое
количество плазмы электронной бомбардировкой и увеличить
отверстие, через которое вытягиваются ионы. Тогда плазма, из которой
вытягиваются ионы, будет более плотной при тех же затратах энергии,
что позволяет получить пучок большего сечения. Эти два
усовершенствования были применены в ионном источнике, описанном Штенце-
лем и Рипином [6] (рис. 6.5). В этом источнике плазма удерживается
с помощью многополюсной системы постоянных магнитов, которые
окружают плазменную камеру, и плазма образует дугу,
расположенную между эмитирующими нитями и стенкой камеры. Такой
источник обладает еще одним улучшаюшим его работу свойством; по
сравнению с прибором, содержащим только эмитирующую нить, иониза-

1 г г-
Ионный пучок
Рнс. 6.4. Ионный источник с электронной бомбардировкой. 1 — перемычка (нитрид
бора); 2 — фокусирующий электрод; 5 — оксидированный катод (1,27x2,54 см);
4 — полый анод; 5 — отталкиватель; 6 — трубка для подачи Не ; 7 — экран; 8 —
линза Пирса; 9 — цилиндрическая ионная линза.
I
2
о
см
см
S
■25 см-
птгатпг
U U U U U
/
с
т
с
с
с
с
с
Z
ППППППП П П П Г) П
ш
1 I-
Vb
Рис. 6.5. Ионный источник с удфжаниш плазмы при помощи многополюсвой
системы постоянных магнитов и многоапертурной вытягивающей системой. 1 — мно-
гоапертурная вытягивающая система; 2 — вольфрамовые нити; 3 — магниты из
сплава алинко.

p
Некоторые простые ионные источники
155
ция возрастает благодаря использованию дуги постоянного тока.
Параметры источника: ток пучка ионов водорода 10 мА, вытягивающее
напряжение 5 кВ. Надо отметить, что принцип действия именно этого
ионного источника использовался при разработке прибора,
создающего пучок нейтральных частиц; были получены пучки,
эквивалентные току до 100 А при энергии частиц до 100 кэВ и более [7].
6.3. источники ионов МЕТАЛЛА
Источники ионов металла разделяются на несколько типов в
соответствии с точкой кипения (давлением пара) металла и потенциалом
ионизации нейтрального атома. Таким образом, если металл имеет
особенно низкую точку кипения или, иначе говоря, высокое давление
пара при низкой температуре, то пар металла можно получить лишь
умеренным нагревом и подать его в ионный источник более или менее
стандартной конструкции. При конструировании источника, в
котором рабочим веществом является конденсируемый пар, следует учи*
тывать появление твердых отложений и их влияние на работу
источника. Такой источник был разработан Леженом и Готрэном [8]
(рис. 6.6). В нем мышьяк нагревают в печи до температуры около
300 °С и подают в горячую разрядную полость. Пучок ионов мышья-
-' ' ^'
Низкий вакуум
^ ' • f г
о
10 мм
^с. 6.6 Источник ионов мышьяка. I — контейи^ с мышьяком; 2 — ннжекциоииый
*^анал; 3 — ионизационная камера; 4 — трубка подачи газа; 5 -^ пружина; б —
Игольчатый клапан; 7 — вытягиваювщй электрод; 8 — ннть нагревателя.

156
Глава б
100В
1кВ
о
2
3 см
Рис. 6.7. Источник иоиов сурьмы. 1 — выходное отверстие; 2 — крышка; 3 —
кольцо из оксида алюминия; 4 — ннть; 5 — корпус; 6 — токоподвод; 7 — основание;
8 — кусок сурьмы; 9 — спиральный анод; 10 — опорный элемент.
ка (многоатомных ионов) с током до 200 мкА был получен при
вытягивающем напряжении несколько киловольт. В источнике, описанном
Сугиурой [9] (рис. 6.7), разряд в парах сурьмы был использован для
получения пучка с током до 200 мкА при 1 кВ. Другой вариант
источника такого рода описали Хэзан и др. [10]; они получили пучки ионов
In ^ с током до 200 мкА при вытягивающем напряжении несколько
сотен вольт.
Для металлов, имеющих относительно низкий потенщ1ал иониза-
Щ1И, например щелочных и редкоземельных, для генерирования ионов
может быть использована поверхностная ионизация прямо на горячей
поверхности металла, в контакт с которой приводятся нейтральные
атомы металла. Такой способ генерирования ионов широко
применяется в плазмофизике для создания плазмы щелочных металлов [11,
12]. Основная экспериментальная проблема — высокая температура,

Некоторые проатяе ионные источники
157
^с. 6.8. Источник с поверхностной ионизацией для получения нонов
редкоземельных металлов. 1 — крышка защитного кожуха; 2 — защитный кожух; 3 — нить;
^ — вспомогательный экран; 5 — водоохлаждаомый фланец; б — токоподвод; 7
~^ опорный изолятор; 8 — изолятор нити; 9 — тигель.

158
Глава б
требуемая для эффективной поверхностной ионизации (2500—
3300 °С). Источник такого типа описан Джонсоном и др. [13]
(рис. 6.8). Были получены пучки целого ряда редкоземельных
металлов с током порядка ЮмкА.
Особенно большая эмиссия ионов металла с горячей поверхности
получена при ее покрытии алюмосиликатом металла [14—16].
Минерал |8-эвкриптит имеет состав Li20'Al203'2Si02, а родственный
минерал сподумен — Li20-Al203'4Si02; цеолит-А является искусственным
алюмосиликатом щелочного металла, имеющим формулу 6Х2О •
•6Al203'12Si02. где X — щелочной металл. На подобные источники
ссылаются как на источники алюмосиликатного типа, |8-эвкриптит-
ные, сподуменовые, цеолитные или Блюэта-Джонса по имени
авторов первых работ, посвященных этому типу эмиссии [16]. Основное
явление, использованное во всех случаях, — это явление увеличенной
поверхностной ионизации и эмиссии с горячих поверхностей такого
рода. Один из первых источников этого типа был описан Эллисоном
Рис. 6.9. Конструкция эмиттера расходуемого ионного источника с матрицей из ст-
ликата натрия. I — таллистая лента (14x2x0,05 мм); 2 — молибденовая сетка;
3 — материал эмнтто>а; 4 — 2-мм вольфрамовые стержни.

Некоторые простые ионные источники 159
и Камегаи [17], которые получали 100-мкА пучки Li ^ от источника со
сроком службы около 100 ч. Другой вариант относительно несложной
конструкции предложили Мюллер и Камке [18]; их источник давал
пучки Li "*■ с током примерно до 400 мкА при многочасовой
эксплуатации и с током до 1,5 мА в импульсах длительностью несколько минут,
финн и др. [19] сообщили об источниках пучков ионов Li. Na. К, Rb,
Cs и Tl. Особенно простой источник (расходуемого типа) с матрицей
из силиката натрия был описан Хиршем и Варгой [20]; конструкция
эмиттерной поверхности этого источника показана на рис. 6.9. Об
эмиссионных характеристиках источников такого типа имеются
сведения в работах [21—23]. Изготовленные эмиттеры для целого ряда
элементов имеются в продаже [24].
Для металлов с высокой температурой плавления вышеописанные
методы дают лишь незначительные токи пучка. В этом случае
особенно удобен вакуумнодуговой ионный источник. В источнике этого типа
для образования плазмы используется вакуумная дуга в парах
металла. Микровакуумнодуговой источник имеет весьма простую
конструкцию и может быть использован для создания пучков ионов
целого ряда металлов с током выше ЮмА при вытягивающем
напряжении до 20кВ в импульсах длительностью примерно до 100 мкс.
6.4. 1МИКРОВОЛНОВЫЕ ИОННЫЕ ИСТОЧНИКИ
ЭЦР-источник (ионный источник на электронном циклотронном
резонансе) для создания ионных пучков постоянного тока с высокой
степенью ионизации и микроволновый ионный источник для создания
сильноточных пучков однократно ионизированных ионов — два вида
ионных источников на основе плазмы, образующейся при
микроволновом пробое рабочего газа. Эти источники детально описаны в
отдельных главах книги. Здесь же кратко рассматриваются другие
источники на основе микроволновой плазмы, имеющие простую кон-
струкщ1ю.
Асмуссен и Рут описали «дисковый ионный источник на
микроволновой плазме» [25, 26], в котором микроволновое излучение частотой
2,45 ГГц и мощностью около 100 Вт направляется в дискообразную
область плазмы, расположенную в одном конце цилиндрической
резонансной полости (рис. 6.10). Был получен ток пучка ионов аргона
приблизительно до 300 мА через многоапертурную двухсеточную
вытягивающую систему диаметром 6 см. Интересная особенность этого
Источника — горячая вольфрамовая нить, расположенная с той
стороны от вытягивающей системы, где формируется пучок; она использу-

160
Глава 6
Рис. 6.10. Микроволновый источник с плазменным диском [25]. 1 — микроволновый
резонатор; 2 — скользящая перемычка; 3 — возбуждающий штырь; 4 — кварцевая
чашка; 5 — область плазмы; б — кольцевой газораспределитель; 7 — линия подачи
газа; 8 — вытягивающие сетки; 9 — горячая вольфрамовая нить.
ется для ввода нейтрализующих электронов в ионный пучок, с тем
чтобы подавить разлет ионов и снижение интенсивности пучка,
вызванные объемным зарядом. Этот ионный источник был
усовершенствован путем применения магнитного поля сложной конфигурации,
образуемого постоянными магнитами из редкоземельных элементов
[27, 28], и использовался в нескольких работах [29—31].
Другой вариант простого микроволнового ионного источника
описан в работах [32, 33]. В этой компактной конструкции кварцевая
трубка проходит через микроволновую резонансную полость
(рис. 6.11). В один конец трубки вводится газ, а на другом конце
простая двухсеточная система вытягивает пучок из плазмы, которая
образуется внутри кварцевой трубки. С использованием микроволнового
излучения частотой 2,45 ГГц и мощностью до 400 Вт был получен ток
пучка приблизительно 5 мА.
Значительную часть стоимости любого микроволнового ионного
источника составляет стоимость базового микроволнового генерато-

Некоторые простые ионные источники
161
г^г^
• • •
Вход газа
L
Ш:
\
1 см
Рис. 6.11 Компактный микроволновый ионный источник [32]. / — настроечный
элемент; 2 — вытягивающий электрод; 5 — резонатор; 4 — кварцевая трубка; 5 —
вход микроволнового излучения; б — высоковольтный источник.
ра вь1сокой МОЩНОСТИ. Широкодоступные дешевые микроволновые
печи, работающие на частоте 2,45 ГГц при мощности в несколько
сотен ватт, могли бы послужить основой для создания недорогих
источников микроволнового излучения. Мейнерс и Алфорд [34] детально
описали преобразование маленькой переносной печи в источник
микроволнового излучения мощностью 0—600 Вт, которое подается в
цилиндрический микроволновый резонатор для создания плазмы
внутри кварцевой трубки, проходящей через полость. Хотя вытягивания
ионов не проводилось, по-видимому, его легко осуществить.
Получаемое микроволновое излучение можно использовать для питания
любого из вышеописанных микроволновых ионных источников.
6.5. ДРУГИЕ ИСТОЧНИКИ
Пробой газа в радиочастотных полях — простой и часто удобный
метод создания плазмы, который может быть использован в ионном
источнике. Обычно диапазон применяемых радиочастот
простирается примерно от 1 МГц до нескольких десятков мегагерц. Источник
этого типа может быть чрезвычайно простым и состоять почти ис-
|Ключительно из стеклянного сосуда для газа и плазмы, вытягивающе-

162 Глава 6
го электрода и петли связи, окружающей сосуд, для индуктивного
питания плазмы. Может быть достаточно мощности в несколько
десятков ватт. Источники этого типа описаны в работах [35—37]; описание
радиочастотного генератора, индуктивно связанного с плазмой, из
которой, однако, не вытягивались ионы, дает хороший пример
механизма образования плазмы такого рода [38].
Имеются в продаже ионные источники многих типов.
Слаботочные алюмосиликатные эмиттеры ионов щелочных металлов,
редкоземельных и других элементов поставляет фирма Spectra-Mat, Inc.
[24]. Источники широких пучков ^разработки Кауфмана) с энергией
ионов приблизительно до 1,5 кэВ, общим током вытянутых ионов
(обычно аргона) до нескольких ампер и размерами пучка до 50 см
поставляются фирмами Anatech Ltd. [39], С\С Products Inc. [40],
Commonwealth Scientific Corp. [41], Oxford Instruments Ltd. [42] и Veeco
Instruments Inc. [43]. Жидкометаллические источники поставляются
фирмами Kratos Analytical Inc. [44], Leybold-Heraeus GmbH [45] и VG
Instruments Inc. [46]. Низкоэнергетические 100-мА ионные источники
с полым катодом предлагает Ion Tech, Inc. [47], а радиочастотные
источники и дуоплазматронные источники положительных и
отрицательных ионов — National Electrostatic Corp. [48]. Kimball Physics, Inc.
[49] предлагает как источники ионов щелочных металлов, так и дуо-
плазматроны. Некоторые слаботочные ионные источники, как и
устройства с использованием электронного циклотронного резонанса,
выпускает фирма Microscience, Inc. [50]. Полный набор для получения
ионного пучка, включающий ионный источник, ускоряющую
систему, отклоняющую систему, фильтр скоростей и замедлитель,
поставляет Colutron Research Corp. [51]. Большой выбор источников ионных
пучков и оборудования для управления пучком предлагают Danfysik
[52] и General lonex Corp. [53]. Кроме упомянутых, существует много
других изготовителей; потенциальному покупателю можно
посоветовать изучить рынок, например, с помощью ежегодных каталогов,
издаваемых несколькими организациями [54, 55].
Источники, рассмотренные в этой главе, представляют лишь
несколько примеров из многих типов простых по конструкции ионных
источников, которые доступны экспериментатору. Работа по сборке
ионного источника не обязательно должна быть дорогой и сложной.
Она зависит от требуемых параметров ионного источника: чем
меньше требований к параметрам, тем проще работа. Ионный источник
можно легко создать, дополнив простым вытягивающим электродом
какое-нибудь доступное устройство, в котором образуется плазма.
Надеемся, что представленные здесь примеры послужат
руководством к действию.

Глава 7
Сильноточные газовые
ионные источники
р. Келлер^^
Оба определения, отличающие эту группу сильноточных ионных
источников, нуждаются в особом пояснении. Определение
«сильноточные» означает, что для пучков, испускаемых этими источниками,
основное внимание следует уделять явлениям объемного заряда. Ток
ионного пучка может изменяться от 10 мА до 100 А, но тем не менее
основные особенности источников достаточно схожи, чтобы
включить их всех в одну группу. Определение «газовые» здесь имеет
довольно широкое значение, включая пары одноэлементных
материалов или соединений. Рассматривая такие источники, следует
различать генератор плазмы, или собственно источник, и вытягивающую
систему; то и другое вместе можно назвать «ионная пушка». Такое
различение требуется по той причине, что разньхе генераторы плазмы
могут быть использованы с одной вытягивающей системой и
наоборот.
Настоящая глава касается в основном генераторов плазмы
(вытягивающие системы подробно рассмотрены в гл. 3). Существуют два
условия (по одному на каждый из этих двух узлов источника), чтобы
работала вся система: 1) генератор плазмы должен давать плазму
такой плотности, которая соответствует данной вытягивающей
системе; 2) вытягивающая система должна быть спроектирована так, как
того требует плотность плазмы, соответствующая рабочему
диапазону генератора.
Чтобы облегчить сравнение интенсивностей ионных пучков от
разных ионных источников, лучше всего использовать нормализованные
токи пучка. При нормализации учитывается, что, согласно закону
Чайлда—Ленгмюра [1,2], более тяжелые ионы труднее вытягивать,
чем легкие [гл. 3, уравнения (1) и (2)]. Преобразование абсолютного
^^ R. Kdler. GS1, Gesdlschaft fiir Schwenonenforschung, Dannstadt, Fiederal R^ubhc of
Germany.

тока / в нормализованный ток /» выражается формулой
где А— массовое число, а f — кратность заряда иона; единицы
нормализованного тока в настоящей главе будут помещаться в круглые
скобки: (мА).
Исторически при разработке сильноточных ионных источников
преследовались несколько совершенно разных целей: инжекция
нейтральных частиц для нагрева ограниченной магнитным полем
термоядерной плазмы [3]; создание реактивной тяги [4]; обработка
материалов, в первую очередь ионная имплантация [5]; в последнее
десятилетие — подача ионов в ускорители частиц для исследований
термоядерного синтеза с инерциальным удержанием плазмы [6]. Все эти цели
выдвигали совершенно различные основные требования к ионным
источникам, такие, как производительность по мощности,
производительность по топливу, надежность, достаточный выбор ионов и
качество пучка. Преобладание одного из этих требований над другими в
сочетании с тем фактом, что философия конструкции редко
изменяется, если устройство уже оказалось в какой-то степени удачным,
привело к довольно различающимся типам источников, но между ними все
же есть много схожего.
Все рассматриваемые здесь сильноточные источники имеют
следующие общие особенности: ионы создаются ионизацией газа
электронным ударом, образуя плазму; плазма имеет значительную
ширину, по меньшей мере от нескольких сантиметров и до нескольких
десятков сантиметров; электронная плотность составляет около 1 • 10 ^^ см ~ ^
и однорода в той части плазмы, из которой ионы должны быть
вытянуты; ионная температура обычно значительно ниже 1 эВ [7].
Довольно часто используются разряды, поддерживаемые термоэлектронт
ным катодом (часто ошибочно называемые дуговыми разрядами).
Радиочастотные разряды хорошо подходят для создания плазмы и
предпочтительны, если значительна коррозия электрода.
Во всех современных сильноточных ионных источниках
используются магнитные поля, чтобы ограничить плазму и увеличить степень
ионизации на электрон, причем целесообразно применять систему
магнитов, создающую область поля с минимальным значением
магнитной индукции В [8]. Удержание плазмы в большом диапазоне
плотностей может быть достигнуто, если линии магнитного поля
удалены от области с наивысшей плотностью плазмы; в центре
разрядной камеры значение магнитной индукции минимально. Системы
магнитов, создающие область поля с минимальным значением
магнитной индукции, показаны на рис. 7.1.

Плазма
Сильноточные газовые ионные источники
165
в
рис. 7.1. Системы магнитов, создающие плазменные области различной
конфигурации, а — монокасповая' конфигурация плазменной области (© 1976 Academic Press)
[8]; б — многокасповая конфигурация, в данном случае область с шестью прямыми
линиями заострения, созданная постоянными магнитами (© 1982 VDI Bildungswerk)
[9]; в — конфигурация, создаваемая петлей тока, по форме напоминающей перчатку
для игры в бейсбол (© 1970 Vieweg Verlag) [10].
** Cusp (i»ai) — по-английски «линия заострения». На рис. 7.1, а эта линия имеет форму сжружностн, на
I»c 11,6 — форму прямой. — Прим ред.
Существуют источники с использованием двухступенчатого
разряда, где плазма после первой ступени разряда действует как
плазменный катод и дает первичные электроны для поддержания второй,
главной, ступени [11—13]. Такое устройство приводит к очень
хорошей производительности по газу и мощности, но, с другой стороны,
в этом случае более вероятны осцилляции плазмы.
Далее представлено несколько источников, которые являются
типичными или выдающимися образцами из своей группы. Следует
иметь в виду, что рабочие характеристики, о которых здесь
сообщается, не всегда являются предельными для отдельных источников,
поскольку во многих случаях определяются другими условиями,
например, типом источника энергии. Предельные значения тока и яркости
пучка для всех разновидностей ионных источников определяются
характеристиками системы вытягивания ионов.
7.1. ИСТОЧНИКИ С ОДНОСТУПЕНЧАТЫМ
РАЗРЯДОМ
Примером очень простого, но надежного источника является так
Называемый источник Пеннинга, разработанный для термоядерного
Синтеза с участием тяжелых ионов (рис. 7.2). Этот сильноточный ис-
'^очник не следует путать с РЮ-источником для получения многоза-

166
Глава 7
Рис. 7.2. Сильноточный ионный источник Пеншшга [14]. Пучок направлю! влево;
«фокусирующий электрод» действует как выходной электрод. / — корпус магнита;
2 — анод; 5 — несущая трубка; 4 — катод; 5 — сильфон; б — газовый клапан;
7 — фланец; 8 — фокусирующий электрод; 9 — полюсный наконечник магнита. ©
1979 ШЕЕ.
рядных ИОНОВ (гл. 8). Сильноточный источник Пеннинга оборудован
постоянными магнитами в виде стержней, которые расположены
вокруг цилиндрического анода и создают осевое магнитное поле,
силовые линии которого расходятся от полюсного наконечника вблизи
катода к наружной части источника на стороне вытягивающего
электрода. В качестве рабочих материалов использовались ксенон и ртуть,
причем ток ионов ксенона 30 мА, или нормализованный ток 344 (мА),
был получен с использованием вытягивающей системы с одним
отверстием площадью 6,7 см ^ при 100 кВ и мощности разряда не ниже
150 Вт. В соответствии с требованиями предполагаемого применения
разряд пульсировал с коэффициентом пульсации около 0,001. Другие
источники этого типа так же успешно работали при постоянном токе
[15].
Монокасповый ионный источник (рис. 7.3) был разработан для
нейтронного генератора, и разряд оптимизирован как по высокому
выходу дейтронов, так и по высокой газовой производительности
[16]. Ограничение магнитного поля одним кольцевым каспом и
тщательная установка кольцевого анода, едва касающегося тех линий

Сильноточные газовые ионные исгтчники
167
20 мм
Рис. 7.3. Моиокасповый ионный источник. Штрихом обозиачены линии магиитиого
поля. Ионы в пучке движутся направо; «пластина с отверстием» играет роль
выходного электрода. / — вакуумная камера; 2 — фланцы; 3 — тепловой экран; 4 —
магнитное кольцо; 5 — газоввод; б — катодные нити; 7 — датчик давления; 8 ~~
отражатель; 9 — опора и токоподвод; 10 — анодное кольцо; // — пластина с
отверстием. © 1983 AIP.
магнитного поля, которые проходят через края катодных нитей,
эффективно минимизируют потери плазмы. Кроме того, в объеме раз-
Ряда имеются две совокупности электронов с сильно
различающимися значениями средней энергии. Выбирая нужное напряжение разряда,
можно добиться, чтобы одно из этих значений соответствовало
максимальному сечению ионизации молекул Н2, в то время как другое
оставалось намного меньше, способствуя диссоциации молекулярных
ионов Hi*: Недостаток этого источника — значительное радиальное
изменение плотности плазмы, которое серьезно ограничивает
область плазмы, пригодную для вытягивания ионов. Таким образом, с
этим генератором плазмы можно применять только одноапертурные
вытягивающие системы. Полный постоянный ток ионов дейтерия
составлял до 800 мА, или 1385 (мА) в нормализованной форме, при со-

168
Глава 7
держании дейтронов около 60%, вытягивающем напряжении 200 кВ и
мощности разряда 6 кВт.
Из источников с одной стадией разряда, которые мы обсуждаем,
наиболее часто используются многокасповые источники. Причина
состоит в том, что их механическая схема гораздо менее важна, чем у
двух вышеупомянутых типов источников. Любая разрядная камера,
ограниченная постоянными магнитами, пригодна для получения
плазмы с требуемыми свойствами. За эту простоту такой генератор
плазмы [17] шутливо называют «насос». В простейшем варианте
(рис. 7.4) почти вся разрядная камера обложена магнитами и
действует как анод; первичные электроны создаются в результате
термоэлектронной эмиссии с катодных нитей, и только электрод на выходе
из камеры имеет потенциал, близкий к катодному. Эффективная
площадь анода определяется областью потери электронов и равна сумме
длин всех линий, у которых сближаются силовые линии магнитного
поля, умноженной на удвоенный гиродиаметр электрона, обычно
составляющий несколько миллиметров [19]. Источник, описанный в
работе [18], дает постоянный ток ионов водорода 100 мА , или около
122 (мА) в нормализованной форме, при 100 кВ и имеет
вытягивающую систему с одним выходным отверстием площадью 1 см^.
Другие многокасповые источники имеют более сложное
устройство, чтобы получить плазму в специальных условиях, требующихся
для предполагаемого применения. Например, введением поля
магнитного диполя внутрь разрядной камеры, поперек плазменного столба,
можно разделить электронные популяции разных энергий, что спо-
100 мм
Рнс. 7.4. Миогокасповый иоииый источник [18] Пучок вытягивается вниз. / —
газоввод; 2 — горизонтальные магниты, создающие поле со смыкающимися
силовыми линиями; 3 — двойные катоды.

Сильноточные газовые ионные источники
169
100 мм
^
Рис. 7.5. Многокасповый иоииый источник для промышленного применения [15]. По
утверждению авторов разработки, размеры источника могут измеияты;я в широких
пределах, и указанный масштаб дает представление о возможных размерах. Пучок
вытягивается вправо; «экранирующая сетка» играет роль выходного электрода. /
— полюсные наконечники (магиитнопроинцаемые); 2 — аноды; 5 — экранирующая
сетка; 4 — ускоряющая сетка; 5 — катод; б — граница первичных электронов. ©
H.R. Kaufman.
собствует производству протонов в случае разряда в водороде [20].
Эту конфигурацию иногда называют «частокол» [21].
Минимизация потребляемой мощности для данного выхода по
ионному току привела к конструкции источника (источника
Кауфмана) с анодом из узких металлических полос, расположенных между
двумя смежными магнитными полюсами (рис. 7.5). Такая
конфигурация вынуждает электроны в разряде пересекать линии магнитного
поля под прямым углом, и при более высокой плотности обязательно
приводит к осцилляциям плазмы, препятствующим образованию
ионных пучков с низкой расходимостью. Для этого источника угол
расходимости — величина порядка 10°, по сравнению со значением 1 °,
типичным для ускорительных источников, но для таких применений,
как ионно-лучевое травление через маску или нанесение покрытий при
помощи распыления, это допустимо. Типичный постоянный ток
ионов аргона через вытягивающее отверстие составляет 1 мА, или

170
Глава 7
6,3 (мА) в нормализованной форме, при 2 кВ, и такие источники могут
иметь 1000 и более выходных отверстий; в этом случае для
поддержания плазмы соответствующей плотности необходима мощность
разряда всего 540 Вт.
Еще один образец — многокасповый источник с отражательным
разрядом CHORDIS [22], отличающийся тем, что магнитами
обложен только цилиндрический анод, а оба торца разрядной камеры
находятся под потенциалом катода или близким к нему (рис. 7.6). В то
время как электроны хорошо удерживаются в такой конфигуращ1и,
ионы ускоряются по направлению к обоим торцам. Это может даже
способствовать процессу вытягивания, но, конечно, ведет к большим
потерям ионов на другой стороне источника, за что приходится
расплачиваться большей мощностью разряда, чем в других многокаспо-
вых источниках. Техническое преимущество состоит в возможности
устанавливать более сложные устройства на тыльной стороне
источника, чтобы работать с иными, чем газы, материалами. Одним из
примеров ионного пучка, созданного в «холодном» варианте
источника, является пучок ионов ксенона с постоянным током 71 мА [814 (мА)
в нормализованной форме], выходящий с площади 2 см^ при
напряжении 50 кВ и мощности разряда 1,8 кВт.
Другие многокасповые источники представлены в работе [23], где
описана ионная пушка для проектируемого источника нейтронов деле-
Рис. 7.6. «Холодный» вариант источника CHORDIS для газ<ю [22]. А — анод; С —
катодная нить; ЕХ — ускорительно-замедлнтельная вытягивающая система; РМ —
постоянный магнит; Ri, Кг — отражающие электроды (Кг работает и как выходной
электрод). Пучок вытягивается вправо.

p
Сильноточные газовые ионные источники
171
ния, и работах [7] и [24], касающихся источников для инжекции
нейтральных частиц в термоядерных установках с магнитным
удержанием плазмы, которые могут давать ток пучка в несколько десятков
ампер импульсами длительностью 10 с при напряжении 80 кВ с общей
площади около 150 см ^.
Как уже упоминалось, разряд можно поддерживать также
энергией радиочастотного излучения с типовой частотой 2 МГц [25], а не
только при помощи постоянного напряжения между
термоэлектронным катодом и анодом. В случае радиочастотного разряда возникает
проблема непостоянства импеданса плазмы, что выдвигает
безусловное требование тщательного согласования параметров установки и
антенны, передающей радиочастотные колебания. В одной из
удачных моделей источника используется индуктивная связь при помощи
водоохлаждаемой антенны, окружающей цилиндрическую кварцевую
разрядную камеру (рис. 7.7). Источник этого типа диаметром 10 см
Л
^г4^ ^
о
о
о
о
о
1л- '/f
f^ JJ ?J ?J>^ ,J >J J? ?J ?. Л- M.J
f
H.
H.
о
о
о
о
о
И
2
о
о
К
Рис. 7.7. Ионный источник RIG 20 с радиочастотным разрядом [26]. Пучок
вытягивается вниз. «Пфвая сетка» играет роль выходного электрода. А — источник
питания второй сетки; Е — источник питания первой сетки; Е — обратный ток; Г —
Ток потерь; Ц — радиочастотная индукционная катушка; Е — вспомогательный
электромагнит; Ж — ионный источник; 3 — ток замедляющего электрода (третья
сетка); И — система управления радиочастотным источником питания; К —
радиочастотный источник питания.

172 ^^ова 7
способен генерировать токи ионов водорода плотностью 200мА/см^
при содержании протонов около 85% и мощности разряда 3,2 кВт.
Выходящий пучок имеет угол расходимости около 2°. Антенну можно
также поместить в разрядную камеру, обкладывая стенки
постоянными магнитами, чтобы создать многокасповую конфигуращ1ю [27]. В
случае микроволнового излучения с частотой 2,45 ГГц плазма
необходимой плотности создается посредством емкостной связи с
резонатором регулируемых размеров [28].
7.2. ИСТОЧНИКИ
С ДВУХСТУПЕНЧАТЫМ РАЗРЯДОМ
Первые разработки в области сильноточных ионных источников
относились главным образом к дуоплазматронам [11, 12] и дуопигатро-
нам [13] — устройствам с двухступенчатым разрядом. В обоих
случаях разряд поддерживается при относительно высоком давлении
(около 3 • 10 " ^ мм рт. ст.) и низком напряжении (обычно 10 В) между
термоэлектронным катодом и промежуточным электродом,
действующим как первичный анод. Затем плазма направляется сильным
осевым магнитным полем через отверстие в промежуточном электроде
во вторую разрядную камеру, где разряд происходит при гораздо
более низком давлении (около 2-10 " ^ мм рт. ст.) и более высоком
напряжении (около 80 В) между промежуточным электродом, в этой
ступени действующим, как катод, и главным анодом. В случае дуоплазмат-
рона (рис. 7.8) плазма, созданная на второй ступени, вытекает через
маленькое отверстие в аноде и расширяется в третьей камере, так
называемой расширительной чаше [30]. Дуопигатроны являются
видоизмененными дуоплазматронами, со значительно увеличенными
анодным отверстием и торцевой стенкой расширительной чаши,
действующей как выходной электрод источника для вытягивающей
системы, имеющей отрицательный относительно анода потенциал.
Такая конструкция приводит к отражению электронов второй ступени
разряда между выходным и промежуточным электродами, что дает
отражательный разряд с намного более хорошими энергетическими и
газовыми характеристиками, чем в случае дуоплазматрона.
Магнитное поле, которое направляет плазму из первой камеры во вторую,
расширяется по направлению к выходному электроду, и, таким
образом, вторая ступень дуопигатрона очень напоминает упомянутый вы-
pie сильноточный ионный источник Пеннинга. Дуопигатрон
усовершенствованной конструкции показан на рис. 7.9. Он дает, например,
постоянный ток 98 мА, или 1123 (мА) в нормализованной форме, ио-

Сильноточные газовые ионные источники
173
13
^14
15
Рис. 7.8. Дуоплаэматрои с расширительной чашей [29]. Пучок вытягивается вправо.
Анод и расширительная чаша вместе действуют как выходной электрод. 1 — вход
второго газа; 2 — катодная нить; 3 — защита от пара; 4 — вход газа; 5 — водоо-
хлаждеиие; 6 — катодная кам^>а; 7 — магнитная катупша; 8 — анодная кам^ш; 9 —
ускорнтельно-замедлительная вытягивающая система; Ю — расширительная чаша;
И — анод; 12 — промежуточный электрод; 13 — ферромагнитный металл; 14 — ие-
Федюмагнитный металл; 15 — изолятор. © 1979 Gordon and Breach Science
Publishers. Inc
HOB ксенона с энергией 35 кэВ с площади отверстия 1,4 см^ при
мощности разряда 520 Вт. Следует отметить еще один источник — MATS
П1, дающий водородный пучок (70% протонов, 25% двухатомных и
5% трехатомных молекулярных ионов) с током 1500 мА из отверстия
площадью 8см^ при мощности разряда 4 кВт. Часть этого пучка
(^00 мА) направляли на мишень, находящуюся на некотором
расстоянии, причем половина угла расходимости составляла 20мрад [32].
Следует отметить, что сконструировать хорошо работающий

174
Глава 7
50 мм
Рис. 7.9. Дуопигатрои [31}. Пучок вытягивается вниз. «Пластина с отверстиями для
плазмы» действует как выходной электрод. А — нить, 65 В, 60 А постоянного тока;
Б— вход газа; В— катушка, 75 В, 1,5 А постоянного тока; Г— дуга, 250 В, 20 А
постоянного тока, Д — промежуточный электрод, Е — сжимающая катушка;
Ж — анод 1,3 — анод 2, // — пластина с отверстиями для плазмы, К —
ускоряющее напряжение 50 кВ, 0,5 А; Л — замедляющее напряжение 2,5 кВ, 20 мА

w
Сильноточные газовые ионные источники 175
ионный источник с двухступенчатым разрядом, по-видимому,
сложнее, чем, например, многокасповый источник, но если эта задача
успешно решена, то достигается выигрыш эффективности по сравнению
с другими источниками. Более того, становится возможным особый
режим работы, когда в первую камеру подается защитный газ,
предотвращающий быстрое расходование нитей, а рабочий газ подается
во вторую камеру, где нет горячих металлических электродов. Этот
метод с использованием двух газов [29] позволяет получать многие
интересные ионы, например ионы элементов с высокой температурой
плавления. Надо, однако, учитывать, что нужные ионы приходится
разбавлять в общем пучке другими частицами, доля которых обычно
составляет около 15%. При получении ионов с использованием аргона
и чистого кислорода постоянный ток ионов О "^ 138 мА, или 552 (мА)
в нормализованной форме, при общем токе 250 мА был получен из
выходного отверстия 1,4 см^ при 52 кВ и мощности разряда в дуопигат-
роне 1,25 кВт [33].
Следуя идее двухступенчатого разряда, можно было бы пойти
дальше и скомбинировать радиочастотный разряд на первой ступени
с отражательной камерой, которая обложена постоянными
магнитами или в которой создано расходящееся осевое магнитное поле, чтобы
полностью избежать эрозии катода, но все же иметь хорошую
эффективность, широкий диапазон рабочих параметров и однородность,
характерную для стащюнарных разрядов.
7.3. МНОГОЗАРЯДНЫЕ ИОНЫ
Генераторы плазмы, представленные в этой главе, вообще говоря,
не рассчитаны на создание больших количеств многозарядных ионов.
Частично это связано с перечисленными ранее требованиями: при
оптимизации разряда с целью получения спокойной, холодной
плазмы приходят к условиям, в которых образуются преимущественно
однозарядные ионы. Кроме того, добиваясь максимальных значений
интенсивности пучка, едва ли целесообразно делить ток пучка между
ионами с различным зарядом, а это является необходимым условием
образования и продолжительного существования многозарядньхх
ионов.
Однако в случаях, когда максимальное значение интенсивности не
является основным требованием для источника, многозарядные ионы
все же могут представлять интерес, и в настоящее время проведен ряд
исследований на эту тему. Наиболее важные результаты были
получены с использованием многокасповых источников: в одном экспери-
ш

176 Глава 7
менте с разрядом в аргоновой плазме при напряжении 250 В были
найдены следы Аг^"^ [34], а в другом эксперименте были получены
следующие токи пучков многозарядных ионов [35]: 11,6, 10,2, 5,0, 2,2,0,8
иО,11мАдляионовотХе'' доХе*""; 15,8, 9,9, 3,4, 0,44, 0,16и 0,06мА
для ионов от Кг"^ до Кг^"^ (в обоих случаях приведены величины
электрических токов, а не токов частиц). Для получения этих величин
разряд должен был происходить при 400 В и 58 А, а такая
энергетическая нагрузка подразумевает работу в импульсном режиме с
коэффициентом пульсации ниже 25%.
Интересно отметить, что при использовании того же источника и
вытягивающей системы, с помощью которых были созданы
перечисленные выше многозарядные ионы, ток разряда был в три раза
меньше, когда получали максимальную долю однозарядных ионов.
Учитывая, что плотность плазмы должна быть в обоих случаях
одинаковой, чтобы соответствовать одной и той же напряженности
вытягивающего поля, можно прийти к заключению, что по крайней мере
электронная температура, а может быть, и ионная температура,
примерно в 10 раз выше нормальных значений, если разряд происходит в
условиях, благоприятных для генерирования многозарядных ионов.
Такая тенденция также препятствует образованию пучков с
максимальной интенсивностью, в дополнение к вышеупомянутым фактам.
7.4. ИОНЫ ЭЛЕМЕНТОВ С НИЗКИМ
ДАВЛЕНИЕМ ПАРА
Общие положения, касающиеся источников ионов нелетучих
элементов, были опубликованы некоторое время назад [36]. Наиболее
универсальный подход — использовать летучие соединения,
например хлориды, фторрщы или в некоторых случаях оксиды и сульфрщы.
Метод непосредственного хлорирования, когда поток СЬ или CCU
направляют на твердый материал, иногда также может давать хорошие
результаты. Но эти методы имеют три главных недостатка.
Во-первых, полный ток пучка поделен между различными ионными
частицами, т. е. основными составляющими соединения и обычно рядом
различных молекулярных ионов. Точное распределение зависит от
химического равновесия в плазме разряда и не может быть заранее
известно. Во-вторых, все упомянутые соединения имеют реакционноспособ-
ные составляющие, и их использование значительно сокращает срок
службы нити для всех источников со стационарным разрядом и
термоэлектронным катодом. Применение метода с подачей двух газов
(разд. 7.2) лишь частично решает эту проблему. В-третьих, следует

Сильноточные газовые ионные источники
177
Катодная камера
с печью
Разрядная
камера
Вытягивающая система
рис. 7.10. «Горячий» вариант источника CHORDIS с встроенной печью [22]. А —
горячий анод; С — катодная нить; ЕХ — ускорительно-замедлительная
вытягивающая система; РМ— постоянный магнит; Кь Ri— отражательные электроды (R2
работает так же, как выходной электрод); О — печь, загружаемая с задней стороны
источника. Пар поступает через трубку из печи в трубку, на которой закреплен
катод, и течет радиально в разрядную камеру. Пучок вытягивается вправо.
применять меры предосторожности против конденсации нелетучих
составляющих на холодных стенках источника, которая может
происходить, если соединение диссоциирует перед ионизацией.
Таким образом, в любом случае очень полезно иметь горячие
стенки внутри источника, и обычно этого добиваются, либо используя
разрядную камеру, изготовленную из графита [37], либо устанавливая
металлические экраны внутри холодной камеры [38]. Благодаря
излучению от катодных нитей стенки будут оставаться горячими
независимо от энергии разряда, которая не может быть распределена
равномерно между поверхностями стенок.
От разрядной камеры с горячими стенками остается лишь
небольшой шаг до источника с встроенной печью, чтобы получать пары
чистых элементов. В качестве примера такого источника на рис. 7.10
показан «горячий» вариант многокаспового источника с
отражательным разрядом CHORDIS [22], упоминавшегося выше. Он может
давать такие же значения ионного тока, как и «холодный», основной,
вариант, и, кроме того, позволяет работать с любыми материалами с
давлением пара более 2 мм рт. ст. при 1000 °С. Для предосторожнос-

178 Глава 7
ти, однако, вытягивающий промежуток следует делать шире, чем
минимально необходимый для работы с одними газами (см. гл.З), и это
ведет к возрастанию тока пучка и яркости. Для висмута постоянный
ионный ток 37 мА [535 (мА) в нормализованной форме] был получен
из выходного отверстия площадью 2 см^ при 36 кВ и мощности
разряда всего 340 Вт благодаря низкой энергии ионизации атомов металла.
Добавка к парам вспомогательного газа, например аргона,
по-видимому, полезна для получения более стабильного разряда, причем
ионный пучок содержит всего 5—10% ионов газа, потому что энергия
ионизации атомов значительно выше у газа, чем у металла.
Относительно низкие энергии ионизации атомов металлов также
облегчают использование распылительного метода, хорошо
известного для других типов источников, например PIG [39] или дуоплаз-
матрон [40]. В этом случае в источнике поддерживается
вспомогательный разряд в каком-нибудь тяжелом инертном газе, а электрод,
покрытый распыляемым металлом, находится под отрицательным
потенциалом несколько сотен вольт по отношению к аноду. Этот
электрод притягивает ионы из плазмы разряда, и они распыляют
атомы с поверхности, которые затем ионизируются в разряде. Метод
распыления может в принщ1пе применяться для всех металлов, даже
для металлов с низким давлением пара, а также для запрессованных
в форму смесей порошков, содержащих металлы, и непроводящих
материалов. Скорость образования частиц можно легко
контролировать по току через распыляемый электрод, который следует хорошо
охлаждать, чтобы избежать развития неуправляемого процесса. Для
демонстрации этого метода применительно к сильноточному
ионному источнику был выполнен эксперимент с использованием модифи-
щ1рованного источника CHORDIS, выходной электрод которого был
покрыт алюминиевым кольцом и электрически изолирован от
отражательного электрода. Была достигнута доля ионов алюминия в
вытягиваемом пучке 20Щ при напряжении распыления 250 В с
использованием аргона в качестве вспомогательного газа [41]. Для металлов с
меньшими коэффищ1ентами распыления [42] можно ожидать долю
ионов в пучке около 10%.
Учитывая опыт, полученный при эксплуатащ«и РЮ-источников
многозарядных ионов [43], внутреннюю часть распылительных
сильноточных ионных источников следует поддерживать горячей, чтобы
избежать конденсащ«и рабочего материала, как и при использовании
летучих химических соединений. Преимущество метода распыления
заключается в том, что можно полностью избежать применения реак-
вдюнноспособных материалов.

Сильноточные газовые ионные источники 179
7.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Изложены основные физические принципы работы газовых
сильноточных источников, включая некоторые специальные вопросы,
например относящиеся к многозарядным ионам и элементам с низким
давлением пара. Однако дано лишь введение в эту область, что не
позволяет сразу же начать создание выбранного ионного источника без
дополнительных исследований. Но по крайней мере основные
понятия теперь будут известны.
Один важный аспект конструирования ионных источников —
технологичность конструкции — был почти полностью опущен в этом
кратком обзоре. Кроме рассмотренных физических принщ1пов
следует учитывать проблемы ваккума, изоляции, высокого напряжения,
высокой температуры и рассеяния мощности. Читателю следует
обратиться к литературе, в которой более глубоко рассмотрено решения
этих проблем в различных ситуациях. Для этой цели рекомендуются
не только публикации, относящиеся к конкретным источникам,
упомянутым выше, но и более общие работы [36, 45]. Кроме того,
читатель, найдет, без сомнения, много ценной информации в материалах
конференций в Вене [45], Киото [46] и Великобритании [47, 48].
Основные свойства материалов представлены в справочниках [49, 50].

Глава 8
Ионные PIG-источники
Б. Гавин
1)
Ионные РЮ-источники на протяжении трех десятилетий
используются для получения многозарядных ионов газов, а в последнее
время ионов металлов. Их рабочие камеры находятся в магнитном
поле, которое служит также для разделения заряженных частиц, с
токами многократно заряженных ионов до миллиамперов. Этот тип
источников широко используется в инжекторах для ускорителей частиц-
циклотронов, синхротронов и линейных ускорителей, — и главным
образом этим обусловлено исследование и развитие ионных РЮ-ис-
точников.
8.1. ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
РЮ-источники берут свое название от вакуумного манометра,
изобретенного Пеннингом (Penning Ionization Gauge) [1]. Этот манометр
затем производился компанией «Филипс», и аббревиатура PIG
соответствует также названию прибора Philips Ionization Gauge.
Упрощенная схема PIG-источника показана на рис. 8.1. Два катода размещены
на обоих концах цилиндрического анода в осевом магнитном поле.
Электроны, испущенные с каждого катода, ускоряются в полом аноде
в виде пучка, и основная их часть удерживается в осевом направлении
постоянным электрическим полем, а в радиальном — магнитным
полем. Первичные электроны пучка ионизируют остаточный газ с
образованием плотной плазмы, из которой вытягивают ионный пучок.
Электроны постепенно диффундируют к полому аноду, а ионы
диффундируют к аноду или ускоряются по направлению к катодам.
^* в. F. Gavin. Lawrence Berkeley Laboratory, University of California. Berkeley,
California.

Ионные РЮ-источники
181
Катод
вытягивающая
система
Анод
Распыляемый
электрод
Анод
Катод
J
Источник питания
нити накала
<7
Рис. 8.1. Схема PIG-источннка н его электропитания.
Нейтральный рабочий газ допускает образование плазмы и
катодного слоя; газ нужно подавать с такой скоростью, чтобы
компенсировались потери ионов из плазмы. Характеристики плазмы
определяются в основном давлением нейтрального газа в области разряда.
Разряд Пеннинга низкого давления происходит при давлении ниже
10 ""* мм рт. ст. [2—4]. Этот режим обычно не применяется для
работы источника и не рассматривается. Разряд Пеннинга высокого
давления (более 10 " ^ мм рт. ст.) характеризуется тем, что потенциал
плазмы близок к потенциалу наиболее положительного элемента
источника; обычно потенциал плазмы отличается примерно на 10 В от
потенциала анода. Таким образом, падение напряжения дуги происходит в
катодном слое. Напряжение, приложенное к дуге (напряжение между
анодом и катодом), обычно может составлять 700 В или более, так
что падение напряжения в катодном слое может быть довольно
существенным; это напряжение ускоряет первичные электроны. При
высоком давлении разряд в значительной степени не подвержен
влиянию напряженности осевого магнитного поля [5, 6]. Значительные

182
Гтва 8
ионные токи могут быть вытянуты из плазмы как в радиальном
направлении через продольную щель в аноде, так и в осевом
направлении через небольшое центральное отверстие в одном из катодов.
Постепенно катоды расходуются вследствие распыления в результате
бомбардировки высокоэнергичными ионами. Из-за образования
кратеров на катоде (так как его материал распыляется) и сужения
просвета в полом аноде (так как на его стенке происходит отложение
материала катода) медленно уменьшается ток пучка, что типично для PIG-
источников.
Опубликованы обзоры литературы по РЮ-источникам [7—13].
Здесь мы обсудим некоторые основополагающие аспекты,
касающиеся РЮ-источников.
8.2. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИСТОЧНИКОВ
С ХОЛОДНЫМ КАТОДОМ
Эмиссия первичных электронов с катода достигается либо
вторичной эмиссией (холодный катод), либо термоэлектронной эмиссией
(горячий катод), либо комбинащ1ей этих процессов. Ддя источников с
холодным катодом требуются два хорошо охлаждаемых катода.
Энергия первичных электронов и скорость образования ионов опреде-
ш
/,А
Рис. 8.2. Вольт-амперные кривые ионного источника с холодным катодом нэ
различных материалов [15]. Несущий газ — ксенон (0,12 см^/мив), магнитная индукция
5 кГс.

w
Ионные PIG-источники 183
ляются материалом катода, нейтральным газом и размерами
источника. Обычно около 75% первичных электронов захватываются, и
каждый из них образует около шести ионов из остаточного газа [5,
14].
Разряд с холодным катодом характеризуется положительной во-
льтамперной характеристикой. На рис. 8.2 приведены вольтампер-
ные характеристики разряда Пеннинга в ксеноне для ряда катодных
материалов [15]. Для некоторых газов образование соединений на катоде
изменяет величину коэффициента вторичной электронной эмиссии,
поскольку эмиссия электронов зависит от работы выхода, которая
определяется типом металла, чистотой поверхности и ориентацией
кристаллических осей на поверхности.
Скорость образования ионов в плазме можно контролировать
через ток дуги. Для получения максимального выхода ионов с
наивысшей кратностью заряда поддерживается наибольший ток дуги в
соответствии с положительной вольт-амперной характеристикой дуги.
Может возникнуть опасность оплавления катодов из-за внезапного
изменения импеданса дуги, вызванного асимметричной геометрией
други по мере того, как деформируется катод. Таким образом,
коэффициент пульсации, с которым работает источник, накладывает
ограничения на максимальный ток дуги. Обычно рабочий цикл занимает
не более 25% общего времени; даже при малой длительности рабочего
цикла, скажем 1 %, ток дуги может быть увеличен лишь в два раза по
сравнению с током при большой длительности. Титан, популярный
катодный материал, не работает при токе более 5 А из-за теплового
фадиента у поверхности катода.
Энергия первичных электронов в источниках с холодным катодом
обычно выше 1 кэВ, а плотность их числа составляет приблизительно
2-10^^ см~^. Время удержания ионов равно нескольким
микросекундам, и важный параметр ЛеЛ, таким образом, составляет
приблизительно 10^ см"^ с.
Одна из наиболее ранних попыток вытянуть пучок, используя PIG-
источник с холодным катодом, была предпринята Хейлем в начале
1940-х годов; сообщалось о токах радиальных пучков ионов ртути и
водорода от 1 до 2 мА [16]. В 1954 г. Джоунс и Цукер получили 9-мА
пучки ионов N^ ^ [17]. Андерсон и Элерс изготовили подобный
источник, удобный для применения в ускорителях [18]. Другие источники
были разработаны Морозовым [19] и Вольфом [15]. Одни источники
были большими [17], а другие — маленькими [20], некоторые были
специально сконструированы для получения многозарядных ионов
при работе с низким коэффициентом пульсации [21]. Небольшой
источник с холодным катодом и радиальным вытягиванием пучка, раз-

184
Глава 8
Рис. 8.3. Источник ADAM, разработанный в Лаборатории им. Лоуреиса в Беркли
[57]. Межкатодное расстояние 4,1 см, магнитный зазор 3,6 см. Отверстие для
выхода пучка из магивтиой системы находится слева. Масштаб дан в дюймах.
работанный для инжектора высокого давления SuperHILAC в
Лаборатории им. Лоуренса в Беркли [20], показан на рис. 8.3; он
установлен непосредственно над его нормальным положением между
полюсными наконечниками.
Вытягивание пучка в осевом направлении было впервые
исследовано в Манчестере [22]. Об интенсивных пучках многозарядных ионов
азота сообщили также Минеев и Ковпик [23], которые использовали
осевую расширительную чашу для плазмы. Источник с осевым
вытягиванием пучка, низкой энергией и большим сроком службы для
получения ионов с небольшим зарядом был разработан Бауманом [24].
Недостаток осевого вытягивания — эрозия осевого вытягивающего
отверстия, даже при умеренных уровнях мощности, что пpeпятcтвyet
его широкому применению.

Ионные РЮ-источники
185
8.3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИСТОЧНИКОВ
С ГОРЯЧИМ КАТОДОМ
В РЮ-источнике с горячим катодом, обычно используемом во
многих ускорителях, применяют катод с косвенным нагревом,
имеющий массу, достаточно большую для обеспечения длительного
времени эксплуатации катода. Источник обычно имеет большие размеры и
удобен для работы с высоким коэффициентом пульсации.
Происходит преимущественно термоэлектронная эмиссия. Температура
катода повышается в результате ионной бомбардировки или с помощью
дополнительной электронной пушки, направленной на один из двух
катодов. На рис. 8.4 показаны типичные характеристики низкоимпе-
дансной дуги источника с горячим катодом для трех немного
отличающихся мощностей дополнительного нагрева катода [25]; кстати, это
позволяет устанавливать потенциал дуги независимо от ее тока.
700
600
500
0Q
^ 400 к
300
200
100
о
8
10
12
ис. 8.4. Вольт-ампериые кривые ионного источника с горячим катодом (такого же
^па, как источник, разработанный в Дубне) [25}. Несущий газ — ксенон, расход
»2 см /мни. длительность импульсов 2 мс при 100 Гц. Мощность (внешнего) нагре-
»а катода: /— 1.19 кВт; 2— 1.06 кВт; 3— 1,00 кВт. © 1976 IEEE.

186
Глава 8
рис. 8.5. Сдвоенный источник SuperHILAC, разработанный в Лаборатории им. Лоу-
ренса в Беркли [57]. Сфотографирован после отделения от вращающейся несущей
конструкции со снятыми стенками. Осевое расстояние между катодами 10,4 см;
поперечное расстояние между двумя источниками 7,3 см; зазор между магнитами
(слева) 17,7 см.
В первых источниках с горячим катодом в качестве катода
использовали нагр>еваемую нить [17, 26]. Нить непосредственно
подвергалась ионной бомбардировке, что приводило к сокращению срока
службы и неоднородной эмиссии. Милз и Барнет [27] использовали
катодные стержни из тугоплавкого металла, намеренно не
охлаждаемые. Этот тип плазменно нагр>еваемого катода дает отрицательную
вольт-амперную характеристику дуги при достижении высоких
уровней мощности [28].
Весьма значительный прогр>есс в области разработки источников с
высокой мощностью, дающих высокоионизированные пучки, был
достигнут в р>езультате работ [19, 29, 30], выполненных в
Объединенном институте ядерных исследований в Дубне. Один из двух катодов
был тугоплавким и хорошо охлаждаемым. Токи дуги доходили до
50 А. Источник работал в импульсном режиме, с длительностью им-

Ионные РЮ-источники 187
пульса 2 мс и частотой повторения 150 Гц. Сообщалось об измерении
токов ионов Хе^^^ (5 мкА) и Кг^^^ (15 мкА). Уменьшенный вариант
этого источника описал Бит [31]; позже его усовершенствовали Беке
и ДР- [32].
Другой источник, разработанный в Лаборатории им. Лоуренса в
Беркли, имеет конфигурацию плазменной полости с двумя головными
частями; переключение с одной части на другую проводится без
нарушения вакуума [33]. На рис. 8.5 этот источник снят с основания и
находится прямо под своим нормальным положением. Магнит источника
расположен слева. Все современные РЮ-источники с горячим
катодом построены с использованием конструкции катода,
разработанной в Дубне (см., например, рис. 8.8).
8.4. 1МЕХАНИ31М PIG-РАЗРЯДА
Теоретический анализ потока энергии в РЮ-источнике с горячим
катодом был выполнен Базилем и Лагранжем [34—36]; их результаты
хорошо согласуются с экспериментальными значениями энергии,
необходимой для образования каждого иона. Механизмы потерь частиц
в осевом и радиальном направлениях были добавлены в теорию
Грином [37]. Теоретический анализ такого рода провели Шульте и др.
[38], которые учли то экспериментальное наблюдение, что в
источнике такого же типа, как разработанный в Дубне, существует поток
электронов около 1 А/см^ по направлению к холодному катоду —
против катодного потенциала. Это неожиданный результат,
поскольку ток на холодный катод является не чисто ионным током, а
комбинацией ионного тока и необычно большого электронного тока. Чуть
меньше 50*^о тока первичных горячих электронов идет на холодный
катод (ионные токи на оба катода обычно довольно близки). Поэтому
Шульте и др. [38] предположили образование сильной
турбулентности в плазме, вызванной током первичных электронов (т. е. пучково-
плазменной нестабильности), с последующим нагр>евом электронов
пучка. Распределение по скоростям первичных электронов
соответствует пр>едсказанному их теорией (рис. 8.6). Скорость роста
указанной нестабильности велика, поскольку образование турбулентности
завершается обычно в течение нескольких десятков наносекунд, в
зависимости от таких параметров плазмы, как потенциал дуги, условия
разряда, сечение ионизации и давление нейтрального газа. Электроны
в основном объеме плазмы являются относительно холодными; в
соответствии с измерениями Пигарова и Морозова [39] в типичных
условиях их температура составляет около 15 эВ. Высокоэнергетический

188
Глава 8
Рис. 8.6. Теоретическое распределение по эффективным скоростям электронов для
РЮ-нсточннков такого же типа, как разработанный в Дубне [38]. Показаны
распределения fb для различных плотностей чисел частиц в плазме. © 1976 IEEE. / —
/*эфф (^У* большой расход газа; 2 — /ь^ф (v), малый расход газа; 3 — /и (v).
«ХВОСТ» распр>еделения более важен для процесса ионизации, чем
низкотемпературная составляющая. В этой модели скорость потока газа
важна в том смысле, что новые нейтральные частицы необходимы
для подпитки горячего ядра плазмы; в оптимальном случае С1>едний
свободный пробег до ионизации позволяет нейтральным частицам
достичь центра, где обдирка максимальна.
Маков [25] измерил попер>ечное давление (пкТ) РЮ-плазмы. Он
обнаружил, что давление быстро возрастает с уменьшением потока газа
(рис. 8.7), в качественном соответствии с распр>еделением
эффективных скоростей по Шульте. Маков оценил ср>еднюю попер>ечную
составляющую энергии электронов приблизительно в 150 эВ, а Пе
приблизительно в 10'^ см ~ ^ для тока дуги 11 А и напряжения дуги 600 В.
Радиальный градиент потенциала в РЮ-разряде был измер>ен Га-
бовичем [41] и составил около 100 В для анода большого диаметра.
Было показано, что потенциал возрастает как линейная функция
магнитной индукции и приблизительно как квадратичная функция
диаметра анода. Джоунс [42] пр>едположил, что быстрый отток от стенок
нейтрального газа в результате упругих столкновений с ними может
вести к замедлению истощения дуги и увеличению температуры
первичных электронов вблизи оси, снижая потенциал плазмы и
увеличивая время удержания ионов. Согласно данным измерений, быстрые

Ионные РЮ-источники
Щ
0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6
Q, см'^/мин
Рис. 8.7. Измеренное поперечное давление плазмы в источнике такого же типа, как
разработанный в Дубне [25] Расход ксенона 0,15 cmVmhh (при нормальных
условиях) © 1976 IEEE.
нейтральные частицы имеют энергию, приблизительно
соответствующую электронной температуре.
8.5. ПОЛУЧЕНИЕ МНОГОЗАРЯДНЫХ ИОНОВ
Многозарядные ионы создаются в РЮ-источнике в результате
ступенчатой ионизации. Уинтер и Вольф [10] исследовали
установление распределения по зарядовым состояниям для источников как с
холодными, так и с горячими катодами. Распределение определяется в
значительной степени параметром rieti {Пе — плотность числа
электронов в плазме, /, — время удержания ионов в плазме). Электронная
температура Те также является важным параметром и должна быть
достаточно высокой, чтобы электроны могли производить обдирку
ионов путем электрон-ионных столкновений. Таким образом, ионы
находятся в плазме, где обдирка обеспечивается высокоэнергичными

190 Г/шва 8
электронами, и окончательное зарядовое состояние иона зависит от
времени, которое ионы проводят в области ионизации, плотности
числа электронов, производящих обдирку, и их энергии.
Для получения максимального выхода многозарядных ионов
требуются высокая энергия первичных электронов, высокая плотность
их числа и длительное время удержания ионов. Заметим, что по мере
возрастания степени ионизации происходит уменьшение доли ионов с
низкой степенью ионизации.
Скорость потери ионов из плазмы вследствие рекомбинации и
зарядового обмена невелика [43], и время удержания ионов
ограничивается главным образом переносом ионов через граничные слои, т.е.
диффузией через приэлектродные слои [44, 45].
В случае радиального вытягивания ионов из РЮ-плазмы, что
обычно практикуется, время удержания ионов ограничено поперечной
диффузией через осевое магнитное поле, которая происходит с
аномально большой скоростью, согласно Бому [44]. На основе этого Уин-
тер [43] получил выражение для времени удержания ионов /, (мкс):
/, = Юг^В/Те. (1)
Здесь г — радиус плазмы (см), В — осевая магнитная индукция (кГс),
Те — электронная температура (эВ). Для ионного источника с
типичными параметрами (скажем, г = 0,3 см, В = 3 кГс, Те = 10 эВ) время
удержания ионов — величина порядка 10 мкс. Попытки увеличить
выход многозарядных ионов путем, например, увеличения радиуса
плазмы имели ограниченный успех. Нестабильности плазмы различного
рода, наблюдаемые в РЮ-разряде (разд.8.6), ограничивают время
удержания ионов по сравнению с теми высокими значениями,
которые можно ожидать в соответствии с уравнением (1).
Хотя благоприятные условия для получения многозарядных ионов
создаются в источниках с холодным катодом, гораздо большие токи
ионов с меньшим зарядом делают привлекательными источники с
горячим катодом. Некоторые типичные распр>еделения по зарядовым
состояниям пр>едставлены в табл. 8.1.
8.6. РАБОЧИЕ ПАРА1МЕТРЫ
Распределение ионов по зарядовым состояниям в РЮ-плазме
изменяется вдоль полого анода [25]. Найдено, что выход газовых ионов
ниже около катодов. Эти эффекты могут возникать вследствие
неоднородности осевого электрического поля. Введение неоднородного
магнитного поля около катодов, как считается, изменяет осевую

Ионные РЮ-источники
191
плотность ионов и сдерживает сток катодных ионов в область
вытягивания. Это может оказаться полезным для небольших ионных
источников, предназначенных для генерирования ионов металлов [20].
Обычно предполагается, что в РЮ-источниках силовые линии
магнитного поля должны быть прямыми и параллельными оси анода.
125 мм-
Рис. 8 8 «Компактный PlG-источник» и вытягивающая система в разрезе [49]. 1—
высоковольтный изолятор; 2 — охлаждение; 3 — вытягивающая система; 4 — к ва-
I куумному насосу; 5 — фланец вытягивающей системы; 6— изолятор; 7— фланец
Ионного источника, 8 — система охлаждения ионного источника, 9 — вакуумная ка-
fPa, 10 — катущки; И — ярмо магнита.

Таблица 8.L И<жы, получаемые в PlG-источииках, и соответствующие рабочие

Элемент
Режим
разряда
Режим
распыления
ДА V, В ДА К, В

Несущий
газ
Размер
щели,
мм
Эмиттанс Потен- Длнтель Нас-
(нормали- циал
зованный), вытяги
см мрад вання,
кВ
ность троен-
рабо- ное
чего зарядо
цикла, вое сое
% тояни«
Са
9,5
600
Хе
W 9 360 Хе
Са 7.5 -550 0.3 -650 N 20x0.8
20
25
Фк
Чу
Чу
7.5
7.5
2.6
-800
-580
1100
fe.
20 X 0.8 ^
20 X 0.8
45 X 1.1
20
20
20
25
25
20
3
Фг
Аи
U
Аг
2J
2,5
3.6
3,2
1100
1350
750
-800
1.0
1,7
1,8
110
280
200
"Кг
Хе
Кг
,*
,>
„
45 X
45 X 1,1 X 0.05т
20
20
20
20
20
20
20
8
4
5
1
Аг
»'*Хе
''*Хе
Аи
Аи
и
U
Аг
Хе
Аи
„
,,
>,
»,
,*
>,
,*
4.0
8.8
4.0
*,
»,
»
„
»,
„
600
500
800
(80-
-800 В)
,*
„
и
Хе
Хе
Кг
Кг
—
—
—
4.5
45
X 0,8
X 0.5
32 X 2.0
Z 0.05т
X 0,05 т
Z 0,05 т
X 0.05 т
Z 0.05 т
X 0,05 т
Z 0.05 т
X 0.05 т
X 0.04т
X 0.02т
15
21
12
20
20
20
20
20
20
20
0.02
0.02
0.02
1
3
3
4
8
5
6
3
6
6
N
С
Ту
2.5
2.5
2.2
2600
2600
16 X 1.5 80 кэВ 0.02
СЩг 16 X 1.5 80 кэВ 0.02
16 X 2.4 Л". Z 0.06т 17 0.02
5
4
3
Si
2.5
16 X 2.4 Л". Z 0.06т 17
0.02

характеристики
Зарядовое состояние
4 5 6 7 8
Максимальный ионный ток, емкА
10
Место Лите-
измереиия, ратура
примечание
000 23 Ю' 2210' 1410' 4500 1000 180 35 120
Межкатодиое 82
расстояние
около 24 см
20-10' 1710'
- 800 1000 500
13 Ю'
200
6800 3300 700
500
4500
4700
9000
1250
5300
5200
1500
3600
2250
1750
3400
800
2000
2400
320
2000
1800
60
1600
1000
600
300
1500
^5100
1900
4600
2800
1700
4100
3600
1600
3100
3300
1700
2400
650
^600
1200
130
^400
400 <200
1500
3300
4000
4000
500
3000
6700
2300
4500
2400
Измерено
на
расстоянии
80 см от
магнита
источника
»»
t*
Измерено
на
расстоянии
50 см от
магнита
источника
»»

Используемая доля
сечения
пучка 50Vfi
68%
67%
85%
86%
80%
83%
76%
Стабильная
6-Ч работа
t*
*>
»
»
>>
it
)»
»»
»»
500
180
32
10
[340 240 28
1050
400
Меж катодное
расстояние
8 см
Измерено на
расстоянии
3 м от
источника
32
»»
»
33
»
33
»
it
ft
»
»»
»»
83
»
»»
21
*>
84
**

194 Глава 8
Пасюк [46] наблюдал максимальный выход ионов в случае
однородного магнитного поля, но заметил, что небольшая неоднородность не
мешает, если несколько изменено расположение катодов. Он также
нашел, что ось источника должна быть параллельна линиям
магнитного поля: отклонение одного из двух катодов на 1 мм существенно
уменьшило выход ионов Аг^ ^ и Аг^ ^ . Однако экспериментальная
работа в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли [47] показала явное
увеличение выходов N^ ^ и Аг^ ^ в случае зеркальной геометрии поля вблизи
катодов. Уменьшение минимального газового потока при истощении
наблюдалось при сгущении силовых линий поля, вероятно,
вследствие возросшего времени удержания ионов. Таут [48] предложил
устройство для сгущения линий поля к центру разряда. В Германии в
настоящее время разрабатывается компактный РЮ-источник, в
котором велика неоднородность поля (около 0,2 кгс/см), однако
стабильность плазмы и распределение по зарядовым состояниям в ионном
пучке такие же, как у обычных источников [49] (рис. 8.8.).
Дополнительная информация относительно геометрии источников и ее
влияния на рабочие параметры приведена в работах [50—53].
Ионные пучки, вытянутые из РЮ-источников как с холодными,
так и с горячими катодами, по-видимому, модулированы по
интенсивности вследствие осцилляции плазмы с частотой от 100 кГц до
1 МГц. Вообще, чем ближе источник к состоянию истощения (т. е.
настроен на создание ионов с большим зарядом), тем сильнее
модуляция. Колебания интенсивности пучка ухудшают нейтрализацию пучка
по его ходу и могут быть даже усилены взаимодействием пучка с
плазмой [54, 55]. Основная частота, видимо, не зависит от магнитного
поля. Амплитуда может резко изменяться с изменением напряжения
дуги. Обычно интенсивность модуляции на краю пучка больше, чем в
центре [56]. Осциллограмма типичного токового шума пучка
показана на рис. 8.9 [57]. Шумы пучка имеют основную частоту в пределах
100—500 кГц и гармоники до 3 МГц, характерные для
нестабильности плазмы вихревого типа, один из случаев которой исследован Хо-
хом [58, 59]. Для уменьшения шума пучка такого типа едва ли можно
предложить что-либо, кроме увеличения плотности числа
нейтральных частиц, что, конечно, значительно уменьшает долю ионов с
большим зарядом (см. рис. 8.7).
Срок службы источника укорачивается при большой мощности
постоянного тока, проходящего через плазму. Скорость распыления
вольфрамового катода в источниках с накаливаемым катодом в
большинстве случаев не зависит от рода используемого газа, так как катод
бомбардируется частицами вольфрама (так называемое
самораспыление). Пасюк [60] сопоставил теоретические оценки с эмпирическими

Ионные PlG-источники
195
Рис. 8 9 Токовый шум пучка иоиов Аи^ ^ [57] Основная частота 287 кГц, частоты
гармоник достигают нескольких мегагерц, ток пучка составляет 5,7 мА
данными и нашел, что скорость расходования катода
пропорциональна току дуги и квадрату напряжения дуги. Для импульсных источни-
I ков с тугоплавкими катодами типична величина 0,4 г/ч; если ось
катода неотъюстирована, могут происходить асимметричное кратероо-
] бразование и существенное увеличение скорости распыления. Распы-
j ление в источниках с холодным катодом, по-видимому, больше зави-
j сит от типа газа, возможно, в результате образования соединений на
поверхности катодов. Добавим, что чем глубже кратер в катоде, тем
ниже средний заряд ионов пучка.
8.7. ПОЛУЧЕНИЕ ИОНОВ МЕТАЛЛОВ
Один из методов ионизации атомов металлических материалов с
низким давлением пара — испарение материала в печи с последующей
подачей пара в отражающийся электронный поток камеры Пеннинга.
При этом ионный источник должен иметь еще более высокую
температуру, чем печь и паропровод. С подобным паровым питанием
можно уверенно получать пучки ионов металлов (только) постоянного
тока. Во избежание химических реакций на поверхности катод должен

196 Глава 8
подогреваться. Пасюк [61] разработал РЮ-источник этого типа для
получения ионов кальция и цинка. При тщательной регулировке были
обнаружены ионы Са^^ и Zn^^^; скорость расходования материала
была велика (около 100 мг/ч для кальция). Сообщалось также об
источнике ионов Li^^ [62]. Источники с паровым питанием по самой
своей природе обладают более высокой производительностью, чем
источники с распыляемым катодом, в которые надо обязательно
подавать несущий газ.
Для генерирования пучка ионов лития испаряли пары лития через
отверстие в нагреваемом плазмой «холодном катоде» [63]. Используя
золото, смешанное с катодным материалом, получили ионы с
необычайно высоким зарядом [64]. Подобно этому никель, медь и хром
испаряли путем специально локализованного нагрева металла в камере
Пеннинга [65].
Еще один метод, первоначально разработанный для разделения
изотопов [66] и позже для применения в ускорителях [67], основан на
использовании распыляемого электрода из требуемого
металлического материала, имеющего отрицательный потенциал по отношению к
плазменному столбу. Различные методы с использованием
распыления электрода применялись для источников ускорительного типа
[30, 68]. Распыление очень удобно для работы в импульсном режиме,
так как ионизируемый элемент сохраняется в течение промежутка
времени между импульсами. Обычно для поддержания разряда
требуется существенный поток инертного несущего газа, разбавляющий
поток ионов металла. (Информация о коэффициентах распыления,
зависимости от угла и т. д. представлена в работе [69].)^^
Большинство материалов можно легко ионизировать в PIG-источ-
нике, используя распыляемый электрод. Обычно электрод
закрепляют в охлаждаемом держателе. Он может быть привинчен или
припаян, скажем, к медной подложке. Пригоден даже проводящий
эпоксидный клей с серебряным наполнителем (через клей можно передавать
электрическую мощность до 40 Вт/см^).
Распыляемые электроды должны иметь достаточно высокую
температуру плавления, чтобы оставаться твердыми и
электропроводящими во время работы источника. Требуется также значительная до-
** Более новую и обширную информацию можно найти в трехтомной монографии
«Распыление твердь1х тел ионной бомбардировкой» Первые два тома (ред. Р. Бериш)
переведены на русский язык и вышли в издательстве «Мир» в 1984 и 1986 годах; третий
том — «Sputtering by Particle Bombardment 111» (Characteristics of Sputtered Particles,
Technical Applications) Eds R Behnsch. К Wittmaack. Spnnger-Verlag. 1991. См. также
книгу «Фундаментальные и прикладные аспекты распыления твердых тел». Пер с
англ. — М : Мир, 1989. — Прим. ред.

Ионные РЮ-источники 197
ля аустенитной составляющей, чтобы не слишком сильно возмущать
линии магнитного поля внутри полого анода. Для определенных
элементов были разработаны специальные методы. Например, ртуть
удобно применять в виде 45^о-ной (ат.^о) амальгамы с серебром.
Определенные ферромагнитные металлы (никель, например) обычно
пригодны для больших источников, но часто не годятся для
маленьких источников, если не выбраны специальные сплавы; такие сплавы
часто производятся для особых промышленных применений.
Кобальт успешно извлекают из сплава с низкой магнитной
проницаемостью— эльджилоя [70]. Пучки ионов железа получают, используя
нержавеющую сталь или, еще лучше, марганцевый сплав под названием
«сталь для подводных лодок» [71]. Непроводящее соединение,
например Сар2, можно смешать с серебряным порошком и горячим
прессованием изготовить форму с соответствующими проводящими
свойствами [57]. Такие элементы, как ^Ni или ^^Fe, обычно разбавляются
нейтральным в данном применении металлом, например золотом;
это можно сделать в условиях лаборатории на большом ускорителе.
Следует принимать меры предосторожности при смешивании
металлов в жидком состоянии. В индуктивных печах обычно присутствуют
конвективные потоки, которые способствуют процессу смешивания.
Вопросы, касающиеся изготовления электродов, более подробно
рассмотрены в работах [71, 72].
Обнаружено, что как выход ионов металла, так и выход ионов газа
может быть максимизирован путем тщательной оптимизации потока
распыляемых атомов и подачи несущего газа. Расположение
отверстия для впуска несущего газа может очень сильно влиять на требуемое
количество несущего газа, а откачивающее действие осаждающегося
металла без сомнения изменяет это количество. Для одного
источника (см. рис. 8.3) скорость потока атомов кальция доходила до 50*7о
скорости потока несущего газа [20]. Приблизительно один из шести
распыленных атомов кальция был ионизирован и извлечен, а около
80% оставшихся атомов можно собрать для повторного
использования. Эти атомы собираются на внутренних стенках анода.
Распыляемый электрод этого источника изготовлен в форме кольца для сбора
собственного распыляемого материала. Мюллер [73] описал располо-
Жение трех распыляемых электродов, каждый из которых занимает
один квадрант сечения анода; неработающий электрод служит
коллектором. Каждый из трех электродов включается по очереди. В этом
случае почти половина окружающей поверхности предназначена для
Повторного использования (рис. 8.10) [74]. Сообщается, что потеря
массы распыляемого электрода для заданного пучка ионов V^"*"
Уменьшается в три раза при применении многоэлектродных

198
Глава 8
Рис 8 10 Источник с тремя распыляемыми электродами [73] Вытягивающая систе
ма удалена Нить для непрямого нагрева одного катода можно видеть наверху Ср
с рис 8 8
устройств (т е эффективность использования материала возрастает
в три раза) [75]
Скорость потока распыляемого металла и зарядовое состояние, на
которое настроен источник, взаимосвязаны Для оптимального
выхода ионов с большим зарядом, скажем РЬ^^ ^, требуется очень низкая
скорость распыления Длинные источники более удобны для
вытягивания ионов с большим зарядом, благодаря тому, что распыляемый
электрод отдален от катодов, которые в противном случае
покрываются испаряемым или распыляемым катодным материалом Если
необходимо настроить PIG-ИСТОЧНИК на максимальный выход ионов ме-

f
Ионные PIG-источники
199
талла с меньшим зарядом, предпочтительны большие скорости
распыления, при которых радиальная выпускная щель медленно
сужается вследствие отложения распыляемого материала во время работы
источника Таким образом, уменьшается производительность
источника (Автор подавал на щель потенциал, чтобы распылить
отложения, срок службы источника в результате увеличился на 15% Однако
одновременно повреждается вытягивающий электрод, что
препятствует использованию этого метода )
50%-ное уменьшение ширины распыляемого электрода,
расположенного напротив радиальной выпускной щели, (с 4 до 2 мм) давало
умеренный прирост производительности распыления [75], но
распространению этого метода могут препятствовать преимущества,
связанные с многоэлектродной системой при изменчивых условиях
настройки и т д Скорость расходования материала и
производительность для ряда ионов были определены Мюллером и др [75]
Несколько типичных значений приведены ниже Производительность
источника определяется как отношение общего числа ионов одного
заряда, собранных на входе ускорителя предварительной ионизации
(после ускорения в инжекторе и переноса пучка), к общему числу
распыленных ионов (в соответствии с потерей массы электрода)
Частицы
Са^-
Ni^^
СИ^
РЬ^^
(хол )
РЬ*^
(гор)
уЮ^
Скорость
расходо
вания
мг/ч
1.2
37
14.5
350
65
437
Производи
тельность
2 10 ^
2.2 10 ^
5 10-"*
1.5 10 ^
1.3 10-"*
4 10-*
Данные отмеченные как «хол » и «гор относятся к температуре самого источника В случае
«гор > преобладают условия способствующие испарению
8.8. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИОННОГО ПУЧКА
Вытягивание ионов из плазмы обсуждается в гл 3, а также в
работах [37, 45, 76—80] Обычно ионы вытягиваются через осевую щель в
анодном цилиндре, т е в направлении, поперечном статическому
Магнитному полю. Ширина щели обычно меньше 2 мм, что позволяет

200 Глава 8
предотвратить чрезмерное повреждение вытягивающего электрода.
Поток ионов улучшается в случае тонких щелей, часто когда электрод
имеет конфигурацию типа Пирса. Ускорительно-замедлительные
вытягивающие системы не проявили полезных качеств. Вытягивание в
направлении, поперечном сильному магнитному полю, и
множественность зарядовых состояний ионов усложняют теоретическое
истолкование. Одна интересная демонстрация сложности физики
вытягивания пучка из РЮ-источника состоит в том, что пучок получается
лучше, когда один край щели вытягивающего электрода прикрывает
часть вытягиваемого пучка; возможно, бомбардировка
вытягивающего электрода пучком дает вторичные электроны, необходимые для
нейтрализации объемного заряда пучка.
Длина щели определяется в основном параметрами сопрягаемых
дипольного магнита и линии пучка. Обнаружено, что превышение
уровня приема пучка в вертикальной плоскости увеличивает
интенсивность пучка. Возможная причина заключается в том, что из-за потерь
пучка в вертикальной плоскости образуются электроны,
обеспечивающие нейтрализацию пучка, проходящего через линии поля, с
которыми связаны электроны. В одном случае [81] удвоение длины щели
источника, несмотря на увеличение размера по вертикали пучка U^^,
привело к увеличению интенсивности пучка (измеренной при
нормализованном эмиттансе 0,057г см-мрад) в 1,7 раза. Так как центральная
часть пучка «ярче» периферийной части, фактическое увеличение
интенсивности скорее всего еще значительнее.
При типичных условиях работы плотность ионного тока пучков
ионов аргона сразу же после вытягивания обычно составляет
несколько сотен мА/см^ при нормализованном эмиттансе около
0,057г сммрад в плоскости, перпендикулярной длине щели.
Поперечная расходимость обычно поддерживается на уровне ниже 5° путем
подбора магнитной системы [33].
Некоторые рабочие параметры различных РЮ-источников
представлены в табл. 8. К
8.9. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
PIG-ИСТОЧНИКИ продолжают играть жизненно важную роль в со-
вр>еменных ускорителях частиц. Стало возможным быстрое
преобразование атомных частиц. Определенные элементы с низкой
температурой плавления (например, свинец) продолжают обрабатываться
главным образом в РЮ-источниках, а теряемые частицы с нежела-

Ионные РЮ-источники
201
тельным зарядовым состоянием в области после вытягивающего
электрода могут быть полезны для нейтрализации пучка.
Срок службы источников составляет 4—8 ч при постоянном токе
в типичных условиях, но по мере быстрого усовершенствования
источников и путем применения согласующихся между собой элементов
конструкции этот недостаток сводится к минимуму.
Многоэлектродные конструкции не позволяют увеличить срок службы источников,
поскольку определяющий его процесс — выгорание катода. Однако,
если потребность в дорогих редких изотопах сохранится, решающими
могут оказаться небольшие улучшения многоэлектродных
конструкций.
l£ лг\е. т

Глава 9
Фримановские ионные источники
д. Эйткеи
1)
Фримановский источник был разработан в начале 60-х годов как
усовершенствованный источник для электромагнитных разделителей
изотопов [1]. Первостепенным требованием было создание
сильноточного пучка и высокого разрешения для разделения изотопов
тяжелых элементов. Большой ток, вытягиваемый из источника, не
обязательно удовлетворяет этому требованию, если качество пучка после
вытягивания и магнитного анализа недостаточно, чтобы обеспечить
необходимую высококачественную фокусировку на выходной щели.
Эти требования ведут к применению системы «ленточного» пучка, где
пучок вытягивается из длинной щели. Чтобы достичь нужного
оптического качества, пучок должен быть однородным по всей длине щели
и, что даже более важно, плазма, из которой вытягивается пучок,
должна быть свободна от высокочастотных электрических осщ1лляций,
часто называемых «шумами». Эти осцилляции приводят к модуляции
пучка, что нарушает нейтрализацию пространственного заряда и не
позволяет достичь хорошей фокусировки на выходной щели.
Наиболее важная характеристика источника Фримана —
возможность получения однородных, свободных от шумов ионных пучков.
Первые сильноточные разделители изотопов создавались
обязательно на базе ионных источников калютронного типа [2] или миниатюри-
зированных вариантов калютронного источника с использованием
независимых магнитов источника и катодной нити за пределами
дуговой камеры [3] или внутри нее [4]. Чтобы достичь и большого тока й
высокого раз1>ешения в разделителе изотопов с этими источниками,
приходилось много вр>емени уделять их настройке из-за тенденции к
работе в условиях шумящей дуги. Сильные скрещенные магнитное й
электрическое поля в области вытягивания могут привести к
электрическому пробою и в случае отдельного магнита источника к
нежелательному отклонению пучка перед вхождением в анализирующий маг-
'^ D. Aitken. Applied Materials Implant Division, Horsham, England.

Фрименовские ионные источники 203
них. Взаимодействие магнитного поля нити с магнитным полем
источника может привести к искажениям в коллимации дугового
столба, которые могут привести к сложным, непредсказуемым выходным
характеристикам и высокой степени неоднородности пучка по длине
вытягивающей щели.
Вероятно, самая важная особенность источника Фримана — это
длинная прямая нить, расположенная близко к вытягивающей щели и
параллельная ей. Такая конфигуращ1я позволяет эффективно
контролировать положение и стабильность плазмы, удерживая ее в области,
близкой к щели, из которой должен вытягиваться пучок. Магнитное
поле параллельно щели, как в источниках калютронного типа, но
значительно ниже по интенсивности (обычно около 150 Гс).
Фримановский источник широко использовался в сильноточных
ионных имплантерах [5—7] благодаря надежности, простоте и
большим выходным токам.
9.1. ПЕРВЫЙ ФРИМАНОВСКИЙ ИСТОЧНИК
Впервые об этом источнике сообщалось в 1962 г. [1] как об
источнике, разработанном в основном для разделения изотопов плутония.
При необходимости достижения эффективного разделения изотопов
нужна высокая разрешающая способность. Главным ограничением в
случае предшествующих ионных источников, в основном основанных
на конструкции калютрона [2], была склонность к «шумящему»
разряду, который ведет к уменьшению степени нейтрализащ1и
пространственного заряда пучка; поэтому требовалась тщательная
оптимизация параметров разряда, чтобы достичь условий существования
спокойной плазмы. Особенность источника — относительно слабое (О—
150 Гс) осевое магнитное поле. Сильные магнитные поля,
используемые в источниках калютронного типа, как известно, способствуют
возникновению «шумов», приводят к электрическому пробою в
области вытягивания и создают нежелательное отклонение пучка в
дисперсионной плоскости, когда пучок проходит через вытягивающие
электроды.
Источник схематически показан на рис. 9.1. Нить, расположенная
параллельно вытягивающей щели примерно в 3 мм от нее, находится
под отрицательным потенциалом до 200 В относительно дуговой
камеры. Были испытаны нити различных форм, размеров и
химического состава. Был выбран танталовый стержень диаметром 4,5 мм,
обработанный на станке до прямоугольного сечения 4,5 X 1 мм в требу-

204
Глава 9
Попожитепьные
ионы
Рис 9 1 Первый фримановский ионный источник [1]. 2 — нить, 2 — отражатель
электронов, 3 — печь источника, 4 — нагрюатель.
емой области эмиссии длиной 45 мм. Вытягивающая щель имела
длину 42 мм и ширину 1—2,5 мм. Пытались использовать и вольфрам, но
его механическая обработка оказалась более трудной, а графитовые
нити проявили себя хорошо, но оказались слишком хрупкими для
надежной работы в течение длительного вр>емени. Испытывались и
другие геометрические формы (плоская фольга, круглый стержень
диаметром 2 мм и спиральные нити), но не было обнаружено каких-либо
преимуществ в работе, хотя, возможно, они более дешевы, чем
обработанный на станке танталовый стержень. Срок службы нити
оказался неожиданно большим, хотя она расположена прямо в центр>е дуги.
В основном это обусловлено тем, что данный источник может
эффективно работать при значительно более низком напряжении дуги, чем
источники калютронного типа, а скорость распыления нити очень
чувствительна к энергии бомбардирующих ионов.

Фримановские ионные источники 205
Эксплуатационные характеристики источника не проявили р>езкой
зависимости от расположения нити, и он может удовлетворительно
работать с нитью, расположенной на расстоянии примерно 3—10 мм
от вытягивающей щели. Первоначальная конструкция допускала
установку отражателей электронов на концах эмиттерной части нити,
что дало в результате бОЧ'о-ное увеличение эффективности источника.
Из практических соображений они не получили широкого прима1е-
ния, но могут оказаться полезными при лучшей совместимости с
другими элементами конструкции.
Вспомогательный магнит источника, находящийся за пределами
вакуумной системы, обеспечивал магнитное поле с индукцией О—
150 Гс, вектор которой параллелен оси нити. В отличие от источников
калютронного типа как геометрия нити, так и взаимодействие
магнитного поля нити и приложенного извне поля улучшают
характеристики источника. Нить позволяет получать интенсивную дугу в
наиболее выгодном положении, прямо за вытягивающей щелью, которая
фиксирована в пространстве нитью. Магнитное поле не опр>еделяет
пространственное положение плазменного столба; это
обстоятельство является главной причиной того, что интенсивность
приложенного извне поля может быть столь низкой по сравнению с калютрон-
ными источниками. Единственная функция внешнего поля —
обеспечение взаимодействия с полем нити, чтобы создавать
спиральную геометрию траекторий первичных электронов в плазме, что
приводит к эффективной ионизации при низком давлении в дуговой
камере.
9.2. ФРИМАНОВСКИЕ ИСТОЧНИКИ
ЛАБОРАТОРНЫХ РАЗДЕЛИТЕЛЯХ ИЗОТОПОВ И
ПЕРВЫХ ИМПЛАНТЕРАХ
9.2.1. Первоначальная конструкция харуэллского
разделителя изотопов
Вариант фримановского источника [8], сконструированного для
использования в харуэллском лабораторном разделителе изотопов,
стал основой большинства источников, используемых в
коммерческих сильноточных ионных имплантерах (рис. 9.2). Первоначальный
вариант имел танталовую дуговую камеру с тепловым экраном,
которая вместе с испарителем из нитрида бора или нитрида кремния
позволяла работать с твердыми рабочими материалами до температуры
1100 °С. Такой р>ежим был идеальным для универсального лабора-

206
Глвеа 9
Рис. 9 2. Фримановский ионный источник [8]. 1 — изолятор; 2 — термопара; 3 —
нагреватель печи; 4 — экран; 5 — тепловые экраны; 6 — нить; 7 — вытягивающая
щель, 8 — ионный пучок; 9 — дуговая камера; 10 — линия подачи газа; 11 —
тепловые экраны.
торного разделителя изотопов, где требуется широкий диапазон
ионов. Для более ограниченных требований полупроводниковой ионной
имплантации, где бор, фосфор, мышьяк и сурьма представляют
фактически все требуемые материалы, в стандартной конструкции
источника применима простая, надежная и более экономичная графитовая
дуговая камера. Температура дуговой камеры в этом случае для
типовых параметров дуги (скажем, 70 В, 2 А) должна быть достаточно
высокой, чтобы предотвратить конденсацию сурьмы (700—8(Ю °С).
Другие рабочие материалы являются либо более летучими
веществами (например, фосфор и мышьяк), либо газами (например, галогени-
ды и гидриды бора, фосфора, мышьяка и сурьмы). Графитовая
дуговая камера имеет значительное преимущество перед танталовой
камерой, для которой серьезной проблемой является охрупчивание или
коррозия тантала. Главный недостаток графита — пористость,
которая приводит к значительным эффектам памяти и ограничивает
скорость, с которой можно заменять материалы и получать
максимальный выход. Несмотря на это, в коммерческих ионных имплантерах
широко используются графитовые дуговые камеры.

Фримановские ионные источники 207
9.2.2. Варианты источников
Несколько вариантов базовой конструкции источника (рис. 9.2)
были использованы в харуэллском разделителе изотопов и
изображены на рис. 9.3, а—ж.
9.2.3. Харуэллский разделитель изотопов
как имплантер
Первый коммерческий сильноточный ионный имплантер был
изготовлен фирмой Lintott Engineering [5] и состоял из харуэллского
разделителя изотопов и устройства с механическим сканированием.
Разделитель изотопов находился под нулевым потенциалом, и
выделенный пучок ионов с энергией до 40 кэВ ускорялся путем создания на
сканирующем устройстве отрицательного потенциала.
Пучок вытягивали через щель с размерами 42 X 1,5 мм, а его
центровка достигалась с помощью стационарных вытягивающих
электродов и наклона всей системы источника на вакуумном сильфоне. Как
можно видеть на рис. 9.2, вакуумный фланец источника имеет
большой высоковольтный токоввод и находится под нулевым
потенциалом, но на дуговую камеру подается предварительный ускоряющий
потенциал до 40 кВ. Магнит источника, который создает магнитное
поле с вектором индукции, параллельным нити, расположен вне
вакуумной камеры при нулевом потенциале.
9.2.4. Фримановский источник в коммерческих
ионных имплантерах
Фримановский источник нашел применение в коммерческих
сильноточных ионных имплантерах для полупроводниковой технологии.
На рис. 9.4 показан источник, использованный в устройстве Series III
производства Lintott/Applied Materials [5]. В его состав входят
сдвоенные испарители, которые использовались для получения ионов
мышьяка, фосфора или сурьмы из одноэлементных рабочих материалов.
В сочетании с газообразным ВРз в качестве рабочего материала для
получения ионов бора были, следовательно, легко доступны три вида
имплантируемых частиц без необходимости смены источника. На
рис. 9.5 показан источник, изготовленный фирмой Nova [7], со снятой
передней пластиной. В обоих источниках передняя пластина —
съемный элемент с изогнутой геометрией вытягивания (чтобы уменьшить

208
Глава 9
О)
о
Ц
о^ 00 ^ч ^о
<&

Фримановасие ионные источники
209
-8-
ш
Q.
О)
^
v
о
п
о
о.
а
го
*
£

Рис. 9.4. Фримановский источник Series III Lintott/Applied Materials. / —
нагревательный патрон; 2 — танталовый экран (отражатель электронов): S — ннть; 4 —
две капсулы; 5 — теплопроводящий зажнм.
Рис. 9.5. Фримановский источник фирмы Nova.

Фримановсте ионные источники
211
Рнс. 9.6. Фрнмановскнй источник Р1 9000.
высоту пучка в анализирующем магните). На рис. 9.6 показан
источник, использованный в установке имплантации Precision Implant 9000
фирмы Applied Materials. Он имеет большую вытягивающую щель
(90 X 5 мм) и может давать токи ионов фосфора и мышьяка более
30 мА.
9.3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИСТОЧНИКА
Источник с вольфрамовой нитью диаметром 2 мм хорошо
работает в диапазоне напряжений дуги от 40 до 70 В и токов дуги 0,1—3 А.
При столь умеренных напряжениях срок службы нити при
максимальном выходе может быть значительным, обычно 50—100 ч. Для
материалов, атомы которых относительно трудно поддаются ионизации
(например, бора), может потребоваться поддерживать напряжение
дуги в интервале от 80 до 100 В, что в сочетании с некоторой
химической эрозией, вызываемой галоидным рабочим материалом (в случае

212 Глава 9
бора), приводит к значительному сокращению срока службы нити
(обычно до 20—30 ч) при максимальном выходе и токе дуги 3—5 А.
Источник с вытягивающей щелью с размерами 40 х 2 мм и
вытягивающим напряжением 40 кВ обычно может создавать пучок ионов
В ^ с током 1—2 мА при использовании трифторида бора и пучки
ионов Р^ и As^ с током 3—7 мА при использовании одноэлементных
рабочих материалов. При благоприятных обстоятельствах
достижимы значительно большие токи.
Для точного определения характеристик этого источника
требуется оценка влияния длинной нити с относительно большим диаметром
на параметры дуги.
9.3.1. Управление током дуги
Традиционный способ управления током дуги — изменение
температуры нити, которая в свою очередь определяет эмиссию электронов
с нити. Температура нити зависит главным образом от тока через нее,
хотя мощность, рассеиваемая в дуге, и ионная бомбардировка, также
дают значительный вклад. Большая нить в этом источнике имеет
значительную тепловую инерцию, которая может привести к плохому
управлению, особенно при больших токах дуги (выше 2 А). Успешно
работающая система управления должна справляться с нестабильно-
стями, которые возникают в р>езультате замедленного
температурного отклика такой большой нити. Пример способа 1>ешения этой
проблемы приведен ниже.
9,3,2, Неоднородность дугового разряда по длине нити
Фримановский источник асимметричен. Потенциалы двух концов
нити различны, и их разность является напряжением на нити.
Электрический ток вдоль нити создает магнитное поле, которое
взаимодействует с полем, приложенным извне, создавая результирующее
спиральное поле. Хотя такое поле увеличивает эффективность
ионизации, оно заставляет первичные электроны, покидающие поверхность
нити, двигаться по сложным и асимметричным траекториям. Хин-
кель [10] рассчитал траектории электронов для разных 1>ежимов
работы. На рис. 9.7. показана траектория первичного электрона,
вычисленная Хинкелем для напряжения дуги 60 В и тока нити 130 А.
Расчеты выполнялись для свободных электронов, и столкновения не
учитывались. Результаты зависят от пр>едположений относительно вида за-

Фримановские ионные источники
Плоскость
х-у
213
12 г-
N
Плоскость
X — Z
X, мм
Рис. 9.7. Траетстория электронов [10].
Вг = 6,0»10"' В^с/м^.
висимости потенциала в разряде от расстояния до катода, но общие
выводы остаются неизменными.
Наиболее значительный вывод из этой работы — то, что
электроны, которые испущены горячей нитью и не сталкиваются с атомами
газа, не достигают стенки дуговой камеры в ее центральной части,
откуда вытягивается пучок. Электроны движутся по псевдоциклоидной
спирали вокруг нити по направлению к положительно заряженному
концу. Поэтому электроны, испущенные отрицательным концом
нити, дают* вклад в ионизацию на положительном конце.
Следовательно, разряд должен быть более интенсивным на этом конце, и в 1>езуль-
тате эрозия нити на этом конце особенно велика. Более низкое
напряжение дуги на положительном конце ведет к уменьшению этого
эффекта. Направление внешнего магнитного поля не оказьшает влияния
на этот процесс, но пе1>емена полярности питания нити изменяет
направление миграции электронов на противоположное — к другому
концу. Эрозия нити более равномерна в случае увеличения тока дуги
Или уменьшения внешнего магнитного поля до уровня, позволяющего
Электронам покинуть нить. Первое увеличивает скорость эрозии и по-

214 Глава 9
этому уменьшает срок службы нити; последнее уменьшает
достижимый ток пучка. Поэтому эти способы не представляют ценности,
когда требуется максимальный выход. Еще один способ состоит в
уменьшении диаметра нити, чтобы уменьшить ток че1>ез нее, необходимый
для термоэлектронной эмиссии, и, следовательно, уменьшить
магнитное поле нити. Этот способ оказывается эффективным:
характеристики источника с нитью диаметром 1 мм, как правило, лучше, чем
у источника с обычной 2-мм нитью, но срок службы нити
уменьшается. Наилучшее р>ешение состоит в периодической перемене
направления тока нити, что позволяет уменьшить эрозию на двух концах нити.
Другие способы р>ешения этой проблемы изложены в следующем
разделе.
9.4. ВАРИАНТЫ ФРИМАНОВСКОГО ИСТОЧНИКА
Со в1>емени появления фримановского источника было сделано
лишь относительно небольшое количество модификаций
первоначальной конструкции для оптимизации ее использования в
современных коммерческих ионных имплантерах.
В П1>едыдущем разделе отмечалось, что электронам трудно
удалиться от нити в радиальном направлении, но нет никаких
препятствий в продвижении вдоль нити к положительно заряженному концу.
Это обстоятельство не только вызывает неоднородности в плазме, но
также ограничивает эффективность удержания плазмы из-за
существования легкого пути утечки первичных электронов. Для улучшения
ситуации было пр>едложено несколько методов.
9*4Л. Магнитная бутылка
Уильяме [11] показал, что характеристики фримановского
источника, особенно при получении ионов бора из трифторида бора в
качестве рабочего газа, могут быть значительно улучшены путем
установки на каждом конце нити железных полюсов, которые создают
магнитную бутылку вдоль нити. Это приспособление предотвращает
легкую утечку электронов на концах дуговой камеры благодаря
увеличению магнитной индукции и, следовательно, приводит к росту
электронной температуры плазмы.

Фримановские ионные источники 215
9.4.2. Электростатические электронные отражатели
в первоначальном варианте этого источника Фриман [1] имел
приспособление для установки электронных отражателей на каждом
конце эмиттерной части нити. Однако по практическим соображениям
они не использовались. Эйткен [12] показал, что установка
электронных отражателей на каждом конце нити при потенциале нити
одновременно улучшает характеристики источника и уменьшает
локализованную эрозию на положительном конце нити. Отражение первичных
электронов возвращает их в плазму; иначе они были бы потеряны.
Ионная бомбардировка отражателей создает вторичные электроны,
которые вместе с отраженными первичными электронами могут
двигаться вдоль нити в любом направлении. Детальное описание
процесса является сложным, но улучшение характеристик значительно.
На рис. 9.4 показан источник [12] с танталовыми экранами на
концах дуговой камеры, которые работают как электронные отражатели
и одновр>еменно защищают изоляторы от металлизации. В более
позднем варианте этого источника изоляторы нити вынесены за пределы
дуговой камеры для увеличения их срока службы.
9.4.3. Нить на переменном токе
Еще один вариант — использование для нагрева нити переменного
тока. Такой вариант использовали Табата и др. [13] в устройствах,
предназначенных для модификации поверхности материалов.
Очевидно, что этот метод устраняет асимметрию, существующую в
случае постоянного тока, путем усреднения по времени. Он пригоден
вследствие менее строгих требований к однородности дозы для этих
устройств по сравнению с имплантерами, используемыми для
легирования полупроводников. Данный метод не используется широко,
потому что переменный ток вызывает осцилляции плазмы, и выход
источника сильно модулирован с частотой тока. Поэтому возможны
серьезные проблемы с однородностью при сканировании. Тем не
менее метод обеспечивает простой путь получения более однородного
пучка для определенных областей применения.
9.4.4. Источник с контролируемым магнитным полем
в ионном имплантер>е Precision Implant 9000 фирмы Applied
Materials [15] к фримановскому источнику приложено внешнее магнитное

216
Глава 9
Магнит
источника
N
Магнит
источника
Рис 9 8 Схема источника Фримана Р1 9000. / — магнитная катушка, 2 — три
анода, 3 — фрнмановскнй ионный источник; 4 — магнитная катушка; 5 —
ограничивающий электрод; б — вытягивающий электрод; 7 — замедляющий электрод.
поле, которое может изменяться как по интенсивности, так и по
форме. Схема устройства показана на рис. 9.8. Каждый из двух полюсов
магнита источника имеет свою собственную катушку, питаемую
независимо. Если ток в одной катушке больше, чем в другой, это приводит
к двум последствиям: 1) поле оказывается смещенным таким
образом, что на одном конце фримановского источника оно сильнее, чем
на другом; 2) эффект магнитной бутылки (разд. 9.4.1) также
асимметричен.
Дополнительная степень свободы, которую дает этот метод,
допускает некоторый контроль над распределением интенсивности
плазмы по длине вытягивающей щели. Оптимальная ситуация
достигается максимизацией тока пучка через ионный имплантер, и этот
оптимум всегда асимметричен.
9.4.5. Другие варианты
На рис. 9.8 и 9.9 представлен еще один метод, который может
использоваться для управления распределением интенсивности плазмы
по длине источника. В нем применяются независимо питаемые аноды.

Фримаштат ионные источники
217
Рис. 9.9. Вытягивание иоиов во фримановском источнике PI 9000. / — аноды; 2 —
нить; 3 — ограничивающие электроды; 4 — диафрагма; 5 — собирающая
электростатическая линэа (эамедляющий электрод); б — мениск плазмы; 7 — ионный
источник при потенциале предварительного ускорения ( + 20 кВ); 8 — вытягивающий
электрод при фокусирующем напряжении (до —30 кВ); 9 — эамедляющий электрод (эа-
эемлен).
Этот способ был найден эффективным, но не используется в имплаи-
тере PI 9000, потому что управление с помощью магнита источника
оказалось достаточным [14].
9.5. ВЫТЯГИВАНИЕ ИОННОГО ПУЧКА
Методы, упомянутые в предыдущем разделе, направлены либо на
повышение эффективности удержания первичных электронов, либо на
изменение однородности интенсивности плазмы по длине источника
с целью повышения эффективности вытягивания ионного пучка.
Условия вытягивания могут быть оптимизированы только для
определенных значений первеанса пучка. Если плотность тока изменяется по
длине щели, то оптимальные условия вытягивания не могут быть
достигнуты .
Другое важное обстоятельство, которое следует учитывать при
вытягивании пучка, — трудность получения больших токов пучка
( > 20 мА). Если используется обычная вытягивающая система, где
фактически все напряжение вытягивания обеспечивается высокоста-
билизированным источником напряжения предварительного
ускорения (т. е. потенциал приложен к ионному источнику), то неизменно

218 Глава 9
приходится сталкиваться с серьезными проблемами из-за искрообра-
зования. Если через вытягивающий промежуток проскакивает искра,
то высокостабилизированный источник напряжения
предварительного ускорения «подпитывает» разряд; его система стабилизации при
этом поддерживает постоянное напряжение, несмотря на быстро
возрастающий ток разряда. В результате возникают сильные искры,
которые могут повредить электронные элементы и увеличить время
возвращения к условиям, при которых вытягивающие электроды
относительно свободны от искрообразования.
Способ р>ешения этой проблемы, принятый в устройстве PI 9000,
состоит в использовании умеренного ( + 20 кВ) напряжения
предварительного ускорения одновременно с сильным (до - 30 кВ) смещением
на вытягивающем электроде (рис. 9.9). Отрицательное смещение на
этом электроде создается обычно для предотвращения оттока
электронов к ионному источнику. В таком случае отрицательное
смещение, называемое фокусирующим напряжением, составляет
значительную часть всего вытягивающего напряжения (до 50 кВ) и создается с
использованием последовательно подсоединенного сопротивления
между источником питания и электродом. Искры через
вытягивающий промежуток гасятся уменьшением фокусирующего напряжения,
вызванным возрастанием тока, но энергия пучка, входящего в
магнитный анализатор, остается постоянной и определяется
напряжением пр>едварительного ускорения. Существует много преимуществ
вытягивающей системы такого типа, которые детально описаны в
работах [14, 15].
9.6. УПРАВЛЕНИЕ ДУГОЙ
Стабильное управление дугой во фримановском источнике —
непростая задача. Существует диапазон токов дуги, обычно до 2 А, где
управление относительно легко осуществляется обычными
методами, с использованием температуры нити в качестве главного
управляемого параметра. Когда требуется максимальная
производительность источника, могут оказаться необходимыми более высокие токи
дуги при таком режиме управления, при котором тепловая
инерционность нити приводит к проблемам со стабильностью.
Необходим такой метод управления, при котором отклик не
ограничен относительно медленным влиянием тока нити на ее
температуру. Метод, использованный в устройстве PI 9000, включает
следующие три способа управления.
1. Быстрое управление достигается увеличением или уменьшением

Фримановские ионные источники 219
напряжения дуги, с тем чтобы увеличить или уменьшить ток дуги.
Обнаружено, что быстрые изменения импеданса дуги могут очень
эффективно компенсироваться этим способом.
2. В течение более длительного промежутка времени
вышеупомянутый способ управления приводит к дрейфу напряжения дуги
относительно требуемого значения (напряжения дуги, которое дает
наилучший выход нужных ионов). Следовательно, необходимо иметь
второй, более медленный способ управления, с помощью которого
устанавливается ток нити, соответствующий тр>ебуемому напряжению
дуги при требуемом токе дуги. В устройстве PI 9000 этот способ
реализуется с использованием компьютера.
3. Третий способ управления, также реализуемый с помощью
компьютера, обеспечивает управление током пучка, направляемого на
мишень, и поддержание его заданного значения. Этот способ
управления осуществляется в PI 9000 либо непосредственным управлением
тока дуги, либо использованием отверстия с регулируемой шириной.
При помощи вышеупомянутых способов может быть получен
чрезвычайно стабильный, свободный от шумов пучок со степенью
определенности параметров, необходимой в полностью
автоматизированном ионном имплантере.
9.7. РАБОЧИЕ МАТЕРИАЛЫ
Выбор рабочих материалов определяется множеством факторов.
Если главное требование — высокий выход, то в первую очередь
выбирают одноэлементный материал с подходящими химическим»
свойствами и давлением пара. Альтернативой являются химические
соединения, но доля требуемых частиц на выходе ионного источника
неизбежно снижается. Если требуется получать различные типы
ионов без смены ионного источника, то газы имеют преимущество перед
твердыми рабочими материалами. Еще один фактор, который может
влиять на выбор рабочего материала, — его влияние на эмиссионные
свойства поверхности нити. Это влияние может быть физическим
(например, активация или дезактивация электронной эмиссии,
вызванная конденсацией материала на поверхности нити) или химическим,
когда происходит эрозия или разбухание. На рис. 9.10 [16]
представлен пример дезактивации и разбухания нити при использовании в
качестве рабочего материала трихлорида бора, находящегося в избытке.
Активация могла бы показаться выгодной, позволяющей работать
при более низкой температуре нити, но на практике баланс между
осаждениет^ активирующих компонентов и их удалением вследствие

220
Гл(т 9
U'ln'i'^whivnM
в
Рис. 9.10. Нити фримановского ионного источника, а — неиспользованная нить; б —
нить после короткой работы с избытком ВСЬ в разрядной камере; в — нить после
непрерывной 35-ч работы (при токе ионов В*** 1 мА) с правильным давлением пара
ВСЬ.
испарения и(или) распыления может привести к неустойчивому
поведению.
При Bbi6oF>e подходящего рабочего материала важно убедиться,
что температура дуговой камеры достаточно высока, чтобы
предотвратить конденсацию рабочего вещества и последующее отслаивание,
которое может привести к неустойчивому поведению. Иногда это
невозможно. Хороший пример — элементы платиновой группы,
которые имеют относительно низкое давление пара и у которых
отсутствуют подходящие химические соединения. Наилучшее решение —
использовать источник, основанный на распылении (см. рис. 9.3, д).
В этом случае осаждение неиспользованного рабочего материала
неизбежно.
Когда подходящее соединение существует, но химические свойства
или устойчивость делают его неудобным для использования,
материал может быть синтезирован в ионном источнике. Хороший
пример — хлорирование нагретых окислов с использованием пара четы-
р>еххлористого углерода [17]. Испаритель становится химическим
реактором, и химически активный газ пропускается над нагретым
твердым веществом (или через него). Точная установка температуры
обычно необязательна.
В этой главе не предполагалось охватить всю совокупность
рабочих материалов. За детальной информацией читатель может обра-

Фримановские ионные источники
111
титься к превосходному обзору Фримана [18]. Подробности,
касающиеся небольшого числа материалов, особенно интересных для
полупроводниковой ионной имплантации, представлены в табл. 9.1.
^Таблица 9.1. Рабочие материалы для полупроводниковой ионной имплантации
Элемент
1Сурьма
Аргон
Мышьяк
к
Бор
В V
Кадмий
Кислород
Фосфор
Рабочий
материал
Элемент
8Ь2 0з
8ЬНз
SbFa
SbFs
Элемент
»
АзНз
AsFa
AsFs
AsCls
Элемент
BF3
BCla
ВгНб
Элемент
»
СОг
Элемент
РНз
PF3
PF5
РС1з
Температура (°С)
для давления пара
10"^ мм рт.
533
450
Газ
ст
примечания
Токсичен
»
Очень токсичен
Твердое состояние Токсичен
при 760 мм рт.
и 319°С
Жидкость
при 760 мм рт.
и 149 °С
Газ
247
Газ
Жидкость
100 мм рт
и 20 ^С
Газ
Жидкость
760 мм рт
и 130 °С
2027
Газ
Жидкость
760 мм рт
и 13 ^С
Газ
265
Газ
Газ
(красный) 260
Газ
»
»
Жидкость
60 мм рт.
и 10 ^С
при
. ст.
при
. ст.
при
. ст.
при
ст.
ст.
»
ст.
—
Токсичен
Очень токсичен
Токсичен
»
»
Требуется очень
высокая температура
Предпочтительный
материал
Проблема
дезактивации
Самовоспламеняется
Удобен
Сильное окисление
нити
Предпочтительный
материал
Удобен
Очень токсичен
Проблема
дезактивации

222
Глава 9
Продолжение таблицы 9.1
Элемент
Селен
Кремний
Теллур
Цинк
Рабочий
материал
Элемент
НгЗе
Элемент
SiH4
SiF4
SiCU
Элемент
ТеРб
Элемент
Температура (° Q
для давления
10~^ мм
243
Газ
1632
Газ
»
рт.
пара
ст.
Жидкость при
100 мм
и 5 ^С
374
Газ
344
рт.
ст.
примечания
Удобен
Очень токсичен
Требуется очень
высокая температура
Предпочтительный
материал
Проблема
дезактивации
Удобен
Удобен
9.9. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Источник Фримана оказался надежным источником с точно
определяемыми параметрами для коммерческих ионных имплантеров^\
Его практическими преимуществами являются простота и стабильная
интенсивная плазма, фиксированная около вытягивающей щели
нитью.
'* См. также обзор Фримана: J. Н. Freeman «Canal Rays to Ion Impiantation: 1886—
1986» in Radiation Effects, 1986, v. 100, pp. 161—248. ~ Ярам. ред.

Глава 10
Ионные источники на электронном
циклотронном резонансе
и. Жонжен^\ К. Линейс^^
В настоящее время ионные источники на электронном
циклотронном резонансе (ЭЦР) широко применяются для получения
высококачественных пучков многозарядных ионов в ускорителях и эксперима!-
тах по атомной физике. Возможности промышленного применения
таких источников находятся в стадии изучения. За последнее
десятилетие ЭЦР-источники совершили эволюцию от единственного
громоздкого, энергоемкого и технически сложного образца (SUPERMAFIOS)
[1] к семейству компактных, простых, надежных,
высокопроизводительных и экономичных источников многозарядных ионов. В восьми
лабораториях находятся по одному или несколько ЭЦР-источников,
постоянно работающих совместно с циклотронами. По меньшей мере
семь ЭЦР-источников находятся в стадии разработки либо
подготовки к работе с циклотронами. На SPS-ускорителе ЦЕРНа ускорили до
200 ГэВ/и пучок ионов кислорода, полученный на ЭЦР-источнике [2].
В Аргоннской национальной лаборатории разрабатывается проект
соединения ЭЦР-источника со сверхпроводящим линейным
ускорителем тяжелых ионов [3]. В исследованиях по атомной физике четы1>е
ЭЦР-источника используются отдельно, а три — в сочетании с
циклотронами.
Широкое распространение ЭЦР-источников обусловлено
некоторыми характерными для них свойствами. Наиболее важное из них —
способность генерировать пучки многозарядных ионов с
интенсивностью, достаточной для экспериментов по ядерной физике. Другое
характерное свойство — возбуждение разряда без катода, при котором
расходуется только вещество, вводимое в источник извне. Благодаря
этому ЭЦР-источники могут действовать непрерывно в течение
недель. В последние годы были разработаны способы получения пучков
** Y. Jongen. Universite Catholique de Louvain, ЬоиушпЧа-Кеиуе, Belgium.
^* С M. Lyneis. Lawrence Berkel^^ Laboratory, University of California, Berkel^^,
California.

224
Глава 10
с использованием твердых материалов. Эмиттанс ЭЦР-источников
составляет от 50 до 200х мм-мрад при 10 кВ и хорошо согласуется со
входами циклотронов и СВЧ-резонаторов. Обслуживание
ЭЦР-источников требует минимальных усилий и сводится в основном к
периодическому устранению неисправностей в вакуумной системе и
электрооборудовании.
ЮЛ. КРАТКАЯ ИСТОРИЯ РАЗВИТИЯ
ЭЦР-ИСТОЧНИКОВ
ЭЦР-источники впервые нашли применение в термоядерных
исследованиях, выполненных в конце 1960-х годов. В 1969 г. было
предложено [4] применить в плазменных установках эффект нагрева на
основе электронного циклотронного 1>езонанса (ЭЦРН) с целью
получения многозарядных ионов. В 1972 г. появились сообщения о первых
источниках, в которых для получения многозарядных ионов
использовали ЭЦРН [5,6]. Источник MAFIOS изображен на рис. 10.1.
Хотя эти приборы с соленоидальными магнитными ловушками и
позволяли получать плазму плотностью порядка 10^^ см"^ и электроны с
энергией порядка 1 кэВ, рабочее давление в них составляло от 10 ~ ^ до
10 " ^ мм рт. ст., а время жизни ионов — менее 10 "^ с. Это приводило
к распределению по зарядовым состояниям (РЗС) с максимумами при
малых кратностях заряда, например N^ ^ для азота и Аг^ ^ для аргона.
Похожие источники были разработаны позднее в Японии [7] и
Советском Союзе [8].
Интерферометр 8 мм
Цилиндр Фарадея
Рнс. 10.1. Источник MAFIOS (см. [51).

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
225
СВЧ излучение
16 ГГц
<я1^
X
О)
с
>
СВЧ излучение
8 ГГц
л
X
с
I-
и
(С
CN1
А
Рис. 10.2. Источник SUPERMAFIOS. / — СВЧ-резонатор; 2 — ввод газа; 3, 4, 8,
Я и — откачка; 5 — гсфячая плазма; tf — шестиполюсная система катушек; 7 —
извлечение ионов; 10, 12— магнитный анализатор; /i — цилиндр Фарадея.
ЛП tr\rt

226 Глава 10
В 1974 г. Геллер сделал 1>ешающий шаг, П1>евратив большую
магнитную ловушку, применявшуюся для исследования плазмы (CIRCE,
1973) [9] в очень удачный ионный источник SUPERMAFIOS [10],
показанный на рис. 10.2. В отличие от более ранних источников с ЭЦРН
в источнике CIRCE. пер>еименованном в SUPERMAFIOS, для
формирования магнитного поля применили шестиполюсную систему
катушек. Это позволило получить конфигурацию магнитного поля с
минимумом магнитной индукции В, п1>епятствовавшую магнитогидроди-
намической неустойчивости. Кроме того, источник CIRCE имел две
ступени. В первой ступени при повышенном давлении порядка
10"^ мм рт. ст. генерировали холодную плазму, которая
распространялась вдоль линий магнитного поля и подпитывала основную
ступень с ловушкой, действовавшую при низком давлении порядка
10"^ мм рт. ст. Эти две особенности, стабилизация плазмы в поле с
минимумом магнитной индукции В и наличие основной ступени,
работающей при низком давлении нейтральных частиц, привели к
увеличению времени жизни ионов в источнике ( — 10"^ с) и, следовательно,
к улучшению РЗС. В 1974—1977 гг. были испытаны несколько
модификаций этого ЭЦР-источника: SUPERMAFIOS-A, TRIPLEMAFIOS
и SUPERMAFIOS-B. Характерные особенности конструкции
сохранились в них неизменными и до сих пор являются основой новых
разработок.
Другим плазменным термоядерным устройством,
преобразованным в ионный источник, стал INTEREM (Ок-Риджская национальная
лаборатория). Для получения минимума В в нем применили
комбинацию соленоида и квадрупольных катушек. Хотя в этом прибо1>е и
получили РЗС для азота с максимумом для N^ "^ и небольшим
количеством N^"'', выходные токи оказались недостаточными для
практического использования по причине неудачной геометрии извлечения
пучка [11].
Главным недостатком источника SUPERMAFIOS было то, что
основная ступень потребляла мощность 3 МВт. Для снижения этой
мощности были пр>едложены различные р>ешения. Применение
самарий-кобальтовых (SmCo) постоянных магнитов оказалось
непрактичным, так как ЭЦР-источники должны были иметь размеры источника
SUPERMAFIOS (диаметр 30 см и длина 100 см). По этой причине
наилучшим решением первоначально пр>едставлялось использование
сверхпроводимости. Большие сверхпроводящие ЭЦР-источники
описаны в работах [12—14].
В 1979 г. Геллер успешно применил масштабно уменьшенную
шестиполюсную систему постоянных магнитов в источнике много
меньшего размера (диаметр 7 см, длина 30 см), названном MICROMAFI-

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
227
25см
Рис. 10.3. Источник MICROMAFIOS.
OS [15]. Исходная конструкция MICROMAFIOS показана на рис. 10.3.
После усовершенствования и доводки источник получил название
MINIMAFIOS [16]. После этого Геллер построил источники
MINIMAFIOS для ряда лабораторий: KVI — Гронинген (1982),
SARA — Гренобль (1983), GANIL — Как (1984) и GSI/CERN —
Женева (1985).
В это же время были построены маленькие опытные источники с
шестиполюсными системами постоянных SinCo-магнитов: PICOH-
ISKA [17] в Карлсруэ и PRE-ISIS в Юлихе. В Лувен-ла-Нёв был
построен небольшой полностью сверхпроводящий источник ECREVETTE
[18].
В США разработка ЭЦР-источников началась в 1983 г. в Беркли
[19] и Ок-Ридже [20], а затем в Мичиганском государственном
университете [21] и Аргоннской национальной лаборатории [3].
В 1984 и 1985 гг. Геллер продемонстрировал новый источник
MINIMAFIOS-16 ГГц, в котором использование микроволн с более
высокой частотой позволяет улучшить как полный вытягиваемый
JOK, так и РЗС [22].

228
Глава 10
10.2. ОСНОВНЫЕ ПРИНЦИПЫ ЭЦР-ИСТОЧНИКОВ
в последние годы конструкция ЭЦР-источников многозарядных
ионов была усовершенствована, и сейчас хорошо известно, как
сделать ЭЦР-источник. Однако далеко недостаточно изучены
физические явления, лежащие в основе действия источников. Отчасти это
связано с трудностью проведения прямых изме1>ений параметров
плазмы в ЭЦР-источниках. Поэтому «основные принципы»,
изложенные в настоящем разделе, это скорее набор гипотез,
общепринятых среди исследователей, работающих с ЭЦР-источниками, а не
экспериментально подтвержденные факты.
10.2.1. Ионизация электронным ударом
Общепризнанно, что многозарядные ионы в ЭЦР-источниках
появляются главным образом в результате ступенчатой ионизации,
обусловленной ударами высокоэнергичных электронов.
Следовательно, сечение ионизации электронным ударом является важным пара-
.-15
о, СМ"
рис. 10.4. Результаты компьют^тото расчета некоторых сечший ионизации
электронным удзфом для аргона согласно формуле Мюллера—Зальцбориа.

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
229
метром. В этой области уже накоплено много экспериментальных
данных, а применение ЭЦР-источников специалистами по атомной
физике позволит распространить такие измерения на ионы с более
высоким зарядовым состоянием. Были предложены полуэмпирические
формулы, согласующиеся с экспериментальными данными [23, 24].
Сечения ионизации электронным ударом, рассчитанные по формуле
Мюллера — Зальцборна [23], приведены на рис. 10.4. Превосходная
компиляция была сделана Крэндаллом в 1981 г. [25].
Скорость образования ионов с зарядом / при ионизации
электронным ударом выражается формулой
где Пе — ПЛОТНОСТЬ числа электронов; коэффициент скорости
ионизации <а,-_ 1,,Уе> есть произведение сечения ионизации электронным
ударом от заряда /~ 1 к заряду / на скорость электрона, усредненное по
распределению энергии электронов; щ-х — плотность числа ионов с
зарядом / - 1. Коэффициенты скорости ионизации для аргона,
рассчитанные по формуле Мюллера — Зальцборна, приведены на
рис. 10.5.
Рис. 10.5. Результаты компьютерного расчета иосоторых коэффициентов скорости
ионизации элостронным ударсш для аргона согласно формуле Мюллера—
Зальцборна.

230 Глава Ш
10.2.2. Магнитное удержание
Для получения заметной плотности числа ионов с большим
зарядом при малых сечениях ионизации электронным ударом необходим
интенсивный поток высокоэнергичных электронов. Если электроны
пролетают через систему только один раз, как в ионном источнике с
электронным пучком (ИИЭП), то требуется очень большой поток
мощности. Например, для получения тока ионов Аг*"^ величиной
100 мкА потребовалась бы мощность 1—10 МВт/см^. Чтобы
избежать проблем использования такой большой мощности, можно
удержать электроны и ионы, сформировав нейтральную плазму. Каждый
Электрон в этом случае пролетает много раз через систему, и
расходуемая мощность оп1>еделяется в основном энергией, уносимой потоком
электронов, уходящих из области удержания.
Для удержания плазмы можно использовать конфигурацию
магнитного поля с минимумом в. При такой конфигурации магнитное
поле минимально в центр>е прибора и возрастает в любом направлении
от центра, что стабилизирует плазму по отношению к магнитогидро-
динамическим неустойчивостям. Отношение максимальной
напряженности поля в магнитных пробках (зеркалах) к напряженности поля
в центре прибора называется «зеркальным отношением». Это —
важный параметр геометрии ловушки. В существующих ЭЦР-источниках
используют зеркальное отношение от 1,3 до 2.
Во всех действующих ЭЦР-источниках конфигурацию магнитного
поля с минимумом В получают комбинированием осевого поля
соленоида с полем многополюсной магнитной системы — шестиполюс-
ной или восьмиполюсной. Такие многополюсные системы можно
образовать из катушек или постоянных магнитов.
10.2.3. ЭЦР-нагрев
Для оптимальной скорости ионизации электронным ударом
обычно необходимы электронные температуры 1—10 кэВ. С другой
стороны, желательно, чтобы температура ионов была возможно более
низкой, поскольку она — единственный источник эмиттанса и разброса
по энергиям и извлекаемом пучке. Следовательно, необходим метод
селективного нагрева электронов в плазме. Использование ЭЦРН
удовлетворяет этому условию. Если ввести в плазму
электромагнитную волну с частотой, равной циклотронной частоте электронов в
магнитном поле, то происходит чрезвычайно эффективный обмен
энергией между волной и электронами. Суть этого энергообмена
довольно сложна и обсуждалась в многочисленных публикациях. Под-

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе 231
робный анализ провел О. Элдридж [26]. Магнитное поле с
минимумом В не однородно, а возрастает от центра к краям. По этой причине
условие ЭЦР обычно выполняется на небольшой поверхности вокруг
центра, называемой «ЭЦР-поверхностью». В соответствии с
опытными данными необходимо, чтобы ЭЦР-поверхность находилась
внутри камеры с плазмой.
Распространение электромагнитных волн в плазме — довольно
сложный процесс. С помощью некоторых допущений можно описать
плазму как фильтр верхних частот. Это значит, что волны с
частотами, большими критической (так называемой плазменной частоты),
могут распространяться в плазме, тогда как волны с частотами, мень-
^шими плазменной частоты, отражаются от нее. Плазменная частота
является функцией плотности плазмы:
I
.
^пл
УТПе^/Еот, (2)
tдe Пе — плотность числа электронов, е — заряд электрона, т — масса
^электрона и со — диэлектрическая проницаемость вакуума. В
практической системе единиц
/„, - 8,9M0^V;?;, (3)
где Пе выражено в единицах см~ ^, а/пл — в герцах. Для данной
сверхвысокой частоты oj критическая плотность Ле.кр определяется как
плотность, при которой Шдл равно О).
В ряде экспериментов продемонстрировано получение
сверхплотной плазмы (Пе > Ле.кр), однако попытки использовать сверхплотную
плазму в реальных ЭЦР-источниках были безуспешными. Поэтому
использование более высоких частот является, видимо,
единственным практическим способом получения более высокой плотности
плазмы в ЭЦР-источниках. Значения частот и соответствующих
критических плотностей в некоторых действующих ЭЦР-источниках
приведены в табл. 10.1.
Таблица 10.1. Частоты и критические плотности некоторых ЭЦР-источников
Частота, Критическая Врезон. кГс Место использования Литература
ГГц плотность,
10" см"'
6,45
8,50
9,20
10,00
14,30
' 16,00
5,16
9,25
10,8
12,8
26,2
32,8
2,27
3,04
3,29
3,5
5,12
5,73
Беркли, 2-я ступень
Лувен-ла-Нев, 2-я ступень
Беркли, инжектор
MIN1MAF10S
Лувен-ла-Нев, инжектор
M1N1MAF10S 16 ГГц
31
36
31
37
36
2

232 Гдава 10
10.2.4* Потери при перезарядке
Уход многозарядных тяжелых ионов из плазмы определяется в
основном двумя процессами. Это перезарядка с нейтральными
атомами в плазме и потери при удержании. Сечения перезарядки между
многозарядными ионами и нейтральными частицами весьма велики.
Мюллер и Зальцборн [27] предложили эмпирическую формулу,
согласующуюся с некоторыми экспериментальными данными. Сечение
перезарядки от исходного зарядового состояния / к зарядовому
состоянию / - 1 определяется выражением
где Ко,1 — первый ионизационный потенциал (эВ) нейтрального
атома. Обычные сечения перезарядки на три-четыре порядка больше
соответствующих сечений ионизации электронным ударом. К счастью,
скорости реакции пропорциональны скоростям сталкивающихся
частиц, а нейтральные атомы движутся много медленнее, чем горячие
электроны. Тем не менее для поддержания скорости образования
ионов электронным ударом равной скорости потерь при перезарядке
многозарядных ионов необходимо, чтобы плотность числа
нейтральных атомов в плазме была на два порядка меньше плотности числа
электронов.
10.2.5. Удержание ионов
Второй механизм потерь (потери при удержании) хотя и менее
важен в количественном отношении, однако имеет решающее значение
для вытягивания пучка. В отличие от источников типа ИИЭП в ЭЦР-
источниках невозможно произвольно прекратить удержание ионов и
вытянуть удерживаемые ионы. Все вытягиваемые ионы в ЭЦР-источ-
нике обусловливают потери при удержании. Ионы подвержены
извлечению, если они теряются из области удержания в осевом
направлении и распространяются в сторону вытягивающего устройства.
Следовательно, в ЭЦР-источниках продолжительность удержания
ионов — решающий параметр. Если время удержания слишком мало, то
ионы не успевают достичь состояния с большим зарядом, а если оно
слишком велико, то ионы с большим зарядом теряют заряд при
перезарядке и не могут быть извлечены. К сожалению, механизмы
удержания ионов до конца не установлены. Существуют также
потенциалы плазмы, обусловленные амбиполярной диффузией, но, вероятно,
они малы.

Ионные источники на ыектронном циклотронном резонансе 2ЪЪ
Недавно в Беркли были выполнены интересные эксперименты, в
которых сравнивали в одной и той же плазме РЗС двух изотопов
кислорода [28], но результаты еще не позволяют сделать окончательные
выводы. Поэтому «настройка» удержания ионов в ЭЦР-источнике —
это процедура, выполняемая по существу вслепую, на чисто
эмпирической основе. В одной из таких эмпирических процедур оптимизации,
применяемой в настоящее вр>емя в большинстве ЭЦР-источников,
используются смеси газов.
10.2,6. Ступень инжектора плазмы
Хорошо известный закон Пашена о лавинном разряде в газах [30]
утверждает, что невозможно превратить нейтральный газ в плазму,
если давление газа слишком мало. По этой причине больишнство
ЭЦР-источников были построены как двухступенчатые приборы.
Первая ступень — это генератор холодной плазмы, действующий при
повышенном давлении. Плазма из первой ступени распространяется
по линиям магнитного поля во вторую ступень. Этот поток по
существу управляется градиентом плотности между первой и второй
ступенями. Опыт показал, что градиент магнитного поля слабо влияет на
поток холодной плазмы, что можно объяснить тем фактом, что число
столкновений в плазме первой ступени очень велико.
В принципе в первой ступени можно использовать любой метод
генерации плотной плазмы, однако во всех построенных к настоящему
времени источниках используют ЭЦРН. Для получения возможно
большего потока холодной плазмы во вторую ступень необходим
высокий градиент плотности. Поэтому в большинстве случаев первые
ступени действуют вблизи критической плотности, опр>еделяемой
частотой нагрева. По той же причине частоту микроволн на ступень
инжектора часто выбирают такой, чтобы она была выше частоты
главной ступени. Наконец, для увеличения градиента плотности ступень
инжектора необходимо размещать по возможности ближе к главной
ступени.
10.2.7. Кругооборот газа в ЭЦР-источниках
Из-за неполного удержания плазмы из нее непрерывно движется
поток ионов. Лишь малая часть этого потока (5—10%)
распространяется вдоль оси источника, достигает выходного отверстия и
ускоряется в виде пучка. Большая часть тока ионов достигает стенок, где ионы

234
Глава 10
Извлечение, 5%
Стенка
Вакуумные насосы,
20%
1я ступень
Рис. 10.6. Рециркуляция газа м^кду плазмой и стенками.
либо нейтрализуются, либо упруго рассеиваются обратно в плазму.
Следовательно, стенки выступают в роли интенсивного источника
нейтрального газа. Нейтральные частицы, возникающие на стенках,
либо подвергаются новой ионизации в плазме, либо удаляются
вакуумными насосами. Основные процессы, составляющие кругооборот
плазма — стенки, показаны на рис. 10.6. В ЭЦР-источниках скорость
утечки плазмы много больше, чем скорость откачки внешними
насосами. Это означает, что каждый ион проходит несколько циклов
перехода из плазмы на стенки и обратно, прежде чем выводится из
системы в виде ускоренного пучка или откачивается вакуумными насосами
в виде нейтрального газа. Поэтому одной из функций первой ступени
является компенсация этих потерь с помощью добавки однозарядных
ионов вместо нейтрального газа.
10.3. СЕМЕЙСТВО ЭЦР-ИСТОЧНИКОВ
После источника SUPERMAFIOS в различных странах были
построены и используются более 30 ЭЦР-источников. Некоторые из
этих источников и их основные параметры указаны в табл. 10.2,

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе 235
В
о
5
К
0.
я
О
9i
2
X
X
о
N
^
•^
5
at
Sl
1
S
s
ъ
м
э
I
&
X
ее
S
а
0
F
S
&
ю
п се
S
а
С
X
си
»•
S
р
S
I
S
н
X
о 6
л 5
X
X
cd
н
с
cd
X
X
п
X
S & S -&
я «J
о X
D, X
Н cd
as
5 S
X
о
&
X
s
X
го
«а
i i
л
о о
оо
о
ел
cd
t:
m
5
X
X
<
СЛ
g^
s с
СЛ
On
СЛ
^ Щ
X
a
о
H
cd
D,
О
X
a-
о
о
X
•-I d
С
X n
2
<
a*
о
о
J)
X ti<
cd
H
О
cd
a*
s
о
о
Л
i д
^о о
оо
о
г^ оо
го
X
3
н
2
с
S ft
>с
X
« &
CQ о
5 §
S X
оо
X
а
н
о
X
5
О
о
S
S ^ S 5
X
о
§5
н ^
oj cd
э =
- cd
а ct
cd ''''
X и
о
0Q
оо
ел
о
ИИ
ИИ
2
ИИ
са
о
X
о
X
X
X
в
о
н
о
X
о
X
OJ
oq
2 я
я ^
>c
»n
s
СЛ
о
ИИ
1^ Ш
СЛ
о
ИИ
Ьи
<
ИИ
z
ИИ
n
ч
d
as
CO
£3
13

236
Глава 10
•О
Si
I
I
о
-о
о
S
1
S
а
С
X
о
Н
О
cd
X
X
Г)
X
о
X
I
3
5
S
*•
OJ X
S о
s &
н 5
^ i
U X
S3
X
s
X
о
H
<
OJ
X
X
cd
H
2
u
S
1§
V
s
a
С
u
u
I
I
X
X
с
5
ffi
*n
<
*n
*n
s
-"
V
s
1
n
X
cd
§
D,
X
Im
X
о
OJ
C(
»R
H
OJ
>.
ffi
OJ
C( *
»n
»
n
9 8
oo
g
a
X
H
X
о
i
H
ffi
s
3-
СЛ
S2
So
So: ££2
CO
I
X
n
X
-&
X
о
<
о
00
?
ffi
аЗ||
So «=5 i
a*
«-J PJ
о
S
л
X
cd
о
ж
5
0
|i
«
s :s
*- i^
о g
«SI
Оч
Оч
ffi ^

Ионные иапочники на электронном циклотронном резонансе
237
X
а
н
о
н
X
§•
S
X
X
с:
X
о
5
н
о
X
X
н
& -
X
с
5
X
cd
ь
о
X
X
о
ж
о
о
2
OJ
5"S
о " Is i^
§ « с о. X
t^ X w ST
i
>C
>c
>c
MS с
MO
лГ *'^ ^
*r
>c
oo oo 2
Й
a Й
§^
s?
1>
I
Ш
со

238 Г/ит 10
Успешная работа всех ЭЦР-источников обусловлена следующими
общими признаками.
• Отсутствие расходуемых составляющих. По этой причине они
чрезвычайно надежны и стабильны и не требуют обслуживания в
течение дней и даже недель.
• Высокая температура электронов (1—10 кэВ) и относительно
низкое давление нейтрального газа в плазме (5 ■ 10 ~ ^ —
5-10'^ мм рт. ст.). Благодаря этим характеристикам получают
высокие концентращш многозарядных ионов.
• Ввиду избирательного нагрева электронов (ЭЦРН) ионы в ЭЦР-
плазме остаются чрезвычайно холодными (их температура,
вероятно, менее 1 эВ). Следовательно, разброс по энергиям в пучке ЭЦР-ис-
точника невелик и определяется в основном аберрациями в процессе
извлечения. При типичных выходных отверстиях разброс по энергиям
составляет около 5 эВ х Q, ^де Q — зарядовое состояние. Для
отверстий меньшего диаметра наблюдался разброс по энергиям менее
1 эВ X Q.
• Эмиттанс определяется главным образом размером выходного
отверстия извлекающего электрода и сохранением магнитного
момента вытягиваемых ионов. Обычное значение эмиттанса составляет
от 50 до 200т мм-мрад при извлекающем напряжении 10 кВ и
диаметре выходного отверстия 10 мм.
• Все современные источники, работающие на частоте главной
ступени 6,4—10 ГГЦ, имеют очень близкие значения интенсивности и
РЗС. Это означает, что у них плотность плазмы и продолжительность
жизни ионов одинаковы. Хотя точные измерения плотности плазмы
не проводились, косвенные данные свидетельствуют о значениях
(1—3)-10** см~\
• Опыт свидетельствует, что технология ЭЦР-источника не имеет
решающего значения и нечувствительна к отклонениям. Даже
некоторые неудачно спроектированные ЭЦР-источники работали тем не
менее хорошо.
10.4. ПРИМЕР ТИПИЧНОГО ЭЦР.ИСТОЧНИКА:
LBbECR
10*4Л* Конструюдия
LBL-ECR (см. табл. 10.3) [31] — это компактный источник,
близкий по размерам к источнику MINIM AFIOS [13]; в нем применены со-
лшюидные катушки, работающие при комнатной температуре, и шее-

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
239
1-н ступень
2-н ступень
Шестиполюснан
9,2 ГГц
Железо
/ ^77777777)-^
Вытягивающая
система
50 см
Рис. 10.7. Источник LBL-ECR.
типолюсная система на SmCo. Схема конструкции представлена на
рис. 10.7, а основные параметры— в табл. 10.3. Соленоидное поле
образуют 11 охлаждаемых с торцов катушек из медной ленты, каждая
из которых питается от своего источника с током 250 А и тиристор-
ным регулированием. Намотанные из ленты катушки имеют высокий
коэффициент упаковки (75*^о, включая охлаждающие трубки) и
умеренное энергопотребление. Поскольку нет необходимости
использовать все катушки, чтобы получить требуемую напряженность поля,
конфигурацию поля можно изменять, регулируя токи в отдельных
катушках. При обычной работе достаточна мощность питания магнита
30 кВт. Поле шестиполюсной системы формируется брусками из
сплава SmCo, закрепленными в открытой медной оправке,
допускающей откачку между стержнями. СВЧ-мощность вводится в основную
ступень по круглому волноводу, проходящему по оси камеры откачки
первой ступени. В этом волноводе имеется осевое отверстие для ввода
холодной плазмы из ступени инжектора. Для удержания СВЧ-мощ-
ности в области плазмы вокруг шестиполюсной системы
размещается медный цилиндрический экран. В отсутствие экрана измерения
показали, что СВЧ-мощность слабо поглощается плазмой, очевидно.
Из-за утечки микроволн между брусками шестиполюсной системы. На
рис. 10.8 изображена ступень инжектора холодной плазмы.
Положение области ЭЦР в первой ступени можно смещать, изменяя токи в
первых трех соленоидных катушках.

240 ^лава 10
Таблица 10.3. Параметры источника LBLrECR
Параметр
Магнитное
Машитиая индукция на оси,
кГс
Зеркальное отношение
Магнитная индукция шести
полюсной системы на стенке, кГс
Мощность питания магнита.
кВт
качение
предельное
поле
4,2
1.3—2,0
3,1
110
СВЧ'МОщность (кВт)
Инжектор 9,2 ГГц
Главная ступень 6,4 ГГц
1.0
3.0
Вакуум {ыц рт. ст.)
Инжектор (область ЭЦР)
Вакуумная камера инжектора
Главная ступень
Извлекающая система
МО"'
МО"'
<1-Ш"'
<110-'
типичное
3,5
1.6
2,7
30
0Л5
0.3
3-10-'*
8-10-*
6-10"'
<110-'
Параметры извлекающей системы
Диаметр отверстия в электроде
в области плазмы, мм 8 8
Диаметр выходного отверстия,
мм 10 10
Зазор, мм 10—35 30
Конструкции извлекающей системы и линзы Глазера [32]
повторяют в основных чертах то, что использовано в источнике ECREVIS в
Лувен-ла-Нев. Размеры элементов извлекающей системы приведены
в табл. 10.3. Извлекающий электрод находится под отрицательным
напряжением, с тем чтобы извлекающая система работала в режиме
ускорения — торможения. Вдобавок осевое положение извлекающей
системы можно легко изменять без остановки работы источника.
Система анализа пучка, изображенная на рис. 10.9, состоит из линзы
Глазера, двух наборов щелей с ручной настройкой и
90°-магнита-анализатора с двойной фокусировкой и радиусом равновесной
траектории 40 см. Линза Глазера фокусирует пучок, расходящийся от источ-

Ионные источники на эткпфонном циклотронном резонансе
241
Рис. 10.8. Инжектор плазмы в источнике LBbECR. / — прямоугольный волновод
Х-днапазона; 2 — окно нз нитрида бора; 3 — плазма; 4 — ввод газа; 5 — медная
трубка с внутренним диаметром 32 мм; 6 — алюмшгаетая трубка с внутренним
диаметром 12 мм; 7— область ЭЦР.
Стойки
ЭЦР-источника
4~
' '
й
— 7
— 2
—3
м
\
Цилиндр
Фарвдея
с Цилиндр
Фа радея
10
Лазерный стол
Лазеры
■у^
Масштаб
м**>
Метры
^ Направление
осевой инжекции
л
Сектор атомной
физики
Рис. 10.9. Схема источника LBL-ECR с системой анализа зарядовых состояний. / —
стойка; 2 — ЭЦР-источник; S — линза Глазки; 4, 5 — щели; б — 90°-магнит; 7,
S— система из двух магнитов; 9— 15°-магнит; 10— клистроны.

242
Глава 10
ника, на первый н^бор щелей. 90°-магнит, связанный со второй
группой щелей, обеспечивает выделение пучка однозарядных ионов. Для
получения разрешения по массе \% горизонтальный размер щелей
нужно уменьпшть до 4 мм. Системы извлечения и анализа пучка
достаточно эффективны. О высокой эффективности системы анализа
пучка свидетельствует тот факт, что суммарный ток для всех
зарядовых состояний, принимаемый цилиндром Фарадея сразу после
второго набора щелей, составляет не менее 40% общего тока источника.
Типичный спектр зарядовых состояний кислорода, измеренный
системой, приведен на рис. 10.10.
Рнс 10 10. Распределение по зар51довым состояниям для кислорода, измеренное с
помощью иточника LBL-ECR. График получен на двухкоординатном самописце при
медлевном изм^еаии магнитной индукции в магните-анализаторе.

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
ТАЗ
10.4.2. Производительность
Данные по производительности источника LBL-ECR П1>едставле-
ны в табл. 10.4 и 10.5. Токи, указанные для газов, характерны для
работы многих других источников, используемых с ускорителями или в
атомной физике, например OCTOPUS, RT-ECR. MINIMAFIOS-10
GHz, ORNl^ECR и ISIS. Гораздо больший разброс результатов
наблюдается для пучков, полученных из твердых материалов.
Таблица 10,4. Ионные токи источника LBbECR (элементы от водорода
до кремния) з)
Q
1*
2*
3^
4 +
5^
6*
Г
8^
9^
10^
11^
12^
'Н
300
^Не
300
200
'^С
27
37
*
31
6,5
"»N
82
117
106
110
93
19
I6Q
118
143
152
*
96
82
14
0,95
•9р
43
55
53
37
17
И
1
0,05
^Ne
51
63
78
58
45
21
И
1,1
0,04
^^Mg
32
34
28
44
34
18
8
6,3
2,2
0,1
2«Si
20
33
69
72
47
30
17
7
2,7
0,5
0,2
^^ Все токи измера1ы в единицах омкА при вытягивающем напряжении 10 кВ. В
источник вводили элема1ты с естественным содержанием изотопов, кроме ^Не и
22
10 +
Ne
^ Не измерен из-за присутствия смеси двух типов ионсю с одинаковым отношением
заряда к массе
10.4.3. Пучки ЭЦР-источников, полученные
из твердых материалов
Важное значение имеет развитие методов, позволяющих
получать многозарядные ионь! из твердых материалов. Подавляющее
большинство элементов с массой, больше, чем у аргона, являются при
комнатной температур>е твердыми веществами, поэтому для ионных
источников, работающих с ускорителями тяжелых ионов, актуально
использование твердых веществ в качестве исходных материалов. Два
ocHOBHbix метода получения многозарядных ионов заключаются в

244
Глава 10
Таблица W.5. Ионные токи источника LBbECR
(элементы от серы до висмута) а)
Q
3-^
4*
5^
6^
Г
8"
9^
10*
11*
12*
13*
14*
15*
16*
17*
18*
19^
20^
21*
22 +
23*
24*
25*
26*
1Г
28*
29*
30*
31*
32^
33*
34*
«S
10
*
20
*
63
*
36
*
5
*
0.4
*
0.001
^
4
4.5
5
8.5
И
18
37
22
12
2.4
^Аг
38
82
*
60
66
106
72
«
18
13
5
1.4
*
0.03
^Са
23
24
*
37
38
36
31
«
22
И
3.2
1.1
*
0.03
•
**Г1
2.4
«
12
10
8
*
1
»*Кг
9
12
22
25
22
19
*
21
«
16
8
7
*
2
0.9
*
0.1
.27J
4.2
4.9
5.7
7.5
8.5
И
*
12
15
15
14
*
И
10
8.3
5.6
2.1
0.83
0.2
0.05
0.009
'»Хе
4.1
4.7
5.1
5.2
5.2
5
4.3
46
4.3
44
48
4.8
4
3
3
2
2
1
0.3
2»Bi
22
2.6
3 1
3.7
3.6
*
3
2.5
16
*
056
0 26
0 1
0 05
^' примечания те же, что и к табл. 10.4.
прямом введении твердых веществ в плазму и использовании печей
для испарения таких веществ. В определенном смысле эти два метода
дополняют друг друга. Прямое введение наиболее подходит для
высокотемпературных материалов, таких, как железо, никель, ниобий,
тантал и вольфрам. Печи хорошо работают в случае
низкотемпературных материалов, например лития, магния, кальция и висмута.
Прямое введение подробно изучали на источнике CAPRICE в
Гренобле для широкого набора материалов от алюминия до золота [33].

Ионные источники на элекщюнном циклотронном резонансе
/.
245
Шестиполюсная
магнитная система
|/N/Srs/4^
^УУЩЩ,
Рис. 10.11. Схема, показывающая радиальное положшне печи по отношению к шес-
тнполюсвой магнитной системе. Испаряемый материал помещается в танталсюый
тигель, который препятствует теч^шю жидкой пленки. Температура печи
измеряется и регулируется с помощью термопары типа К и пропорщюнального регулятора
температуры. I — СВЧ-экран; 2 — печь; 3 — нагреватель; 4 — танталовый тигель.
i
В ЭТОМ источнике испаряемый плазмой стержень размещают вблизи
ЭЦР-поверхности. Плазма поддерживается с помощью добавки
опорного газа, например кислорода или азота. Для поддержания
устойчивой плазмы положение стержня автоматически
контролируется с помощью контура обратной связи. При недельной работе
источника CAPRICE с танталом средний расход составил около 1 мг/ч.
Прямое введение использовали в источнике ORNl^ECR для получения
пучков железа, никеля и хрома, а также в источнике LBl^ECR для
получения пучков ниобия для экспериментов по атомной физики. Даже
без обратной связи устойчивые пучки можно получать в течение
нескольких часов [34].
В источнике LBl^ECR были получены пучки ионов нескольких
металлов при использовании простой печи с 1>езистивным нагр>евом,
показанной на рис. 10.11. Устойчивая работа и эффективное
использование печи обеспечиваются благодаря контролю ее температуры. Печь
размещается во второй ступени по радиусу таким образом, что атомы
испаренного металла попадают в ЭЦР-плазму и ионизируются
электронным ударом. При работе печи плазма поддерживается с
помощью введения на первой ступени опорного газа (например,
кислорода или азота), что похоже на использование смеси газов, когда
источник работает с газами, тяжелей кислорода. Количество металла в
Плазме регулируется изменением темпфатуры печи. Для
поддержания постоянной температуры используется пропорциональный тер-

246
Глава 10
Ю^Ш
10
-3
■ т . I ■ I ■ 1 ■ I . I > I 1 I ■ I . t ■—I I I I I
10 12 14 16 18 20 22 24 26 2g 30 32 34 36
Зарядовое состояние
38
Рнс. 10.12. Производительность источника LBL-ECR относительно "^1 и ^^Bi.
Наилучшие пучки йода были шшучеиы из йода, абсорбированного на стенках камеры
с плазмой. Пучки висмута были получ^ш при температуре печи 526^0.
морегулятор. Устойчивость пучка при работе печи очень высока.
Много циклотронов действуют непрерывно по нескольку дней
подряд, используя пучки ионов металлов от ЭЦР-источника, причем
некоторым из них не требуется подстройки источника или печи. При
использовании редких изотопов (например, "^^Са) их расход можно
минимизировать посредством снижения температуры печи, чтобы
получить лишь требуемую интенсивность. В этом случае при непрерывной
68-Ч работе циклотрона с изотопом "^^Са расходовалось лишь
0,15 мг/ч обогащенного образца кальция (25<^о "^^Са). Для изучения
производительности источника LBl^ECR относительно очень
тяжелых элементов выбрали изотоп ^^^Bi вследствие того, что он
моноизотопен, а темпфатурные характеристики давления паров подходят для
используемой печи. Значения токов для висмута и йода, полученных
в источнике LBl^ECR с применением печи, приведены на рис. 10.12.
Как указано в табл. 10.5, источник обеспечил ток 0,56 емкА для Bi^^ ^
и 0,05 емкА для Bi^"* * . В данной печи можно использовать и другие
материалы, напримф низкотемпературные химические соединения
[35].
Усптапное сочетание ЭЦР-источников с циклотронами, синхротро-

Ионные источники на электронном циклотронном резонансе lAl
ном и линейным ускорителем тяжелых ионов указывает на
необходимость непрерывного совершенствования технологии таких источни-
ков^\ Это сравнительно новая технология. Производительность
ЭЦР-источников неуклонно совершенствуется и ожидаются
дальнейшие улучшения. Эти улучшения могут вводиться постепенно в
результате доводки геометрии извлекающей системы, производительности
первой ступени, вакуумной системы или других узлов. Они могли бы
быть более резкими, если бы для накачки ЭЦР-источников удалось
успешно применить СВЧ-генераторы с более высокой частотой,
например гиротроны. Поскольку плотность мощности должна расти
вместе с плотностью плазмы, размер источника должен уменьшаться с
ростом частоты генератора. Сравнение производительности малых и
больших источников не дает четкого указания на то, что ПеГг
изменяется пропорционально размеру источника, хотя длина волны СВЧ-излу-
чения устанавливает минимальный размер камеры с плазмой. Это
согласуется с тенденцией к повышению частоты и уменьшению
размеров источников.
'^ См. в этой связи работы, выполненные в лаборатории им. Лоуренса в Беркли:
2 Xie et. al. «Enhanced ECR ion source performance with an electron gun», Rev. Sa.
Instrum., V. 62(3), p. 775 (1991); Z. Xie, C. Lyneis «Recent developments on ECR sources at
LBL», LBL-34187, UC-413, may 1993 (presented at the Elevent International Work shop on
Electron Resonance Ion Sources, Groningen, Netherlands, May 5—8, 1993). — Прим. ред.

Глава 11
СВЧ ионные источники
Н. Сакудо^^
Ионные источники, в которых используют плазму, получаемую
посредством СВЧ разряда в магнитном поле, обладают
многочисленными полезными свойствами. Поскольку такие источники работают
даже в случае химически активных материалов, они могут создать
пучки долгоживущих стабильных ионов многих типов. Это позволяет
избежать частой замены деталей ионного источника, прерывающей
его работу.
В соответствии с условиями работы ^ назначением СВЧ источники
можно разделить на два типа. В источниках одного типа,
действующих на электронном циклотронном резонансе, получают
многозарядные ионы (гл. 10), а в источниках другого типа используется
нерезонансная СВЧ плазма для получения сильноточных пучков
однозарядных ионов, необходимых для промышленных применений (например,
ионной имплантации). В общем случае плотность тока выводимых
ионов пропорциональна произведению плотности числа электронов
на квадратный корень из температуры электронов. Следовательно,
чтобы достичь большего тока в ионных пучках, нужно увеличить один
или оба этих параметра с помощью увеличения поглощаемой СВЧ
мощности.
11.1. ГЕНЕРИРОВАНИЕ ПЛАЗМЫ ПОСРЕДСТВОМ
СВЧ РАЗРЯДА В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
Интенсивность магнитного поля в ионном ЭЦР-источнике
подбирается такой, что внутри плазмы находится область электронного
циклотронного резонанса. Ионный источник работает при
относительно низком давлении (10"^ — 10""* мм рт. ст.)- В результате частота
соударений электронов с нейтральными атомами и ионами значитель-
*^ N. Sakudo. Hitachi, Ltd., ТЪкуо, Japan.

СВЧ ионные источники 249
но ниже СВ частоты. Это делает возможным непрерывное ускорение
электронов электрическим СВЧ полем, приводящее к высоким
значениям температуры электронов. Нейтральные атомы и ионы
достигают высоких зарядовых состояний посредством многократной
ионизации при однократных столкновениях с высокоэнергичными
электронами и посредством ступенчатой ионизации при многократных
столкновениях с электронами средних энергий.
Однако для получения большого тока однозарядных ионов
необходима более высокая плотность числа электронов в плазме. В работах
[1—5] указывается, что более высокую плотность числа электронов
можно получить с помощью СВЧ разряда в более сильных магнитных
полях и при несколько больших давлениях. В этом случае
электронный циклотронный резонанс не является главным условием
генерирования плазмы.
Согласно волновой теории плазмы Стикса [6], только правополя-
ризованная по кругу (ППК) волна может распространяться в плотной
плазме, в которой, во-первых, электронная плазменная частота много
больше частоты волны (соцэ > <^) и, во-вторых, индукция магнитного
поля больше величины, соответствующей электронному
циклотронному резонансу, и меньше величины, соответствующей ионному
циклотронному резонансу: Вцд < В < В^щ (или соцэ > со > соци). Как
показал Мусил [2], СВЧ энергия эффективно поглощается в том случае,
когда ППК волна распространяется в неоднородной плазме под углом
к магнитному полю. Это означает, что критическая плотность, для
которой электронная плазменная частота равняется частоте СВЧ
излучения (например, 7,46-10^^ см " ^ для 2,45 ГГц), не является верхним
пределом для плотности электронов, получаемой в нерезонансной
СВЧ плазме, в отличие от ряда случаев ЭЦР плазмы [7—9].
СВЧ ионные источники отличаются от так называемых
радиочастотных ионных источников, описанных Куком [10] и Шушцевичем
[11], тем, что их частота (от одного до нескольких десятков гигагерц)
выше по сравнению с радиочастотными источниками (0,(Ю1—
0,1 ГГц), а также тем, что длина волны сравнима с размерами
источников либо меньше их. Браун [12] сообщил, что температура ионов в
холодной СВЧ плазме составляет 0,2—2 эВ и уменьшается с ростом
давления. СВЧ ионные источники [13] создают пучки ионов с
ббльшим током и меньшим разбросом по энергиям, чем
радиочастотные ионные источники [14], поскольку ионы плазмы не ускоряются
электрическим СВЧ полем, как в случае электрического поля
радиоволны. Благодаря малому разбросу ионов по энергиям достигается
высокое разрешение по массе, если СВЧ ионный источник
объединяется с электромагнитным масс-сепаратором.

250 Глава 11
11.2. НЕКОТОРЫЕ ПРАКТИЧЕСКИЕ АСПЕКТЫ
Одна из главных проблем в реальном ионном источнике
состоит в том, как ввести СВЧ мощность в плазму через границу последней,
даже если СВЧ излучение, уже введенное в плазму, поглощается так,
как описано выше. С точки зрения эквивалентной электрической цепи
ионный источник, содержащий плазму, рассматривается как элемент
этой цепи. Однако импеданс этого элемента зависит от характеристик
плазмы, на которые влияют поглощенная СВЧ мощность и
приложенное магнитное поле. Следовательно, если подводимая извне СВЧ
мощность и магнитное поле фиксированы, то параметры плазмы и
степень поглощения СВЧ излучения, зависящие от степени
согласования волновых сопротивлений, также фиксированы благодаря
отрицательной обратной связи. Другими словами, сохраняться плазма не
может.
В разрядной камере в результате поглощения СВЧ излучения
нагреваются электроны, что приводит к возбуждению и ионизации
частиц. Затем поглощенная энергия расходуется на нагрев стенок
разрядной камеры посредством бомбардировки заряженными частицами
и излучения фотонов возбужденными частицами.
Для описания элемента цепи, связанного с поглощением СВЧ
излучения, допускается, что проводимость изменяется постепенно по
длине элемента. В реальном ионном источнике это достигается благодаря
использованию магнитного зеркала. Кроме того, магнитное поле
помогает защитить керамику, используемую для вакуумно-плотных
спаев, от нагрева при бомбардировке частицами плазмы.
Схема нерезонансного СВЧ ионного источника, описанного Саку-
до [13], приведена на рис. 11.1. Разрядной камерой является участок
коаксиального волновода. СВЧ излучение (2,45 ГГц) вводится в
разрядную камеру из прямоугольного волновода через коаксиальную ли-
,нию передачи. Антенна связана с внутренним проводником
коаксиальной линии передачи, снабженной вакуумноплотным керамическим
окном для ввода мощности. Магнитное поле с зеркальным
отношением около 2 накладывается на всю разрядную камеру благодаря
использованию трех магнитных катушек. Во всей области разряда
магнитная индукция превышает величину, необходимую для ЭЦР (875 Гс).
Благодаря градиенту магнитного поля бомбардировка керамики
частицами плазмы сводится к минимуму.
Вследствие постоянного контакта с плазмой антенна нагревается
из-за бомбардировки заряженными частицами. Для предохранения
керамики от разрушения применяют водоохлаждаемую
конструкцию. Обычно коаксиальный волновод подсоединяется под прямым

СВЧ ионные испючнти
251
Прямоугольный волновод
(р СВЧ-излучение
^и w^
2кГс
Рис. ИЛ. Нерезоиансный сильноточный СВЧ источник однозарядных ионов [13].
Внутренний диаметр разрядной камеры 60 мм. / — коаксиальный волновод; 2 —
многоапертурная линза; 3 — улавливатель электронов; 4 — цилиндр Фарадея.
углом на расстоянии \/4 от конца прямоугольного волновода, где
Xg — длина волны в прямоугольном волноводе. Для охлаждения
антенны внутренний проводник выполняют в виде двойной трубы,
которая одним концом проходит сквозь торец прямоугольного
волновода. Характерное значение импеданса коаксиального волновода
составляет около 50 Ом. Поэтому для хорошего согласования импеданс
разрядной камеры с плазмой должен быть близок к этой величине.
Поскольку плазму рассматривают как диэлектрик с активным
сопротивлением, отношение диаметра антенны к диаметру камеры должно
быть меньше, чем у коаксиального волновода. Фактические размеры
определялись опытным путем.
Импеданс ионного источника с плазмой зависит от плотности
числа и температуры электронов, а также от напряженности и
распределения магнитного поля. Плотность числа и температура электронов

252
Глава II
очень сложным образом зависят от поглощенной СВЧ мощности,
давления газа и магнитного поля. Поэтому практически невозможно
определить связь между любыми двумя из этих параметров, просто
поддерживая другие постоянными.
На практике после того, как определены геометрия источника, род
газов и магнитное поле, параметры плазмы принимают определенное
значение и зависят от поглощенной СВЧ мощности. Именно это
обстоятельство устанавливает степень согласованности импеданса СВЧ
цепи и ионного источника, определяя, таким образом, поглощенную
СВЧ мощность.
Зависимость поглощения СВЧ излучения от относительной
магнитной индукции приведена на рис. 11.2. В данном случае
относительная магнитная индукция изменяется при сохранении конфигурации
поля. Давление аргона составляет 8*10"^ мм рт. ст., а поступающая
СВЧ мощность— 1 кВт. Магнитная индукция нормируется по
отношению к приведенной на графике рис. 11.1, а последняя была
определена опытным путем с целью получения ионных пучков с большими
токами. Поглощение СВЧ излучения выражено в процентах к
поступающей СВЧ мощности. Поглощение постепенно возрастает с
ростом магнитной индукции; поглощение превышает 90% при
относительной магнитной индукции выше 95%. При относительной
магнитной индукции ниже 85% должны быть одна или две точки,
удовлетворяющие условию ЭЦР. Однако на рис. 11.2 не наблюдается
резонансной зависимости. Это означает, что в данном случае СВЧ мощность
поглощается главным образом благодаря нерезонансным процессам.
Таким образом, даже в так называемом ионном ЭЦР-источнике
поглощение СВЧ излучения может быть частично обусловлено
нерезонансными эффектами, особенно когда источник работает при
относительно высоком давлении газа.
Рис. 11.2 Зависимость поглощения СВЧ
излучения от относительной магнитной индукции
[13] Давление аргона 8-10"^ мм рт. ст.,
подводимая СВЧ мощность 1 кВт.
40 60 80 100 120
Относительная
магнитная индукция, %

СВЧ ионные источники
2S3
13
10 L I—Г
:Л /
-о 2
bed
О)
с
т—3
>А:
t ■ I ■ ' ■
о 200 400 600 800 1000
Поглощенная
СВЧ мощность, Вт
Рис. И.З. Зависимость плотиости числа
электронов от поглощенной СВЧ
мощности [13]. Давление аргона 3»10~^ мм рт.
ст., давление водорода ЫО"^ мм рт. ст.
/ — аргон, 2 — водород
1| СВЧ излучение как функция давления аргона изменяется
постепенно в диапазоне давлений от 5 • 10 " '^ до 8 • 10 " ^ мм рт. ст. Во всем
диапазоне давлений поглощение остается выше 75%. Однако при
использовании Е^тюнера, размещенного между ионным источником и
направленным ответвителем, может поглощаться более 90% СВЧ
мощности.
Параметры плазмы измеряются подвижным зондом Ленгмюра,
показанным на рис, 11.1, Магнитная индукш1я в месте нахождения
зонда составляет около 1300 Гс. Так как ось зонда перпендикулярна
вектору магнитной индукщ!и, при ожидаемых параметрах плазмы
{Пе > 10*** см"^, Те> 1 эВ) влиянием магнитного поля на зондовые
измерения можно пренебречь [15]. Температура электронов в плазме
аргона и водорода постепенно возрастает от 3,7 до 6,8 эВ и от 4,5 до
7,3 эВ соответственно при изменении мощности СВЧ излучения от
200 до 1000 Вт. Значения плотности числа электронов приведены на
рис. 11.3, Они в 10—100 раз превышают критическую плотность, ко-
орая часто является наибольшей величиной, получаемой с помощью
ЦР.
В конструкции разрядной камеры можно использовать вместо ко-
сиального любой другой тип волновода. Круглый волновод, такой
к в установке для плазменного травления с использованием СВЧ
азмы, описанной Сузуки [16], подходит для разрядной камеры
олыиих размеров.
11.3. МНОГООБРАЗИЕ СПОСОБОВ ВЫВОДА
ПУЧКА
СВЧ плазму можно генерировать в ышроком диапазоне объемов и
форм. Это позволяет использовать разнообразные схемы вывода
пучка.

254
Глава и
11.3.1. Пучок большого поперечного сечения,
выводимый через многоапертурную линзу
Плотность выводимого из плазмы тока 7i зависит от параметров
плазмы следующим образом:
7i = en^ikTe/m^^hxpi - 1/2). (1)
Здесь к — постоянная Больцмана, е — заряд электрона, л, —
плотность числа ионов, Те — температура электронов и Л/— масса иона.
Поскольку для сильноточного ионного источника необходимы
высокая плотность числа и(или) высокая температура электронов, должна
обеспечиваться высокая степень поглощения СВЧ энергии.
Небольшая часть образующихся ионов диффундирует по направлению к щели
и выводится в виде пучка. Мощность, рассеиваемая в виде тепла на
стенках разрядной камеры, значительно превышает мощность,
расходуемую на ионизацию выводимых ионов.
На рис. 11.1 показана трехэлектродная многоапертурная линза
диаметром 50 мм, размещенная в нижней части разрядной камеры.
Потенщ!алы верхнего электрода и разрядной камеры имеют то же
значение, что и напряжение ускорения ионов. К среднему электроду
прикладывается отрицательное напряжение, чтобы
воспрепятствовать проникновению в пучок низкоэнергичных электронов из
разрядной камеры. Ионные токи аргона и водорода измеряются с помощью
конусообразного цилиндра Фарадея с диаметром эффективной
поверхности 40 мм, оснащенного устройством подавления вторичных
электронов.
На рис. 11.4 приведены зависимости тока ионов аргона от
ускоряющего напряжения. Ток возрастает с ростом ускоряющего напряже-
Рис 114. Зависимость тока иоиов
аргона от напряжения ускорения ионов [13].
Давление (мм рт. ст.) I — 7.3 «10"*;
2— 1.3 •Ю-^ 3— 4.4.10-'.
<
а
о
I-
ь:
О)
с,
с,
о
го
X
о
ь
200
150'-
100
50
О
1
-V '
] о 2
А 3
: 1
1
- \
1
1
/
i
/
/
\ -
/
-
-
о 1
2 3 4 5
Напряжение ускорения ионов, кВ

СВЧ ионные источники
255
Анодный ток Магнетрона, мА
О 50 100 150 200 250 300
100 200 300 400 500 600
СВЧ мощность, Вт
Рис. 11.5. Зависимость тока иоиов
кислорода от мощности СВЧ излучшия
[П].
ния. Максимальные токи ионов аргона и водорода при 5 кВ
составляют 200 и около 400 мА соответственно. Как показано на рисунке,
критические напряжения, при которых еще возможно выделить ионы
аргона и водорода в виде пучка, составляют около 2,0 кВ и 800 В
соответственно. Из зондовых измерений были получены значения ширины
ионного слоя. В плазме аргона и водорода эти значения составляют
соответственно 0,38 и 0,62 мм при поглощаемой мощности 950 Вт и
потенщ!але зонда - 70 В. Они указывают на различие величин
критического напряжения для плазмы аргона и водорода.
Ионы кислорода, которые довольно трудно получить в обычных
ионных источниках с накаливаемым катодом, можно стабильно
производить в ионном источнике данного типа [17] (рис. 11.5). Ток ионсю
кислорода составляет 110 мА при вытягивающем напряжении 5 кВ и
СВЧ мощности 600 Вт. Как показал Шимада [18], при увеличении
радиуса апертуры линзы и зазора между верхним и средним
электродами вывод ионов при сохранении уровня тока можно оптимизировать
при более высоком напряжении, достигающем нескольких десятков
киловольт.
11.3.2. Ионный пучок со щелевой конфигурацией
для ионных имплантеров
Сакудо [19] сконструировал сильноточный ионный источник,
создающий нерезонансную СВЧ плазму и ионный пучок со щелевой кон-
фигурацией, который подходит для электромагнитного масс-

256
Гдава 77
сепаратора в ионном имплантере. Для получения высокого
разрешения по массе в сепараторе такого типа нужен узкий ионный пучок,
поскольку разрешение по массе Re в масс-сепараторе с симметричными
секторами составляет [20]
Re = г/25. (2)
Здесь S — ширина пучка на выходе; г — радиус траектории пучка в
магнитном поле; разбросом ионов по энергиям пренебрегается.
Поэтому ионные пучки для электромагнитного масс-сепаратора должны
выводиться через узкую щель.
Элементы СВЧ ионного источника, используемого в имплантере,
показаны на рис. 11.6 [21]. СВЧ излучение вводится в разрядную
камеру через вакуумноплотную диэлектрическую пластину, размещенную
между прямоугольным волноводом и волноводом переменного
сечения. На внешней стороне последнего волновода размещаются две
железные пластины. Для эффективного использования генерируемых
СВЧ излучение
Газ
Ионный пучок
Рис 116 СВЧ нонный источник для имплантера иоиов [21] I — прямоугольный
волновод; 2 — вакуумноплотный диэлектрик; 3 — термоизолированиый ввод газа;
4 — железные пластины; 5 — внутренняя печь. 6 — соленоид. 7 — нитрид бора; 8 —
изолятор, 9 — трубка для подачи паров, 10 — игольчатый клапан, II — вентили;
12 — наружная печь; 13 — разрядная камера; 14 — линзы для вытягивания ионов.

СВЧ ионные источники
257
СВЧ ионный
источник
Рис 11.7. Имплантер иоиов, осиашенный СВЧ ноиным источником [22]. 1 —
магнетрон; 2 — разрядная камера; 3 — соленоид; 4 — щель для контроля пучка; 5 —
щель для разделения по массам; 6 — вращающийся диск; 7 — экран; 8 —
улавливатель электронов; 9 — монитор профиля пучка ДП — двухполюсник.
fOHOB поперечное сечение разрядной области имеет прямоугольную
юрму, близкую к форме выходной щели. Остальная часть разрядной
шасти заполняется диэлектриком (нитридом бора). Поскольку
[ектрическое поле между электродами разряда довольно однороно,
[акая конструкция позволяет получить однородную плазму.
Был сконструирован имплантер ионов, оснащенный этим СВЧ
[онным источником. На рис. 11.7 [22] показана схема этого имплан-
|ера, включающего СВЧ ионный источник с пучком, формируемым
(елью, 40-см, 90°-ный магнитный масс-сепаратор и камеру с
мишенью в виде вращающегося диска. Энергию ионов можно изменять
от 20 до 80 кэВ. Пучок ионов с током 40 мА выводится через щель
размером 2 мм X 40 мм. Высокий уровень передачи (60%) достигается
благодаря конструкции масс-сепаратора, основанной на оптике с
двойной фокусировкой с наклонными входом и выходом пучка. Это
обеспечивает имплантацию Р "^ с током 10 мА (максимум 15 мА) и В "^
с током 4 мА (максимум 6 мА). Ток имплантации непрерывно
измеряется с помощью цилиндра Фарадея, который, как показано на вставке

258
Гдава It
к рис. 11.7, образован вращающимся диском, защитным экраном и
улавливателем электронов.
На рис. 11.8 показаны зависимости относительной величины масс-
пиков от СВЧ мощности для вводимого в источник газа РНз. При
возрастании СВЧ мощности интенсивность пиков Р "^, Н "^ и Р^"^ растет,
а пиков Нг*; Рг'^и РН "^ снижается. Каждая молекула РНз в плазме
подвергается многократной бомбардировке электронами. Чем больше
число соударений, тем больше расщепляется х^олекула. С ростом СВЧ
мощности растут как плотность числа, так и температура электронов
в плазме. Обычно плотность плазмы в СВЧ ионном источнике велика,
так же как и относительное содержание атомных ионов.
Срок службы этого ионного источника составляет 1—2 ампер-часа
(ток имплантации х продолжительность работы) в случае импланта-
щ!и Р "^ и As "^ при токе 10 мА. Это в несколько раз больше, чем у
большинства обычных ионных источников с горячим катодом. При такой
работе в режиме больших токов расход газа РНз составляет 0,1—
со
о
с
I
и
и
СП
СП
»-
о
и
со
X
СП
I
X
с
О)
»-
и
о
I
о
100 200 300
Вводимая СВЧ мощность, Вт
Рис. 11.8. Зависимости относительной высоты масс-пиков от вводимой СВЧ мош-
иостя для РНз.

СВЧ ионные источники 259
0,5 атм-см^/мин, что в несколько раз меньше, чем у обычных
источников с горячим катодом. При столь продолжительном сроке службы
й низкой скорости расхода газа требуется меньшая частота ремонта
ионного источника и вакуумной системы и повышается
производительность имплантера.
11.3.3. Дальнейшее совершенствование ионных пучков,
формируемых щелью
Увеличение вытягивающего напряжения. Если повысить рабочее
напряжение источника посредством масштабного увеличения
стандартного СВЧ ионного источника с пучком, формируемым щелью
(например, источника, показанного на рис. 11.6), то появляются
следующие проблемы.
1. Трудно добиться надежной электрической изоляции между
разрядной камерой, имеющей высокий потенщ1ал, и заземленной
магнитной катушкой ввиду невозможности изменить расстояние между
ними, поскольку в области разряда напряженность и распределение
магнитного поля поддерживаются неизменными.
2. В области ускорения ионов становятся весьма вероятными
межэлектродные вакуумные искровые пробои, так как на ускоряющее
электрическое поле накладывается магнитное поле.
3. Трудно использовать многоступенчатую вытягивающую линзу
из-за того, что магнитная катушка заземлена.
Чтобы избежать этих проблем, источник был подвергут
дальнейшей модификации [23]. Как показано на рис. 11.9, магнитная катушка
размещается вокруг разрядной камеры на высоковольтном выводе,
где она также окружена толстой стенкой и ускоряющим электродом,
изготовленным из железа или металла с высокой магнитной
проницаемостью. Таким образом формируется магнитный контур для
концентрации магнитного поля в разрядной камере. Поэтому в новом
ионном источнике отсутствует магнитное поле в области ускорения
ионов. Двухступенчатая вытягивающая линза также подверглась
доработке. Этот ионный источник обеспечивает устойчивые пучки
ионов, подвергнутых разделению по массам, с током до 15 мА и
вытягивающим напряжением от 20 до 120 кВ. Дальнейшее повышение
ускоряющего напряжения достигается путем увеличения числа ступеней
Линзы.
Увеличение выходных токов. В принципе, чтобы увеличить ток
ионного источника, в котором плотность плазмы достигла
максимума, необходимо увеличить поверхность, испускающую ионы. В СВЧ

260
Гмва 11
СВЧ излучение
Ионный пучок
Рис. 11.9. Высоковольтный СВЧ ионный источник с замкнутым магнитным полем
и двухступенчатой вытягивающей линзой [23]. 1 — магнитная катушка; 2 —
изолятор; 3 — железный экран; 4 — разрядная камера; 5 — нитрид бора; б —
ускоряющий электрод (120 кВ); 7— промежуточный электрод (60 кВ); 5— замедляющий
элетстрод (—2 кВ); 9 — заземленный электрод (О В).
ИОННОМ источнике очень легко удлинить выходную щель, тогда как в
обычном (фримановском) ионном источнике сделать это несколько
затруднительно, поскольку необходимо также удлинять
накаливаемый катод (нить). Выходные токи СВЧ ионного источника можно
легко удвоить с помощью удлинения щели без изменения ионной
оптики в поперечном направлении щели. Если вытягивающую линзу
искривить вдоль продольного направления так, чтобы собрать
ионный пучок в зазоре между полюсами магнита обычного масс-
сепаратора, то после разделения по массам токи также удваиваются
без снижения разрешения по массе (рис. 11.10). Щель для выхода
ионов имеет высоту 80 мм, тогда как эффективная высота зазора между
полюсами магнита составляет 45 мм. После отделения ионов Р "*^ на
коллекторе получили ток 30 мА [23].

СВЧ ионные источники
261
Масс-сепаратор
Промежуточный электрод
(искривленный )
СВЧ ионный источник с удлиненной щелью
Коллектор ионов
Рнс. 11.10. Токн разделенных по массе иоиов удваиваются без ухудшения разрешения
по массе благодаря объеднненню СВЧ ионного источника с удлиненной щелью и
обычного масс-сепаратора [23].
Компактные СВЧ ионные источники. Исикава [24]
сконструировал компактный СВЧ ионный источник (рис. 11.11), в котором
ионный пучок с током в несколько миллиампер выводится через
отверстие диаметром 2 мм. Чтобы уменьшить источник, вместо соленоидов
использовали постоянный магнит. Диаметр источника составил
50 мм и высота — 65 мм. Частота равна 2,45 ГГц, а потребляемая
мощность составляет всего 7—30 Вт. Ионный пучок имеет низкий
эмиттанс (10~^ мрад) и высокую яркость (10** Ам~^фад"^).
Ионный источник с плазменным диском в СВЧ резонаторе был
разработан Асмуссеном [25]. В источнике используется цилиндриче-
СВЧ излучение
Пучок
ионов
Рнс. 11.11. Компактный СВЧ ионный
источник с постоянным магнитом [24].
1 — коаксиальный ввод с уплотнением;
2 — верхний фланец; 3 — антенна; 4 —
нитрид бора; 5 — обогрюатель кожуха;
6 — промежуточный фланец; 7 — ввод
газа; 8 — медные прокладки; 9 —
постоянный магнит; 10 — опорный фланец;
11 — пластина с выходным отверстием;
12— изолятор; 13— вытягивающий
электрод; 14— охладитель; 15—
прокладки; 16 — постоянный магнит; 17 —
ферромагнетик; 18 — неферромагнетик;
19 — изолятор.

262 Глава 11
ский СВЧ резонатор, работающий на гибридном типе колебаний,
соответствующем типу колебаний ТЕ211 в пустом резонаторе. Без
помощи постоянного магнитного поля плазма создается СВЧ полями в
дискообразной кварцевой трубке, размещенной в резонаторе. Пучки
ионов выводятся с помощью многоапертурной линзы, граничащей с
плазмой. Так как потери в разряде в расчете на один выведенный ион
прямо пропорщюнальны отношению площади всей поверхности к
площади вывода, то форма диска, когда его высота много меньше
радиуса, является эффективной конфигуращ1ей для разряда.
Характеристики ионного источника были улучшены после переделки,
заключающейся в окружении разрядной области большим количеством близко
расположенных редкоземельных магнитов, создающих многокаспо-
вое магнитное поле [26].
Льюнг [27] сконструировал маленький СВЧ ионный источник из
кварцевой трубы, ограниченной с одного конца двухсеточной
вытягивающей линзой. Источник также заключен в СВЧ резонатор. Ионный
пучок выводится через выходное отверстие диаметром 0,8 мм. Плот-
ность тока превышает 200 мАсм при СВЧ мощности 400 Вт.
9.4. РАЗНООБРАЗИЕ ПОЛУЧАЕМЫХ ИОНОВ
Для имплантации в кремниевые полупроводники традиционно
применяли в основном ионы Р "*^, As "*^ и В "*^. Однако для новых
электронных приборов, в которых используется технология «кремний на
диэлектрике», требуется имплантация ионов кислорода при очень
больших дозах. В качестве рабочих материалов в СВЧ ионных
источниках можно без ущерба использовать даже химически активные
вещества. Для высокодозной имплантации источники с пучком,
формируемым щелью, после разделения по массам могут обеспечить пучок
ионов О "*^ с током более 10 мА. В этом случае (рис. 11.12) отношение
ионов О "*^ к общему числу ионов в масс-спектре составляет около 0,85.
Столь высокая доля атомарных ионов обусловлена высокой
плотностью числа и(или) высокой температурой электронов в СВЧ плазме.
Как сообщил Омура [28], исследовательская группа NTT Japan с
помощью имплантации ионов О "*^ на коммерческом имплантере (Hitachi
IP-815) изготовила 4-кбайт CMOS/SIMOX SRAM.
Для имплантации ^ сложные полупроводники, а также для
модификации металлов и изоляторов требуются ионы различных
металлов. Исходные материалы для образования большинства ионов
металлов легко получить в форме галогенидов, у которых температура
испарения обычно ниже, чем у исходных металлов. В традиционных

СВЧ ионные источники
263
0+
1
L
0
+
II
0^"
к 1
[рис. 11.12. Масс-спектр иоиов кислсфода, полученных в СВЧ разряде в магнитном
(попе.
ионных источниках с горячим катодом при работе с галогенидами
иногда возникают проблемы из-за быстрой эрозии катода вследствие
высокой реакционной способности галоидной плазмы. Однако СВЧ
ионные источники не имеют быстро расходуемых составных частей.
Более того, посредством бомбардировки и химической очистки
стенок ионами галогенов и радикалами из плазмы можно избежать
осаждения металла на внутренних стенках разрядной камеры
(металлический налет на стенках препятствует проникновению СВЧ излучения
внутрь камеры).
Для ввода в камеру жидких или твердых материалов СВЧ ионный
источник должен иметь две печи (внешнюю и внутреннюю, рис. 11.6)
в дополнение к обычной системе ввода газа. Материалы с низким
давлением паров можно вводить из той или иной печи в зависимости от
температуры испарения.
На рис. 11.13 приведен масс-спектр HfCU при вытягивающем
напряжении 30 кВ. В спектре имеются пики ионов изотопов Hf"*^ с
максимумом 2 мА. Исходный рабочий материал HfCU вводится во внеш-
^нюю печь и нагревается до 170 °С. С помощью этого ионного нсточ-

и
о
X
о.
1
S
m
ё
№

СВЧ ионные источники
265
Рис. 11.14. Ионный имплантер для модификации поверхности металлов и
диэлектриков [26].
ника можно получить пучки ионов многих других металлов
(например, А1 "*^, Ga "*^, Ti "*^ и Sc "*^) с токами в несколько миллиампер.
На рис. 11.14 показана схема ионного имплантера,
разработанного Иваки [29], для модификации поверхности металлов и
диэлектриков. Ионы вытягиваются из СВЧ ионного источника при 30 кВ и
ускоряются. Максимальное ускоряющее напряжение составляет 200 кВ.
Для определения состава модифицированной поверхности в камере с
мишенью имеются анализатор масс вторичных ионов, ионный
источник для очистки образца и для ВИМС, а также интегратор тока. Во
время имплантации производится текущее измерение состава
поверхности. Большую часть ионов получают из галогенидов металлов,
вводимых в источник.
11.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СВЧ ионные источники позволяют получать пучки долгоживущих
ионов различных типов с помощью широкого круга исходных
материалов, включая химически активные соединения. Был создан
действующий ионный источник пучков большого поперечного сечения с током
в несколько сотен миллиампер; иош1ый ток можно еще увеличить пу-

266 ^ллвй ^^
тем увеличения объема разрядной камеры и площади многоапертур-
ного вытягивающего устройства. Другой ионный источник,
создающий пучки, формируемые щелью, был разработан для применения в
ионной имплантации. Имплантер, оснащенный таким ионным
источником, может обеспечить токи 1—30 мА для большинства типов
ионов, в том числе ионов кислорода и металлов. Для увеличения
напряжения ускорения ионов этот ионный источник может быть легко o6v
единен с многоступенчатыми вытягивающими линзами. Для
увеличения ионного тока выходная щель источника может быть легко
удлинена. Наряду с изменением условий вытягивания пучка могут быть
сделаны многие другие изменения с целью обеспечения конкретных
промышленных приложений.

Глава 12
Ионные источники
с электронным пучком
Е. Донец^^
Ионный источник с электронным пучком (ИИЭП) — сравнительно
"^новый тип источника. Впервые он был предложен в 1967 г. [1], и с
самого начала главной задачей являлось создание условий для
получения ионов с максимально высоким зарядом, вплоть до лишенных
оболочки ядер тяжелых элементов. Хотя действующий ИИЭП был
продемонстрирован в 1968 г. [2], первые действительно пригодные для
использования источники появились в середине 1970-х гг. Последнее
десятилетие стало периодом быстрого роста активности в области
развития ИИЭП и получения ионов с высокими зарядовыми
состояниями. Фактически в настоящее время в мире существуют свыше 20
проектов ИИЭП, как завершенных, так и находящихся в стадии
выполнения, а наиболее высокими зарядовыми состояниями ионов,
полученными с помощью ИИЭП КРИОН-2 в Объединенном институте
ядерных исследований, являются Хе^^"*^ и Хе^^"^.
Однако изучение и развитие ИИЭП далеки от завершения.
Остаются многочисленные научные и технические проблемы, требующие
решения при применении ИИЭП в фундаментальных и прикладных
исследованиях в области физики многозарядовых ионов.
12.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ И ПРИНЦИП
ДЕЙСТВИЯ ИИЭП [3]
Ионный источник с электронным пучком — это прибор для
получения многозарядных ионов [1], работа которого включает
следующие стадии: 1) получение протяженного электронного пучка с
заданной энергией и плотностью; 2) создание электростатической ионной
ловушки по всей длине пучка; 3) ввод в ловушку в течение 01раничен-
ного периода определенного числа ионов рабочего вещества в низком
I
'^ Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия.

268 Глава 12
зарядовом состоянии; 4) удержание ионов в электронном пучке в
течение периода, достаточного для достижения требуемого зарядового
состояния; 5) извлечение этих многозарядных ионов из ловушки по
всей длине пучка и подготовка к следующему циклу.
В этом разделе описанные выше операции рассматриваются без
ссылки на конкретные технические решения. Итак, представляется
модель, описывающая метод многократной ионизации атомов в
электронном пучке, что может оказаться полезным перед рассмотрением
экспериментальных работ по ИИЭП.
12.1.1. Физические основы
Основной физический процесс, используемый в ИИЭП для
получения многозарядных ионов, — ионизация электронным ударом.
Поскольку вероятность многократной ионизации при одном соударении
мала, основной процесс, ведущий к высоким зарядовым состояниям
ионов, — последовательная ионизация. Это означает, что
необходимы многократные соударения электрон — ион с удалением каждый
раз только одного электрона из электронной оболочки иона. В этом
случае фактор ионизации у'г, (произведение плотности электронного
тока в пучке у на время бомбардировки иона электронами т,) —
главная количественная характеристика процесса получения
многозарядных ионов, если энергия электронов достаточно велика.
Вероятность перехода иона из зарядового состояния q в зарядовое
состояние q Л- \ выражается формулой
где oq-.q + i — эффективное поперечное сечение ионизации иона в
зарядовом состоянии q посредством электронного удара. Таким образом,
в среднем, все ионы в зарядовом состоянии q преобразуются в ионы
с зарядовым состоянием ^ + 1, когдаyV/ = l/oq^q + i^ Это означает,
что для получения ионов со средним зарядом к из однозарядных ионов
необходим фактор ионизации
к- 1
JTi = S <^я-^я+и (2)
9 = 1
Эффективные поперечные сечения og^q + i можно вычислить,
используя эмпирическую формулу Л отца [4], и оценить таким образом ут^
необходимое для получения определенного зарядового состояния
иона.
Расчетные значенияут^, необходимые для получения ионов Ne, Аг,
Кг, Хе и и с любым зарядом, приведены на рис. 12.1 [5]. При расчете

Ионные источники с элвспцюнным пучком
269
^' ^ Г1 U-2—^'* /g g.^ ^. 't^, {g.^,^ ^г?'^ё' ?^"
/i7'« /5'' W"* Ю" й?^^ Ю^'
-2
jr. , см
/^7
22
ю'' е'
Рис. 12.1. Расчетные значения yVi, необходимые для получения ионов Ne, Ar, Кг, Хе
и и с указанными зарядовыми состояниями, для соответствующих энергий
бомбардирующих электронов.
предполагалось, что ионизация происходит при энергии электрона
Ее = IJq^u где /д - 1 — энергия связи последнего электрона в оболочке
нона с зарядовым состоянием д ~ I. Можно видеть, что для
получения голых ядер около 90% необходимого факторау'г/ тратится на
удаление ЛГ-оболочки.
Считается, что наиболее трудная проблема — получение ядер
и^^"^. В этом случае необходим пучок электронов с энергией около
200 кэВ, а поскольку поперечное сечение ионизации электронным
ударом для и^^"^ составляет около 1,1-10"^ см^, необходим фактор уг/
величиной свыше 10^ см " ^. Это означает, что если плотность тока в
пучке составляет около 10^ А/см^, то требуется время удержания в
пучке свыше 30 с. Этот пример показывает, что если имеется
электронный пучок необходимой энергии и плотности, то задача
ионизации решается посредством достаточно длительного удержания ионов
в пучке. Конечно, в период удержания должны подавляться процессы
рекомбинации.
Рассмотрим электрический потенциал пространственного зщ>яда
цилиндрического электронного лучка, проходящего через пролетную

270
Гдава 12
трубу с определенным потенциалом. Известно, что
2_2
f/(r, ф) = Udt + S In
-, R - larcos <p-¥ a^r/R
(/• > Го),
r^ - larcos (p + a^
U{r, <p)= Udt + s- [IniR^ ~ larcos <p + a^r^/R^) ~
~ [{r^ - larcos (p + a^)/r^ + In r^ - 1)]) (r < Го), (3)
где Udt — потенциал пролетной трубы, s~ — линейная плотность за^
ряда электронов пучка, /? —внутренний радиус пролетной трубы,
а — расстояние между осями пучка и пролетной трубы, го — радиус
пучка, г и (р — цилиндрические координаты.
В случае осевой симметрии
U{r) - Udt + Is-lniR/r) (г > го),
U{r) = Udt + s-[llniR/ro) + (1 - r^/rl)] (г < го). (4)
В случае (4) минимум потенциала совпадает с осью системы, а
распределение потенциала имеет осевую симметрию. Однако в более
общем случае (3) распределение потенциала пространственного заряда
не является осесимметричным, минимум потенциала не совпадает с
осью пролетной трубы, а величина минимума потенциала зависит от
а. Эти случаи представлены на рис. 12.2.
Простая оценка показывает, что в случае (4) провал в
распределении потенциала С/, обусловленный пространственным зарядом
электронного пучка с энергией 10 кэВ и током 1 А, составляет около
150 В. Такой провал можно использовать для радиального удержания
в
и
dt
Рис. 12.2. Потенциал простраиствеииого заряда электроииого пучка вдоль диаметра
пролетной трубы при различных положениях пучка внутри трубы.

Ионные источники с электронным пучком 271
ионов в электронном пучке. Существует несколько приемов для
изменения потенциала вдоль оси системы, простейший из которых
заключается в разделении пролетной трубы на секции и прикладывании
потенциала различной величины к различным секциям. Кроме этого,
имеются и другие возможности: например, изменение R при
постоянном Го или изменение го при постоянном /?, а также наиболее сложный
способ — изменение s ~ вдоль оси.
Если в свободной от ионов системе с электронным пучком в точке
r<R появляется низкоэнергетичный ион с зарядовым состоянием
^"^, он не может достичь стенки трубы, не увеличив своей энергии;
провал потенциала пространственного заряда пучка обеспечивает
удержание иона в радиальном положении. Чтобы закрыть
электростатическую ловушку в осевом направлении, достаточно приложить
к крайним секциям системы потенциал Ut > |5~(21п R/tq + 1)|.
Заметим, что вследствие ускорения пучка в крайних секциях из-за
приложенного потенциала Ut величина 5 " в них незначительно
уменьшается, и если электронный пучок движется вне оси пролетной трубы, так
что параметр а изменяется, то нижний уровень ловушки изменяется
в соответствии с а и не может оставаться постоянным в осевом
направлении.
Силы удержания в радиальном направлении уменьшаются, как
1 - т/ - 1 - |5"^/5"|, где 5"^ —линейная плотность заряда
удерживаемых ионов и т/ — уровень компенсации пространственного заряда
электронного пучка пространственным зарядом ионов. Удержание в
радиальном направлении полностью прекращается при iy = 1. Тогда
С^ - Ъ^ЪЬЛО^ЧеЬЕе, (5)
где С^ —ионная емкость ловушки (максимальное число
элементарных положительных зарядов в ловушке); Л — ток пучка (А); L —
длина ловушки (м); Ее — энергия электронов (кэВ).
Закрытая конфигурация электростатической ловушки не может
сохраняться бесконечно долго, поскольку в любом случае электронный
Пучок образуется в вакуумной камере с некоторым давлением
остаточного газа. Этот газ ионизируется электронным ударом, и ионы
могут оставаться в ловушке, компенсируя пространственный заряд
Пучка. По истечении периода Тс положительный пространственный
заряд ионов остаточного газа полностью компенсирует
пространственный заряд электронного пучка.
Предположим, что все ионы, которые появляются из остаточного
газа, остаются в ловушке однозарядными. Тогда
Тс = (ao-iwy)"^ (6)

272 Глава 12
Используя формулу Лотца для случая ao-i, получим
Тс - 1,5Л0^Е\'^1е/п\п{Ее/1е\ (7)
где ао-*1 — поперечное сечение ионизации атомов остаточного газ^
Тс — измеряется в секундах; п — плотность остаточного газа (атом/
см^); V — скорость электронов в пучке (см/с); Ее — энергия электронов
(эВ);/е — потенциал ионизации атомов остаточного газа (эВ).
Уравнение (7) дает лишь приближенную оценку Тс, поскольку не
учитывает ни возможности ухода ионов из ловушки, ни изменения их
зарядового состояния в течение Тс- Однако эти процессы имеют
тенденцию к взаимной компенсации, и поэтому уравнение (7) можно
использовать на практике для оценки Тс- Например, если остаточный
газ —азот. Ее = 10 кэВ и л = 3,6-10^ см"^ (10"**^ мм рт. ст.), то Тс
составляет около 4,5 с. Естественно, при таком подходе тс не зависит
от у. Таким образом, если электростатическая ловушка используется,
чтобы удерживать ионы рабочего вещества с целью многократной
ионизации, необходимая величина фактора у'т/ может быть достигнута
при Тг < Тс. Необходимо отметить, что нахождение иона в
электронном пучке ведет к увеличению зарядового состояния только в том
случае, если подавляется процесс рекомбинации с остаточным газом. К
сожалению, нет достаточной информации об эффективных
поперечных сечениях перезарядки низкоэнергетичных многозарядных ионов с
различными атомами. Тем не менее для ионов типа U^*' "^ можно
приближенно принять oq-^q- 1 =г 10 " ^^ см^. Это означает, что в
экспериментах по получению ядер урана, лишенных оболочки, давление
остаточного газа при г/ = 30 с должно быть меньше 10 " ^^ мм рт. ст.
12.1.2. Сущность метода получения многозарядных
ионов с применением электронного пучка
Методы получения плотных протяженных электронных пучков
представляют высокоразвитую и сложную область науки и техники,
и мы не будем описывать их подробно. Мы только отметим, что для
получения электронного пучка высокого качества необходимо
каждый раз заново и целиком собирать систему формирования и
фокусировки пучка. Чтобы обеспечить постоянные форму и поперечное
сечение на длине пролета, обычно прикладывают продольное магнитное
поле. В этом случае имеются три главных метода формирования
пучка, которые обеспечивают существенно различающиеся плотности
пучка при данной индукции магнитного поля {В) в пространстве
пролета:

p
Ионные источники с электронным пучком 273
1) магнитопровод (/ постоянно и ограничивается эмиссионной
способностью катода пушки);
2) магнитное сжатие (/ пропорционально В)\
3) фокусировка Бриллюэна (/ пропорционально В^).
Электростатическую ловушку в направлении пучка можно
сформировать, прикладывая соответствующие разности потенциалов к
различным частям пролетной трубы.
Другие основные стадии — инжекция ионов в ловушку, удержание
ионов при ионизации и осевой вывод — в настоящее время можно
описать в рамках следующих моделей.
1. Простейшей является модель одиночных ионов. Критерий
обоснованности этой модели состоит в условии 5"^ < |5~|, или точнее
5"*^ :£ 10"^|5"|, означающем, что пространственный заряд ионов не
влияет на их движение в поле пространственного заряда электронов.
2. Когда пространственный заряд ионов сравним с
пространственным зарядом электронного пучка, т. е. когда5"^ - |5" |, можно
использовать модель самосогласованного поля, в которой поле
пространственного заряда ионов сильно влияет на движение ионов, но не
влияет на движение электронов.
3. Если появляется взаимодействие между полями электронов и
ионов, необходимо использовать коллективную модель.
Инжекция ионов в ловушку. Наиболее простой метод наполнения
ловушки ионами заключается в производстве ионов прямо в ловушке
из атомов облака рабочего вещества посредством электронного удара
в электронном пучке. При таком методе инжекции ионы рождаются
с очень малой кинетической энергией, сравнимой с величиной — QiS~,
которая есть не что иное, как максимальная потенциальная энергия
иона с зарядовым состоянием ^„ только что родившегося в пучке. В
таком случае мы можем рассматривать движение иона в ловушке в
рамках модели одиночного иона. Когда электронный пучок проходит
через облако рабочего вещества, в основном образуются
однозарядные ионы с равной вероятностью в любой точке г,. Затем эти ионы со-
Рис. 12.3. Часть траектории иоиа О*
те лг\^1

274 Глава 12
вершают колебательное движение около точки с минимумом
потенциала. В случае осевой симметрии и в отсутствие магнитного поля
движение иона в радиальном направлении может быть описано
уравнением
г - г/costo|e|/2M£o)*^^^ (8)
где Q — плотность отрицательного заряда электронного пучка; gi -~
зарядовое состояние иона; М—масса иона; Со — диэлектрическая
проницаемость.
Если прикладывается магнитное поле, то уравнение радиального
движения усложняется. На рис. 12.3 приведена часть траектории иона
О"^ для 5 - 2 Т, е =^ 3,2-10"^ Кл/см^ (2-10^^ заряд электрона/см^),
г, = 0,15 см. Ион движется около точки г = 0 с частотой около
1,05 • 10^ рад/с. Этот пример соответствует реальному случаю пучка с
током 0,13 А, плотностью тока 200 А/см^ и энергией электронов
10 кэВ.
Таким образом, в рамках модели одиночных ионов существует
диапазон энергий ионов между О и ~ qiS~ с постоянным числом
ионов, приходящихся на единичный интервал энергий. При своем
движении они не покидают пучка; это очень важно, например, при
рассмотрении ионизации. Однако в этом случае число ионов в пучке
относительно невелико (5"^ :S 10~^|5~|).
Для описания инжекции большего числа ионов можно
использовать модель самосогласованного поля. Поскольку реальное время
инжекции всегда значительно больше периода колебательного движения
иона, характеристики движения иона медленно изменяются при
постепенном изменении самосогласованного поля. Точное решение для
движения иона является сложным, и мы можем отметить лишь
основные качественные черты поведения ионов при инжекции. Поскольку
частота колебаний со, определяется жесткостью системы, рост
пространственного заряда ионов можно трактовать как уменьшение
жесткости. В процессе инжекции со/ и энергия колебаний
уменьшаются. Амплитуда колебаний растет, что приводит в конечном счете к
потере наиболее энергичных ионов на стенках пролетной трубы.
Интересно рассмотреть движение ионов, образующихся из атомов в точке
п = Го. Расчеты показывают, что, если R/r = 2, при увеличении s "^ из-
за инжекции ионов г возрастает, и когда 5"^/|5~| = 0,3, наиболее
энергичные ионы ударяются о стенки трубы.
Таким образом, в процессе инжекции новые ионы образуются в
условиях уменьшения самосогласованного поля, и при 5"^ = |5~|
устанавливается равновесие между ионным током на стенки и ионным
зарядом, образующимся в пучке в единицу времени. При этом средняя
энергия ионов становится очень малой (близкой к тепловой). Если в

Ионные источники с электронным пучком 275
такой момент инжекция прекращается, то в ходе последующей
ионизации инжектированных ионов рост qt будет сопровождаться ростом
S ^, что приводит к уходу ионов из пучка. Это может внести
существенную неопределенность в анализ процесса ионизации.
Существуют два возможных способа получения ионов в приосевой
области электронного пучка после инжекции, которые позволяют
избежать их последующей потери в процессе ионизации.
Можно ввести ионы в пучок сравнительно низкой плотности Si~,
пока выполняется условие 5 "^ = |5/;;|, и затем увеличить 5" до
значения, близкого к s^Qif/qa, где Qif— ожидаемое окончательное
зарядовое состояние иона и qa — среднее зарядовое состояние иона перед
увеличением 5". Если время возрастания s~ много больше, чем 1/со/, то
движение иона имеет результат, обратный рассмотренному выше: ш
и Ее возрастают, тогда как п уменьшается, что ведет к концентрации
ионов в приосевой области пучка. Другая возможность состоит в том,
чтобы вводить ионы при наличии осевых потенциальных барьеров
Ut < \s~i2lnR/ro + 1)|. В этом, являющемся предпочтительным,
случае более или менее энергичные ионы могут покинуть ловушку в
осевом направлении, а столб ионов в приосевой области пучка
формируется из ионов с тепловой энергией.
Чтобы обеспечить инжекцию ионов в электронный пучок в
импульсном режиме, можно использовать импульсно генерируемое
облако атомов рабочего газа. Однако почти всегда это является очень
N
I—fl^i- в ■
^с, 12.4. Схема инжекции для иоиов, движущихся из области А в л^1У1Шсу В.

276 Глава 12
сложной операцией. В другом варианте рабочий газ непрерывно
поступает в область инжекции, а электронный пучок пересекает газовое
облако в этой области с соответствующим осевым распределением
потенциала, которое обеспечивает нахождение фактического места
пересечения внутри электростатической ловушки только в течение
контролируемого интервала времени.
На рис. 12.4 приведены схемы пролетных трубок со струей газа в
области А и соответствующие распределения потенциала.
Распределение на рис. 12.4, а предшествует началу инжекции ионов в ловушку
В. Стрелками показаны направления движения положительных ионов
рабочего и остаточного газов в области В, созданных электронным
пучком.
Когда начинается инжекция, распределение потенциала
(рис. 12.4, б) таково, что области А иВ объединяются в одну
ловушку, так что ионы, образующиеся в области А, свободно
распределяются по всей области А + В. *
Как только в электронный пучок введено необходимое число
ионов, устанавливается распределение потенциала, показанное на
рис. 12.4, в. Ионы, образующиеся в области А, уходят из нее в
направлении, указанном стрелками, тогда как ионы, подвергаемые
последующей ионизации, собираются в ловушке в области В. При таком
методе имеются четыре различных параметра, которые можно
использовать для регулирования количества ионов, вводимых в ловушку
В; 1) электронный ток во время инжекции; 2) время инжекции г, за
которое области А иВ объединяются; 3) уровень аксиального
захватывающего потенциала во время инжекции; 4) плотность числа атомов
рабочего газа в области А.
Необходимое условие импульсной инжекции ионов — устранение
доступа газа напрямую из области А в область В; это не всегда просто
выполнить.
Другой способ — импульсная инжекция в электронный пучок
ИИЭП пучка малозарядных ионов рабочего вещества, полученного с
помощью вспомогательного ионного источника [6]. Такой пучок
можно ввести в электронный пучок в направлении его оси, отразить от
потенциального барьера, приложенного с одного конца, и удержать в
ловушке, приложив потенциальный барьер с другого конца.
Очевидно, что такой способ инжекции обладает рядом важных преимуществ.
К ним относятся легкость прохождения нейтрального газа в область
ловушки, отсутствие медленных электронов в области пересечения
пучка с газовым облаком, возможность электромагнитного массово-
го анализа пучка ионов перед инжекцией и другие. Однако для
внешней инжекции требуется значительно более высокий уровень техники.

Ионные источники с электронным пучкам 211
Удержание ионов: ионизация. Ионы с начальным зарядовым
состоянием Qin, вводимые в ловушку, должны удерживаться в
электронном пучке в течение времени ионизации
1 ^^''
т/ = — S <УдЛ + 1 (9)
ДЛЯ достижения конечного зарядового состояния д/.
Рассмотрим движение ионов при ионизации. Согласно модели
одиночных ионов, ионы, движущиеся по траектории, изображенной
на рис. 12.3, могут подвергаться ионизации в любой точке, но
вероятность ионизации достигает наибольшего значения вблизи положений
равновесия, в которых потенциальная энергия максимальна, а
скорость ионов близка к нулю. Если д увеличивается в точке образования
иона, т. е. в точке Птах, то в отсутствие магнитного поля траектория
не изменяется, но энергия иона £", увеличивается пропорционально д,
oil д и Гщгах
сохраняется, поскольку жесткость меняется
неадиабатически. Аналогичные изменения происходят и в магнитном поле.
Однако если д увеличивается в точке п < Птах, то впоследствии ион не
может достичь точки г« == Птах, ХОТЯ Ej И СО, возрастают.
Таким образом, в конце процесса ионизации разброс по энергиям
в ансамбле ионов возрастает {Ei - giS' ^ 0) при сравнительно
меньшем росте наиболее вероятной энергии, со, с ростом д увеличивается
при относительно небольшом росте наиболее вероятной частоты, а
наиболее вероятное значение г, уменьшается, т. е. происходит более
или менее значительная концентрация ионов в направлении оси пучка.
Точный анализ, учитывающий распределение ансамбля ионов по
радиусу в ходе ионизации, может быть выполнен с помощью метода,
описанного в работе [7].
Рассмотрим три случая в рамках модели самосогдасованного
поля.
1. Вследствие инжекции электронный пучок заполняется
медленными ионами, так что s^ ^ |5~ |. Из-за многократной ионизации s^
становится больше, чем \s~\, и появляются силы, обусловливающие
потери в радиальном направлении. Ионы уходят на стенки пролетной
трубы с задержкой, связанной с их движением поперек магнитного
поля (если оно приложено). В этом случае имеются определенные
недостатки. Например, поскольку ионы с более высоким зарядом облада-
'от большей скоростью, они быстрее покидают пучок, и после
рекомбинации на стенках пролетной трубы некоторые из них могут
вернуться в пучок. Следовательно, количество ионов в ловушке
непостоянно, что сильно усложняет описание процесса ионизации.
2. Зона с ионами, обладающими энергией, близкой к тепловой.

278 Глава 12
формируется в результате инжекции в приосевую область пучка, так
что в этой области заряд пучка полностью компенсируется, тогда как
основная часть пучка свободна от ионов. Область, занятая ионами,
будет перекомпенсирована ионным зарядом в процессе ионизации, и
если в начале процесса ионизации удерживающее напряжение
возрастает (см. переход от рис. 12.4, б к рис. 12.4, в), то ионы не могут
покинуть ловушку в осевом направлении, и их заряд компенсирует
свободную от ионов область пучка. В этом случае можно получить
максимальное число ионов с конечным зарядовым состоянием, так как в
конце 5 "*■ = |5 ~ I.
3. Выше был рассмотрен простейший случай: в течение времени
удержания ионы движутся в поле электронов или в поле
пространственного заряда электронов и ионов. Однако существуют различные
источники нагрева, которые могут изменить картину движения ионов
и привести к их «испарению» из пучка. В частности, Беккер [8]
рассмотрел нагрев ионов в результате кулоновских соударений с
электронами пучка. Поскольку частота соударений пропорциональна^', а
число соударений в период удержания пропорционально ут„ может
возникнуть определенное препятствие при получении сверхвысоких
зарядовых состояний, поскольку ионы могут «испариться» из ловушки до
того, как достигнут требуемого зарядового состояния. Существуют и
другие способы разогрева ионов.
Как отмечалось выше, при каждом акте ионизации появляются
вторичные электроны, которые могут повлиять на
самосогласованное поле. Таким образом, анализ будет правильным при условии
быстрого удаления этих электронов из ловушки. Как это можно
сделать? Разброс по энергиям у вторичных электронов очень мал. После
возникновения в точке с потенциалом СЬ вторичные электроны
движутся по сложной траектории в область с потенциалом С/ > Со. Но
из-за сильного магнитного поля потери из ловушки в радиальном
направлении невелики, и электроны движутся к той секции пролетной
трубы, к которой приложено запирающее напряжение. Если
вторичные электроны в этом месте не улавливаются, то их движение в
области ловушки становится колебательным. Чтобы уловить электроны
в запирающей секции, можно приложить в этом месте электрическое
поле, перпендикулярное магнитному полю. Тогда вторичные
электроны смогут очень быстро дрейфовать к улавливающим
электродам. Если специальная улавливающая камера не установлена,
быстрый дрейф может возникнуть из-за возможного несимметричного
движения электронного пучка в пролетной трубе.
Извлечение ионов. Ионы извлекаются из ловушки В в осевом
направлении посредством создания соответствующего распределения

Ионные источники с электронным пучком
279
—« —® —«■**
*=-.
[-^
ъ
Рнс. 12.5. Схемы извлечения ионов из ловушки В.
потенциала вдоль пучка (рис. 12.5), Можно извлекать ионы тремя
способами.
1. Извлечение ионов может бьхть пассивным, когда удален правый
барьер (рис. 12.5, а), и ионы покидают ловушку благодаря своей
кинетической энергии (в модели одиночных ионов). В модели
самосогласованного поля дополнительно вводится продольный градиент поля в
направлении извлечения ионов. Когда используется пассивное
извлечение, разброс энергий ионов одинаков внутри и вне ловушки, т. е.
О < El < |5" |(1п R/ro + 1). Время извлечения Те в разных случаях
различно, но в качестве характерной величины для те можно принять
время пролета ионов с зарядовым состоянием q и массой Мчерез
ловушку длиной L в электрическом поле с градиентом
dU/dz = \s-\i2\nR/ro + l)/L, (10)
В этом случае
2М L^
Те ~
Р
]1/2
(И)
1 м.
q \s~\{2lnR/ro
Например, если q/M = 0,5, /^ == 1 А, R/r = 10, Ее = 10 кэВ, L
то Те = 10 МКС.
2. Разброс энергий ионов за пределами ловушки можно сделать
очень малым с помощью медленного изменения распределения потен-
Диалаб' (рис. 12.5), когдаправыйбарьеростаетсяпостоянным, ауро-
вень дна ловушки медленно повышается.

280 Глава 12
3. Быстрое активное извлечение ионов происходит, когда распре^
деление б трансформируется в распределение в благодаря быстрому
наложению внешнего электрического поля dU/dz вдоль всей системы.
Тогда
если электрическое поле прикладывается мгновенно.
Некоторые замечания по поводу коллективной модели. В
некоторых случаях в пучке ИИЭП, содержащем ионы и электроны, может
возникать неустойчивость. В частности, Бонч-Осмоловский [10]
рассмотрел нарастание и стабилизацию неустойчивости Будкера-
Бюнемана [9]. Эту неустойчивость можно стабилизировать с
помощью того же продольного магнитного поля, которое используется
для фокусировки электронного пучка. Было показано, что
минимальная напряженность магнитного поля, необходимая для стабилизации
резонансных гармоник, выражается формулой
Я = fgje\/cp\ (13)
где/— отношение числа ионов к числу быстрых электронов в
ловушке; je — плотность тока электронов в пучке; 13 - v/c {v — скорость
электрона); X —длина волны возмущения.
Например, в случае 10%-ной компенсации пространственного
заряда ионов и магнитной индукции около 5 Т можно использовать
электронный пучок с плотностью тока около 10^ А/см^. В таких
условиях фактор ионизации у'п = 10^^ см~^, необходимый для получения
ядер урана U^^"*", может быть достигнут за 1,5 с.
В работе [10] была предложена идеальная система, содержащая
только ионы с одинаковыми д и моноэнергетические быстрые
электроны. Реальная система имеет многочисленные отклонения от этих
предположений, и могут возникать иные типы неустойчивостей. Это
означает, что коллективная модель должна учитывать все возможные
типы коллективных движений ионов и электронов.
При разработке описанной выше модели метода ионизации с
помощью электронного пучка мы использовали лишь простое
электростатическое рассмотрение и анализировали идеализированную
систему, состоящую из медленных ионов и пучка быстрых электронов. В
реальном эксперименте ситуация неизбежно является более сложной
с точки зрения как количества типов частиц и полей, так и
происходящих процессов. Поэтому эффективность метода и пределы его
применимости можно установить только экспериментально.

1
Ионные источники с электронным пучком 1281
12.2. ТИПЫ КОНСТРУКЦИЙ ИИЭП
ИИЭП — это прибор с электронным пучком, состоящий в
основном из следующих деталей и узлов: вакуумная камера, электронная
пушка, секции пролетной трубы, коллектор электронов, извлекающая
ионы система, фокусирующий соленоид, инжектор рабочего газа или
внешний ионный источник с устройством инжекции, источник
питания, электронные системы управления, системы диагностики и
вакуумной откачки.
Все ИИЭП можно разделить на два класса в соответствии с
конструкцией соленоида: 1) «теплые» ИИЭП, в которых применяется
соленоид с нормальной проводимостью; 2) криогенные ИИЭП со
сверхпроводящим соленоидом.
В принципе, «теплый» ИИЭП похож на экспериментальный стенд
для разработки мощных радиочастотных устройств с электронным
пучком, за исключением того, что прибор для возбуждения колебаний
заменен на прибор для их подавления. Это означает, что в
конструкции «теплого» ИИЭП можно использовать технические приемы,
используемые в таких устройствах с электронным пучком, особенно
диагностических. Однако «теплые» ИИЭП имеют ряд недостатков,
наиболее серьезными из которых являются сравнительно низкое
фокусирующее магнитное поле (до 1 Т) и большая потребляемая
мощность.
Криогенные ИИЭП имеют следующие преимущества.
1. Использование сверхпроводящего фокусирующего соленоида
обеспечивает значительно более сильное магнитное поле (до 10 Т), а
намотка соленоида тонким сверхпроводящим проводом позволяет
легко достичь необходимой однородности магнитного поля.
2. Техника получения сверхпроводимости легко сочетается с
техникой получения сверхвысокого вакуума.
3. Охлаждение пролетной трубы до 4,2 К или ниже не
препятствует импульсной инжекции рабочего газа в электронный пучок.
Возможно, что главный недостаток криогенного ИИЭП —
затрудненность проведения диагностики.
Все ионные источники с электронным пучком можно разделить на
два типа по способу формирования и фокусировки электронного
пучка: 1) ИИЭП с электронной пушкой, погруженной в магнитное поле
соленоида (ПП ИИЭП, ПП — погруженная пушка); 2) ИИЭП с
внешней электронной пушкой, которая полностью экранирована от
магнитного поля (ВП ИИЭП).
ПП ИИЭП имеет относительно простую конструкцию и довольно
Жесткий электронный пучок, так как в этом случае электронный пучок

282 Глава 12
сильно замагничен. Главным недостатком ПП ИИЭП является то,
что можно получить лишь относительно низкую плотность тока
электронного пучка. Действительно, использование материала катода,
обладающего наивысшей эмиссионной способностью, например LaB^
[11], и магнитной индукции около 5—6 Т в области пролета может
обеспечить плотность тока пучка не более нескольких сотен А/см^. К
тому же, в этом случае диаметр электронного пучка всегда осциллиру.
ет (пространственно модулирован), что влияет на динамику
удерживаемых ионов.
Главное достоинство ВП ИИЭП -^ возможность получения и
использования для ионизации электронного пучка с очень высокой
плотностью тока, вплоть до 10^ А/см^; пучок, полученный в таком
устройстве, может иметь постоянный или слабо модулированный
диаметр [12]. С другой стороны, получение пучка необходимого качества
связано со значительно большими техническими трудностями.
Рассмотрим конструкцию ИИЭП на примере устройства
криогенного ПП ИИЭП КРИОН-2 Объединенного института ядерных
исследований (Дубна, Россия) [13] и криогенного ВП ИИЭП CRYEBIS
Института ядерной физики (Орсе, Франция) [14].
12.2.1. Конструкция источника ионов КРИОН-2
КРИОН-2 был построен в 1974 г. с целью создания и исследования
физических свойств многозарядных ионов после получения рекордных
для того времени зарядовых состояний на первом криогенном ИИЭП
КРИОН [15,16]. С тех пор КРИОН-2 неоднократно
совершенствовался и в настоящее время представляет собой работающий прибор для
получения и изучения ионов вплоть до Кг^^"*^, Кг^^"*^ [17], Хе^^"*^ [18],
Хе"^ иXe''^
Общий вид криомагнитной системы КРИОН-2, которая очень
похожа на систему КРИОН, дан на рис. 12.6. Основные параметры
системы: длина обмотки соленоида — 1,2 м; внутренний диаметр
обмотки соленоида — 0,05 м; максимальная магнитная индукция — 2,25 Т;
поток тепла в жидкий гелий — 0,125 Вт.
Вакуумная система КРИОН-2 состоит из механического насоса и
масляного диффузионного насоса, которые используются только для
предварительной откачки; криогенная откачка с помощью
внутренних поверхностей при температурах 78 и 4,2 К позволяет получать
остаточное давление газа менее 10 ~ ^^ мм рт. ст.
Системы электронной и ионной оптики КРИОН-2 показаны на
рис. 12.7 [13]. Там же приведены распределения индукции мах^итного

Ионные источники с электронным пучком
283
Рнс. 12.6. Общий вид крномагнитной системы КРИОН-2. 1 — обмотка соленоида;
2 — сверхпроводящий «ключ»; 3 — выводы сверхпроводящих проводов; 4 — крио-
стат для жидкого гелия; 5 — токоведущие стержни; 6 — устройство с контактным
стержнем; 7 — криостат для жидкого азота; 8 — тепловые экраны; 9 — вакуумная
рубашка; 10 — вакуумметр; И — трубопроводы для заполнения криостатов
хладагентами.
ПОЛЯ в вдоль оси источника и электрического потенциала С/для
управления движением ионов.
Внутри источника ионов имеются три температурных терминала:
300, 78 и 4,2 К. Электронная пушка, коллектор электронов и система,
извлекающая электроны, соединены с терминалом, находящимся при
1ЯЗ 4 „, 23 g425
i
Рис. 12.7. Схема систем злектронной и ионной оптики КРИОН-2. ЭП —
электронная пушка; 1—25 — секции пролетной трубы; КЭ — коллектор электронов; ВЭ —
^ьхтягивающий электрод. Приведены распределения мапштной индукции В вдоль
^и источника и электрического потенциала U вдоль пролетной трубы.

284
Глава 12
комнатной температуре; первые пять и последняя (25-я) секции
пролетной трубы соединены с терминалом, находящимся при
температуре жидкого азота; остальные секции пролетной трубы соединены с
терминалом, находящимся при температуре жидкого гелия. Рабочий
газ подается в секцию 3 через канал, находящийся при температуре
78 К. Криосорбция рабочего газа на стенках секщ1й 6 и 7 обеспечивает
давление газа в области ловушки (секции 8—22) менее
10 ~ мм рт. ст., что достаточно для получения ионов с
экстремально высоким зарядом.
Основной прибор, используемый в КРИОН-2 для диагностики, —
времяпролетный масс-спектрометр. Также имеются рентгеновские
спектрометры для жесткого рентгеновского излучения.
12.2.2. Конструкция источника ионов CRYEBIS [14]
Ионный источник с электронным пучком CRYEBIS был построен
позже КРИОН и КРИОН-2. Таким образом, он относится к новому
поколению криогенных ИИЭП. Источник CRYEBIS схематично
изображен на рис. 12.8. В составе установки имеется источник
нейтральных атомов рабочего вещества, которые могут вводиться в виде пучка
в электронный пучок через отверстие в катоде электронной пушки.
Электронная пушка полностью экранирована от магнитного поля.
Электронный пучок вводится в магнитное поле короткого соленоида
^z-z-zbzzzzz^E.
Рис. 12.8. Схет^а источника CRYEBIS. 1 — электронная пушка; 2 — конструишя
пролетной трубы; 3 — электронная и ионная оптика на выходе прибора; 4 — Su»
ersolo; 5 — Sohn; 6 — Solex; 7 — криогенная панель.

Ионные источники с электронным пучком 285
с нормальной проводимостью (Solin) и далее в виде бриллюэновского
потока в магнитное поле основного сверхпроводящего соленоида (Su-
persolo), где электронный пучок испытывает дальнейшее магнитное
сжатие. Другой короткий соленоид с нормальной проводимостью
(Solex) используется на выходном конце для регулирования
расходимости электронного пучка.
Конструкция, образующая пролетную трубу, находится в
вакуумной камере, где установлены криогенные панели, и отделена от
вакуумного объема криомагнитной системы, в отличие от источника
КРИОН-2, в котором имеется общая вакуумная камера.
Система CRYEBIS имеет следующие основные параметры: длина
обмотки соленоида 1,5 м; внутренний диаметр соленоида 0,2 м;
максимальная индукция магнитного поля 3 Т; ток электронного пучка до
3 А; плотность электронного пучка более 10 А/см ; энергия
электронов в пучке более 10 кэВ.
В качестве основного диагностического прибора для анализа ионов
по отношению A/q также используется времяпролетный масс-
спектрометр.
12,3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ РАЗРАБОТКА ИИЭП
Хотя в настоящее время работают более десяти ионных
источников с электронным пучком, существует только одно более или менее
систематическое описание экспериментального исследования
процессов инжекции, удержания и ионизации ионов до высоких зарядовых
состояний [3]. Эти исследования были выполнены на установке
КРИОН-2.
12.3.1. ENfKOCTb ионной ловушки
Емкость с "^ электростатической ионной ловушки является
ограничивающей величиной для ионного заряда Q"", аккумулированного
Ь электронном пучке на длине L (секции 2—22), при изменении любой
из трех переменных: газового потока в области третьей секции qj,
времени инжекции тт и высоты барьера в секции 23 Ut. На рис. 12.9
показано семейство кривых Q"*^ =/(С/,) для различных значений h при
£"« = 8 кэВ. Все кривые подобны: наблюдается почти линейное
возрастание и выход на постоянный уровень при Ut ~ UsB соответствии с
Оценками, основанными на модели самосогласованного поля
(штриховая линия для/?/го = 10, Л = 140 мА). Зависимость СЛот/еявляется

286
Глава 12
т—I—1—I—j—г—1—1—I—I—г—1—г
о о
^ /g = 140 mA
/^= 100 мА,
J—J I 1 1 I U_l
J L_i 1 i I Lj > ' '
0 20 40 60 eo 100 20 40 60 BO
4.^
Рис. 12.9. Зависимость полного заряда ионов в лсюушке Q^ от потенциала
удержания Ut.
Прямолинейной (рис. 12.10), потому что естественное падение
потенциала на оси пучка пропорционально току при неизменной энергии
электронного пучка.
Если в электронный пучок вводится (например, путем уменьшения
qj) заряд Q "*^, меньший, чем С "*^, функция Q "*^ = АЩ выходит на
постоянный уровень при Us, которое меньше, чем для Q "^ = С^.
Зависимость Us от Q"^ для / = 150 мА и £'г = 8 кэВ показана на рис. 12.11.
ш
:::^ ЮО
Рис. 12.10. Завнсимость значшия U^
потенциала удержания Ut от Л.
О 2Q itO 6: S: '30 ZD 40 53 во 200
Iq . мА

Ионные источники с электронным пучком
287
Рис. 12.11. Значения потенциала
удержания при насыщении (Л при различных
значениях заряда ионов в ловушке Q"^.
Аномалия наблюдается при Q"*^ «= 3,0-10"^ С"*^, когда Us перестает
уменьшаться с дальнейшим уменьшением Q "*^. Значение Us в этой
точке равно разности потенциалов между границей пучка и его осью. Эта
картина соответствует модели одиночных ионов и указывает, что
ионы не выходят за пределы электронного пучка.
В модели самосогласованного поля величина С^ соответствует
числу быстрых электронов в ловушке и, таким образом,
пропорциональна 1е при постоянном Eg. Семейство кривых С^ ~Л^е) для
нескольких значений Ее приведено на рис. 12.12. Можно видеть, что
линейное возрастание С^ сохраняется только до определенного
значения 1е, при котором начинается отклонение от линейной зависимости,
переходящее в спад С^ при дальнейшем увеличении 1е. Это значение
называется критическим значением тока пучка leer- Было обнаружено,
что в определенном интервале значений Q "*^ величина Лег не зависит от
числа ионов в ловушке. При изучении зависимости leer от различных
параметров источника было установлено, что leer зависит только от
энергии электронов в пучке Ее, возрастая линейно с ее увеличением
(рис. 12.13). Это, в частности, показывает, что процесс, ведущий к
выбросу ионов из ловушки, начинается при определенном значении отно-

288
Глава 12
го 40 60 8С 100 20
/^. мА
Рис 12.12 Зависимость емкости ловушки С"*" от тока пучка /, для различных
значений энергии электронов Ее, составляющих 2,25 (/), 3,05 {2), 4,35 (i), 5,60 {4) и 7,30
(5) кэВ
шения s~/v (где v — скорость электронов), которое одинаково для
всех энергий и токов электронного пучка. Из семейства кривых на
рис. 12.12 следует, что, в соответствии с моделью
самосогласованного поля, с "*^ пропорционально Ее ~ ^^^ при 1е = const и le < leer-
Характерной особенностью экспериментальной зависимости
б "*^ = Лтш) при Ut > Us (эту зависимость довольно трудно описать
теоретически) является выход на постоянный уровень при Q "*^ = С"*^, в
соответствии с моделью самосогласованного поля. Изучение
зависимости С "*^ от длины ловушки в интервале 0,15—0,95 м выявило
линейное возрастание.
<
2
W
^
200-
150
too
50
Т г—г
т г
J 1_1 L
т 1 1 г
J I 1 L
J L
0 2^6 8 to f2
£^, кэВ
Рис. 12.13. Зависимость критического тока пучка /«г от -наерпш электрсжов Ее.

Ионные источники с электронным пучком
289
12.3.2. Удержание ионов в пучке
Удержание в электронном пучке ионов, введенных в него в течение
полного времени г,-, — наиболее важное условие успешной ионизации
в электронном пучке. Эффективность удержания изучалась
следующим образом. Сначала ло ионов азота вводилось в пучок, причем это
число измерялось по величине б"*^/^», где Q^ — ионный заряд,
измеренный непосредственно в конце инжекции, а ^, — средний ионный
заряд, измеренный при помощи времяпролетного спектрометра.
Количество ионов в ловушке п измерялось как функция времени удержания
для различных значений ЕеИ 1е и Ue^ Us. Зависимости Q^ = Ль) и
п == Ль) для трех значений ло при одинаковых h и Ее даны на
рис. 12 14. При малом ло все ионы удерживаются в ловушке до конца
цикла ионизации (г/ = 100 мс). Как только достигается определенное
значение Ло, ионы начинают теряться через определенное время г„
хотя Q "^ еще продолжает увеличиваться из-за возрастания ^,. Если зфо-
вень компенсации близок к единице, когда ь = О, начинается потеря
ионов, а dQ'^/дь достигает максимума.
Зависимость Q^ = Ль) при полной первоначальной компенсации
исследовалась при различных значениях Л и Ее. Полученные данные.
J„J 1 1 I I 1 ^ 1 L
О го t« 60 80 foo
r^. мс
Рис 12 14 Зависимость заряда Q"*" и
количества ионов в ловушке л от т, для
трех различных пар начальных значений

290
Глава 12
~\—г
Рис. 12.15. Зависимость уровня
компенсации от п.
\0
0.6
\
-Г->—'—'—^—Г-г—I
Ее-8кэВ Ес=5кэВ
'* 1е"15,!00, оиомА
)20,li40,
1б0мА
л Ig = 'BOMA
А 1с-госмА
преобразованные в зависимость г/ = Лп), где г/ — уровень компенса*
ции, представлены на рис. 12.15. Интересно, что для всех Л < leer
кривые почти совпадают. Разница возникает, когда 1е = hen и чем
больше 1е, тем круче спадает кривая г/ = Дь). Скорость потери
приближается к О при г/ ^ 0,15; это означает, что процесс ионизации может
быть продолжен в течение длительного периода без потери ионов из
ловушки.
Итак, исследоваш1Я показали, что существуют определенные
диапазоны изменения параметров ионно-электронной системы, в
пределах которых процессы инжекции и удержания ионов могут быть
удовлетворительно описаны моделью одиночных ионов и моделью
самосогласованного поля. Но если 1е > leer, В ионно-электронной системе
возникают процессы, которые ведут к быстрой потери ионов из
электронного пучка и не позволяют получить многозарядные ионы.
12.3.3. Получение многозарядных ионов
Эксперименты по получению многозарядных ионов и голых ядер
проводились на установке КРИОН-2 при ле ^ *есг- На рис. 12.16 такие
эксперименты иллюстрируются последовательностью спектров
зарядовых состояний ионов неона. Спектры демонстрируют одно из
важных различий между ИИЭП и другими источниками многозарядных
ионов: в ходе процесса ионизации ионы с низкими зарядовыми
состояниями полностью исчезают, преобразуясь в ионы с высокими
зарядовыми состояниями. Как результат, на выходе ИИЭП появляется бо-

Ионные источники с электронным пучком
291
-т
сг>
Зарядовое состояние
Рнс. 12.16. Зависимость спектра зарядовых
состояний ионов иеоиа от времени иони-
зацни.
лее или менее узкий спектр зарядовых состояний, и в пределе
остаются только ядра, полностью лишенные своих электронных оболочек.
^метим главные особенности всех экспериментов.

292 ^ллвл ^^
1. Повышение зарядового состояния ионов продолжается в
течение всего времени удержания (до 40 с в случае ионизации ксенона,
например), если энергия электронов в пучке достаточно велика и ядерное
состояние не достигнуто.
2. Спектры эволюционируют медленнее при больших г/, чем при
малых г/, что указывает на радиальную утечку ионов из пучка во время
удержания.
3. Спектры немного различаются в зависимости от времени
ионного импульса, при котором снят спектр.
Итак, при помощи источника КРИОН-2 было экспериментально
показано, что в ИИЭП возможно получение ионов с любым
зарядовым состоянием.
12.3.4. Другие экспериментальные результаты
Среди результатов, полученных на других установках ИИЭП,
наиболее интересным было наблюдение получения многозарядных
ионов при аномально коротком удержании в электронном пучке в
ВП ИИЭП CRYEBIS [19, 20]. Измеренное значение плотности тока
свободного от ионов электронного пучка в этих экспериментах
составляло около 10^ А/см^, но, используя время удержания всего лишь
около 5 мс, удалось получить голые ядра азота, неона и аргона, а также
ионы Кг^^ "^ и Хе"*^ "*^. Рассмотрение эволюции ионов криптона,
например, показало, что происходит последовательная ионизация. Однако
эффективная плотность тока электронного пучка, необходимая при
столь коротком времени ионизации, составляет более 10^ А/см}.
Было также показано, что эффективная плотность тока пучка возрастает
более чем в 100 раз, когда пучок наполнен ионами, и уменьшается,
если ионная компенсация пучка уменьшается.
Эта особенность бриллюэновского электронного пучка,
называемая ионным сверхсжатием, не была известна до экспериментов Ариа-
нера [19, 20]. Исследование и использование этого явления очень
важны для развития метода ионизации в электронном пучке и особенно
для увеличения эффективности ИИЭП. К сожалению, условия работы
источника CRYEBIS, при которых наблюдалось явление ионного
сверхсжатия, не были зафиксированы и до сих пор не воспроизведены.
Поведение ионно-электронной системы изучалось на «теплом»
ВП ИИЭП в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли путем регистрации
рентгеновского излучения, исходящего из области ловушки [21, 22].
Как правило, после заполнения электронного пучка ионами наблюда-

w
Ионные источники с эдекпцюнным пучком 293
лось некоторое увеличение диаметра пучка, что свидетельствует о
явлении, противоположном ионному сверхсжатию.
В некоторых экспериментах наблюдалась перекомпенсация
пространственного заряда электронного пучка ионным
пространственным зарядом [23, 24], что указывает на накопление вторичных
электронов в области ловушки. Кроме того, в ИИЭП возможно развитие
продольных колебаний первичных электронов [25].
В Националыюй лаборатории «Сатурн» (Франция) разработана
система для внешней инжекции ионов рабочего вещества в
электронный пучок [6]. В качестве внешнего ионного источника использовался
дуоплазматрон. Система очень надежна и обеспечивает хорошую
воспроизводимость при получении многозарядных ионов в криогенных
ИИЭП этой лаборатории.
12.4. КРАТКИЙ ОБЗОР ПРОЕКТОВ И УСТРОЙСТВ
Более чем 20 проектов ИИЭП, как законченных, так и в стадии
изготовления, описаны к настоящему времени. Все эти проекты
невозможно рассмотреть здесь детально, но мы, тем не менее, дадим
краткое описание большинства из них, включая основные результаты,
идеи, проблемы и ссылки на литературу. Для каждого проекта даются
также название и тип ИИЭП, организация и год, когда проект был
предложен или установка впервые работала.
1. ИЭЛ [2] — «теплый» ПП ИИЭП, ОИЯИ (Дубна, Россия), 1968.
Это было первое пробное устройство, на котором были
экспериментально проверены принципы ИИЭП.
2. ИЭЛ-2 [26] — «теплый» ПП ИИЭП, ОИЯИ (Дубна, Россия),
1970. Было показано, что эффективность ИИЭП возрастает
пропорционально длине ловушки. Создание сверхвысокого вакуума в
области электронного пучка оказалось трудной проблемой.
3. SILFEC [23] — «теплый» ПП ИИЭП, Институт ядерной физики
(Орсе, Франция), 1971. Были получены ионы Ne* "*^, Аг^^ "*^ и Хе^^ "*^, что
было большим достижением для «теплого» ИИЭП. Была
предложена импульсная инжекция нейтральных частиц в электронный пучок че-
гз отверстие в катоде электронной пушки.
4. КРИОН [15, 16] — криогенный ПП ИИЭП, ОИЯИ (Дубна, Рос-
[я), 1972. Это был первый криогенный ИИЭП, с помощью которого
[ыла осуществлена полная последовательность операций метода
ионизации в электронном пучке- Впервые были получены голые ядра С,
f, О и Ne, а также ионы Аг^^"*^ и Хе^^ "*^. Это был первый ИИЭП, при-
1ененный для синхротрона [27]. Были проведены первые исследова-

294 Г/шва 12
ния ионизации положительных ионов электронным ударом внутри
электронного пучка ИИЭП. Наблюдалась перекомпенсация
электронного пучка ИИЭП [24].
5. КРИОН-2 [13, 28] — криогенный ПП ИИЭП, ОИЯИ (Дубна,
Россия), 1974. Использовалось магнитное сжатие электронного
пучка. Был получен сверхвысокий вакуум в области ловушки лучше, чем
10"^^ мм рт- ст. Впервые были получены голые ядра Аг, Кг и Хе.
Проводились исследования основных процессов метода ионизации в
электронном пучке и систематические исследования получения
положительных цонов электронным ударом, включая измерения
поперечного сечения. Наблюдались процессы, ведущие к ограничению
эффективности ИИЭП.
6. CRYEBIS [19, 23, 29] — криогенный ВП ИИЭП, Институт
ядерной физики (Орсе, Франция), 1975. Это был первый ВП ИИЭП с брил-
люэновским электронным пучком (/в « 10^ А/см^)- Было открыто
очень важное явление ионного сверхсжатия электронного пучка. Была
предпринята первая попытка использовать ИИЭП как ионизатор-
аккумулятор для поляризованных частиц. Это был второй ИИЭП,
предназначенный для работы с синхротроном.
7. Tfexas EBIS [30, 31] — «теплый» ВП ИИЭП, Циклотронный
институт (Колледж-Стейшн, Техас, США), 1975. Это был первый
«теплый» ВП ИИЭП. Была предпринята первая попытка создания ИИЭП
для использования с циклотроном.
8. TOFEBIS [32] — «теплый» ВП ИИЭП, Институт прикладной
физики (Франкфурт-на-Майне, ФРГ), 1975. Была предложена работа
ИИЭП в режиме постоянного тока. Ионы достигали умеренно
высоких зарядовых состояний за время одного переноса в электронном
пучке от коллектора электронов, где они получались из облака
рабочего газа, до катода электронной пушки, где многозарядные ионы
вытягивались через отверстие в катоде. Вдоль оси электронного пучка
можно было прикладывать электрическое поле, чтобы перенести
ионы от коллектора до катода.
9. Frankfurt EBIS [25] — криогенный ПП ИИЭП, Институт
прикладной физики (Франкфурт-на-Майне, ФРГ)» 1977. Это была первая
попытка создания ИИЭП с продольными колебаниями и накоплением
первичных электронов, чтобы увеличить эффективность
использования мощности электронного пучка. Предусматривались изучение и
возможное подавление нестабильностей, связанных с колебаниями и
накоплением электронов.
10. LBL EBIS [21—23] —«теплый» ВП ИИЭП, Лаборатория
им. Лоуренса (Беркли, Калифорния, США), 1979. Это был
«испытательный стенд» для исследования процессов в ИИЭП. Рекордная осе-

Ионные источники с электронным пучком 295
вая симметрия магнитного поля была достигнута благодаря
использованию специального магнитного гомогенизатора. Впервые для
диагностики ИИЭП использовались рентгеновские лучи,
возникающие при взаимодействии электронов и ионов. Было обнаружено
увеличение области взаимодействия, когда пучок наполняется ионами.
11. Cornell EBIS [34, 35] —«теплый» ВП ИИЭП, Корнеллский
университет (Итака, Нью-Йорк, США), 1981. Этот ИИЭП
предназначен для исследований в области атомной физики. Осевое напряжение
; ловушки контролируется микропроцессором.
12. CRYEBIS-2 [36, 37] — криогенный ВП ИИЭП, Институт
ядерной физики (Орсе, Франция) и RIP (Стокгольм, Швеция), 1981. Были
построены два идентичных ионных источника для исследований по
атомной физике. Энергия электронов в пучке и другие параметры
достаточны для получения ионов U^ "^. Энергия электронов в пучке в
будущем может быть увеличена.
13. NICE EBIS [38, 39] — криогенный ПП ИИЭП, Институт
физики плазмы (Нагоя, Япония), 1979. ИИЭП для экспериментов в
области атомной физики с голыми ядрами относительно легких
элементов; работает в режиме постоянного тока. Получен очень малый
разброс энергий (около 0,8^ эВ), позволяющий изучать атомные
энергетические уровни методом спектроскопии энергии смещения.
14. Новосибирский ИИЭП [40] — «теплый» ВП ИИЭП, Институт
ядерной физики (Новосибирск, Россия), 1980. Этот источник дает
голые ядра для синхротрона и работает с частотой повторения 50 Гц.
Было предложено быстрое (длительностью около 1 мкс) вытягивание
ионов.
15. КРИОН-3 [28] — криогенный ВП ИИЭП, ОИЯИ (Дубна,
Россия), 1983. Этот ионный источник предназначен для
синхрофазотрона. Энергия электронов в пучке достаточно высока для создания ядер
криптона. Наблюдалось аномально короткое время ионизации при
получении многозарядных ионов.
16. DIONE [29] — криогенный ВП ИИЭП, NLS (Сакле, Франция),
1983. Этот ионный источник предназначен для синхротрона
«Сатурн». Используется внешняя инжекция ионов с низким зарядовым
состоянием в электронный пучок. Предусмотрено уменьшение
внутренней температуры до значения ниже 4,2 К, чтобы предотвратить
десорбцию водорода. В источнике используется превосходная
технология. Получены голые ядра неона и аргона. Энергия электронов в
пучке достаточна для создания ядер криптона.
Существуют также три более новых проекта ИИЭП. Это ИИЭП
Канзасского государственного университета, ИИЭП Национальной
лаборатории Сандия (Ливермор) и ИИЭП Национальной лаборато-

296 Глава 12
рии им. Лоуренса (Ливермор). Информация об этих проектах была
представлена на Третьем совещании по ИИЭП (Корнеллский
университет, 20—23 мая 1985 г., Итака, Нью-Йорк, США).
12.5. НЕКОТОРЫЕ СПЕЦИАЛЬНЫЕ ПРИМЕНЕНИЯ
Здесь мы рассмотрим некоторые применения ИИЭП, которые
тесно связаны с его принципом действия и конструкцией, а именно
исследование ионизации положительных ионов электронным ударом,
поверхностную ионную спектроскопию и экспериментальное изучение
ядерных свойств многозарядных ионов.
12.5.1. Ионизация положительных ионов
электронным ударом [3, 41]
Эксперименты в этой области с использованием ИИЭП КРИОН-2
привели к созданию нового метода измерения поперечного сечения
ионизации для ионов с чрезвычайно высоким зарядом. Рассмотрим этот
метод и некоторые результаты.
Поперечное сечение ионизации ионов измерялось согласно [41].
Ионы исследуемого элемента с относительно низкими зарядовыми
состояниями (1 < q < 4) вводились в электронный пучок. Сразу же
после инжекции измерялся спектр зарядовых состояний этих ионов.
Поскольку ионный пучок на выходе источника обычно имел полуширину
импульса около 50 мкс, а для времяпролетного (ВП) анализа
отбирается узкий (около 100 не) импульс, для получения надежной
информации было необходимо пять или шесть циклов. Таким образом,
каждый раз анализировались различные временные сечения ионного
пучка. Анализатор работал в токовом режиме, так что амплитуда
спектральной линии была пропорциональна общему электрическому
заряду ионов с данным зарядовым состоянием в ВП-импульсе. Спектр
зарядовых состояний затем преобразовывался в распределение,
нормализованное к единице по количеству ионов с данным зарядовым
состоянием, следующим образом;
а
^тах а ^тах
*=1 Ятт *=1 Ятт
Здесь п — количество ионов с зарядовым состоянием ^, нормализо-

Ионные источники с электронным пучком
2ЭП
ванное к единице; Ад — амплитуда линии ВП-импульса ионов с
зарядовым состоянием q в пробе к; а — количество проб; qmm и qmax —
минимальное и максимальное зарядовые состояния ионов в пучке.
Измерения при различных временах после окончания инжекции
давали для каждого цикла различные распределения по зарядовым
состояниям. Форма этих распределений определяется значением т, и
эффективным сечением ионизации, которые неизвестны, но могут быть
получены из результатов измерений. Кинетическое уравнение для
числа Пд во всех случаях, кроме ионизации метастабильных частиц, имеет
следующий вид:
/,
max
'max
dfti
dUrd
= - 2^Пдад^д+/+ / jftg - fOq -
(15)
/=i
r=l
Здесь/и/majr — текущее и максимальное числа электронов, которые
могут быть одновременно содраны с иона с зарядовым состоянием q\
ijg-.q +/— поперечное сечение для этого процесса; г и Гтах — текущее и
максимальное числа электронов, которые могут быть одновременно
содраны с иона с зарядовым состоянием q — г, Од-г-^д — поперечное
сечение для этого процесса. В случае последовательной ионизации
dng/diJTi) = - Пдвд^д^Х + Пд-ХОд-Х-^д, (16)
Чтобы найти все неизвестные значения а, удобно измерить
зависимости Пд = fiJTi) для всех q в уравнении (15), т. е. получить эволюцию
распределения ионов по зарядовым состояниям. Экспериментально
найденная эволюция распределения по зарядовым состояниям ионов
азота показана на рис. 12.17 [41].
аз
0,2
0,1
1 ! 1 Mill
1 I 1 I I I! I I
1 1 1 I I UI I
1 1 I 1 1-П—_
if 6 д Ю'» 2
I '■^^ I *1*1-*-1-*-1 I
о-
А^ 6 8^» 2
JTf, см ^
I 1
i
Nl 1 I I
6 в
гИС. 12 17. Эволюция распределения нонов азота по зарядовым состояниям при
= 5.45 кэВ.

298
Гдава 12
Исходя из этих данных, можно сделать столько вертикальных
сечений, сколько необходимо для получения всех коэффициентов Пд и
driq/diJTi) для системы из х уравнений, если нужно найти х
неизвестных а. В этом случае система является канонической и имеет
единственное решение, но трудно найти вероятные отклонения Да. Как
правило, однако, информационное содержание эволюционной
картины является очень богатым, и можно сделать больше вертикальных
сечений и таким образом построить множество М систем из х
уравнений для X неизвестных а. Решение каждой системы дает
соответствующий набор значений а. Если все системы равноценны, в
результате получаются набор значений а, усредненных по полному
эксперименту (для всех ут,), и вероятные отклонения Да.
Существует другой путь получения решений из эксперимента.
Используя итерационные методы типа Гаусса—Ньютона, Бочев и др.
[42,43] разработали программу для решения обратной задачи
ионизации. При этом получается набор значений а, которые после
подстановки в прямую задачу, дают наименьшую разницу между
вычисленной и экспериментальной картинами эволюции распределения по
зарядовым состояниям. Трудность здесь состоит в определении,
является ли решение единственным.
В качестве иллюстрации на рис. 12.18 показаны гистограммы
значений а, полученных из экспериментальных картин эволюции
распределения по зарядовым состояниям для ионов азота с использованием
первого из двух методов, описанных выше. Над вершиной каждой
гистограммы даны значения а (в единицах 10 "^'^ см^), полученные
первым методом {а) и вторым методом (б). Можно видеть, что оба мето-
ы
«
-| I—\—I ( I 11
(3
jpQ_ff;66.7-^8-'o^ 05-6-'7-5^'^ 5
т—I I I I м
Т 1—I Mill
6 8
Qi^ykbt^ бу^'Юй^Н ^i^y255tfS'(Sf^TOm
л
L
2
t li I I II t
Phc. 12.18. Гистограммы aq-*ti+i для яоиов азота.

Ионные источники с электронным пучком
299
0,0
о i 2 i ^ 5 Ь ? 8 9 Ю Н 12 t} Ы f5 Е //
Рнс.
ных
12.19. Зависимость приведенных поперечных сечений ионизации водородоподоб-
ионов от энергщи электронов: / — С^*; 2 — N**; 3 — О*^*; 4 — Ne'+; 5 —
'*', Сплошная кривая расчетная.
I
да дают значения а, которые согласуются в пределах неточностей
методов.
Модель процесса ионизации может быть выбрана в каждом
случае, но наилучший путь состоит в решении системы уравнений (15) для
всех энергетически возможных значений/mejr и Гтах^
Естественно, чтобы найти правильные значения поперечных
сечений, картину эволюции следует получать при 1е < her и очень малой
(около 10"^) ионной компенсации электронного пучка, т. е. в
условиях, когда отсутствуют потери ионов из ловушки и все ионы остаются
в пучке в течение полного времени удержания.
Преимущество вышеупомянутого метода получения поперечных
сечений ионизации — возможность измерения чрезвычайно малых их
значений (до 10"^^ см^) для ионов с очень большим зарядом (вплоть
дои^^^).
Поперечные сечения ионизации для многих ионов были измерены
этим методом [18, 41]. Измерения, проведенные другими методами,
дали близкие результаты. В качестве иллюстрации данного метода
измерения поперечных сечений ионизации с использованием ИИЭ'п на
рис. 12.19 дана энергетическая зависимость поперечных сечений
ионизации водородоподобных ионов С, N, О, Ne и Аг [18].

300 ^лово 12
12.5.2. Зависимость ядерных свойств от зарядового
состояния иона
Исследование влияния строения электронной оболочки на ядерные
свойства — одно из наиболее интересных приложений ИИЭП. Про-
блема возникла давно, но до настоящего времени не было
экспериментальных результатов. Теперь можно попытаться начать такие
эксперименты, используя хороший ИИЭП.
Рассмотрим возможное экспериментальное изучение
зависимостей энергии а-распада (£«) и периода полураспада (Тиг) от
зарядового состояния иона, например. Удобным ядром для начала
экспериментов является ^^*^Rn с Ti/i = 51си£'а~6,28 МэВ. В качестве
постоянного источника атомов ^^**Rn удобно использовать контейнер с
тонким порошком оксида естественного тория, а в качестве детекторов а-
частиц — поверхностно-барьерные детекторы цилиндрической
формы с чувствительным слоем на внутренней поверхности, обращенной
к электронному пучку ИИЭП. При рассмотрении метода измерения
надо помнить, что в процессе ионизации ионы могут теряться из
электронного пучка в осевом и радиальном направлениях с последующим
поглощением (в последнем случае) на стенках дрейфовой трубы или
детектора; в результате этого возникает фоновое а-излучение, когда
определяются как £«, так и Тщ- Для определения £« операция
вычитания фона очень проста, но измерения, связанные с определением
Тщу В настоящее время представляют, по-видимому, намного более
серьезную проблему. Была предложена следующая процедура такого
измерения [18]. В определенное время т, которое отсчитывается от
времени введения ионов радона с низким зарядовым состоянием в
электронный пучок, измеряется скорость счета Лт а-частиц для всех
ионов и атомов радона в электронном пучке и на стенке дрейфовой
трубы. Затем электронный пучок выключается сразу же после
измерения, но осевое удержание ионов в ловушке сохраняется. Исчезновение
пространственного заряда электронов приводит к тому, что ионы
радона движутся к стенкам дрейфовой трубы, где нейтрализуются.
Непосредственно после того, как пучок выключается, проводится новое
измерение скорости счета л^'а-частиц для всех атомов на стенке
дрейфовой трубы. Разность Лт - п^ = АЛт обусловлена разностью
ДХ = Хо - ^7, где Хо — вероятность распада ядер атомов ^^**Rn, а К? —'
вероятность распада ядер ионов ^^**Rn. Чтобы определить число
ионов, связанных с измеренным ДЛт, ионы радона в пучке в момент
времени т в следующем цикле измерений вытягиваются из ловушки в
осевом направлении сразу же после измерения Лт. Скорость счета
а-частиц для атомов радона на стенках дрейфовой трубы (л/) измеряется

Ионные источники с электронным пучком
301
Рис. 12.20. Схематк^ое лредставленне ожидаемой скорости счета а-частиц как
функции времени, в течение которого ионы Rn остаются в электронном пучке.
непосредственно после вытягивания. Разность бпт = п^ - л/дает
число ионов с зарядовым состоянием q, которое должно быть связано с
наблюдаемым изменением Апт скорости счета. Ожидаемая форма
зависимости скорости счета а-частиц от т представлена на рис. 12.20.
Отметим, что в этом методе измерений основной наблюдаемый
эффект — скачок ДЛт, который должен быть измерен с максимальной
точностью в одном цикле. Число атомов, соответствующее эффекту,
измеряется в двух соседних циклах. Поэтому точность ниже, но и
требования заметно ниже. Делая измерения для различных значений г,
можно найти зависимость ДХ = f{q).
Расчеты показывают, что в настоящее время такой метод мог бь1
волить экспериментально определить изменение порядка
УХоЭ: 10'^
Можно рассмотреть подобные эксперименты по изучению К-за-
»ата и |5 *-распада, особенно если учесть, что предсказанные эффек-
>1 в этих случаях гораздо больше.
12.5.3. Спектроскопия медленных многозарядных ионов
на поверхностях твердых тел
Исследования в этой области атомной физики начались недавно с
наблюдения жесткого рентгеновского излучения при рекомбинации
медленных ионов Аг^^ "^, образующихся в установке КРИОН-2, на
поверхности твердой мишени [28, 44]. Вскоре после этого эксперимента

302
Глава 12
стало ясно, что был найден метод генерирования и наблюдения
распада ранее неизвестных сверхвозбужденных состояний атомов. В
настоящее время считается, что в процессе рекомбинации медленные
многозарядные ионы нейтрализуются на поверхности путем заселения
очень высоких электронных уровней, с главным квантовым числом,
приблизительно равным q иона, если он является достаточно
медленным. Это означает, что на первой стадии процесса получается
нейтральный атом с большой энергией возбуждения. Распад
сверхвозбужденных состояний происходит через образование и распад
различных атомных и ионных уровней, имеющих, как правило, много
вакансий на внутренних оболочках. При излучательном переходе на эти
вакансии испускается жесткое рентгеновское излучение, и при помощи
рентгеновской спектроскопии может быть получена очень интересная
информация об энергиях различных уровней сверхвозбужденных
атомов, вероятностях переходов, а также зарядовых состояниях реком-
бинирующих ионов.
МО
1 75
1 5
125
с;
га
Z
I-
S
0 75
05
0 25
О
eg
1 2
2 МО 3
Рис. 12.21. Рентгеновский /Г-спектр для рекомбинации ионсю Кг'^"^ на поверхности
твердой мишенн. Привед^аы значения энергий лнннй криптона.

Ионные источники с электронным пучком 303
Полученный при помощи полупроводникового рентгеновского
спектрометра спектр рентгеновского излучения Х-серии, испущенного
при ударе медленных ионов Кг^^"^ с малой примесью ядер Кг^^"^ об
алюминиевую мишень, показан на рис. 12.21 [17]. Можно видеть, что
составляющие этого спектра сильно отличаются от составляющих
спектра криптона с единственной вакансией на^Г-оболочке. Это
позволяет использовать ионно-поверхностную спектроскопию также для
диагностики ИИЭП. Действительно, например, если многозарядные
ионы покидают электронный пучок в радиальном направлении и
затем ударяются о поверхность дрейфовой трубы, можно
детектировать этот процесс при помощи ионно-поверхностной рентгеновской
спектроскопии.
12.6. ПРОБЛЕМЫ И ПЕРСПЕКТИВЫ
РАЗВИТИЯ ИИЭП
До сих пор ионные источники с электронным пучком позволяли
получать ионы с наивысшим зарядовым состоянием по сравнению со
всеми другими типами ионных источников, и, без сомнения, в
ближайшем будущем при помощи ИИЭП будет решена наиболее трудная
проблема ионизащ1и — создание медленных ядер урана.
Значительное преимущество ИИЭП — очень малый эмиттанс
создаваемого ионного пучка. Нормализованный эмиттанс ионного
пучка у этого типа источников составляет около 10"^ м-рад и может
быть еще меньше. Эмиттанс является таким малым благодаря тому,
что во время вытягивания ионы приобретают значительную
продольную скорость в области с радиальной фокусировкой
пространственным зарядом электронного пучка.
Несомненно, возможность исследования различных
фундаментальных явлений в самом ИИЭП, которые ранее были
недоступны, — еще одно преимущество источника данного типа.
Относительно большие технические сложности ИИЭП на
настоящей стадии развития являются, конечно, недостатком. Фактически
только при одновременном использовании в одном и том же
устройстве сверхпроводимости, сверхвысокого вакуума, сверхплотного
электронного пучка, сверхнизкой температуры и некоторых других
«сверхпараметров» можно получить сверхвысокие зарядовые
состояния в ИИЭП. Это делает современный ИИЭП достаточно сложным
и дорогим устройством.
Относительно низкая интенсивность пучка многозарядных
ионов — главный недостаток ИИЭП в настоящее время. Количество но-

304 Глава 12
нов в импульсе, эквивалентное 10^* элементарным положительны^
зарядам, достижимо для пучков ионов малой и промежуточной
массы, а для тяжелых ионов эта величина приблизительно на порядок
меньше.
Перспективы развития и расширения области применения ИИЭП
будут зависеть главным образом от прогресса в создании
существенно более плотных электронных пучков. На первой стадии решения
этой проблемы с использованием классических методов
формирования электронного пучка можно ожидать увеличения плотности тока
пучка до 10 А/см . Но будущий прогресс будет связан с
исследованием и применением обнаруженного явления ионного сверхсжатия
электронного пучка [23].

Глава 13
Пучково-плазменные ионные
источники
Дж. Исикава^^
Существуют два типа ионных источников, в которых плазма
создается управляемым электронным пучком с энергией в несколько
килоэлектронвольт. Первый тип — это ионные источники на
электронных пучках для создания многозарядных ионов [1—3]. Такие ионные
источники функционируют при очень низких давлениях газа.
Электронный пучок создает ионы только путем ударной ионизации и не
взаимодействует с возникающей плазмой. В основу ионных источников
второго типа положен механизм ионизации путем пучково-плазмен-
ного разряда, предложенный Исикавой и Такаги [4—12]. Пучково-
плазменные разряды исследовались также Демирхановым и др. [13,
14], но ионный пучок им получить не удалось.
В пучково-плазменном ионном источнике [4—12] электронный
пучок эффективно используется в двух целях: для создания плотной
плазмы с помощью пучково-плазменного разряда и вытягивания
сильноточного ионного пучка с компенсацией объемного заряда
ионов.
Плазма сильноточного ионного источника должна иметь как
высокую плотность плазмы, так и высокую температуру электронов,
поскольку ионный ток насыщения пропорционален произведению
плотности плазмы на корень квадратный из электронной
температуры. В то же время ионная температура должна быть низкой, чтобы
получить ионный пучок с низким значением эмиттанса. Комбинация
микроволнового разряда и электронно-циклотронного резонанса при
создании плазмы ионного источника является весьма эффективной,
так как электроны плазмы нагреваются селективно. Если в некоторой
области камеры происходят как генерация микроволн, так и
ионизация нагретыми электронами, то реализуются эффективные условия
для создания плазмы. При помощи пучково-плазменного
взаимодействия микроволновое излучение, мощность которого достаточна
'^ J Ishikawa Kyoto Umversity, KyotOy Japan

306 Глава 13
для создания плазмы ионного источника, может генерироваться
внутри самой плазмы, если определенные параметры электронного пучка
и области взаимодействия согласованы. Такой тип плазмы называют
пучково-плазменным разрядом [12].
При вытягивании ионов из плотной плазмы влияние объемного
заряда ионов препятствует извлечению сильноточного ионного пучка.
Поэтому ионный ток в несколько сотен миллиампер обычно не может
быть получен с помощью одиночного отверстия с вытягивающим
напряжением в несколько киловольт. Один из методов решения этой
проблемы — компенсащм объемного заряда ионов с помощью
внесения объемного электронного заряда в область вытягивания [8]. С этой
целью пучок первичных электронов инжектируется в плазму со
стороны вытягивающего электрода, а обратный поток термализованных
вторичных электронов втягивается в область извлечения ионов. В
этом случае ионный ток, в несколько десятков раз превьпиающий
обычный ток, ограниченный объемным зарядом, может быть
получен с помощью одиночного отверстия при условии компенсаш{и
объемного заряда ионов.
13.1, ХАРАКТЕРИСТИКИ ИОННОГО ИСТОЧНИКА
Пучково-плазменные ионные источники (варианты от А до F)
были разработаны Исикавой и Такаги [4—12]. На рис. 13.1 и 13.2
представлены пучково-плазменные ионные источники вариантов Б и F
соответственно. Основные параметры ионных источников вариантов
от С до F приведены в табл. 13.1. З&висимость тока вытянутых ионов
Таблица 13.1. Основные параметры пучково-плазменных ионных источников
(варианты от С до F)
Источники
Параметр *> С D D' Е F
У»
i'max
b
Li
Kcd
8—10
0,6
0,55
30
0,2
8—10
4
0,9
18
0,2
5—8
4
0,9
18
0,2
1—5
4
0.9
27
1—5
1—8
3
2,0
63
1—8
^^ Vex (kB) — вытягивающее напряжение (соответствует энергии пучка первичных электршюв),
^тах (кГс) — максимальное значение магнитной ивдукции в дрейфовом пространстве; b (см) —
внутренний радиус дрейфовой трубы; li (см) — длина дрейфовой трубы (равна длине
пучково-плазмеииого взаимодействия); Уы (кВ) — напряжение, ускоряющее вторичные
электроны

Пучково-шшзменные ионные источники
307
' ' ' '
В (Г)
10 см
Рис. 13.1. Схема пучково-плазменного ионного источника варианта Е. а— область
коллектора электронного пучка; б — дрейфовый промежуток; в — область
извлечения ионов и электронная пушка; 1 — катодная нить канала; 2 — электрод,
вытягивающий ионы (электрод Венельта); 3 — расширительная чаша для плазмы (анод);
4 — дрейфовая труба; 5 — соленоид; 6 — щель для нижекцин газа; 7 — зонд; 8 —
коллектор; 9 — пучок первичных электронов; 10 — пучок вторичных электронов;
И — ионный пучок; 12— источник питания катода; 13— источник ш!тания для
ускорения пучка первичных электронов; 14 — источник питания для ускорения пучка
вторичных электронов; 15 — источник питания соленоида; 16 — источник питания
для ускорения ионов.
* ОТ тока пучка первичных электронов представлена на рис. 13.3.
Стабильный ток ионов водорода 0,6 А был получен с помощью ионного
источника варианта F. Вытягивающее напряжение составило
приблизительно 8 кВ; таким образом было реализовано вытягивание ионов
с коэффищ1ентом компенсащш объемного заряда (отношением ионно*

308
Глава 13
и
1 ■ I ■ 1 . I . I
Магнитное поле, кГс
^О о о 0_0 г* г* —
Электронная
лушка
" '| г ' Цилиндр Фарадея
ti к. у
Коллектор ионов
1, А. 1
Разность потенциалов, кВ
III
(Л (Л ^ U1
I I ■ ■ ■
о 5 Ю см
Рнс. 13.2. Схема пучково-плазмшного ионного источника варианта F. Показано
аксиальное распределение электростатического потенциала. 1 — коллектор
электронов; 2 — камера с плазмой; 3 — трубка для ннжекцин газа; 4 — электрод,
вытягивающий ионы.
ГО тока с компенсацией объемного заряда к обычному ионному току,
ограниченному объемным зарядом) около 20. На этом же ионном
источнике был получен ток ионов азота того же порядка величины с
коэффициентом компенсации 100.
Этот тип ионного источника может работать при давлении газа в
диапазоне 10"^—10"^ мм рт. ст. Газовая экономичность (доля
атомов газа, превращаемых в ионы) высока: для ионных источников ва-

Пушсово-шшзменные ионные источники
309
10
с—I—гттт—г
10
-1
10"
10
-3
10'
ТТГ| 1 1 I 1| -
J LJ_l
i I I
I
10^ /-, mA
Phc. 13.3. Типичная зависимость тока вытянутых ноисю водорода /, от тока пучка
первичных электронов h для пучково-плазменных ионных источников С, D; D', Е
и F.
риантов Е и F она составляет от 40 до 90*^0. Разброс энергии для
ионного источника F равен 20—40 эВ при токе извлекаемых ионов
водорода 0,05—0,5 А. Нормализованный эмиттанс составил
приблизительно 4-10 ~ ^ Х'М'рад при токе 1 мА для ионных источников А и В, (2—
3)-10~^ Х'Мфад при токе 2—10 мА для ионных источников С и D,
(1—2)«10'^ Х'Мфад при токе 0,1—0,6 А для ионных источников Е и
F. Нормализованная яркость для этих источников равнялась
10^*^—2.10^^А/(рад^-м2).
13.2. КОНСТРУКЦИЯ ИСТОЧНИКА
На рис. 13.4 показана иллюстрация принципа действия ионного
источника. Он состоит из области извлечения с электронной пушкой,
дрейфового пространства и области коллектора электронного пучка.
Пучок электронов, формируемый с помощью электронной пушки,
инжектируется в дрейфовую трубу и проходит через нее к коллектору.
Электронный пучок взаимодействует с разреженной остаточной
плазмой в дрейфовом промежутке, и в пучково-плазменном разряде фор-

310
Глава 13
Нейтральная
* частица
Ф Ион плазмы
Электрон
е
плазмы
# А
♦Пучок
первичных
электронов
Пучок
вторичных
. электронов
« Ионный
пучок
Рнс 13 4 Иллюстрация принципа действия пучково-плазменного ионного источни
ка Л — движение электронов, обусловленное СВЧ излучением, Б — СВЧ излучение,
генерируемое в процессе пучково-плазменного взаимодействия
мируется плотная плазма (10^^—10^^ см " ^). Ионы вытягиваются тем
же электрическим полем, которое ускоряет электронный пучок.
Объемный заряд ионного пучка компенсируется отрицательным
объемным зарядом пучка первичных электронов и встречного пучка
вторичных электронов
13.2.1. Извлечение ионов и область электронной пушки
Обычно используется катод прямого накала из вольфрамовой
проволоки или в ряде случаев щшиндрический катод, изготовленный из
тантала либо вольфрама. Электроны вытягиваются из катода
фокусирующим электрическим полем сильно первеансной структуры с
форматным отношением около 1,0, которое формируется анодом,
катодом и электродом Венельта. Полученный электронный пучок
инжектируется в дрейфовое пространство, где он фокусируется
магнитным полем соленоида (диаметр пучка обычно составляет около 1 см).
К аноду, дрейфовому промежутку и коллектору приложено высокое

Пучково-ппазменные ионные источники 311
напряжение, положительное по отношению к катоду, посредством ко*
торого ионы, образовавшиеся в дрейфовой трубе, вытягиваются из
плазмы, которая диффундирует в расширительную чашу.
13.2.2. Дрейфовое пространство
Камера для генерации плазмы представляет собой длинную,
тонкую трубу (дрейфовую трубу), сделанную из электропроводящего
материала, например из нержавеющей стали или меди. Проводимость
потока газа должна быть достаточно низкой, чтобы частицы,
вылетающие из области высокого вакуума, были электронейтральными и
поддерживали необходимое для ионизации давление в дрейфовой
трубе. Ионизируемый газ обычно инжектируется из специальной щели,
расположенной в середине дрейфовой трубы. Для ионизации паров
металла дрейфовая труба нагревается до высокой температуры [10].
Измеренная скорость истечения водорода при среднем давлении газа
в дрейфовой трубе около Ы0~^ мм рт. ст. составила
1,15-10"^ мм рт. ст.«л/с для ионного источника типа Е. Внутрешшй
радиус и длину дрейфовой трубы следует определять, исходя из
условий возникновения пучково-плазменного разряда. Аксиальное
магнитное поле, создаваемое соленоидами с водяным или масляным
охлаждением, фокусирует электронный пучок и ограничивает
диффузию создаваемой плотной плазмы на стенки дрейфовой трубы.
Распределение аксиального магнитного поля неоднородно, оно сильнее
вблизи коллекторной области, как показано на рис. 13.1 и 13.2.
Градиент аксиального магнитного поля вынуждает ионы плазмы двигаться
в направлении нижнего конца дрейфовой трубы. Такая конфигурация
магнитного поля усиливает извлечение ионного пучка.
13.2.3. Область коллектора электронного пучка
Электронный пучок проходит дрейфовое пространство и
достигает коллектора. Поскольку часть энергии электронный пучок теряет на
коллекторе, необходимо охлаждение коллектора, например
изолирующее масляное или водяное. Когда электроны из электронной
пушки, т е. первичные электроны, бомбардируют поверхность
коллектора, появляются вторичные электроны. Коэффициент вторичной
электронной эмиссии д зависит от энергии первичных электронов,
приходящих на коллектор, и материала поверхности коллектора. Для мед-
I ного коллектора при энергии пучка первичных электронов 5 кэВ изме-

312
Глава 13
ренное значение S составило 0,9. К коллектору приложено
отрицательное относительно дрейфовой трубы напряжение, значение
которого можно варьировать от нуля до напряжения, ускоряющего
пучок первичных электронов. Вторичные электроны, эмиттированные
коллектором, ускоряются в обратном направлении и формируют
пучок вторичных электронов внутри дрейфовой трубы. Этот пучок
может создать относительно плотную остаточную плазму, чтобы
инициировать основной пучково-плазменный разряд. При эффективном
использовании пучка вторичных электронов высокой энергии можно
существенно улучшить параметры как пучково-плазменного разряда,
так и вытягивания ионного пучка. В области коллектора должен
поддерживаться высокий вакуум (р < 10"'* мм рт. ст.), что позволяет
поддерживать большую разность потенциалов между коллектором я
дрейфовой трубой.
13.3. ПУЧКОВО-ПЛАЗМЕННЫЙ РАЗРЯД [12]
Взаимодействие плазмы с пучком существенно нелинейно. Однако
большинство результатов, полученных с помоиц>ю линейной теории,
могут быть полезны в случаях, когда амплитуда осцилляции мала.
Так как энергия осцилляции растет при нарастании тока электронного
Ток пучка первичных
электронов мА
Нормализованная
плотность
электронов
25 30 35
Энергия электронов кэВ
Рис 13 5 Распределение электронов по энергиям при ускоряющем электронный ПУ-
чок напряжении 3 кВ для различных токов электронного пучка в пучково-плазменяой
системе.

fe^
Пучково-пдазменные ионные источники 313
пучка, происходит уширение энергетического спектра электронного
пучка (рис. 13.5). В этом случае систему плазма-пучок следует
анализировать с помощью квазилинейной теории.
Если распределение электронов в пучке по энергиям описывается 8-
функцией, то наблюдается гидродинамическая неустойчивость,
обусловленная взаимодействием между волной объемного заряда
электронного пучка и высокочастотной плазменной волной. Наряду с
возникновением неустойчивости генерируются высокочастотные
колебания с относительно малой амплитудой. Когда параметры плазмы и
пучка удовлетворяют условию сильного нарастания амплитуды
осцилляции, распределение электронов в пучке по скоростям
уширяется. Следовательно, гидродинамическая неустойчивость ослабевает, а
кинетическая неустойчивость, обусловленная формой функции
распределения электронов по скоростям, нарастает. Эта неустойчивость
сильно увеличивается, когда ^th/t^ > (пь/лО^^^, где Vth^Vb — тепловая
и направленная скорости электронного пучка соответственно, а /Zb и
Hi — плотность числа электронов в пучке и плотность числа ионов в
плазме соответственно [15]. Тепловое расширение электронного
пучка нарастает, но когда функция распределения электронов по
скоростям выходит на плато, распределение по скоростям уже не может
более изменяться. Такое состояние называется квазилинейной
релаксацией пучково-плазменной системы [16, 17].
13.3.1. Пучково-плазменный разряд, обусловленный
гидродинамической неустойчивостью
в пучково-плазменной системе возникают волны объемного
заряда на электронном пучке, быстрые и медленные циклотронные волны
и плазменные волны [18]. Путем сравнения значений мнимых частей
постоянной распространения и угловой частоты можно показать, что
взаимодействие между волной объемного заряда в электронном
пучке и высокочастотной плазменной волной (т. е. абсолютной
неустойчивостью) возникает наиболее легко. Частота взаимодействия очень
близка к верхней комбинированной частоте/ = (Z*^ + flcV^^* где/сс —
электронная циклотронная частота, а/рс — плазменная частота.
Мнимая часть частоты резко изменяется в точке, где электронная
циклотронная частота становится почти равной плазменной частоте.
На рис. 13.6, а показано изменение мнимой части частоты Wsi как
функции плотности плазмы /Zi. Кривая cosi, вычисленная без учета
столкновений, имеет максимум при плотности плазмы Лтах. Между
тем частота столкновений р между молекулами нейтрального газа и

314
Глава 13
max
tg /7, (см-З)
со
I
10l2p , ,
О
м
(О
с:
с
о
О
X
I-
о
с:
С
О 20 40 60 80
Напряжение между коллектором
и дрейфовой трубой, В
Рис. 13.6. а — зависимость ктимой части угловой частоты о»,, от плотности
плазмы. Указаны также члены, обусловленные столкновениями: bvt^ уменьшающий ши
из-за частоты столкновений; ve+ — частота столкновений плазменных электроне»
с плазменными ионами; {РтУ ~~ эффективная частота столкновений плазменных
электронов с нейтральными частицами. Кривые ш» и bve пересекаются в двух точках
при Птт И пл- Кривая <л„ имеет максимум ^sim при Птах. Параметры расчета: энергия
электронного пучка К^ = 5 кВ, ток /р = 100 мА, магнитная индукция В = 0,1 Тл,
давление водорода р ~ 1*10'^ мм рт, ст., внутренний радиус дрейфовой трз^ы
b - 1 см, электронная температура плазмы Ге = 5 эВ. б — измеренная зависимость
плотности плазмы от напряжения между коллектором и дрейфовой трубой в пучкО-
во-плазменном ионном источнике типа С. Условия эксперимента: Vp ~ 10 кВ;
1р s= 90 мА, В ~ 0,1 Тл, b = 0,55 см, давление водорода р = 5«10'^ мм. рт. ст.

Пучково-плазменные ионные источники 315
кулоновская сила, ограничивающая осцилляции пучково-плазменной
системы, растут с плотностью плазмы. Вообще говоря,
обусловленный столкновениями член уменьшает значение cosi пропорционально
частоте столкновений [19], и поэтому кривая, обусловленная
столкновениями, может быть показана на том же рисунке. Кривая,
описывающая разность значений на этих двух кривых (штриховая линия),
показывает фактическое значение cosi, соответствующее росту
амплитуды осцилляции во времени. Согласно вышеизложенным
соображениям, две точки Птт И Лш, В КОТОРЫХ перссекаются кривая cosi, полученная
без учета столкновений, с кривой, рассчитанной с учетом
столкновений, означает следующее. Когда плотность плазмы меньше, чем Лтш,
осцилляции не могут возникать. Когда плотность плазмы больше,
чем /Zmin, осцилляции появляются, и плотность плазмы начинает
расти. Более того, амплитуда осцилляции нарастает благодаря
положительной обратной связи, пока, наконец, плотность плазмы не примет
значение то. Поэтому для увеличения плотности плазмы в дрейфовой
трубе следует изменить внешние условия, поскольку плотность
плазмы лш сильно зависит от тока электронного пучка, напряжения и
магнитного поля. На рис. 13.6, б плотность плазмы представлена как
функция напряжения, приложенного между коллектором и дрейфовой
трубой в пучково-плазменном ионном источнике С. В области
напряжений, больших чем 30 В, вторичные электроны имеют сечение
ионизации, достаточное для создания пороговой плотности плазмы в
дрейфовой трубе. Затем плотность плазмы резко нарастает из-за
возникновения пучково-плазменного разряда. Плотность плазмы,
полученной таким способом, в сотни раз больше плотности, создаваемой
электронным пучком только в результате ионизации при
столкновениях.
13.3.2. Квазилинейная релаксация
Используя упрощенную одномерную модель, согласно которой
частота осцилляции близка к плазменной частоте, скорость
нарастания волны 7i, обусловленную кинетической неустойчивостью, можно
определить как 71 = сорсЛь/л], где о>ре — угловая плазменная частота
[16, 17]. Когда квазилинейная длина 1^/71 близка к длине пучково-
плазменного взаимодействия Li, квазилинейная релаксация в системе
пучок-плазма происходит полностью. В этой ситуации амплитуда
осцилляции нелинейного пучково-плазменного взаимодействия
наибольшая. Следовательно, плазма, подходящая для ионного
источника, создается благодаря эффективному нагреву электронов плазмы.

316
Глава 13
10'
m
10
о
10'
10'
jT-rm 1—I—гт-ттт'г] 1 1—i"-T"i 11
Сильные
4 осцилляции
1 Начало
осцилляции
ij_l_L
10'
llf I I I.IJ
I '' I I ■ I '
10
r
a
-1
/й' A
10'
,0
10
0
10'
1~
<
с
10
10'
T 1 1 Mill
■T 1 I I I rrq
' I I 1 III
0.1
1
E, кэВ
6
10
Рис. 13.7. a — результаты измерений мощности СВЧ излучения W в дрейфовой
трубе, выполненных с помощью коаксиального зонда, как функции тока пучка
первичных электронов /ft. 6 — зависимости минимального тока электронного пучка hmtn
от энергии первичных электронов пучка Е (ускоряющего напряжения) для сильных
осцилляции и начальной стадии их развития.
Следует рассмотреть радиальное граничное условие для пучково-
плазменного взаимодействия, поскольку взаимодействие плазмы с
пучком происходит в дрейфовой трубе, имеющей конечный радиус.
Должно быть выполнено эмпирическое соотношение \)ь ~ о^/р
между радиальным волновым числом/?, угловой плазменной частотой aipe
и скоростью электронов пучка Vb, чтобы энергия электронного пучка
могла наиболее эффективно преобразовываться в аксиальную
электромагнитную энергию высокочастотной волны [20].
Из оптимального условия квазилинейной релаксации получаем ток
электронного пучка, необходимый для ее оптимизации [12];
Ib = BLr'V''\ (1)
Здесь К— напряжение электронного пучка, В — коэффициент
пропорциональности. С другой стороны, в случае конечной длины
дрейфовой трубы получаем условие начала развития гидродинамической
неустойчивости [18]:
Гь = Аи^Г\ (2)

w
Пучково-пдазменные ионные источники 317
Здесь А — коэффициент пропорциональности. Результаты измерения
микроволновой мощности в дрейфовой трубе, выполненного с
помощью коаксиального зонда, представлены на рис. 13.7. На
рис. 13.7, а показано соотношение между током пучка первичных
электронов и детектируемой микроволновой мощностью при
различных значениях энергии пучка первичных электронов, когда ток пучка
вторичных электронов установлен на нуль. Наблюдалось как
развитие осцилляции, обусловленных гидродинамической
неустойчивостью, так и сильные осцилляции, вызванные квазилинейной
релаксацией. Зависимости наблюдаемых токов от энергии электронов пучка,
соответствующие осцилляциям напряжения электронного пучка на
разных стадиях их развития, даны на рис. 13.7, б. Ток электронного
пучка при сильных осцилляциях пропорционален V^^^ в согласии с
уравнением (1).
Плотность плазмы щ и электронная температура Ti в случае квази-
[инейной релаксации выражаются формулами
= -=- /ь , (4)
е Ъ т е
где b — внутренний радиус трубы и £nm — m-й нуль функции Бесселя п-
го порядка Jn(x) [12, 17].
13.4. ИЗВЛЕЧЕНИЕ ИОНОВ С КОМПЕНСАЦИЕЙ
ОБЪЕМНОГО ЗАРЯДА [8]
Влияние объемного заряда ионов является отрицательным как для
качественных, так и количественных характеристик вытягиваемого
ионного пучка. В пучково-плазменных ионных источниках ионный
пучок вытягивается с одновременной компенсацией объемного заряда
ионсФ электронами. Электроны, используемые для компенсации
объемного заряда ионов, могут быть разделены на три группы:
первичные, вторичные и плазменные.
На рис. 13.8 иллюстрируется процесс компенсации объемного
заряда ионов с помощью различных энергичных электронов, которые
распределены в области извлечения ионного источника. Плотность
объемного заряда ионов вблизи эмитирующей поверхности высока,
поскольку скорость ионов низка и постепенно уменьшается по мере

318
Глаеа 13
Плазма
Поверхность
эмиссии
ионов
Область
извлечения
ионов
Отрицательный
объемный заряд
Положительный
объемный заряд
Извлекающий
ионы электрод
и поверхность
эмиссии
электронов
(катод)
Рис 13 8. Иллюстрация процесса компенсации объемного заряда ионов при помощи
различных энергичных электронов, распределенных в области извлечения ионов
пучково-плазменного ионного источника. / — объемный заряд ионов, 2 — объемный
заряд пучка первичных электронов; 3 — объемный заряд низкоэнергичных
плазменных электронов; 4 — объемный заряд высокоэнергичных плазменных
электронов и пучка вторичных электронов.
приближения к извлекающему электроду. Пучок вторичных
электронов и высокоэнергичные плазменные электроны нейтрализуют
объемный заряд ионов в середине области извлечения. Пучок первичных
электронов нейтрализует объемный заряд ионов вблизи
извлекающего ионы электрода. Таким образом, электроны всех типов в целом
могут эффективно нейтрализовать весь объемный заряд ионов в области
извлечения.
13.4.1. Ослабление ограничения объемным зарядом
тока извлекаемых ионов
Для простоты будем считать, что в области извлечения ионов
имеются электроны трех типов: 1) пучок первичных электронов,
вытянутых из катода; 2) горячие электроны плазмы, состоящие из пучка
вторичных электронов и высокоэнергичных плазменных электронов;
3) холодные электроны плазмы с максвелловской функцией
распределения по скоростям. Тогда уравнение Пуассона в области извлечения

p
Пучково-тазменные ионные источники 319
ионов может быть записано в виде [8, 13, 14]
dz'
ео\.\Ъе{и + Uo))
-.пе.ехр(-^)], (5)
где пциШс — массы ионов и электронов, У, и Л — плотности ионного
и электронного токов, Uo — начальная энергия ионов плазмы, Псх и
Лс2 — плотности числа плазменных электронов с низкой (Tii) и
высокой (7^2) электронными температурами. Потенциал U записан с
обратным знаком. Для получения значения вытягиваемого тока надо
решить уравнение (5) при соответствующих граничных условиях.
Плотность вытягиваемого ионного тока в присутствии пучка первичных
электронов, ограниченного объемным зарядом, выражается
формулой [8]
Ji = Л17» (6)
где y$i — плотность ионного тока, ограниченного объемным зарядом,
—1/2 _ 1 \,. ^ 1 ЧТГг^^ ^^)
L Уо Уо J
С(у) =
у (1 - X)[exp(->'/ai) - 1] + ^ (1 - Х)[ехр(-Уа2) - И + 1 - (1 - у)''^
— (1 - X) + — X + 1
Здесь У = 17* >'о = -77» "J = ~77» ^ = "—. ' ^^^
V V eV Лс1 + Лс2
Коэффициент компенсации объемного заряда у, определяемый
соотношением (7), выражает степень ослабления ограничения тока
пучка объемным зарядом ионов вследствие компенсации объемного
заряда электронами в области извлечения ионов. На рис. 13.9
представлены зависимости коэффициента компенсации объемного заряда 7 от

320
Глава 13
lOOcr-T г
10
т—I—I—I—г—I—I—ч
о
Till I I I I I L
0.02 0 0^ 0 06 0,08 0,1
Рис. 13.9 Зависимости коэффициента компенсации объемного заряда 7 от
отношения плотности числа горячих плазменных электронов к суммарной плотности числа
плазменных электронов X Хь — отношение плотности пучка первичных электроне»
к суммарной плотности числа плазменных электронов Параметры расчета —
извлекающее напряжение 5 кВ и температуры плазменных электронов 2,5 кэВ (высокая)
и 5 эВ (низкая)
отношения X плотности числа горячих плазменных электронов к
суммарной плотности числа плазменных электронов. Сплошная кривая с
меткой Хь = max соответствует случаю, когда пучок первичных
электронов инжектируется при ограничении своим объемным зарядом;
штриховая линия с меткой Хь = О представляет случай отсутствия
пучка первичных электронов [13,14]; точечные линии относятся к случаю
инжекции пучка первичных электронов в режиме ограничения
температуры. Поскольку плотность числа горячих электронов растет,
коэффициент компенсации объемного заряда быстро возрастает,
достигая значения нескольких десятков вблизи X = 0,1. Когда пучок
первичных электронов ограничен объемным зарядом, коэффициент
компенсации почти в два раза больше, чем без пучка первичных электронов
[21, 22]. Таким образом, с пучком первичных электронов,
ограниченным объемным зарядом и соответствующей плотностью числа
горячих плазменных электронов, таких, какие создаются микроволнами и
пучком термализованных вторичных электронов, сильноточный
ионный пучок может быть получен с помощью извлекающей системы с
одним отверстием вследствие сильного ослабления ограничения тока
ионов объемным зарядом.

Пучково-плазменные ионные источники
321
13.4,2. Ток извлекаемых ионов
На рис. 13.10 представлены ток извлекаемых ионов и
классификация области разряда как функции давления газа и напряжения,
ускоряющего пучок вторичных электронов. В режиме пучково-плазменного
разряда (область I на рисунке) ток извлекаемых ионов растет при
увеличении энергии пучка вторичных электронов. Обычный первеанс
системы извлечения ионов для этого ионного источника составлял
б-10 " ^ А-В " ^^^ для пучка К^, так что вычисленный ионный ток, огра-
тттт] 1—г-}
Ток извлекаемых/
* /
m
0.1
0,01
ионов,
0,001
III
,90-
80-
70-^
60—
V 50—
—40—
! ^^---^%.
—30^
%-20.J
ill/ -
I
!i10
/ IV /
lii
4
I
I
I
Ч
I III
10'
p, MM pT CT
10
-3
p
6
Рис. 13.10. л — ток извлекаемых ионов водорода; б — классификация области
разряда в зависимости от давления газа в дрейфовой трубе р и напряжения, ускоряющего
пучок вторичных электронов, Vcd при условии, что напряжение, ускоряющее
первичные электроны, составляет 5 кВ, а их ток равен 300 мА. I — область пучково-
плазменного разряда, обусловленного в основном пучком первичных электронов;
И — область пучково-плазменного разряда, обусловленного только пучком
вторичных электронов; III — область ионизации при столкновениях с участием пучков как
первичных, так и вторичных электронов; IV — область ионизации при
столкновениях с участием только пучка первичных электронов.

322 Г/шеа 13
ничейный объемным зарядом, без компенсации объемного заряда
ионов равнялся 21,2 мА при извлекающем напряжении 5 кВ. Ток
извлекаемых ионов при низких напряжениях пучка вторичных электронов
в области I составлял приблизительно 20 мА. Было найдено, что
ббльшая часть объемного заряда ионов не была скомпенсирована
электронами. При наличии пучка высокоэнергичных вторичных элек-
тронов, пучка термализованных вторичных электронов и
высокоэнергичных плазменных электронов объемный заряд ионов в извлекаю-
щей системе эффективно компенсировался, происходило ослабление
ограничения объемным зарядом и улучшалась ионная оптика. Когда
энергия пучка вторичных электронов была близка к энергии пучка
первичных электронов, вытягиваемый ток в несколько раз превышал
ток, полученный без компенсации объемного заряда ионов.
13.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Пучково-плазменный разряд создает плазму высокой плотности
(10^^—10^^ см"^). Ток электронного пучка, необходимый для пучко-
во-плазменного разряда, нарастает при увеличении напряжения
электронного пучка, но уменьшается с длиной пучково-плазменного
взаимодействия. В случае слаботочного электронного пучка ( < 100 мА)
и низкого напряжения вторичного электронного пучка ( < 200 В) при
помощи возбуждения гидродинамической неустойчивости создается
стационарная плазма плотностью около 10^^ см'^. При увеличении
тока электронного пучка от 100 до 1000 мА одновременно с
потенциалом пучка вторичных электронов (приблизительно до значения
потенциала пучка первичных электронов) возбуждаются сильные
осцилляции, обусловленные квазилинейной релаксацией, и создается плазма
высокой плотности (10^^—10^^ см"^). Далее, пучки как первичных,
так и вторичных электронов термализуются до значений плазменной
энергии. Пучок термализованных вторичных электронов эффективно
распределяется в области извлечения ионов и нейтрализует объемный
заряд вытягиваемого ионного пучка. В этом случае ограничение
объемным зарядом тока извлекаемых ионов быстро ослабляется
(коэффициент компенсации объемного заряда равен S—100), что позволяет
получить сильноточный ионный пучок (20—600 мЛ для водорода или
азота) при относительно низких извлекающих напряжениях (S—8 кВ)
для одиночного отверстия.
Такой ионный источник позволяет создавать низковольтные
сильноточные ионные пучки.

Глава 14
Лазерные ионные
источники
Р. Хьюз, Р. Андерсон}^
Относительно недорогие, высокоинтенсивные лазеры в
настоящее время доступны для большинства лабораторий. Облучение
твердых мишеней этими лазерами может давать плазму, из
которой можно вытянуть ионы и сфокусировать их в пучок для
дальнейшего использования. Этот простой ионный источник должен
быть довольно привлекательным благодаря простоте в работе,
способности производить много состояний с высоким зарядом для
различных элементов и относительно небольшим размерам.
Однако его все еще считают новым источником и до сих пор широко
не используют. Надеемся, что настоящая глава познакомит
читателя с техникой, необходимой для создания плотной лазерной
плазмы и вытягивания из нее ионов, и продемонстрирует возможности
этого уникального ионного источника.
14.1. ВВЕДЕНИЕ
Лазерный ионный источник — это широкий термин. Например,
его можно использовать при описании применения лазеров для
избирательной фотоионизации нужных частиц из смеси атомов путем
резонансного возбуждения (резонансная ионизационная
спектроскопия [1]). Получающиеся ионы могут быть затем вытянуты в виде
пучка. Фактически, этой методикой активно занимались для
создания изобарно и, по возможности, изотопно чистых ионных пучков,
которые можно инжектировать в ускорители, накопительные
кольца или ионные ловушки [2]. Однако наиболее широко этот термин
применяется, вероятно, при описании генерирования и вытягивания
^^ R.H. Hughes, R.J. Anderson. University of Arkansas, Fayetteville,
Arkansas.

324 ^лава 14
ионов, созданных воздействием лазера большой мощности на
твердые тела.
Лазерный луч большой мощности, сфокусированный на
поверхности твердой мишени, при плотности мощности более 10^ Вт/см^
будет проходить через поверхность, где плотность электронов
низка, и распространяться до тех пор, пока электронная плазменная
частота не станет соответствовать частоте лазера. Свет не может
проникать глубже после достижения этого критического условия,
при котором происходят быстрый электронный нагрев и
интенсивная ионизащ1я и создается плотная горячая плазма. Материал
мишени «взрывается», образуя чрезвычайно плотную плазменную
струю в направлении наибольшего градиента гидродинамического
давления, обычно перпендикулярно поверхности. Быстро
расширяющийся плазменный выброс можно дополнительно нагреть
лазерным импульсом, когда плотность числа электронов упадет
настолько, что станет возможным дальнейшее проникновение
излучения лазера. Хотя рекомбинащ1я электронов происходит во время
первоначальной фазы расширения плазмы, замораживание
распределения по зарядовым состояниям происходит позже, когда
плотность плазмы уменьшается в распространяющейся струе [3].
Характер плазмы сильно зависит от плотности мощности лазерного
луча, падающего на мишень [4]. Например, разнообразие зарядовых
состояний и скорость потока ионов плазмы соответствуют
плотности мощности лазерного луча на мишени, а направленность
плазмы возрастает до момента, когда наивысшие зарядовые состояния
существуют только в плазменных нитях, вытянутых по нормали
к поверхности мишени [4, 5]. При плотности мощности менее
10^^Вт/см^ получается термализованная плазма с наибольшими
зарядовыми состояниями, обладающими наивысшими начальными
кинетическими энергиями. При плотности мощности в интервале
10^° — 10^^ Вт/см ^ (в зависимости от параметров лазера), в плазме
могут образовываться зарядовые состояния, требующие энергии
ионизащ1И 500 эВ. Так, Fe**^ и полностью ионизированный углерод
(С*^) наблюдаются в такой плазме. На рис. 14.1 показан спектр
железа, который получил Фанеф [6], используя импульсный (80 нс,
10 Дж) СОг-лазер для облучения твердой железной мишени с
расчетной плотностью мощности 3-10^° Вт/см ^. Для высших
зарядовых состояний типичны кинетические энергии ионов, измеряемые
килоэлектронвольтами [5].
При плотности мощности лазера более 5 • 10 Вт/см
электронная температура достаточно высока, чтобы в плазме произошло
разделение зарядов. Горячие электроны предшествуют ионной со-

Лазерные ионные источники
325
8 7
II
10 9
]&
1
i
L
387 эВ/заряд
25
30
Время, МКС
А_^
35
Ли ■ I т.
40
45
Рис. 14.1. Спектр зарядовых состояний, полученный с помощью
электростатического анализа плазмы, извлеченной из железной мишени с помощью СОг-лазера [6].
© 1981 ШЕЕ
ставляющей в плазменной струе, и создается ускоряющий
потенциал для ионов [7, 8]. Этот эффект наблюдался при плотности
мощности лазера 10^^ Вт/см^. Образовавшаяся плазма содержала ионы
с очень высоким зарядовым состоянием (Аи^^^) и кинетической
энергией, измеряемой мегаэлектрон-вольтами [9, 10].
Релятивистские эффекты самофокусировки при достаточно высокой плотности
мощности лазера [11, 12] приводят к образованию ионов с
энергиями до 100 МэВ [13].
Возможность использования генерированной лазером плазмы
как источника тяжелых ионов с большим зарядом была
установлена давно. Литература конца 1960-х и 1970-х годов богата
публикациями, посвященными анализу лазерной плазмы.
Библиографический обзор эффектов воздействия лазеров большой мощности на
твердые тела [14], опубликованный Де Микелисом в 1970 г.,
содержит 212 ссылок, относящихся к созданию плазмы лазерами
большой мощности. Большинство из этих работ было вызвано
интересом к разработке мощных ионных источников для ускорителей и
программой лазерного термоядерного синтеза. Обзор Тонона [15],
посвященный лазерной плазме как возможному источнику ионов
для ускорителей, опубликованный в 1972 г., содержит около 70
ссылок на работы, в которых описано множество методик и
экспериментов. Сегодня продолжается разработка мощных лазерных
ионных источников для термоядерного синтеза с инерциальным
удержанием ионов [16], циклотронов [17], небольших ускорителей

326 Глава 14
[18] и экспериментов по атомной физике [19, 20]. Кроме того,
полученную при помощи лазера плазму в сочетании с импульсной
технологией используют при создании интенсивных ионных пучков
[21].
14.2. ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА КАК ИСТОЧНИК ИОНОВ
Многие свойства создаваемых лазерами плазменных выбросов
являются потенциально полезными для ионного источника. Среди
них [23]: 1) значительное количество ионов в импульсе; 2) высокая
степень ионизации; 3) короткое время генерирования плазмы, что
полезно для измерений времени пролета; 4) направленные
плазменные выбросы, которые могут быть ориентированы вдоль оси
вытягивания (для обеспечения низкого эмнттанса); 5) возможность
создания разнообразных ядерных частиц, так как любой твердый
материал является потенциальным источником плазмы; 6) простота
проектирования и изготовления, так как в принципе только твердая
мишень должна находиться под потенциалом ускорителя, потому
что она связана только оптически с лазером, находящимся под
потенциалом земли; 7) возможность вытягивания ионов
непосредственно из плазменной струи без приложения дополнительного
потенциала вытягивающей системы благодаря направленной
скорости распространения, что делает лазерный ионный источник
уникальным для получения медленных многозарядных ионов; 8)
отсутствие газа-носителя, так как источник наиболее эффективно
работает в высоком вакууме. Продолжающееся усовершенствование
лазерной техники, включая повышение частоты следования
импульсов и выходной мощности, делает этот метод создания
многозарядных ионов относительно недорогим, что является важным
преимуществом для исследований в условиях ограниченного бюджета.
Однако для исследователей выбор лазера может представить
проблему. Развитие лазерных ионных источников было
сосредоточено на использовании Nd-ИАГ- и СОг-лазеров, работающих на
длинах волн 1,06 и 10,6 мкм соответственно, причем с учетом
физики нагрева плазмы [15] более предпочтительным является
длинноволновый лазер на СО2. Преимущество большей длины волны
обусловлено главным образом тем фактом, что для оптического
резонансного поглощения излучения СО2-лазера требуется меньшая
плотность электронов в плазме, а именно 10^^ эл/см^, в сравнения
с плотностью 10^^ эл/см^ для излучения с длиной волны 1,06 мкм.
Однако, до тех пор пока не разработан специальный лазер, необхо-

г
Лазерные ионные источники 327
димо q)aBHHTb характеристики обычных промышленных Nd-ИАГ-
лазеров и СОг-лазеров в диапазоне около одного джоуля на
импульс, прежде чем сделать выбор. Для получения достаточно
высокой плотности мощности лазеры обоих типов должны иметь
регулируемую добротность. Обычная ширина импульса для Nd-ИАГ-
лазеров с регулируемой добротностью составляет 10—15 не при
частоте следования 10—30 Гц, тогда как в промышленных
СО2-лазерах обычно применяют неустойчивые оптические резонаторы,
чтобы получить импульсы длительностью около 100 НС при сравнимой
частоте следования. Однако использование этих данных при оценке
ожидаемой выходной мощности может привести к ошибке, так как
изготовитель лазера может задать энергию в импульсе с помощью
продолжительности высвечивания, которая отличается от ее
значения в режиме с регулируемой добротностью. Это в большей
степени касается СО2-лазеров, так как для них свойственно большее
время высвечивания, которое зависит от состава смеси газов. Кроме
этого, расходимость пучка при работе в многомодовом режиме
значительно меньше у Nd-ИАГ-лазера (0,6 против 2 мрад), так что
его фокальное пятно меньше, чем у СОг-лазера, что позволяет
получить более высокую плотность мощности. Таким образом, для
Nd-ИАГ- и С02-лазеров способность к эффективному нагреву
плазмы, определяемая через величину энергии в импульсе, может быть
сравнимой.
Благодаря малому диаметру кратера от излучения
Nd-ИАГ-лазера в мишени образуется узкое отверстие в направлении действия
лазера. В действующем в Арканзасе лазерном ионном источнике
(LOIS) [20] диаметр кратера, образующегося при одиночном
выстреле Nd-ИАГ-лазера с активно регулируемой добротностью и
энергией в импульсе 800 мДж, составляет около 100 мкм при
использовании линзы с фокусным расстоянием 12 см. Так как
направление лазерного луча обычно не совпадает с направлением вывода
ионов, образование плазмы в этом направлении быстро снижается с
ростом числа выстрелов, т. е. плазма начинает распространяться
в направлении лазерного луча. Ввиду этого эффекта необходимо
изменение положения поверхности лазерной мишени, чтобы избежать
образования глубокого отверстия при работе в режиме
повторяющихся импульсов. Чтобы обойти эту проблему, в качестве мишени
в установке LOIS в настоящее время используется алюминиевый
цилиндр диаметром 7,6 см и длиной 2,5 см, который может
вращаться и перемещаться по прямой, что делает доступной в
качестве мишени поверхность площадью 180 см^. Лишь через много Щ1-
^ов вращения происходит заметное уменьшение числа ионов с вы-

328 Глава 14
сокой степенью ионизации. Последовательное перемещение мишенц
позволяет произвести по крайней мере миллион выстрелов, прежде
чем потребуется замена мишени.
Поскольку в ионном источнике рассеивается средняя мощность
всего лишь около S Вт, охлаждения мишени не требуется. Однако
в лазерном источнике образуется газ. Например, LOIS сейчас
работает с вакуумной системой без раздельной откачки при исходном
давлении ниже 10"^ мм рт. ст. При единичном выстреле
вакуумметр не может зарегистрировать сколько-нибудь заметного
изменения остаточного давления, однако при частоте повторения
импульсов 6 Гц вакуумная система со скоростью откачки 280 л/с не может
справиться с образующимся газом, и давление поднимается выше
5 • 10"^ мм рт. ст. Очевидно, что применение методов получения
сверхвысокого вакуума, таких, как обширный
высокотемпературный прогрев установки и(или) раздельная откачка области мишени,
желательно, если требуется высокая частота повторения импульсов
и сверхвысокий вакуум. Однако это совсем не необходимо при
малой частоте повторения импульсов и менее жестких требованиях к
вакууму. В LOIS большая часть газа образуется в результате
облучения стенок камеры рентгеновским и ультрафиолетовым
излучением плазмы, вызывающим фотодиссоциацию веществ,
адсорбированных на стенках. В установке наблюдались фотоэлектроны с
энергией 100 эВ, возникшие при попадании фотонов рентгеновского
и ультрафиолетового диапазона на изогнутые поверхности 180°-
ного электростатического анализатора энергии ионов.
(Рентгеновское излучение лазерной плазмы хорошо изучено [24].)
14.3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛАЗЕРНЫХ ИОННЫХ
ИСТОЧНИКОВ
14.3.1. Лазерные источники в Дубне
Обширная программа выполнялась в течение некоторого
времени [20] в Лаборатории ядерных реакций Объединенного института
ядерных исследований в Дубне (Россия). В работе [25] описываются
инжекция и ускорение ионов углерода, полученных с помощью
лазера, в находящемся там синхрофазотроне. Развитие лазерных
источников многозарядных ионов для щиоютронов являлось
приоритетной темой в лабораториях Дубны. В случае вдйслотрона плазма
ионного источника образуется а магнитном поле, направленном

Лазерные ионные источники
329
Рис. 14.2. Схема одного из вариантов лазерного ионного источника для
циклотронов, созданного в Дубне [17]. © 1983 APS. На рисунке пучок СОг-лазера
отражается зеркалом и фокусируется линзой на мишени. Плазма формируется в
магнитном поле Н (см. текст). 1 — лазер; 2 — делитель пучка; 3 — фоторезистор;
4 — окно вакуумной камеры; 5 — камера для ионного источника; 6 — пучок лазера;
7 — зеркало; 8 — линза; 9 — мишень; 10 — камера для лазерного ионного
источника; 11— тормозящие сетки; 12— сетка для удаления электронов; 13 —
высоковольтный электрод; 14 — экранирующая сетка; 15 — коллектор ионов; 16 —
электронное устройство временной задержки; 17 — генератор импульсов высокого
напряжения; 18— усилитель; 19— траектория иона; 20— двухлучевой
осщ1ллограф.
перпендикулярно направлению вывода ионов. На рис. 14.2 показан
один из вариантов ионного источника, изготовленного в Дубне
[17], с использованием СОг-лазера (энергия импульса 4 Дж, ширина
100 не) [26] для генерации плазмы. Излучение лазера проходило
между полюсами магнита, используемого в качестве анализатора
ионов источника, и отражалось в камеру с мишенью. Излучение
фокусировалось на мишени под углом 45° к нормали при
плотности мощности (1—4) • Ю' Вт/см^. Образовавшаяся струя плазмы
распространялась поперек поля с индукцией 1—2 кГс к
расположенной на расстоянии 6 см сетчатой щели для эмиссии ионов размером
5 X 10 мм^. С некоторой задержкой после этого на выходную щель
подавался вытягивающий импульс с параметрами 100 не и 5 кВ.
Выведенные ионы выходили на орбиту, близкую к 360°, на которой
Они регистрировались. Для данного элемента и заданной
напряженности магнитного поля время пролета по орбите пакетов частиц

330
Глаеа 14
12 3 4 5
Зарядовое состояние
Рис 14 3 Количества ионов, созданных одним импульсом СОг-лазера в ионном
источнике, показанном на рис 14.2. а— [27], © 1982 APS; б— [17], © 1983 APS.
Плотность мощности составляет около 10' Вт/см^, магнитная индукция —
несколько десятых долей тесла.
С различными зарядами обратно пропорционально заряду, что
позволяет определить типы зарядовых состояний. На рис. 14.3
приведены количества ионов каждого типа, достигающих детектора в
течение импульса. В случае легких атомов были получены голые
ядра lP '^, Be'* "*^ и С* "*^. При использовании мишеней из более
тяжелых атомов [26] были зарегистрированы максимальные зарядовые
состояния Si'^ V''\ Zt''\ In"^ Ik'^ и Bi«^
В другой работе использовался СО2-лазер с регулируемой
добротностью и параметрами импульсов 2 Дж, 1 Гц и 200 не,
которые содержали около 30% всей выделяющейся энергии. Плазма,
создаваемая этим лазером, выбрасывалась под углом 45° к
направлению магнитного поля [28]. В еще одном варианте установки [28,
29] струя плазмы выбрасывается параллельно полю (рис. 14.4).
Диамагнитная плазма сжимается магнитным полем в шнур, рас-

Лазерные ионные источники
331
Излучение лазера
Линза
Мишень
Лучок ионов
Извлекающая
система
0-
Рис. 14.4 Лазерный источник, созданный в Дубне, со струей плазмы, направленной
вдоль магнитного поля (см. текст) [28].
пространяющийся поперек анода, в котором имеется щель для
эмиссии площадью 3,5 х 22,5 мм . Ширина щели больше, чем
диаметр сжатой плазменной струи. В этом исследовании применялся
Nd-ИАГ-лазер с энергией в импульсе 40 мДж и частотой
повторения 25 Гц. Импульс продолжительностью около 12 не образует на
мишени кратер диаметром около 300 мкм. Установлено, что
максимальная плотность мощности составляет около 5 • Ю' Вт/см^ в
течение импульса. На рис. 14.5 приведены результаты для случая,
когда используется мишень из алюминия. По оси ординат
отложена скорость образования ионов при работе Nd-ИАГ-лазера с
частотой 25 Гц. Наибольшие зарядовые состояния, получаемые из
лазерной плазмы при максимальной плотности мощности, — это Li^ "*",
В3 + , с^ + , А1* + , sP"", Ti^"", Мо^-" и Bi^-'. Предполагается, что в
неподвижную мишень может быть сделано 100—1000 лазерных
выстрелов, прежде чем выход ионов заметно снизится.
Здесь стоит сделать несколько замечаний. В ионном источнике
внутри циклотрона плазма создается в магнитном поле, которое
перпендикулярно линиям электрического поля в области выходной
щели. Таким образом, выходная щель становится по существу
диодом с магнитной изоляцией [30]. Благодаря этому можно
вытягивать ионы из очень плотной плазмы, например, получаемой в уст-

332
Гтеа 14
1 2 3 4 5 6
Зарядовое состояние
Рис. 14.5. Скорость образования ионов как функция зарядового состояния для
ионного источника конструкции, показанной на рис. 14,4. Плотность мощности
(Вт/см^) составляла 1,2-10* (/), 1,1'Ю^ (2) и 4,4-10^ {3). Струя плазмы (см рис.
14 4) проходит расстояние 6,6 см, пока не достигнет апертуры анода. Магнитная
индукция имела значение 0,4 Т.
ройстве, показанном на рис. 14.2. В отсутствие магнитного поля
вторичные электроны, получаемые при соударении ионов с
поверхностью катода, могут пересекать выходную щель, инициируя
вакуумную дугу. Когда имеется очень плотная плазма, сетка на
выходной апертуре также необходима. Период сетки должен быть
меньше дебаевской длины экранирования плазмы [31], чтобы
обеспечить проникновение вытягивающего поля в плазму и его
воздействие на ионы. При наличии экранирования электроны могут
пройти через выходную щель, что ведет к короткому замыканию.
14.3.2. Эксперименты в Арканзасе
Оригинальная лазерная система, примененная в Арканзасском
университете, представляла собой промышленную Nd-ИАГ-лазер-
ную систему, состоящую из генератора и однокаскадного
усилителя. Система генерировала импульсы с параметрами 15 не, 300 мД*
и номинальной частотой 50 Гц. Энергия импульса этой лазерной
системы была увеличена примерно до 800 мДж с помощью
дополнительного второго каскада усиления. Сейчас источник работает

Лазерные ионные источники
333
на частоте 6 Гц, определяемой возможностями компьютерного
контроля. Частота самого лазера из-за дополнительного усилителя
не превышает 20 Гц.
В начальных экспериментах, поставленных для проверки
возможности реализации лазерного ионного источника, использовался
вариант лазерной системы с энергией импульса 300 мДж. На рис.
14.6 приведена схема первой экспериментальной установки [18], в
которой излучение Nd-ИАГ-лазера мощностью 20 МВт фокусирова-
лось на мишени при плотности мощности около 10 Вт/см .
(Защитная стеклянная пластина С, показанная на рис. 14.6, играет
важную роль при работе источника в режиме повторяющихся
импульсов. Она препятствует контакту продуктов абляции с лазерной
оптикой. Система является самоочищающейся. Защитное стекло
становится непрозрачным, за исключением той области, где
проходит излучение лазера.) При расстоянии от мишени до
вытягивающего электрода 8 см было получено максимальное значение тока
около 200 мА при диаметре анодного отверстия 6,4 мм с экранами,
содержащими около 3900 ячеек/мм, диаметре катодяого отверстия
6,4 мм, промежутке вытягивания 6,4 мм и напряжении вытягива-
Рис. 14.6. Схема экспериментальной установки для создания ионного пучка с
помощью Nd-ИАГ-лазера [23]. © 1980 APS Н — 20-МВт импульсный Nd-ИАГ-лазер;
Р — прямоугольная призма; W — окно с вакуумным уплотнением; М — полностью
отражающее зеркало; L — линза с фокусным расстоянием 4 см; С — пластина для
зашиты поверхности линзы; Т — вращающаяся мишень; PL — струя лазерной
плазмы; SM — шаговый двигатель с ременной передачей для вращения мишеии; G —
щель для вытягивания ионов и экраны; S — экраны для нейтрализащш
пространственного заряда; EL — одиночная линза с сетками, CS — коллимирующие щели;
А — магнитный анализатор; R — тормозящая сетка, FA — часть цилиндра Фара-
дея; СМ — кулонометр; OS — двухканальный осциллограф; Е — высоковольтный
источник питания для вытягивающей системы; F — высоковольтный источник
питания для фокусировки.

334
Глава 14
ния 15 кВ (/ > 0,6 А/см^). Общий ток вытянутых ионов превысил
значения, оцененные для условий ограничения пространственным
зарядом. Когда впоследствии расстояние от мишени до
вытягивающего электрода было увеличено до 30 см, максимальный ток
снизился до 44 мА. Влияние пространственного заряда все еще было
существенным. Дальнейшее изучение вытянутого пучка показало,
что более быстрые ионы с более высоким зарядовым состоянием
теряются в наибольшей степени при резком расхождении пучка
вблизи промежутка вытягивания. Для снижения потерь в пучке
были введены два дополнительных экрана позади анодной сетки. При
наличии таких экранов 15-мА пучок ионов алюминия удалось
сфокусировать с эффективностью 70% на отверстии площадью 1 см^
с помощью сильно фокусирующей одиночной линзы с сетками.
Фрихтенихт и др. [32] с помощью 1,5-Дж рубинового лазера с 80-нс
импульсом, полученным в режиме с регулируемой добротностью,
вывели пучок ионов алюминия с током 6 А на анодную апертуру
площадью 44 см^. Промежуток вытягивания составлял также
6,4 мм, а вытягивающий потенщ1ал равнялся 10 кВ.
При таких средних значениях плотности мощности лазера
отчетливо проявляется тепловой характер выведенных ионов. На рис.
14.7 приведена компьютерная аппроксимащ1я распределением макс-
велловского типа составляющей пучка ионов С^"*", выделенной с по-
2 4 6
Время, МКС
Рис. 14.7. Компьютерная аппроксимация распределения по времени ионов С ^,
полученных при воздействии на графитовую мишень Nd-ИАГ-лазера при плотности
мощности около 10^^ Вт/см^ [231. © 1980 APS. Экспериментальные данные
представлены точками, сплошная линия — их компьютерная аппроксимация
распределением по скоростям типа Максвелла—Больцмана. Температура ионов 237
эВ, скорость потока 5,2* 10"* м/с.

Лазерные ионные источники 335
мощью магнитного анализатора, показанного на рис. 14,6, Вид ап-
проксимационной кривой свидетельствует о тепловом равновесии
ионов в этой составляющей пучка. Надо отметить, что значения
температуры ионов с различными зарядовыми состояниями,
полученных в одном и том же лазерном импульсе, не были
одинаковыми, и зарядовые состояния не обязательно росли с температурой,
а лучше коррелировали со скоростью потока. (Одновременно мож-
I ^^
. но было контролировать до четырех степеней ионизащ1и,)
Распределение максвелловского типа прекрасно подходило для всех
мишеней, изучавшихся в работе [33], таких, как С, А1, Си, РЬ, Та и Аи,
хотя и оказалось, что часто распределение скоростей ионов с
зарядами + 1 и +2"*" приходилось аппроксимировать двумя
распределениями Максвелла, что подтверждало наличие рекомбинации в струе
плазмы. Для более высоких состояний ионизащ1и такие
распределения никогда не проявлялись. Было найдено, что фактическое число
ионов в данном зарядовом состоянии примерно обратно
пропорционально сумме потенциалов, необходимых для последовательной
ионизации. Согласно оценке, характерные количества ионов,
фактически выведенных через апертуру источника после прохождения
плазмой 30 см от мишени до вытягивающей системы, составили
(в единицах 10^ ионов) для первых пяти состояний ионизации 45,
28, 10, 2 и 1 (в случае С), 48, 32, 25, 9 и 1 (А1), 18, 11, 4, 1 и
0,3 (Си), 315, 81, 7, 2 и 1 (РЬ), Эти значения примерно в 10^ раз
меньше, чем полученные в [17] в результате вытяжки в поперечном
магнитном поле из плазмы, прошедшей до промежутка
вытягивания только 6 см.
Чтобы улучшить характеристики и увеличить срок службы
источника, была увеличена продолжительность импульса ионов
путем удаления алюминиевой мишени от вытягивающей системы на
расстояние 60 см и плазма пропускалась через удерживающее
осевое магнитное поле [34], Для уменьшения расхождения пучка
широко использовались экраны. Как показал анализ, заряд, равный по
меньшей мере 40 мкК, или пакет из около 2 • 10^'* ионов, в расчете
на один лазерный импульс, удерживался магнитным полем и
доходил до вытягивающей системы, (При использовании поглощающих
экранов измеренное значение заряда в плоскости вытягивающего
электрода составило всего лишь около 20 мкК,) Вероятно,
количество ионов 2- 10^'* — характерная величина для общего полезного
выхода ионов в расчете на один лазерный импульс.
При вытягивании ионов потенциалом 9 кВ, приложенным к
,7-мм промежутку вытягивания (применялись отверстия в катоде
аноде диаметром 12,7 мм, затянутые сетками), использовался

336
Гдава 14
<
о
3
X
о
Энергия ионов,эВ
700 170 77 43 28 19 14 11 8 5
2800 310 110 56 34 23 16 12 9 5
10
8
Z-5
1 I I
I'll'
О 10 20 30 40 50 60 70 80 90
Время пролета, мкс
Рис. 14.8. Результаты времяпролетного магнитного анализа ионов алюминия,
выведенных из генерированной лазером струи плазмы, которая распространялась на
70 см вдоль магнитного поля до промежутка вытягивания [34]. © 1982 APS. Плазма
генерировалась пучком Nd-ИАГ-лазера, сфокусированным до плотности около
10^^ Вт/см^ и направленным под углом 45° на плоскую мишень.
массивный ограничитель магнитного поля, изготовленный из маг^
нитомягкого железа, чтобы избежать оттягивания вторичных элек*
тронов, образующихся при соударении ионов с катодом, обратно
к аноду и возникнов»1ия пробоя щюмежутка вытягивания.
Вытянутые ионы подвергались анализу в магнитном анализаторе. На рис.
14,8 приводятся результаты времяпролетного анализа. По суще*
ству на рис. 14,8 представлены времена пролета ионами расстояния
70 см до промежутка вытягивания. Результаты указывают на
существование экстремальных значений энергии ионов.
Многозарядные состояния имеют энергии в диапазоне от десятков электрон-
вольт до нескольких килоэлектрон-вольт. Однозарядные ионы
имеют энергию от нескольких электрон-вольт до нескольких сотеН
электрон-вольт. Рис. 14.8 также показывает, что в таком тепловом
источнике можно получать ионные пучки с большим разбросом по
энергии ионов, которая соответствует зарядовому состоянию и
изменяется от нескольких сотен электрон-вольт для низких зарядовых

Лазерные ионные источники 337
состояний до нескольких килоэлектрон-вольт для высоких
зарядовых состояний.
Попытки удержать инициированную лазером плазму в
магнитном поле не были особенно успешными [35—37], Удержанная
плазма привела бы к росту продолжительности импульса ионов и
коэффициента заполнения импульсной последовательности и открыла
бы возможность последующего нагрева плазмы; в настоящее
время, однако, только однозарядные ионы успешно инжектируются из
лазерной плазмы в электростатическую ловушку с целью
накопления [38]. Простой способ увеличения коэффициента заполнения был
предложен Греем и др, [34]: просто протащить плазму,
удерживаемую магнитным полем, на большое расстояние. Они также
предположили, что правильно сфазированную пульсацию вытягивающего
потенциала можно использовать для получения моноэнергетичных
ионов.
14.4. ПЕРСПЕКТИВЫ ЛАЗЕРНЫХ ИОННЫХ
ИСТОЧНИКОВ
Лазерный ионный источник обладает таким количеством
уникальных свойств, которое достаточно для его выживания в
области, где имеются многочисленные конкуренты: 1) это по существу
тепловой источник, который может обеспечить свой собственный
механизм вытягивания; следовательно, как источник медленных
многозарядных ионов он не имеет себе равных; 2) среди источников
ионного тока он выделяется простотой изготовления и действия;
3) он легко может обеспечить широкий диапазон типов ионов —
даже одновременно, если нужно, — с помощью деления лазерного
пучка и использования многочисленных мишеней; 4) его стоимость,
размер, конструкция и эксплуатационные расходы минимальны по
сравнению с другими источниками, такими, например, как
источник на электронном циклотронном резонансе и ионный источник
на электронном пучке.
Благодаря простоте и размерам лазерного ионного источника
представляется заманчивым в будущем применить его в качестве
Источника однотипных ионов при размещении внутри циклотрона.
Кроме того, это превосходный источник медленных
многозарядных ионов для многочисленных экспериментов по измерению
времени пролета. Например, исследователи в Арканзасе продолжают
применять такой источник с вытяжкой ионов непосредственно из

338 Глта 14
лазерной плазмы без ускорения. Ионы с первыми четырьмя
степенями ионизации вытягивались из алюминиевой плазмы при энергии
100 эВ/заряд, Ведутся эксперименты с ионами алюминия пвд
40 эВ/заряд, которые первоначально вытягивались при 280 эВ/за-
ряд. Видимо, имеются возможности применения источника для
ионной имплантации [39]. Представляются возможными эффектна.
нее осаждение ионов и их имплантация на большой поверхности*
В данном случае меньший коэффициент заполнения не имеет су;^
щественного значения, поскольку в каждом лазерном импульсе
общее количество ионов составляет 10^^ и более. Несмотря на то что
электростатическая фокусировка может обеспечить имплантацию с
высокой плотностью ионов, а источник — одновременную
имплантацию ионов различных элементов, этот метод широко не
изучался.

Глава 15
Жидкометаллические
ионные источники
Л Суонсон, А. Белл
1)
Жидкометаллический ионный источник (ЖМИИ) состоит из жид-
кометаллического покрытия на игольчатой подложке. Приложение
потенциала в несколько киловольт в вакууме <10~^ мм рт. ст. к
расположенному рядом вытягивающему электроду вызывает
деформацию жидкого металла на конце иглы с образованием конуса.
На вершине стабилизированного конуса жидкости электрическое
поле достаточно для создания ионных токов 1—100 мкА.
Жидкометаллический ионный источник — единственный в своем
роде среди всех ионных источников благодаря необычно высокой
яркости пучка, которая может превышать 10* А/(см^ • ср). Именно
это свойство в сочетании с относительно небольшим
энергетическим разбросом (обычно менее 10 эВ) делает этот ионный источник
подходящим для использования в неподвижных или сканирующих
колоннах, фокусирующих пучок, где желательны размеры пучка
менее 5000 А и плотности тока 1—10 А/см^, Такие системы с
фокусированным ионным пучком (ФИП) используются для безмасочной
имплантации при производстве интегральных схем [1, 2] и для
микротравления, применение которого во многих случаях связано с
производством субмикронных интегральных схем [3, 4]. Следует
также упомянуть другие, аналитические применения ЖМИИФИП
с субмикронным разрешением на поверхности, такие, как
сканирующая микроскопия и масс-спектроскопия вторичных ионов
[5~7].
Технология ЖМИИ в настоящее время разработана до такой
степени, что создано много источников чистых металлов и сплавов
со сроком службы больше нескольких сотен часов, В табл. 15,1
перечислен ряд жидкометаллических материалов для этих источников
вместе с соответствующими подложками, В ЖМИИ с довольно
большим сроком службы возможно использование только таких
1)
L,W. Swanson, А.Е. Bell. Oregon Graduate Center, Beaverton, Oregon.

340 Глава 15
Таблица 15.1. Наиболее употребительные сочетания одно- и многокомпонентных
жидкометаллических материалов с подложками
I Ipi I 1^1 I Т " Г^-| _„„^_^_
Жидкометаллический Подложка Основные ионы Литература
Ga
In
Bi
Al
Sn
Cs
Au
AUfl 8oSio 20
AUfl боВСо 40
Auo 59S10 2бВео 15
Pdo66Aso34
N1045^0 45S10 10
Pdo 7oAso ifiBo 14
Pdo64AsoiiBo 09P0 16
W
W
Ni/Cr
С
w
w
w
w
w
■Ч
w
w
с
w
w
Ga^
In^
Bi^
Al^
Sn^^, Sn^
Cs^
Au"^, Au-"^
Au^^, Au\Si2^
Au"^, Au-"^,
Be^^
Au^Be2^Si^^
' Pd\ As^^
Nl'^в^Ni^
Pd^As'^в^
Pd^, Pd^^, P^,
As'^ p'^ B^
[8.91
[101
[10, llj
[12, 13]
[141
[151
[161
[171
[18]
[191
[201
[21]
[20]
[20]
ЧИСТЫХ элементов, которые являются проводниками и имеют
низкое давление пара (обычно <10"^ мм рт. ст.) при температуре
плавления. Этим условиям удовлетворяет Ga, который имеет
давление пара меньше 10"^** мм рт. ст. при температуре плавления
29,8 °С. Технология ЖМИИ была распространена на элементы, не
удовлетворяющие вышеупомянутым условиям, путем включения
требуемого элемента в состав подходящего двойного сплава.
Например, сплав Pd2As был применен для получения в ЖМИИ ионов
As [20], элемента, который нельзя использовать в чистом
состоянии из-за очень высокого давления пара при температуре
плавления. Однако при использовании в ЖМИИ сплава в качестве
рабочего материала получаются ионы всех компонентов сплава;
некоторые из этих ионов должны удаляться. Обычно это обеспечивается
включением масс-фильтра Вина в состав ионно-оптической
колонны, используемой для направления фокусированного ионного пучка
на мишень [22]. ЖМИИ на сплавах, дающие ионы As, В, Be, Si и
Р, были разработаны и использованы в системах ФИП для
выполнения безмасочной имплантации субмикронных элементов
полупроводниковых приборов [18].
В этой главе дан обзор развития и представлений о механизме
работы ЖМИИ. Кратко рассмотрены также эмиссионные
характеристики ЖМИИ в связи с применениями фокусированных пучков.

Жидкометалдические ионные исгтчнит 341
15.1. ПРИНЦИП РАБОТЫ
Работа ЖМИИ основана на тонком балансе электростатической
силы fe И СИЛЫ поверхностного натяжения /s на поверхности
жидкого металла, в результате чего образуется стабильная коническая
конфигурация. Эти силы можно выразить через коэффициент
поверхностного натяжения 7. напряженность электрического поля F
и главные радиусы кривизны ri и /^:
fs = y/{l/ri + 1/Г2). fe = {l/2)eoF\ (1), (2)
Здесь Co — диэлектрическая проницаемость вакуума. Тэйлор [23]
показал, что под воздействием электрического поля поверхность
жидкости стремится к конической форме с половинным углом
раскрытия конуса «49°. Он определил математическим путем, что
единственная форма поверхности жидкости, которая удовлетворяет
условию/s =/е, — это неограниченный конус с половинным углом
а = 49,3°, а форма вытягивающего электрода определяется
выражением
r^RolPoAcose)]-\ (3)
где Po,s — полином Лежандра дробного порядка 0,5; ^ и г —
полярные координаты, отсчитываемые от вершины конуса; Ro —
расстояние от вершины конуса до вытягивающего электрода. Тэйлор
вывел следующее соотношение для напряжения Vs, необходимого для
стабилизации жидкого конуса:
Vs = 4,52-lO'(Roy)''^ (В), (4)
где Ro измеряется в метрах, а 7 — в единицах Н/м. В конце 60-х
годов идеи Тэйлора были применены [24, 25] для объяснения
экспериментальных результатов по эмиссии ионов из жидких
легкоплавких металлов, протекающих через малые сопла под влиянием
сильного электрического поля. С этого времени ЖМИИ приобрел
конфигурацию смачиваемой иглы (рис. 15.1). В работах [24, 25] был
предложен механизм испарения в поле для образования
однозарядных ионов и с использованием упрощенной модели полевого
испарения была вычислена напряженность поля F у вершины конуса:
F = 0,069 (Яо + / - <р)^ (В/А). (5)
Здесь Но — теплота испарения (эВ), / — первый потенциал
ионизации (эВ), tp — работа выхода (эВ). С помощью теории Тэйлора
удалось показать, что радиус кривизны вершины конуса равен 2—10 А.

342
Глава 15
в
Рис. 15.1. Различные варианты конфигурации ЖМИИ: а — сопло; б — сопло с
иглой; в — игла с нитью. / — проволочные нагревательные спирали.
В последующие годы предполагалось, что жидкость в ЖМИИ
существует в форме конуса Тэйлора с некоторым закруглением на
вершине (рис. 15.2). Это привело Гомера [26] к заключениям, что
поверхностное поле, создаваемое пространственным зарядом,
настолько велико, что испарение в поле не поддерживается при токах,
больших 10 мкА, и что ионизащ1Я в поле должна быть основным
звеном механизма формирования тока. Эти заключения
оспаривались Пруэттом и др. [27], которые отдали предпочтение механизму
полевого испарения, но не выдвинули контраргументов выводу
Гомера, что воздействие пространственного заряда препятствует
полевому испарению.
Это разногласие может быть разрешено, если отбросить
предположение о закругленной форме конуса Тэйлора [28]. Кан и Суон-
сон [28] приняли модель конического выступа на конце конуса
Тэйлора и нашли, что для выступа длиной 3000 А и диаметром 300 А
токи более 50 мкА могут быть получены полевым испарением.
Позже было представлено [29] экспериментальное доказательство
образования струевидного выступа.
Отождествление геометрии жидкости в ЖМИИ с формой
конуса Тэйлора вызвало значительную полемику относительно
математического приближения Тэйлора [30, 31]; однако фотографии
работающего ЖМИИ, полученные при помощи высоковольтной
просвечивающей электронной микроскопии [29], показывают наличие
жидкометаллического конуса почти правильной формы в
работающем ЖМИИ и подтверждают общие выводы Тэйлора.
Позже было установлено, что статическое решение, полученное
Тэйлором, может не подходить для области вблизи вершины
конуса жидкости, где скорость потока вещества очень высока, особенно

Жидкометаллические ионные источники
343
, 0.2 ^.^^,
Рис 15.2. Электронномикроскопические изображения ЖМИИ Аи со смачиваемой
\ нитью, а — чистая подложка, 6 — подложка с затвердевшим золотым конусом,
сформировавшимся в процессе работы источника Для лучшей иллюстрации
образования жидкометаллического конуса была использована утолщенная и
усеченная подложка.

344 Гтт 15
при сильных токах. Динамическая модель, включающая
воздействие пространственного заряда, была предложена Кингельмом и Су-
онсоном [32] в попытке объяснить существование струевидного
выступа, который, как экспериментально показано при помощи
просвечивающего электронного микроскопа, увеличивается с
возрастанием тока. В основе их подхода лежит приближенное
описание динамической задачи путем введения в уравнение баланса
Тэйлора для статического случая слагаемого qv /2 (по Бернулли),
где V и Q — соответственно скорость и плотность жидкости:
7(1/Г1 + 1/Г2) + QV^/2 = eoF^/2, (6)
Сделанные приближения обсуждаются в работе [32]. Идеальным
вариантом было бы нахождение решения уравнения (6), чтобы
получить устойчивую форму при условии, что F известно на всей
поверхности. К сожалению, это не так, и поэтому было сделано
предположение относительно формы, а напряженность поля на
поверхности Fs, требуемая для стабилизации формы, вычислялась по
уравнению (6). Затем рассчитывалась напряженность поля
Пуассона Fp для предполагаемой формы с учетом воздействия
пространственного заряда. Хорошее соответствие между Fs и Fp на
поверхности жидкости (за исключением вершины эмиттера, где
происходит эмиссия ионов) полагалось в качестве критерия стабильности
формы эмиттера. На вершине эмиттера поле по предположению
определяется уравнением (5) для испаряющего поля. Таким путем
была объяснена динамическая устойчивость формы конуса Тэйлора
со струевидным выступом. Интересно, что расчеты показали
небольшую величину радиуса вершины г^, не сильно отличающуюся
от оцененной ранее Махони и др. [24], и приблизительную
пропорциональность между током эмиссии / и г^. Это означает, что рост
тока с увеличением приложенного напряжения происходит главным
образом вследствие увеличения площади эмиссии, а плотность тока
и приложенное поле остаются приблизительно постоянными. На
основе расчетных и экспериментальных значений Га показано, что
ПЛОТНОСТЬ тока для галлиевого ЖМИИ составляет более 10 А/см
для всех значений /.
15.2. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИСТОЧНИКА
Элементы групп IA и IIIA в основном образуют однозарядные
мономерные ионы. В табл. 15.2 приведены основные типы ионов,
наблюдавшиеся в галлиевых и алюминиевых ЖМИИ, а также на-

Жидкометаллические ионные источники
345
Г
Таблица 15.2. Относительное содержание различных частиц в ЖМИИ
при токе 10 мкА
ЖМИИ
Главные составляющие пучка
Литература
А1
Ga
Bi
AUo^69Slo,3l
AUo 59810 2бВ^, IS
Pdo 7oASo 1бВо 14
Al^(99.8), A1^^(0 23), Ab"^(0.011)
Ga^(99 7). Ga2^(0.23). Ga3^(0.019)
Bi^(60.4), Bij'^CU.S). Bi2^(l2.6).
Bi^s'^ClO.O), В1Г(1.6)
Au^(56.9). Au^^(22.0). Ъе^^С&Л)^'
Au2^(5 0). Ве^(З.О). Au?^(2.4)/^2
AuBe^(1.9) ИШ
Au^^(63 6). Au^(22 6). Si^^(6.3)^i ,
Au2'^(3.1), AuSi^(1.6), Si^(1.4)
Au^(53). Si^^(15). Si^(8). Аи^^Сб).
Ве^^Сб). Ве^(б), AU2^(4). Si2^(2)
Pd^(48.6). Pd^^(19.6).
AsPd^^(7.9). As^^(7.3), As^(7.3).
AsPd^(2 5), AS2'^(2.3).
AsPd^z'^Cl.e). AszPd'^Cl.l)
Pd^(46.0). Pd^^(21.1). As2^(7.3),
As'^Ce.l). AsPd^^(4 9).
PdB^(3.4), B^(2.8), AsPd^(1.9).
AS2'^(1 4), PdsB'^Cl 3), AsPdi^ClO)
[33]
133]
[33]
[33]
[33J
[19]
[20J
[20]
1,*1г-гф
Ионное
состояние
+2 (F =0)
Ионное
состояние
+ 1 (F =0)
Атомное
состояние
\ 1 Ионные
\^2 1 состояния
Рис. 1S.3. Диаграмма потенциальной энергии, иллюстрирующая образование иоиов
М^ путем полевого жшарения и послоауюшее образование М^^ вследствие
постионнзации. Указаны дефициты энергии AJEi и Д£2 для М* и М^*.

346 Глава 15
блюдавшиеся в ЖМИИ ионы элемента группы VA Bi и нескольких
сплавов. Большая доля частиц М^"*^ в некоторых ЖМИИ была
вполне удовлетворительно объяснена постионизационной моделью,
выдвинутой Кингемом [34]. Образование различных димерных.
тримерных и т. д. частиц, подобных указанным в табл. 15.2, менее
понятно.
Из энергетического распределения и дефицитов энергий можно
много узнать относительно механизма образования ионов.
Например, из представленной на рис. 15.3 диаграммы потенциальной
энергии, описывающей полевое испарение и модель постионизации
для образования частиц М"*^ и М^"*^, можно определить дефицит
энергии однозарядного иона AEi следующим образом:
АЕу=Но-¥ h- ip- Q{F), (7)
Здесь Q{F) — энергия активации для полевого испарения; ^ —
работа выхода тормозящего электрода. Хорошее соответствие между
значениями, вычисленными по уравнению (7). и
экспериментальными результатами свидетельствует в пользу полевого испарения как
главного механизма образования ионов [35]^\
На рис. 15.4 указаны различные механизмы образования ионов,
включая образование ионов из термически испарившихся атомов
путем газофазной полевой ионизации. Свидетельство в пользу
этого механизма дают главным образом полные энергетические
спектры (ПЭС) ионов М "*^. в которых иногда видны вторичные
низкоэнергетические пики или длинные низкоэнергетические хвосты [36,
37]. Последние указывают на образование ионов на некотором
удалении от эмиттирующей поверхности. Для струевидного выступа
при больших токах было показано, что возможны механизмы, при
которых температура возрастает достаточно для того, чтобы
происходили заметное термическое испарение и последующее
образование ионов путем полевой ионизации [38].
Дополнительное доказательство существования испарившихся
нейтральных частиц получено в результате наблюдений за
оптическим излучением из пространства непосредственно перед
эмиттером. Спектральный анализ показывает, что основная часть оптиче-
^' Экспериментально дефицит энергии определяют при торможении иона; см.
разд. 9.2 монографии М.Д. Габовича, Н.В. Плешивцева, Н.Н. Семаижо «Пучки
ионов и атомов для управляемого термоядерного синтеза и технологических целей»
(М.: Энергоатомиздат, 1986), где дано обстоятельное описание механизмов эмиссии
жидкометаллических эмиттеров. В разд. 9.3 этой монографии рассмотрены
проблемы и перспжтнвы использования ЖМИИ. — Прим. ред.

Жидкометаллические ионные источники
347
,+
Полевая ионизация
нейтральных частиц дает ионы М
и однократно заряженные кластеры
Поляризационные силы
притягивают часть
нейтральных частиц
Утечка части
нейтральных частиц
Термическое испарение
нейтральных атомов
и кластеров
f t t f
Возможная 2+
постионизация до М . М
и двукратно заряженных
кластеров
3+
+
Полевое испарение
главным образом ионов М^
некоторой части кластеров
^ Мз и т д
Рис 15 4 Возможные механизмы образования ионов согласно предложенной
модели работы ЖМИИ
ского излучения исходит от возбужденных нейтральных частиц
[39], Можно предположить существование следующих реакщ1й
обмена зарядом, чтобы объяснить образование не только
возбужденных нейтральных частиц, но и длинных хвостов, часто
наблюдаемых как на низкоэнергетической, так и на высокоэнергетической
сторонах ПЭС частиц М "*^:
М "^ (быстр.) -f М (медл.) = М "^ (медл.) + М* (быстр,), (8)
М^"^ (быстр.) + М (медл.) = М"^ (быстр.)-f М "^ (медл.). (9)
Здесь М* означает электронновозбужденное состояние частицы.
Реакция (9) приводит к хвостам на высокоэнергетической стороне
ПЭС в случаях, когда преобладают частицы М^"*" (см., например,
данные по ПЭС Si"" [35]).
В процессе эмиссии мономерных ионов образуются и
полимерные ионы, доля и размер которых возрастают с ростом тока. При
достаточно больших токах, существенная часть потери массы свя-

348 Глава 15
зана с заряженными микрокаплями [40], Было показано, что
угловое распределение капель намного уже (половинный угол около 2°),
чем угловое распределение ионов. Руденауэр [41] нашел, что капли
индия при токе эмиссии 25 мкА с источника в форме сопла имели
диаметр около 2500 А, С другой стороны, Декруз и др. [42] нашли,
что в ЖМИИ со смачиваемой золотом иглой, работающем при
150 мкА, средний размер капель составляет 1 мкм. Поскольку
микрокапли заряжены, они могут быть сфокусированы вместе с
мономерными заряженными частицами [40, 43]. Так, в работе [44] было
выполнено фокусированное осаждение капель золота диаметром
2,5 мкм при объемном расходе 1—1,5 мкм^/с.
15*2Л. Полный энергетический спектр и угловая
интенсивность ионного тока ЖМИИ
Кривые ПЭС для частиц Ga"*" из галлиевого ЖМИИ показаны
на рис. 15.5 при различных значениях тока эмиссии. Наряду с
зависимостью от полного тока существует сильная зависимость от
массы ионов (рис. 15.6), Экстраполяция результатов, приведенных на
рис, 15.6, к / = О дает минимальное значение AVq ^ 5 эВ, независи-
-20 -16 .12 8 4 О 4 8 12 16 20
Замедляющий потенциал, эВ
Рис. 15.5. Кривые полного энергетического распределения для галлиевого ЖМИИ
при следующих значениях тока эмисснн (мкА): 2,0 {А), 5,0 (£), 10,0 {В), 20 (Г).
Температура 295 К.

Жидкометаллические ионные источники
349
10 15 го 25
Полный ток, мкА
30
Рис. 15.6. Зависимость от полного тока полной ширины на половине максимума
(ДИ) кривой полного энергетического распределения для указанных ЖМИИ чистых
металлов.
мое от массы. К сожалению, вследствие того, что образование
конуса Тэйлора характеризуется порогом, трудно добиться
стабильной работы ЖМИИ при токе менее примерно 1 мкА. Однако было
показано, что путем использования иглы меньшего радиуса
пороговый разброс энергий может быть уменьшен до величины 2—3 эВ
[45]. Поскольку принят механизм образования ионов при помощи
полевого испарения, ожидается, что значение Д Ко при нулевом токе
должно быть около 2 эВ, если не действуют другие механизмы
уширения энергетических распределений.
Результаты, представленные на рис. 15.6, можно достаточно
рошо описать следующим эмпирическим уравнением:
ДК' = Агт^/^**'*, (10)
Где Д К' = (Д F^ - 25)*^^; т — масса иона; к — константа.
Считается, что соотношение (10) складывается в результате
возрастающего вклада полевой ионизащш и реакщ1й обмена зарядом, а также

350
Глава 15
вследствие случайных флуктуации плотности в пучке, которые, как
показал Кнауэр [46], вызывают возрастание А F из-за кулоновских
взаимодействий между эмиттированными частицами.
Угловая интенсивность /' (определяемая как ток через
единичный телесный угол в центральной части пучка) обычно линейно
возрастает с увеличением полного тока. В случае ЖМИИ на
чистых металлах, где преобладают ионы М "*", угловая расходимость
пучка возрастает не только с увеличением /, но и с увеличением
массы частиц т (рис. 15.7). Детальный анализ показывает, что /'
уменьшается как т^^^ при / = 10 мкА. Кроме того, легко показать,
что
/' =Jrl/ml, (11)
1500
12 16 20
Полный ток, мкА
Рис. 15.7. Зависимость от полного тока пучка иолной ширины иа половине
максимума (ПШПМ) углового распределения интенсивности пучка (см. рис. 15.8) для
указанных ЖМИИ.

w
Жидкометаллтеские ионные источники
351
где гпа — угловая расходимость пучка; Га — радиус вершины; / —
плотность тока. Поскольку модель струевидного выступа Кингема
и Суонсона [32] показывает, что J и Га слабо зависят от т при
/< 10 мкА, зависимость /' от массы может существовать только
вследствие зависимости гПа от массы. Этот вывод подтверждается
и вытекающим из модели Кингема—Суонсона прогнозом, что
длина выступа должна значительно возрастать с увеличением массы
при неизменном токе. Это в свою очередь так видоизменяет
траектории, что гПа возрастает с увеличением массы, чем и объясняется
наблюдаемая зависимость
/' -- Гт'^^^. (12)
Зависимость распределения угловой интенсивности от /,
показанная на рис. 15.8 для индиевого ЖМИИ, типична для
большинства ЖМИИ на чистых металлах. Необычные особенности этого
распределения — его однородность и резкий спад на краю пучка.
-800 -600
■400 -2О0 О 200 400
Угол отклонения, мрад
600 800.
Рис. 15.8. Зависимость угловой интенсивиости от угла отклоиеиия пучка для
индиевого ЖМИИ при указанных полных токах.

;352 ^^^efl 15
Для ЖМИИ со смачиваемой иглой, геометрия которой
изображена на рис. 15.1,6 и ву было показано, что геометрические
параметры подложки (диаметр стержня иглы А, угол конуса ас и
радиус кривизны вершины г„) могут очень значительно изменять /' при
данном значении /, а также напряжение Vty при котором
появляется ток [47]. С помощью экспериментальных результатов и
модельных вычислений было показано, что Vt возрастает с увеличением
А, Ос и г„ [47]. Если Vt поддерживать постоянным, / возрастает
благодаря изменению одного или более из вышеупомянутых
геометрических параметров; можно показать, что Ша убывает как
р/^-1/2 jjyjjj^ образом, при подстановке в уравнение (11) Vt вместо
гПа оказывается, что /' возрастает как Vt при постоянном /. Так
как AV является функцией /, а не /', можно ожидать, что удастся
достичь более высоких значений /' для конкретного AV путем
надлежащего изменения геометрических параметров подложки.
15.2.2. Размер мнимого ЖМИИ
Как будет показано ниже, одной из важных характеристик
источника в тех случаях, когда требуется точная фокусировка,
является размер мнимого источника rfy. Величина rfy получается, как
показано на рис. 15.9, путем экстраполящ1И касательных к
траекториям на плоскости, удаленной от поверхности источника, до их
кроссовера, который обычно находится позади физического
эмиттера. Размер круга в кроссовере обычно рассматривается как
мнимый источник, и он является объектом в задачах фокусировки.
Другими словами, минимальный размер сфокусированного пучка не
может быть меньше, чем Mrfy, где М — полное увеличение
фокусирующей колонны. Зная атомное разрешение полевого ионного
микроскопа, можно сделать заключение, что величина d„ для
ЖМИИ должна быть того же порядка.
Эмиттер
Диаметр
мнимого i
источника-^
Рис. 15.9. Траектории пучка и касательные к траекториям. Экстраполяцией
касательных к траекториям определяется указанный размер мнимого источника dv

Жидкометаллические ионные источники 353
Количественное определение rfy, хотя и является трудным,
проводилось как экспериментально, так и теоретически. Путем
уменьшения угла расходимости пучка настолько, чтобы исключить вклад
хроматических и сферических аберраций в сфокусированный пучок,
некоторые исследователи смогли определить верхний предел (около
500 А) для rfy [35, 48]. Используя тот же метод, Комуро [49]
экспериментально определил, что rfy для ЖМИИ Ga и In составляет со-
ответственно 400—500 и 670 А. Модель на основе метода Монте-
Карло, разработанная У орд ом и др. [50], показала, что
стохастические кулоновские взаимодействия в пучке являются главной
причиной большего, чем ожидалось, значения fif^, которое находится в
интервале 500—1000 А.
Тем не менее, несмотря на большую, чем ожидалось, величину
rfy, яркость источника By которая определяет размер пучка и
плотность тока в сфокусированном пучке, довольно велика. Удельная
яркость ЖМИИ может быть определена как
B = 4r/rdl. (13)
Если предположить, что dy - 500 А и /' = 20мкА/ср (значения,
обычно реализуемые в эксперименте при напряжении 5..Л0кВ), то
величина В составит 4» 10* А/(см^-ср). Несмотря на то, что
величина rfy больше ожидаемой, В намного больше, чем в любом
другом из известных источников ионов тяжелых металлов.
153. ИСТОЧНИКИ, РАБОТАЮЩИЕ НА СПЛАВАХ
Значительный интерес был проявлен к разработке ионных
источников, способных давать ряд технологически важных ионов
(например, В "*", As^"*", Ве^"*" и Sp"*"). В случае сильнолетучих или
чересчур тугоплавких элементов для создания ЖМИИ с большим
сроком службы часто можно найти подходящий двойной или тройной
сплав и совместимую с ним подложку при условии, что соблюдены
определенные требования к материалам [51]. Помимо
необходимости достижения достаточно низкого давления пара и низкой
температуры плавления сплава, требуемый элемент должен
присутствовать в пучке в достаточно большом количестве. Как видно из
табл. 15.2 и 15.3, состав пучка, содержащего ионы А"*", отличается
от состава соответствующего сплава АВ из-за образования
нежелательных частиц АВ^"*", А™"*" и А„"*" и избирательности в процессе
полевого испарения. Последняя часто представляет серьезную
проблему, потому что состав сплава и, следовательно, его темпера-

354 Глава 15
Таблица 15.3. Составы пучка и сплава при токе 10 мкА для нескольких сплавов
Состав сплава Состав пучка Литература
Auo 69S10 МО '^"о wSio 10 l^^l
Auo боВсо 40 Auo ккВео i2 133]
AUo 59S10 2бВео 15 AUq ssSiq i^Beo 28 П91
Pdo66Aso33 Pdo7oAso3o t^O]
Pdo 7oAso |бВо 14 Pdo 73AS0 20B0 07 [20]
тура плавления изменяются со временем. Таким образом, если
используется легкоплавкий эвтектический состав, температура
плавления возрастает, что часто ведет к неприемлемому
взаимодействию между сплавом и подложкой.
Как можно показать с помощью упрощенной модели полевого
испарения для сплава АВ, в котором заряженные мономеры А и
В являются главными составляющими пучка, конгруэнтное
образование ионов (при котором составы пучка и сплава одинаковы)
будет происходить, если [52]
Яа + /а = Яв + /в. (14)
Здесь На и Нв — соответствующие парщ1альные теплоты
испарения составляющих сплава. Уравнение (14) получено
приравниванием энергий активащ1и [Qa(/0 = Qb(^] для полевого испарения
составляющих сплава. Согласно табл. 15.3, в которой приведены
составы пучка и сплава для нескольких сплавов, конгруэнтное
образование ионов может быть достигнуто для некоторых из
исследованных систем. Даже без конгруэнтного образования ионов
ЖМИИ, подобные AuSi, стабильно работали при малых токах в
течение нескольких сотен часов, а источник на сплаве PdAsB,
который дает ионы и мышьяка, и бора, стабильно работал в течение
времени до 150 ч [20]. Иситани и др. [21] сообщили о непрерывной
работе в течение 250 ч ЖМИИ на сплаве NiSiB. Наиболее важными
при использовании сплавов в ЖМИИ являются достижение низкой
летучести при температуре плавления, хорошее смачивание
подложки без чрезмерного воздействия составляющих сплава и
достаточный запас сплава для требуемого срока службы источника. -

Жидкометаллические ионные источники 355
15.4. ПРИМЕНЕНИЕ ЖИДКОМЕТАЛЛИЧЕСКИХ
ИОННЫХ ИСТОЧНИКОВ
То, что ЖМИИ — идеальный источник для применений,
требующих субмикронной фокусировки, было выяснено на ранних этапах
его разработки [8] и явилось движущей силой исследовательской
активности в течение последнего десятилетия. Имеется обзор таких
применений, главным образом относящихся к различным аспектам
производства интегральных схем [53]. Однако одно из самых
ранних и еще актуальных применений ЖМИИ — космические
электрореактивные двигатели [54] *\ Другое раннее применение, которое до
сих пор представляет интерес, — нанесение тонких пленок с
помощью ЖМИИ в сильноточном варианте, где ионная эмиссия
сопровождается обильной эмиссией заряженных микрокапель [55].
Как указано в разд. 15.2, заряженные капли тоже могут быть
сфокусированы в пучок размером не более 2,5 мкм, благодаря чему
могут быть образованы элементы покрытий микронных размеров.
Из других применений можно назвать анализ поверхностей
(например, посредством сканирующей ионной микроскопии и масс-
спектроскопии вторичных ионов) [5—7].
Было сконструировано несколько фокусирующих систем для
ЖМИИ, работающих как на чистых металлах, так и на сплавах.
Обычно главные параметры, учитываемые при фокусировке при
заданном напряжении, — минимальный размер пучка, плотность
тока в пучке и рабочее расстояние (т. е. расстояние от последней
линзы или отклоняющих пластин до мишени). Из-за относительно
большого разброса энергий и угловой интенсивности ЖМИИ
размер сфокусированного пучка d ограничен хроматической аберращ!-
ей dc = аСс(АУ/У) (здесь а — полуширина апертурного угла) и
размером мнимого источника d^j. Можно показать, что плотность
тока / находится в следующем соотношении с этими параметрами
и увеличением фокусирующей колонны М [35]:
/= [М-2 - (бf,/бf)^](47гKVф/'/ДF^ (15)
где V — напряжение пучка, AV — разброс энергий на единичный
заряд и Сс — эффективный коэффициент хроматической аберрации
фокусирующей колонны. Минимальный достижимый размер пучка
d равен Md^^, Используя двухлинзовую систему при 40 кВ, Леви-
'* См. также монографию А.И. Морозова «Фцэические основы космических
электрореактивиых двигателей», т. 1, с. 328 (М.: Атоакшздат, 1978). — Прим. ред.

356
Глава 15
о
Сетти и др. [48] получили размер пучка 430 А при плотности тока
в пучке 0,П А/см^ и рабочем расстоянии 3 см. С использованием
однолинзовой фокусирующей колонны, работающей при 25 кВ и ра-
о
бочем расстоянии 75 мм, был получен пучок с размером 2000 А и
плотностью тока 1,0 А/см [35].
Последний множитель в уравнении (15), I'/AV^, содержит
только параметры источника и может служить его показателем
качества. Рис. 15.10, на котором представлены показатели качества
для однокомпонентных ЖМИИ, иллюстрирует явную массовую и
токовую зависимость. Отсюда вытекает довольно парадоксальный
вывод, что для увеличения плотности тока в сфокусированном
пучке нужно уменьшить полный ток источника. Показатель качества
ЖМИИ, работающих на сплавах, также проявляет подобную
зависимость от m и /. То, что этого результата следовало ожидать,
может быть показано посредством комбинирования уравнений (10)
и (12), из которых можно определить показатель качества
источника Г/АУ^:
Г/АУ^'-т-^'Ч^-'^К
(16)
Энергетическое уширение пучка накладывает ограничение не
только на размер сфокусированного пучка, но и на распределение
плотности тока. Было показано [56], что в случае хроматически
5 Ю
Полный ток, мкА
20
Рис. 15.10. Зависимости показателя качества ЖМИИ от полного тока. Так как /'
для источников с различной геометрией линейно зависит от напряжения на
источнике [47], значения /' приведены к общему напряжению на источнике (12 кВ).

i
Жидкометллические ионные источники 357
ограниченного сфокусированного пучка форма кривой
энергетического распределения проявляется в распределении плотности тока
сфокусированного пучка. Так, длинные «хвосты» в энергетическом
распределении соответствуют длинным «хвостам» в распределении
плотности тока. Это наблюдалось как для источников,
работающих на чистых металлах [57], так и для источников, работающих
на сплавах [58]. Следует отметить, что когда в пучке одновременно
присутствуют частицы М"*" и М^"*", то частицы М^"^ проявляют
тенденцию к более узкому энергетическому распределению и,
следовательно, должны давать более узкое распределение плотности
юка в сфокусированном пучке.
15.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Понимание механизма работы жидкометаллического ионного
источника было значительно углублено в течение последних 15 лет,
хотя остается проделать еще много работы. Не очень понятны
механизмы образования крупных кластерных ионов и микрокапель. В
некоторых ЖМИИ (например, работающих на металлах групп IVA
и VA) заметен значительный вклад кластерных ионов, в то время
как в других (например, работающих на металлах группы IIIA)
этот вклад относительно невелик. Была бы полезна более
подробная модель, учитывающая роль гидродинамических сил и
пространственного заряда в работе стабилизированного полем конуса.
Влияние таких параметров, как работа выхода, потенциал ионизации,
теплота испарения и состав, на соотношение ионов составляющих
сплава требует более строгого объяснения.
Несмотря на недостаточно полное понимание всех аспектов
работы ЖМИИ, в настоящее время имеется много результатов
экспериментальных исследований эмиссионных характеристик. Это
позволило использовать ЖМИИ в тех случаях, когда требуется
фокусированный пучок с чрезвычайно высокой плотностью тока и
малым размером. Коммерческие системы с фокусированным
пучком и соответствующие ЖМИИ, сконструированные для
применения в областях от исправления фотомасок до безмасочной ионной
имплантации*\ в настоящее время поставляют компании JEOL,
Ltd. и Seiko в Японии, Vacuum Generators в Великобритании, FEI
Co., Micro Beam Corp. и Micrion Corp. в США.
" См. монографию К.А. Валиева и А.В. Ракова «Физические основы
субмикронной литографии в микроэлектронике», гл. 3 (М.: Радио и связь, 1984). — Прим, ред.

Глава 16
Ионный источник
с вакуумной дугой в
парах металла
Я. Браун
1)
В то время как в развитии ионных источников для создания
пучков газовых ионов наблюдался устойчивый прогресс, методы
получения сильноточных пучков ионов металлов были более
ограниченны. В источниках ионов металлов использовались по большей
части испарение твердых материалов [1—4], поверхностная ионизация
[1,5—7] или распыление ионов металла из твердого электрода при
помощи плазмы газа-носителя [1, 8, 9]. Пучки ионов металлов с
силой тока до нескольких десятков миллиампер получались при
постоянном токе или длинных импульсах.
Источник MEVVA — новый вид источника, в котором в
качестве плазменной среды, из которой вытягиваются ионы,
используется вакуумная дуга в парах металла (metal vapor vaccuum arc). Этот
источник позволил получить пучки ионов металлов с импульсным
током более 1 А для множества материалов твердого электрода.
Изучение вакуумнодуговых плазменных разрядов в парах
металлов, также называемых вакуумными дугами, или дугами в парах
металлов, берет начало в области переключения токов большой
мощности, и исследования в рамках этой дисциплины остаются
весьма интересными для специалистов по электрическим
устройствам большой мощности. Дуга в парах металла дает возможность
переключения токов при высоком напряжении в вакууме и
используется в вакуумном выключателе, изобретенном Р. Милликеном и
Р. Соренсеном. Одна из первых публикаций на эту тему была
выпущена Соренсеном и Менденхоллом в 1926 г. [10]. Исторический
обзор работ примерно до 1960 г. сделал Кобин [11]. Более
современный, очень подробный обзор в области, касающейся вакуумных
дуг в парах металлов, написал Лаффертр [12].
'^ I.G. Brown. Lawrence Berkeley Laboratory, Umversity of California, Berkeley,
California.

Ионный испючник с вакуумной дугой в парах металла 359
Близкородственный тип плазменного разряда, вакуумная искра,
"очень хорошо проработан и используется в качестве спектрального
источника [13, 14] и ионного источника [15, 16]. Характерным для
вакуумной искры является образование сильноионизированных частиц
электродного материала; например, наблюдались гелиевоподобные
спектральные линии ионов ТР^"^, Fe^"*"^ и Со^^"^ [14]. Этим
источникам, однако, присуща субмикросекундная длительность импульса.
Образование ионов в плазме вакуумной дуги в парах маталла
исследовалось рядом авторов на протяжении по крайней мере
последних двух десятилетий [17—26]. Одна из первых попыток
использования дуги для получения плазмы в ионном источнике была
сделана в рамках Манхэттенского проекта во время Второй
мировой войны; однако этот источник обладал несколькими
недостатками и не имел продолжения [27]. Ревуцкий и др. [28] в 1968 г.
исследовали цилиндрически симметричную геометрию дуги;
использовалось вытягивание ионов через отверстие в катоде, и по-видимому,
эта работа также не была продолжена. Более современные
разработки сделали Браун и др. [29—32], Хамфриз и др. [33—37] и
Адлер и Пикро [38]. Эти современные варианты дали впечатляющие
результаты, и здесь описан именно такой тип источника.
16.1. ПЛАЗМА ВАКУУМНОЙ ДУГИ
В ПАРАХ МЕТАЛЛА
Вакуумная дуга в парах металла является плазменным разрядом
между двумя металлическими электродами в вакууме. Давление
должно быть достаточно низким, чтобы газ не влиял на
процессы в разряде; давление около 10"'* мм рт. ст. можно считать
грубым верхним пределом, а обычным является давление порядка
10"^ мм рт. ст.
Физика механизма возникновения дуги не совсем понятна. Ясно,
что объяснение развития дуги за счет электронной лавины в
газовой среде между электродами (обычный механизм пробоя газа)
здесь неприменимо. Проводимость в дуге поддерживается плазмой,
образующейся из металла, который выделяет материал твердого
электрода (катода). Таким образом, рассмотрение проблемы
начинается с первоначальной стадии распространения плазмы от
катода. Зажигание вакуумной дуги было выполнено с использованием
разряда на катод через поверхность изолятора [39—42], лазерно-
инициированного плазменного разряда [25] и путем физического
разъединения двух электродов во время протекания тока между
ними [18—20, 24].

360 Глава 16
Основная черта разряда этого типа — образование «катодных
пятен» [12, 17—26, 43—45]. Это очень маленькие области с
большой плотностью тока (пятна микронных размеров, в которых
плотность тока может быть более 10* А/см^) на поверхности
катода, где материал катода испаряется и ионизируется. Наблюдалось,
что отдельные пятна передвигаются по поверхности катода, и
продолжительность существования пятна может составлять лишь
микросекунды; небольшие неоднородности поверхности (например,
выступы) способствуют «привязыванию» дуги к этим местам.
Давление в плазме около поверхности твердого тела высокое, и
устанавливается большой градиент давления, который заставляет
плазму, образованную в пятне, распространяться от поверхности
подобно плазме, образованной взаимодействием интенсивного
сфокусированного лазерного луча с поверхностью твердого тела. Ток,
проходящий через катодное пятно, обычно составляет величину
порядка нескольких ампер в зависимости от природы металла, а если
через дугу пропустить больший общий ток, то образуется больше
катодных пятен; в обычном дуговом разряде в парах металла с
током дуги в несколько сот ампер могут участвовать несколько
десятков катодных пятен. Скопление катодных пятен приводит,
таким образом, к образованию плотной плазмы из материала
катода. Эта квазинейтральная плазма распространяется от катода
первоначально перпендикулярно ему и далее по направлению к
аноду, тем самым обеспечивая протекание тока дуги и ее сохранение.
Именно распространяющаяся плазменная струя составляет
среду, из которой вытягивают ионный пучок. Плазма полностью
состоит из вещества катода, так как именно на нем располагаются
катодные пятна. Плазменную струю можно направить в
магнитный канал, и размеры и плотность плазмы можно в какой-то
степени контролировать. Плазменная струя является
квазинейтральной и течет от катода к аноду. Плазма протекает через отверстие
в аноде по направлению к вытягивающим сеткам, где при
нормальной работе ионы вытягиваются из плазмы и образуется пучок.
Фотография интенсивной урановой плазмы, созданной в ионном
источнике MEVVA I, представлена на рис. 16.1. В этом случае плазма
течет через центральное отверстие в аноде (слева) и протекает
вдоль линий магнитного поля по направлению к вытягивающему
электроду (справа). Заметим, что диаметр плазменного потока
растет не из-за пространственного заряда (плазма нейтральна по
заряду), а из-за расхождения линий магнитного поля в плазменном
столбе, ограниченном анодным отверстием.

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
361
Рнс. 16 1. Фотография плотной плазменной струи, текущей через анодное отверстие
диаметром 1 см (слева) и направляемой вдоль линий магнитного поля к
вытягивающей системе (справа). Урановая плазма в источнике MEVVA I.
16.2. УСТРОЙСТВО ИСТОЧНИКА
Несколько вариантов конструкции MEVVA было разработано в
Лаборатории им. Лоуренса в Беркли [46]. Схема источника
MEVVA lib показана на рис. 16.2, а частично разобранный
источник — на рис. 16.3. В этом устройстве использована цилиндрически
симметричная конфигурация; такая геометрия дуги изучалась в
работе [47], и упомянутая конструкция во многом опирается на эту
работу. Плазма, созданная на катоде, протекает через центральное
отверстие в аноде диаметром около 1 см и через дрейфовый
промежуток в несколько сантиметров к вытягивающим сеткам. Для теп-
лоотвода в катодную и анодную области подается охладитель
(вода с низкой электропроводностью или фреон при работе с более
высоким напряжением). Катодом является простой цилиндр, изго-

Wf***"*'^
J-*^4<~..
, rt"wV*vv-»->"'^*4«v»*
Ш0^-
Рис. 16.2. Схема ионного источника MEVVA lib, использующего вакуумную дугу
в парах металла. / — сетки вытягивающей системы; 2 — анод; 3 — электрод
поджигания; 4 — вакуумная камера из пирекса; 5 — поток охладителя; б — катод;
7 — кварцевый кожух; S ~ магнитная катушка.
Рис. 16.3. Частично разобранный источник MEVVA lib.

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
363
Рис. 16.4. Узел поджигания источника MEVVA lib.
товленный из соответствующего материала, а поджигающий
электрод расположен вокруг конца катода и отделен от него тонким
(толщиной около 1 мм) алундовым изолятором (рис. 16.4). Так как
только передняя поверхность катода подвергается вакуумнодуговой
эрозии, катод в целом не обязательно изготавливать из
требующегося элемента. Так, передняя часть катода может представлять
собой тонкую пластинку толщиной всего несколько миллиметров,
которая укреплена, например, на массивном катодном держателе,
изготовленном из нержавеющей стали. Поскольку плазма образуется
только из материала катода, на котором располагаются катодные
пятна, и фактически отсутствует вклад в процесс ее образования
от других деталей источника в зоне разряда, не очень существенно
из каких материалов изготовлены, например, поджигающий
электрод, изолятор поджигающего электрода и анод; тем не менее это
должны быть материалы, пригодные для работы в вакууме и
плазме. Точная геометрия узла поджигания является предметом
разработок, предпринимаемых в настоящее время. Были испытаны ка-

364 Глава 16
тоды диаметром 1,3—13 мм разнообразной формы. В одном из
хорошо работающих вариантов источника используется катод
диаметром 6,4 мм с корундовым изолятором, приклеенным к нему
замазкой на основе окиси алюминия (например, «Аремко» [48] или
«Зауэрайзен» [49]). Замазка предназначена для того, чтобы
поджигающая искра была разрядом по поверхности, а не через
вакуумный промежуток. Переднюю поверхность узла катод — изолятор —
поджигающий электрод можно очистить и отшлифовать, чтобы
удалить излишек материала после высыхания замазки, используя
обычную абразивную шкурку.
Магнитная катушка, которая создает поле в области дуги,
имеет простейшую конструкцию. Поле само по себе не требуется для
работы источника, однако служит для повышения эффективности
(отношения тока пучка к току дуги) работы источника. Магнитная
индукция может изменяться до величины в несколько сот гаусс.
Влияние магнитного поля на перенос плазмы, образовавшейся на
катоде из металла, к вытягивающим сеткам детально изучалось
[50]. Дуга в парах металла является, однако, таким мощным
генератором плазмы, что дополнительная плазма, которая подается к
вытягивающей системе, обычно не требуется, и на практике
магнитное поле обычно не используется.
Вытягивающая система имеет ускорительно-замедлительную
конструкцию с большим количеством отверстий. Три сетки
изготовлены из нержавеющей стали или алюминия толщиной около
0,08 мм и имеют 7—200 отдельных вытягивающих отверстий,
каждое диаметром 1—5 мм. Конструкция вытягивающей системы
обсуждается в гл. 3. Максимальный ток пучка, который может быть
создан источником, определяется вытягивающей системой и не
ограничен поступающей плазмой. Таким образом, если в
конкретном случае важно создать максимальный возможный ток пучка, то
конструкция вытягивающей системы является решающим
обстоятельством и определяет предельный ток.
Электрические системы, необходимые для работы источника,
показаны на рис. 16.5. Амплитуда поджигающего импульса может
составлять 5—10 кВ, а его продолжительность — несколько
микросекунд; его удобно создавать при помощи повышающего
трансформатора, который служит также для высоковольтной изоляции.
Минимальное прилагаемое напряжение, при котором происходит
поджигание, во многом зависит от конструкции и состояния узла
поджигания, особенно от степени, в которой изолятор удобнее для
поверхностного пробоя, чем для пробоя через вакуумный
промежуток. Для хорошо изготовленного узла поджигания минимальное

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
365
Дуга
Вытягивающая
система |
Магнит
Катод
Анод
\
Устройство
поджига
I
+
t 1 1
t 1 ■
5
*»
III 1
1 1 1
*i-
АЛЛА/^
+
Вытягивающая
система
Замедлитель
Рис. 16.5. Электрическая схема источника MEVVA.
напряжение поджигания может составлять величину в несколько
сот вольт. Источником питания дуги может служить импульсная
LC- линия с низким импедансом, если требуется импульс дуги
длительностью ненамного больше, чем несколько миллисекунд. В
качестве типичного примера можно привести линию с длительностью
импульса 250 мкс, импеданс которой равен 1 Ом и которая
заряжена до напряжения в несколько сот вольт. Это очень простой способ
достижения тока 50—500 А, необходимого для дуги, и, кроме того,
с его помощью сводится к минимуму проблема изменения
напряжения источника до величины напряжения вытягивающей системы.
Если напряжение заряжания импульсной линии слишком низкое, так
что является слишком малым преддуговое напряжение на
промежутке анод—катод, то поджигание может быть затруднено. В
такой ситуации может помочь использование линии с более высоким
импедансом (более высокое напряжение разомкнутой цепи при еще
не слишком большом токе дуги) или использование в цепи дуги
последовательно включенного резистора с сопротивлением около
1 Ом. Другие элементы системы являются стандартными.

366 ^^^e^ ^^
Более подробное описание конструкции и работы источника
можно найти в литературе [29—32, 50]. Этот источник — новая
разработка и все еще претерпевает много изменений. Таким
образом, технические решения и характеристики, описанные здесь,
являются в этом смысле только предварительными.
16.3. ТЕХНИЧЕСКИЕ РЕШЕНИЯ
Несколько технических решений конструкции источника было
выполнено и испытано в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли [46].
Эти варианты источника кратко описаны ниже.
16.3.1. MicroMEVVA
Источник MicroMEVVA — миниатюрное решение идеи MEVVA.
Один из вариантов этого источника «меньше пальца» —
диаметром 1,5 см и общей длиной 6 см. Ток пучка достигал 15 мА при
15 кВ. Способность к рассеянию энергии у этого источника
минимальна, так как теплоотвод очень слаб. Тем не менее источник
может работать, например, при длительности импульса около
100 МКС и частоте повторения около 1 ими./с. Этот источник
показан на рис. 16,6,ау а детали, из которых он собран, — на
рис. 16.6,6; ясно, что это простой источник! Он состоит из набора
трубок из металла и алунда, вставленных одна в другую. Состав
пучка определяется материалом катода; для изменения вида ионов
следует заменить катодный цилиндр или по крайней мере его
рабочий конец. Этот источник и некоторые результаты, полученные с
его помощью, описаны в литературе [51]. Был также сделан
вариант MicroMEVVA II. В этом микроисточнике была изменена
конструкция узла поджигания, чтобы облегчить замену материала
катода и увеличить надежность поджигания и срок службы катода;
кроме того, были улучшены характеристики высоковольтного
ввода. Этот источник показан на рис. 16.7,а, а его элементы — на
рис. 16.7,6. Катодом является центральный стержень; в
показанном источнике он медный. Между анодом и заземленным корпусом
введен дополнительный электрод, улучшающий оптику
вытягивания. Миниатюрные варианты MEVVA находят применение как
инжекторы ионов металлов в приборы типа ИИЭП (ионный источник
с электронным пучком), которым нужна «ионная подпитка» при

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
367
а
Рис. 16.6. Источник MicroMEVVA \. а - в собранном виде; б - детали.
сохранении высокого вакуума [52], Некоторая предварительная
работа была также сделана в отношении использования MicroMEVVA
в масс-спектрометрии на базе ионного циклотронного резонанса с
преобразованием Фурье [53].

368
Глава 16
'^«"'fiipa^i х^^"^
Рис. 16 7 Источник MicroMEVVA 11. д — в собранном виде; б — детали

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
369
16.3.2. MEVVA II
Этот источник — тот самый вариант, на примере которого
описаны принцип работы и устройство источника MEVVA (рис. 16.2—
16.4). Полностью собранный прибор MEVVA lib показан на рис,
16.8. Отметим, что магнитная катушка не обязательна, и источник
хорошо работает и без нее (см. ниже обсуждение влияния магнит-
: ного поля). В варианте MEVVA Па электродом поджигания являлся
тонкий центральный стержень или штырь диаметром около 1 мм,
помещенный в алундовую трубку, соосно с которой располагался
окружающий ее катод. В конструкции MEVVA lib эта
конфигурация обращена; катод (простой цилиндрический стержень) является
центральным проводником; его окружают сначала коаксиальный
алундовый изолятор и затем электрод поджигания. Эта вторая
конфигурация, по-видимому, лучше первой по ряду характеристик,
включая срок службы катода и надежность поджигания; катод та-
* кой геометрии также проще в изготовлении.
Рис 16.8 Источник MEVVA lib. Полная длина 40,6 см.

370
Глава 16
16.3.3. MEVVA III
Этот прибор имеет размер сжатого кулака. Элементы
вытягивающей системы и катодного узла примерно того же размера, как
в источнике MEVVA II, и можно получать импульсные пучки в
сотни миллиампер. Источник находится полностью внутри
вакуумной камеры, и из-за минимального охлаждения усредненное
рассеяние мощности также небольшое; это означает, что время между
импульсами ограничено. Данный источник показан на рис. 16.9.
16.3.4. MEVVA IV
Этот вариант имеет несколько отличительных черт, наиболее
значительной из которых является многокатодная конструкция.
Циркулярный катодный узел содержит массив из 16 отдельных
катодов и выполнен в форме устройства Гатлинга револьверного ти-
Рис 16.9. Источник MEVVA III.

Ионный иатчник с вакуумной дугой в парах металла
371
Рис 16 10 Источник MEVVA IV
па. Катодный узел можно вращать таким образом, чтобы
устанавливать любой из 16 катодов в рабочее положение. Смену катода
можно произвести в высоком вакууме и за время не более 1 с. Хотя
в первой разработке MEVVA IV эта операция выполняется
вручную, конечно, несложно установить электромеханический привод с
дистанционным управлением. Срок службы многокатодного
источника (его время работы до очередного обслуживания) возрастает
в 16 раз; в альтернативном варианте можно установить катоды из
разных материалов, что позволит менять тип частиц быстро и
просто.
Источник хорошо работает при вытягивающем напряжении
100 кВ и был испытан при напряжениях до 120 кВ. Интересно
отметить, что благодаря столь высокому вытягивающему напряжению
в сочетании с тем обстоятельством, что в общем случае
образующиеся частицы многократно ионизированы (со средним зарядовым
состоянием до 3 включительно, см. ниже), энергия ионов может
доходить до 300 кэВ.

372 Гла^й Щ
То, что пучки могут быть получены от 16 различных по составу
катодов в одном экспериментальном цикле, — довольно выгодная
особенность источника, которая позволяет проводить
эксперименты, трудно реализуемые или невозможные в других условиях.
Характеристики разнообразных типов частиц можно сравнить,
поддерживая один и тот же режим эксперимента [54].
Этот источник в частично разобранном виде показан на
рис. 16.10 вместе с многокатодным узлом.
16.4. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИСТОЧНИКА
16.4.1. Тип ионов
Источник работал с использованием разнообразных катодных
материалов, включая Li, С, Mg, А1, Si, Ti, Cr, Fe, Co, Ni, Cu, Zn,
Y, Zr, Nb, Mo, Rh, Pd, Ag, In, Sn, La, Gd, Ho, Hf, Та, W, Pt, Au,
Pb, Th, U, LaBe, CdSe, FeS, PbS, SiC, TiC и WC. Bee эти материалы
дают интенсивные пучки — с током в сотни миллиампер при
типовых условиях работы. Мягкие материалы, подобные Li, Sn и Pb,
обычно работают меньшее время до того момента, когда
возникает необходимость в ремонте из-за проблем с поджиганием
вследствие отложения материала на изоляторе узла поджигания. Однако
время работы до ремонта зависит от режима работы источника
(например, тока дуги и длительности импульса). Катоды,
изготовленные из химических соединений, дают пучки, содержащие ионы
составляющих элементов. Интересно отметить, что пучки,
содержащие неметаллические элементы (например, бор и серу) можно
получить, используя электроды из проводящих соединений, в
составе которых содержится неметалл.
16.4.2. Ток пучка
Максимальный ток ионного пучка, который был измерен в
устройствах, описанных выше, составляет приблизительно 1 А.
Токи в несколько сот миллиампер можно получить при довольно
умеренной мощности дуги (например, при токе 100 А и напряжении
дуги 20 В). Форма пучка на некотором расстоянии от источника
приближается к гауссовой, и половина полного тока пучка проходит
через область, характеризуемую гауссовой полушириной, при
которой расходимость пучка обычно составляет около 3°, а
нормализованный эмиттанс — 0,05ir см • мрад. При оптимальной настройке

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла 373
вытягивающей системы нормализованный эмиттанс может
составлять менее 0,02 тг см • мрад (на уровне интенсивности пучка около
80*!7о). При работе в реальных условиях ток дуги устанавливают
таким образом, чтобы максимально увеличить ток пучка,
измеренный цилиндром Фарадея с заданным аксептансом, что достигается,
когда плотность плазмы наилучшим образом соответствует
параметрам вытягивающей системы [55—57]. Келлер разработал
высоковольтную вытягивающую систему для источника MEVVA,
которая позволила получить чрезвычайно интенсивный пучок; яркость,
нормализованная на эмиттанс, составила 21 A/(ir • мм • мрад) [57,
58].
16.4.3. Вытягивающее напряжение
Максимальное напряжение, при котором пучок вытягивали в
существующих устройствах, составляет приблизительно 100 кВ для
источника MEVVAIV. Поскольку распределение по зарядовым
состояниям полученных ионов для некоторых металлов содержит
многократно ионизированные частицы с зарядовым состоянием
приблизительно до Q ~ 5+ и средним зарядовым состоянием
от 2 до 3, средняя энергия ионов в пучке может составлять
200—300 кэВ.
16.4.4. Шум пучка
Шум пучка — это параметр, имеющий некоторое значение для
хорошей транспортировки пучка и чрезвычайно важный для
некоторых применений. Для оптимального вытягивания пучка
плотность плазмы должна соответствовать геометрии сеток, с тем
чтобы мениск плазмы располагался правильно; в случае источника
MEVVA плотность плазмы непосредственно и просто регулируется
током дуги. Мы нашли, что когда плотность плазмы хорошо
соответствует вытягивающим сеткам, добегается не только
максимальный ток пучка (измеренный в пределах фиксированной
расходимости, определяемой цилиндром Фарадея), но и минимальный
шум пучка. Эта особенность может быть общей для всех типов
источников. На рис. 16.11 показана осциллограмма тока пучка и тока
дуги для оптимальных условий; в этом случае шум пучка
значительно меньше, чем 597b (по среднеквадратичному отклонению).

374
Глава 16
Рис. 16.11. Осциллограмма тока ионного пучка для случая, когда плотность плазмы
оптимизирована по отношению к вытягивающей системе. Ионы F" "*". Верхняя
осциллограмма: ток пучка, 40 мА/см. Нижняя осциллограмма: ток дуги, 50 А/см
Скорость развертки 50 мкс/см
16.4.5. Коэффициенты использования рабочего периода
Верхний предел коэффициента рабочего периода, при котором
источник может работать, постоянно возрастает. Ограничения
накладываются электронной системой, включающей генератор
поджигания, источник питания дуги и источник питания
вытягивающей системы, а также управляющей теплоотводом из области
дуги. Ясно, что коэффициент использования рабочего периода может
быть больше, когда ток дуги меньше. Была разработана система
поджигания с большой частотой повторных включений и
использованием искровых промежутков вместо тиратрона, которая может
работать при частоте несколько сотен импульсов в секунду, и
эффективность использования источника питания дуги возросла. С
этими изменениями и лучшим охлаждением в устройствах
MEVVAIIb или MEVVAIV источник работал при 30 ими./с в
течение нескольких часов. Ширина импульса составляла 250 мкс, и,
таким образом, коэффициент использования рабочего периода состав-

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
375
о
100 200 300
Ток дуги, А
'Рис 16.12 Ионный ток плазмы, измеренный
в месте расположения вытягивающей
системы, как функция тока дуги для различных
значений магнитной индукции
лял 0,7597b. Амплитуда тока пучка была умеренной, около 100 мА.
Дальнейшее повышение частоты и коэффициента использования
рабочего периода ограничивалось источниками питания.
Важно знать, что в существующих конструкциях источника
используется лишь незначительная часть плазмы дуги. Несколькими
авторами было показано, что весь ионный ток, генерированный ва-
куумнодуговым разрядом, равен приблизительно 1097b тока,
используемого для поддержания дуги [19, 40, 59]. Измерения, сделанные
в источнике MEVVA [50], показали, что около половины этого
ионного тока можно вывести к вытягивающей системе в случае
максимальной эффективности магнитного поля. Например, при токе дуги
200 А на катодных пятнах генерируется ток ионов металла около
20 А, и ионный ток около 10 А может поступать через плазму к
вытягивающей системе. На рис. 16.12 представлены результаты
измерений ионного тока плазмы в вытягивающей системе как
функции тока дуги для различных значений индукции магнитного поля.
На рис. 16.13 некоторые из этих данных представлены в
зависимости от магнитной индукции; можно видеть, что магнитное поле
становится наиболее эффективным приблизительно при В = 100 Гс,
когда коэффициент эффективности источника /ион/^хуга превышает
5970. Таким образом, дугой генерируется в 10—100 раз больше
плазмы, чем используется для формирования пучка данной
вытягивающей системой, даже при минимальном токе дуги. Большая часть
плазмы теряется в источнике до образования пучка, т. е.
существующим конструкциям источников присуща значительная
неэффективность работы. Важной задачей будущих разработок является

376
Глава 16
Рис. 16.13. Ионный ток плазмы и
коэффициент эффективности источника
^ион/^дуга в зависимости от индукции
магнитного ПОЛЯ. Ток дуги /ду^а = 270 А.
л
п
со
с;
с
у.
о
\-
л
I
I
о
>
о
s
о Sn 100 1)0 200
Магнитная индукция, Гс
использование (вытягивание) большей доли созданной плазмы,
возможно, путем значительного увеличения диаметра вытягивающей
системы и обеспечения подвода плазмы к увеличенной
вытягивающей системе. Тогда амплитуду тока пучка можно было бы довести
до десятков ампер, а средний ток — до 10—100 мА или более.
16.4.6. Срок службы источника
Срок службы существующих источников определяется эрозией
катода. Например, после нескольких сотен тысяч импульсов
длительностью 250 МКС каждый и при токе пучка несколько сотен
миллиампер в результате эрозии уносится приблизительно 1 г
катодного материала. После этого поджигание становится трудным и
неустойчивым. Возможно, что другая конструкция узла поджигания
значительно увеличила бы срок службы. Значительного ухудшения
характеристик электрода поджигания и изолятора не наблюдалось
даже после миллиона импульсов.
16.4.7. Распределение по зарядовым состояниям
Об измерениях распределения по зарядовым состояниям ионов,
генерированных вакуумнодуговым плазменным разрядом,
сообщается в нескольких работах [17, 18, 20, 36, 60], и хорошо известно,
что, как правило, распределение содержит большую долю
многократно ионизированных частиц. Спектр зарядовых состояний
ионного пучка, созданного ионным источником MEVVA, измерялся для
многих катодных материалов с использованием времяпролетной
системы [61], и полученные результаты подробно описаны [54]. Из-

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
377
Рис 16.14. Измеренные на источнике MEVVA IV распределения по зарядовым
состояниям Вертикальная шкала: ток, собранный цилиндром Фарадея; масштаб
приблизительно 100 мкА/см.
геренные спектры показаны на рис. 16.14. Эти данные были
получены при одном и том же токе дуги 200 А и вытягивающем
напряжении 60 кВ; скорость развертки осциллограмм составляла 1 мкс/см.
Спектры были сняты измерением ионного тока в цилиндре
Фарадея, и амплитуды пиков зарядовых состояний на осциллограммах
пропорциональны электрическому току; электрический ток больше
потока частиц в Q раз (Q — зарядовое состояние): /^лектр = бДаст-
Чтобы получить спектральные данные, пригодные для визуального
сравнения, усиление осциллографа регулировалось для каждого
катодного материала, и вертикальная шкала (ток) неодинакова для
различных материалов; тем не менее масштаб шкалы по току во

378
Глава 16
Таблица 16.1. Доли зарядовых состояний и среднее зарядовое состояние,
выраженные через электрические токи и потоки частиц
Доля в электрическом Токе, %
лемент q ^ i
С 100
Mg 23
А1 38
Si 38
Ti 3
Сг 14
Fe 18
Со 30
Ni 35
Си 26
Zn 76
Zr 4
Nb 2
Mo 6
Rh 28
Pd 24
Ag 18
In 79
Sn 36
Gd 3
Ho 8
Та 5
W 3
Pt 52
Au 28
Pb 47
Th 1
и 1
2
77
52
58
80
73
74
62
58
49
24
47
36
40
52
69
66
21
64
78
79
30
25
44
69
53
10
29
3
10
4
17
13
8
8
7
25
38
43
36
18
7
16
19
13
33
39
4
3
72
62
4 5
'
11
19
18
2
28 4
27 6
17
8
Сэ
1
1,77
1.72
1,66
2,14
1,99
1,90
1,78
1,72
1,99
1,24
2,56
2,79
2,66
1,94
1,83
!,98
1,21
1,64
2,16
2,05
2,96
3,08
1,52
1:75
1,53
3,05
2,77
Доля
Q^ 1
100
37
56
56
6
25
31
47
53
44
86
9
5
14
46
39
32
88
'53
6
15
13
8
69
44
64
3
3
В потоке частии
2
63
39
42
82
67
64
49
44
42
14
55
46
47
43
57
59
12
47
81
76
39
34
29
54
36
15
38
3
5
2
12
8
5
4
3
14
30
37
28
10
4
9
13
9
28
36
2
2
70
54
4 5
6
12
И
1
18 2
19 3
12
5
U%
5ч
1
1,63
1,48
1,46
2,05
1,82
Ь73
1,57
1,51
1,70
1,14
2,33
2,56
2,35
1,65
1,64
1,77
1.12
1,47
2,07
1,93
2,58
2,74
1.33
1,58
1,36
2,92
2,62
всех случаях составлял несколько сотен микроампер в 1 см.
Распределения по зарядовым состояниям, показанные на рис. 16.14,
представлены количественно в табл. 16.1 Здесь Q — среднее зарядовое
состояние:
Q = T.fQ/T.f-
Здесь / — доля частиц с данным зарядовым состоянием в полном
токе пучка; Q» и Q^ — средние зарядовые состояния, выраженные
через потоки частиц и электрические токи соответственно. В случае
катодов, изготовленных из соединений, получается суперпозиция
спектров отдельных составляющих. При этом пучок может содер-

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла
379
жать также ионы непроводящих составляющих; например, катод
из PbS дает пучок, содержащий ионы S ^ наряду с ионами РЬ ^ и
РЬ^ ^. Данные по зарядовому состоянию описываются чисто
эмпирическим выражением
а, = 0,38 Гкип/1000 + 0,6,
где Г^ип — температура кипения материала катода в Кельвинах.
Существует ряд исключений из этого правила, и его следует
использовать осмотрительно. Распределение по зарядовым состояниям
в пучке, созданным источником MEVVA, подробно обсуждается в
работе [54].
16.5. ДРУГИЕ ВАРИАНТЫ
Несколько иное техническое решение предложили Хамфриз и др.
из Университета Нью-Мексико [33—37]. Буркхарт [62, 63] описал
новый вариант источника этого же типа, в котором была
использована система из шести вакуумных дуг в парах металла (рис. 16.15).
Параллельное использование нескольких источников имеет ряд
преимуществ, включая ограничение тока дуги в расчете на один катод,
пространственное усреднение однородности плазмы, что позволяет
^F=?
п
ю.
==^
V5
тг
■jr
ibb
^CZTT
т
Рис. 16.15. Шестикомпонеитная система вакуу миодуговы х инжекторов,
разработанная в Университете Нью-Мексико, с магнитно изолированной
вытягивающей системой [62]. / — катод вытягивающей системы; 2 — анод
Вытягивающей системы; 3 — катод дуги; 4 — анод дуги.

380
Глава 16
Рис 16 16 Схема короткоимпульсного источника с дугой в парах металла [38] /
катод из фольги; 2— заэор 0,1—1 мм; 3~ анодный стержень
вытягивать ионы с намного большей площади, и усреднение
флуктуации плотности плазмы по времени и от поджигания к
поджиганию. В устройстве, показанном на рис. 16.15, шесть отдельных па-
рометаллических вакуумнодуговых плазменных источников,
расположенных по окружности (правая часть рисунка), инжектируют
плазму в кольцевую магнитноизолированную вытягивающую
систему (левая часть рисунка). Таким образом получается кольцевой
пучок с остатками шестиполюсной структуры из-за наличия шести
дискретных плазменных источников. Источник имеет особенно
большую площадь вытягивания (30 см^). В более позднем варианте
магнитноизолированная вытягивающая система была заменена
трехэлектродной ускорительно-замедлительной конструкцией [63].
Были получены ионы С^ при токе более 1 А и 15 кВ в импульсе
длительностью более 500 мкс. Особенно значительное новшество
в этом типе ионных исгочников, разработанном группой
исследователей из Университета Нью-Мексико, — управление процессом
вытягивания ионного пучка при помощи сетки, благодаря чему может
быть получен особенно устойчивый пучок. Подробное описание
этой методики дали Хамфриз, Буркхарт и Лен в гл. 19.
Адлер и Пикро [38] описали свой вариант парометаллического
дугового источника (см. схему на рис. 16.16). Длина импульса,
которую они использовали, находится в микросекундном диапазоне,
и источник приобретает некоторые черты искрового устройства.

Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла 381
Этот источник работал с частотой 32 Гц при длине импульсов
6 мкс; катоды изготавливали из меди, титана и углерода. При
вытягивающем напряжении 80 кВ был получен ионный ток с
амплитудой 2 А. Наиболее интересная особенность источника —
предполагаемый высокий заряд получаемых ионов. Спектр зарядовых
состояний ионов непосредственно не измерялся, но из измерений
профиля имплантации титана в алюминий был сделан вывод о
присутствии ионов титана от Ti"*^ до Ti^"*^. Именно вакуумно-искровые
источники характеризуются тем, что производимые ионы, как
правило, достаточно высокоионизированы.
16-6. ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ
Источники, использующие вакуумную дугу в парах металла, —
новый вклад в гамму ионных источников, доступных
экспериментатору. Отличительная черта этих источников — возможность
получения очень больших токов и то, что создаются ионы металлов;
кроме того, ионы, как правило, являются многозарядными. Еще
предстоит сделать много работы, и по мере своего развития
источник приобретет новые черты и рабочие характеристики. В
настоящее время источник находится в детском возрасте, и как
конструкция, так и эксплуатационные качества будут совершенствоваться с
возрастом — как иногда происходит.
\

Глава 17
Источники
отрицательных ионов
к. Леиг^^
Отрицательные ионы, особенно ионы Н ~, широко
используются в циклотронах и тандемных ускорителях для питания
накопительных колец высокоэнергетических ускорителей и при
генерировании пучков нейтральных частиц большой энергии для нагрева
термоядерной плазмы. Отрицательные ионы могут быть
образованы путем двойной перезарядки или путем непосредственного
вытягивания из источника отрицательных ионов. Можно выделить два
различных типа источников: 1) поверхностные источники, в
которых отрицательные ионы создаются в результате столкновений
частиц с поверхностью, имеющей низкую работу выхода; 2)
объемные источники, в которых отрицательные ионы образуются в
процессе столкновений электрон-молекула и электрон-ион в объеме
плазмы разряда. В настоящей главе рассмотрено развитие этих
двух типов источников отрицательных ионов и некоторые
последние технологические разработки.^* Можно видеть, что всего за 20
лет ток установившегося пучка отрицательных ионов (например,
Н ~ ) удалось увеличить от нескольких миллиампер до величины
более 1 А.
*^ K.N. Leung. Lawrence Berkeley Laboratory, University of California, Berkeley,
California.
^* Cm. также серию статей по физике и технике источников отрицательных
ионов в сборнике «Ионные инжекторы и плазменные ускорители» под ред. А.И.
Морозова и Н.Н. Семашко (М.: Энергоатомиздат, 1990, с. 257). — Прим, ред.

Источники отрицательных ионов
383
17.1. ПОВЕРХНОСТНЫЕ ИСТОЧНИКИ
ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ИОНОВ
17ЛЛ. Источники отрицательных ионов
распылительного типа
Источник с распылением цезиевым пучком, разработанный
Миддлтоном и Адамсом, использовался для создания
разнообразных атомарных и молекулярных ионов [1, 2]. На рис. 17.1 показана
схема источника с использованием распыления. Положительные
ионы цезия, испускаемые поверхностно-ионизационным
источником, используются для распыления внутренней части полой
конической мишени. Образующиеся отрицательные ионы вытягиваются
из отверстия в задней части распыляемой мишени, и на выходе они
ускоряются заземленным электродом. Энергия положительных
ионов цезия обычно составляет 20—30 кэВ, а токи не превышают 1—
2 мА. Ток отрицательных ионов, генерированных этим
источником, обычно составляет 0,1—10 мкА. Вид отрицательных ионов
можно быстро сменить, для чего требуется только повернуть
барабан с мишенью.
На рис. 17.2 показан другой источник отрицательных ионов
распылительного типа (так называемый «инвертированный» распыли-
Рис. 17.1. Схема распылительного источника цезиевого пучка [1,2]. I — нагреватель
ионизатора; 2 — гаэ; 3 —■ вольфрамовый ионизатор; 4 — распыляемая мишень; 5 —
барабан с мишенями.

384
Глава 17
Отрицательные
ионы
- (V+ Vc)
Рис. 17.2 Схема инвертированного распылительного источника [1,3]- / — изолятор;
2 — распыляемая мишень; 3 — ионизатор; 4 — нагреватель ионизатора.
тельный источник), разработанный Миддлтоном в 1976 г. [1, 3]. В
конструкции этого источника для генерирования распыляющего
цезиевого пучка используется кольцевой ионизатор, а
отрицательные ионы вытягиваются через отверстие в ионизаторе.
17.1.2. Источники отрицательных ионов с
преобразованием плазмы на поверхности
Существуют два основных типа источников отрицательных
ионов с преобразованием (конверсией) плазмы на поверхности. В
источниках первого типа используются геометрия разряда Пеннинга,
радиальное вытягивание ионов и несущий газ, к которому
добавлены пары цезия. Источники с использованием распыления,
разработанные независимо в Орхуском университете [4], Висконсинском
университете [5] и Новосибирске [6, 7], относятся к этой категории.
В источниках второго типа в качестве разрядной камеры
применяется многополюсный генератор плазмы [8]. Этот источник
первоначально был разработан в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли
с целью создания пучка нейтральных частиц. Недавно он
использовался как источник ионов Н " для ускорителей частиц в Лос-Ала-
мосской национальной лаборатории и в Японии [9, 10].

Источники отрицательных ионов
385
^ч\\чч>
Магнитное поле
^ 'f\\\\\i
Катод
Рис. 17.3. Схема, иллюстрирующая принцип
работы источника отрицательных ионов,
разработанного в Орхусе [1,4]. /—
распыляемый катод; 2 — вытягивающий элетстрод;
3 — граница плазмы; 4 — анод.
На рис. 17.3 схематически показан принцип работы источника
первого типа. Разряд Пеннинга генерирует плазму несущего газа
и цезия. Цезий выполняет двойственную функцию: во-первых,
действует как распыляющий агент и, во-вторых, снижает работу
выхода поверхности мишени, чтобы увеличить поток отрицательных
ионов. Плазма образует слой перед сферической поверхностью
распыляемого катода, находящийся под потенциалом приблизительно
-1 кВ по отношению к аноду. Положительные ионы из плазмы
Вытягивающая
система
Пучок
Рис. 17.4. Схема Многощелевого ионного источника, раэработанногб в Новосибирске
[И].

386
Глава 17
ускоряются в этом слое и сталкиваются с поверхностью катода.
Отрицательные ионы, образованные на поверхности катода,
ускоряются в пограничном слое в обратном направлении, к выходному
отверстию.
В Новосибирске был разработан многощелевой источник ионов
Н' с фокусировкой в одной плоскости [11]. На рис. 17.4 показано
поперечное сечение источника, который может давать импульсный
пучок ионов Н~с током 4 А. Бельченко (Новосибирск) разработал
сотовый, с большим количеством отверстий, источник с фокуси-
Рис. 17 5. Схема источника отрицательных ионов с самовытягиванием,
разработанного в Лаборатории им. Лоуренса в Беркли [13]. / — постоянные
магниты; 2 — молибденовый конвертер; 3 — струя цезия; 4 — нить.

Источники отрицательных ионов 387
ровкой ионов Н ", испускаемых из сферических углублений на
катоде к круглым эмиссионным отверстиям в аноде [12]. Был получен
и ускорен до 25 кэВ импульсный пучок ионов Н ~ с током более
11 А.
На рис. 17.5 показана схема большого источника ионов Н ~
поверхностно-конверсионного типа (Лаборатория им. Лоуренса в
Беркли). Этот источник успешно работал, давая непрерывный пучок
ионов Н ~ с током более 1 А [13]. Фактически источник
представляет собой большой многополюсный генератор плазмы. Для
создания отрицательных ионов в плазму введен водоохлаждаемый
вогнутый молибденовый конвертер. За счет отрицательного
потенциала конвертера относительно плазмы (около 200 В) положительные
ионы из плазмы ускоряются в пограничном слое и ударяются о
поверхность конвертера. Отрицательные ионы, которые образуются
на конвертере, затем ускоряются в обратном направлении за счет
того же потенциала. Напряжение смещения на конвертере
становится, таким образом, потенциалом вытягивания отрицательных
ионов. Поверхность конвертера искривлена, чтобы геометрически
направлять отрицательные ионы через плазму к выходному
отверстию, которое расположено между двумя керамическими
магнитными колоннами. Индукция магнитного поля в области выхода
достаточно велика, чтобы отражать высокоэнергетичные первичные
электроны, но дает лишь небольшое боковое смещение траекторий
отрицательных ионов.
В этом типе поверхностных источников отрицательных ионов
цезий вводится в разряд для того, чтобы снизить работу выхода
с поверхности конвертера и, следовательно, увеличить выход ионов
Н ". Хотя этот источник был разработан для ионов Н ~ и D ~,
другие отрицательные ионы (например, О", О2", ОН", В" и С")
тоже создавались этим источником с «самовытягиванием» [14].
17.2. ОБЪЕМНЫЕ ИСТОЧНИКИ
ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ИОНОВ
[7.2.1. Источники ионов Н": дуоплазматронный, маг-
нетронный и Пеннинга
Как правило, в водородном разряде присутствуют не только
положительные ионы (Н"^, И^, И^) и электроны, но и
отрицательные водородные ионы. С использованием фотосъемки Бакал и др.
[15] измерили большие концентрации ионов Н ~ в плазме разряда

388 Глава 17
постоянного тока в водороде. Впоследствии были предприняты
попытки выделить эти ионы Н " из плазмы дуоплазматрона,
магнетрона или разрядного источника Пеннинга. С начала 60-х годов был
достигнут значительный прогресс в увеличении тока вытягиваемых
из этих источников ионов Н".
Дуоплазматрон, первоначально сконструированный фон Арден-
не [16] для генерирования положительных ионов, был впервые
приспособлен для вытягивания ионов Н ~ Моуком и др. [17] в Ок-
Риджской национальной лаборатории. Сообщалось, что ток 11 мА
по ионам Н ' (при этом электронный ток составлял 5 мА) был
достигнут в дуоплазматронном ионном источнике, схематически
изображенном на рис. 17.6. Позднее Виттковер и др. [18] исследовали
геометрию и условия наилучшего выхода для дуоплазматрона и
получили 70 мА по ионам Н ~ при электронном токе 65 мА.
Коллинз и Гоббет [19] и независимо Лоуренс и др. [20]
попытались улучшить эффективность генерирования ионов Н " путем
вытягивания с края дуги дуоплазматрона, где должны существовать
выгодные условия для образования отрицательных ионов —
высокая газовая и электронная плотности. Было найдено, что выход
Н ~ возрастал, когда отверстие в аноде смещали относительно оси
промежуточного электрода. Наблюдалось также существенное
уменьшение электронного тока в пучке, Дуоплазматронный
источник с этой новой конфигурацией со смещением относительно оси
давал ток ионов Н~ 80 мА при электронном токе 2—4 мА.
Аброян и др. [21] получили пучки ионов Н " с током более 2 мА
(/" « 120 мА/см^) при большом токе дуги дуоплазматрона (75 А),
но в импульсном режиме (-100мс). Было найдено, что смещение
оси выходного отверстия на 2 мм от оси разряда оптимально для
плотности тока ионов Н ~ и отношения ионного тока к
электронному току.
Бельченко и др. [22] разработали магнетронный источник
отрицательных ионов, схематически показанный на рис. 17.7. В этом
источнике разрядная камера имеет форму беговой дорожки и
плазма циркулирует в узком пространстве в результате дрейфового
движения под действием электрического и магнитного полей (Е X В).
Ионы Н ' вытягиваются из плазмы через щель в аноде,
расположенную перпендикулярно магнитному полю. Импульсный пучок
ионов Н ~ с током до 22 мА и высокой плотностью эмиссии
(220 мА/см^) был получен при токе разряда около 100 А и
напряжении дуги 500 В. При этом электронный ток был меньше, чем
100 мА, а давление в источнике составляло около 1 мм рт. ст.

Источники отрицательных ионов
389
Нить
(2,5 В, 30 А)
Рис. 17 6. Схематическое изображение дуоплазматроииого источника Н ~»
разработанного Моуком и др [17] У — токоввод, проходящий через изолятор из
корундовой керамики, припаянной к металлу; 2 — газоввод, 3 — питание катушки;
4 — магнитная катушка (2000 ампер-витков); 5 — вход системы охлаждения; 6 —
нержавеющая сталь; 7 — пирексовый изолятор с виниловым уплотнением; 8 —
латунный фланец; 9 — основание; 10 — выход системы охлаждения; У/ —
магнитопровод из мягкой стали; 12 — иить; 13 — гелиеводуговой спай или
серебряный припой; 14 — пирексовое смотровое окно.

390
Глава 17
h->
Вытягивающая
система
Пучок Пучок
1 см
Рис. 17.7. Магнетрониый источник отрицательных ионов водорода, разработанный
Бельченко и др. [22].
Элерс и др. [23] разработали источник отрицательных ионов с
непосредственным вытягиванием, который легко может быть
приспособлен для использования в циклотроне. Этот источник (рис.
17.8) работает на разряде Пеннинга с горячим катодом. Катодом
служит танталовая пластина толщиной 3,5 мм, нагреваемая
постоянным током 380 А до требуемой температуры. Водоохлаждаемый
танталовый электрод, расположенный прямо напротив нити,
работает как антикатод. Анод, обеспечивающий разряд, — это медный
цилиндр со щелью для вытягивания ионов в боковой стенке
(размеры щели 1,17 X 12,5 мм^). Магнитное поле 4000 Гс, необходимое
для работы источника, обычно создается магнитом циклотрона.
Пучок ионов D ~ с током 2 мА вытягивался из дуги в
перпендикулярном магнитному полю направлении при напряжении разряда
300 В и токе разряда 5 А. Расход газа составлял приблизительно
23 см^/с. Впоследствии в этом источнике была сделана выемка в
дуговой камере, где располагалась вытягивающая щель. Это
изменение в геометрии источника позволило получить постоянный ток
ионов Н" более 5 мА (/" *= 40мА/см^).
Габович и др. [24] увеличили ток вытягиваемых ионов Н~ для
источника Пеннинга (модифицированного Элером) до 15 мА
простым удлинением выходной щели до 40 мм. Впоследствии этот
источник отрицательных ионов отражательного типа подвергся
дальнейшей модификации [25] таким образом, что анод был разделен
на две секции: верхнюю и стеночную. Прикладывая
соответствующее напряжение смещения между этими двумя секциями, в режиме

Источники отрицательных ионов
391
. .Гт. /Mf-'-'-'^^^^T^,
}^//////уЖул Щ
W^//^^rA
гО
-1
-2
-3
-4
Масштаб (дюймы)
Медь
Тантал
/^ Изолятор
Углерод
Рис 17 8 Сечение модифицированного источника Н "-ионов Пеннинга [23]. А —
нагреваемая нить, В — холодный отражающий катод; С — водоохлаждаемые
трубки; D — линия подачи газа; Е — щель для выхода ионов; F — поглотитель
трохоидных электронов: G — вытягивающий электрод, Н — отверстие,
определяющее дугу.
ПОСТОЯННОГО тока получили ток ионов Н" величиной 9,7 мА
(/^ ^ 100 мА/см^) и ток ионов D" величиной 4,1 мА
(/ ^ 42 мА/см^). Возрастание выхода отрицательных ионов было
объяснено увеличением аномальной диффузии в плазме.
Недавно появилось сообщение об успешной работе источника
Пеннинга, модифицированного Дудниковым (для его нормальной
работы требуется цезий), на чистом водороде с использованием
низкой работы выхода катода из ЬаВб [26]. Было найдено, что
плотность тока ионов Н " сравнима с получаемой при работе с
цезием; при токе дуги 55 А плотность тока Н " составила 350 мA/cм^
Выход Н " тесно связан с геометрией источника и приложенным
полем. Как показали экспериментальные результаты, в источнике
с катодом из ЬаВб большинство испускаемых ионов Н " образуется
в результате объемных процессов.

392
Глава 17
\1.1Л. Многополюсные источники
отрицательных ионов
Ленг и др. [27] сообщили о новом методе вытягивания
образующихся в объеме ионов Н " непосредственно из многополюсного
источника. Многополюсный плазменный генератор
продемонстрировал способность производить большие объемы однородной и
устойчивой плазмы с хорошим к.п.д. по газу и электрическим
параметрам [28]. Схема источника показана на рис. 17.9. Камера
источника (диаметром 20 см и длиной 24 см) снаружи окружена 10
брусками самариево-кобальтовых магнитов, которые образуют
конфигурацию магнитного поля с продольными линиями заострения для
удержания первичных электронов и плазмы. Магнитные бруски
связаны на торцевом фланце четырьмя дополнительными рядами
магнитов. Открытый торец камеры перекрыт двухсеточной
вытягивающей системой. Стабильная водородная плазма создается
первичными электронами, испущенными с вольфрамовых нитей, а вся
стенка камеры служит в качестве анода, обеспечивающего разряд.
При работе устройства в качестве источника ионов Н ~ в
конструкцию включается водоохлаждаемый фильтр из постоянных
магнитов, который разделяет всю камеру источника на область
дугового разряда и область вытягивания. Этот фильтр создает огра-
Масс спектрометр
Г]5
с
Камера источника
^^^:^^^^^^^=^^^^^:^^^^^^
Нить
^N
I
Газоввод
S
Рис. 17.9 Схема многополюсного источника отрицательных ионов, разработанного
в Лаборатории им Лоуренса в Беркли [27]. / — камера вытягивания; 2 —
постоянные магниты; S — магнитный- фильтр.

Источники отрицательных ионов 393
ничейную область поперечного магнитного поля, которое является
достаточно сильным, чтобы предотвратить попадание
высокоэнергичных первичных электронов в зону вытягивания. Возбуждение и
ионизация молекул газа эффективно производятся первичными
электронами в разрядной области. Как положительные, так и
отрицательные ионы вместе с холодными электронами способны
проникать через фильтр и образуют плазму с очень низкой
электронной температурой в области вытягивания. В камере вытягивания
и области фильтра образуются ионы Н ~ в результате таких
процессов, как диссоциативное прилипание электронов к колебательно-
возбужденным молекулам Иг [29] или диссоциативная
рекомбинация ионов Нг^и Нз^[30, 31]. Первоначальные результаты
показывают, что оборудованная магнитным фильтром многополюсная
конструкция не только повышает выход ионов Н~, но и значительно
уменьшает электронную составляющую пучка.
Было показано, что оснащенный магнитным фильтром
многополюсный источник может давать высококачественные пучки Н ~
с достаточной плотностью тока (—40мА/см^), чтобы
обеспечивать нагрев термоядерной плазмы нейтральным пучком и
применяться в ускорителях [32]. Для создания такой плотности тока
ионов Н " необходимо поддерживать в источнике большой ток
разряда (350 А).
Было исследовано несколько методов улучшения эффективности
многополюсного источника ионов Н ". Путем оптимизации длины
камеры вытягивания было достигнуто существенное улучшение
выхода ионов [33]. Экспериментальные результаты показали, что
выход Н ~ может быть увеличен выбором алюминия или меди в
качестве материала для стенки камеры [34] или смешением водорода
и ксенона в разрядной камере [35]. Существенное увеличение
выхода Н " происходит также, когда в область магнитного фильтра или
область вытягивания добавляют очень низкоэнергичные электроны
(£-- 1 эВ) [36].
Недавно для объемного генерирования ионов Н " был успешно
применен уменьшенный вариант многополюсного источника с
фильтром [37]. Из этого источника (рис. 17.10) с отверстием
диаметром 1 мм был вытянут пучок Н ~ с плотностью тока более
250 мА/см^. Возрастание выхода Н ~ достигнуто главным образом
благодаря увеличению плотности плазмы в источнике.
В настоящее время многополюсные источники ионов Н ~ и
вытягивающие системы разрабатываются в различных лабораториях
(Беркли, Брукхейвен, Калам, Лос-Аламос, CERN, JAERI, TRIUMF);
Исследователи стараются добиться максимального подавления

394
Глава 17
|»лЛ^
Цилиндр
Фараден
Нить
Масс сепаратор
О 2 см
Рис. 17.10. Схема небольшого миогополюсиого источника иоиов Н",
разработанного в Лаборатории им. Лоуреиса в Беркли [37]. 7— магнит; 2 —
водяная рубашка; 3 — магнитный фильтр; 4 — постоянные магниты.
электронной составляющей без ухудшения ионной оптики. В
частности, большие многополюсные источники, оснащенные
фильтрами на постоянных магнитах, в настоящее время используются для
создания сильноточных пучков ионов Н " совместно с многоапер-
турньши вытягивающими системами. Как сообщили Окумура и
др. [38], пучки ионов Н" с током 1,26 А были получены при 21 кВ
в течение 0,2 с в большом многополюсном источнике, показанном
на рис. 17.11. Вытягивающая система состоит из четырех сеток,
каждая из которых имеет 209 отверстий диаметром 9 мм на
прямоугольном участке 12 х 26 см^. На втором электроде установлены
небольшие постоянные магниты, чтобы значительная часть
вытягиваемых электронов отклонялась и захватьшалась этим
электродом до того, как они будут ускорены до высокой энергии.
Результаты показывают, что скоро можно будет работать с
плазменными источниками большой площади и получать многоамперные
пучки ионов Н " примерно таким же образом, как это сейчас
делается при получении положительных ионов водорода для систем с
нейтральным пучком.

Источники отрицательных ионов
395
Р^^^Самариево-
кобальтовый
магнит
Дуговая камера
УИзолятор
Рис. 17.11. Вид в разрезе большого объемного источника иоиов Н ", разработаииого
в лаборатории JAER1, вместе с вытягивающей системой [38].
17.2.3. Источники тяжелых
отрицательных ионов
Объемные источники ионов Н ", описанные выше, в принципе
могут быть использованы также для генерирования отрицательных
ионов других газов (например, кислорода, окиси углерода, двуокиси
углерода, фтора, хлора и шестифтористой серы), которые имеют
высокое сродство к электрону. Однако некоторые из этих газов
вызывают коррозию, воздействуя на катоды ионных источников, что
ограничивает срок их эксплуатации. В некоторых случаях
(например, для кислорода) почти невозможно поддерживать разряд с
горячими катодными вольфрамовыми нитями. В этом отношении
частичное решение проблемы может дать СВЧ ионный источник,
который работает без нитей.
Для генерирования в объеме стабильных пучков отрицательных
ионов (например, 0~,С^иЫ") был применен компактный СВЧ
ионный источник [39] (рис. 17.12), который изготовлен из
кварцевой трубки с вытягивающей системой на одном конце и газо-

396
Глава 17
Вытягивающая {[
система
И
Настроечный элемент
Ввод
J СВЧ излучения
Подача
J Кварцевая
Резонатор трубка
Магнит
1см
Рис 17 12 Схема компактного СВЧ иоииого источника, разработаииого в
Лаборатори им. Лоуреиса в Беркли (39]
ВВОДОМ — на другом. Трубка образована путем припаивания
кварцевой трубки с наружным диаметром 10 мм к трубке с наружным
диаметром 27 мм. Меньшая трубка проходит через СВЧ резонатор,
работающий на частоте 2,45 ГГц. Мощность СВЧ излучения
500 Вт можно подать в резонатор через коаксиальный кабель.
Охлаждающий воздух направляется к разрядной трубке через
отверстие в стенке резонатора. Ионизация газа в трубке инициируется
трансформатором Тесла с ручной регулировкой. Настроечный
элемент и соединительный скользящий контакт резонатора
устанавливаются для того, чтобы обеспечить согласование импеданса
разряда с импедансом генератора. Как и б многополюсном источнике
ионов Н ", для увеличения выхода вытягиваемых отрицательных
ионов используется магнитный фильтр из постоянных магнитов.
Этот фильтр установлен снаружи и создает поперечное магнитное
поле в области около вытягивающей системы.
При вытягивании ионов О " для создания разряда используется
кислород, и плазменный электрод источника заряжается
отрицательно относительно земли. Выходной сигнал масс-спектрометра
показал, что среди отрицательно заряженных частиц преобладают
ионы О ". Ионы Li" можно получить в источнике такого же
устройства. В этом случае литий вводится в источник в твердом
состоянии. Для работы источника используется аргон, и давление
паров лития постепенно увеличивается вследствие нагрева тигля с
литием в разряде.
Были предприняты попытки получить ионы С ", используя
такие газы, как СО, СОг и СЩ; однако сигнал ионов С" не был
обнаружен, как ни пытались изменять условия работы источника.

Источники отрицательных ионов
397
1 см
Рис 17 13 Схема миогополюсиого источника иоиов Li", разработанного в
Лаборатории им Лоуреиса в Беркли [40] I — магниты миогополюсиой системы;
2 — магниты фильтра, 3 — масс-сепаратор, 4 — цилиндр Фарадея, 5 — графитовые
пластины, 6 — подача газа, 7 — постоянный магнит, 8 — нить, 9 — молибденовый
тепловой экран, J0 — металлический литий, И — экранирующий электрод, 72 —
экран цилиндра Фарадея
h
После замены первого, или плазменного, электрода вытягивающей
системы отрицательно заряженным графитовым диском сигнал
ионов С" наблюдался, когда источник работал с аргоновой плазмой.
В этой конструкции атомы углерода распыляются с графитового
электрода ионами Аг ^. Затем они взаимодействуют с электронами
плазмы, образуя ионы С~.
Пучки ионов Li" находят применение при диагностике
термоядерной плазмы и нагреве нейтральным пучком. Ионы Li" могут
быть получены в результате двойной перезарядки ионов Li ^ в
паровой мишени, процессов на поверхности цезиевого конвертера или
объемных процессов при диссоциативном прилипании
колебательно-возбужденны^^ молекул Liz. Объемное генерирование Li"
предпочтительно из-за меньшей температуры отрицательных ионов,
которая приводит к тому, что эти ионные источники имеют лучший
эмиттанс.
Генерированные в объеме ионы Li" вытягивались в небольшом
многополюсном ионном источнике с использованием фильтра из
постоянных магнитов [40]. Схема источника показана на рис. 17.13.
В качестве несущего газа для поджигания разряда использовался
аргон. Литий поступал в источник в форме паров благодаря
нагреву разрядом и испарению твердого литиетого образца, помещенного

398
Глава 17
Рис. 17.14 Выходные сигналы масс-спектрометра, относящиеся к положительным
ионам (а) и отрицательным ионам (б) в вытянутом ионном пучке, который получен
из небольшого многополюсного источника, показанного на рис. 17 13
Чувствительность осциллографа составляла 0,5 В/дел для положительных ионов и
0,1 В/дел. для отрицательных ионов.
внутри теплового экрана. Положительные и отрицательные
вытянутые ионы подвергались анализу в магнитном масс-спектрометре.
Сигналы положительных ионов показаны на рис. 17.14,а. Пучок
положительных ионов состоит как из атомарных, так и из
молекулярных ионов лития. Ионы Аг ^ также присутствуют, но их слиш-

г
Источники отрицательных ионов 399
ком мало, чтобы они были заметными в используемом масштабе.
На рис. 17.14,6 показаны сигналы отрицательных ионов
вытянутого пучка. Видны пики только двух изотопов лития, ^Li" и ^Li",
а примеси отсутствуют. В этом источнике был получен стабильный
ТОК ионов Li" 14,9 мкА (/" = 1,9мА/см ) при напряжении дуги
40 В и токе дуги 4 А. Так как это первое измерение плотности тока
для объемного источника ионов Li", возможно существенное
увеличение плотности тока при большей мощности дуги,
оптимизированной плотности лития в ионном источнике и улучшенной
геометрии магнитного фильтра.

Глава 18
Источники лепеих ионов
для синтеза
с инерциальным удержанием плазмы
л Гербер^^
Ускорительные комплексы (драйверы) на легких ионах
обеспечивают потенциально эффективный и дешевый метод сжатия и
нагрева мишени в системе с инерциальным удержанием плазмы [1]. Для
получения заметной термоядерной реакции требуются ионные пуч-
ки мощностью 100 ТВт/см . Ионные источники для столь мощных
импульсных драйверов должны создавать однотипные ионы и
ПЛОТНОСТЬ тока до 5 кА/см при продолжительности импульсов
10—20 нс и напряжении до нескольких десятков мегавольт.
Большинство применявшихся ранее ионных источников производили
ионы многих типов, включая протоны и более тяжелые ионы
(например, углерода и кислорода). В последние несколько лет прилагались
значительные усилия по созданию источников однотипных ионов.
В этой главе рассматриваются различные типы источников легких
ионов, уже применяющихся, а также находящихся в стадии
разработки.
18.1. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ
В настоящее время в Соединенных Штатах основные усилия в
области синтеза с применением легких ионов сосредоточены вокруг
ускорителя для синтеза с применением корпускулярных пучков II
[Particle Beam Fusion Accelerator II (PBFA II)] [2] в Национальной
лаборатории Сандия. Однако многие из первоначальных работ,
касающихся ионных диодов, были выполнены в Корнеллском
университете, Массачусетском технологическом институте и
Военно-морской исследовательской лаборатории. Превосходный обзор по
интенсивным импульсным ионным пучкам с описанием различных
типов ионных диодов и их действия опубликовал Хамфриз, мл. [3].
'^ R.A Gerber. Sandia National Laboratories, Albuquerque; New Mexica

Источники /шких ионов для синтеза с ииерциальным удержанием плазмы 401
Эффективное генерирование интенсивных ионных пучков
основывается на методах запирания электронного потока и увеличения
таким образом доли ионного тока. Одним из путей достижения
этой цели является применение диода с магнитной изоляцией [4—
6]. В таком диоде поперечное магнитное поле в вакуумированном
промежутке анод—катод тормозит электронный поток и благодаря
виртуальному катоду, связанному с наложенным магнитным
полем, позволяет создавать ионные токи, существенно превышающие
предел Чайлда—Ленгмюра для данного физического расстояния
анод—катод.
На основе модельных исследований [7] для использования в
PBFA II был выбран магнито-изолированный диод с источником
ионов лития. На рис. 18.1 представлен вид в разрезе диода с
магнитной изоляцией для PBFA П. Мощность подводится к диоду как
сверху, так и снизу. Этот диод предназначается для ускорения
ионов лития с током 4 МА и напряжением 30 MB и фокусирования
Рис. 18.1 Вид в разрезе осесимметричного ионного диода с магнитной изоляцией
PBFA П [18]. Ускоряемые с помощью разности потенциалов на зазоре анод-катод
ионы лития вытягиваются из ионного источника и фокусируются на мишени в
системе с инерциальным удержанием плазмы, расположенной в центре. 1 —
плазменный переключатель; 2 — верхний катод; 3 — мембрана из майлара; 4 —
камера с газом; 5 — анод; 6 — импульсные катушки; 7 — нижний катод; 8 —
прианодная плазма (ионный источник).

402 Глава 18
их в радиальном направлении на мишень радиусом 3—6 мм,
расположенную в центре диода. Магнитные катушки, расположенные на
катоде и аноде, могут обеспечить изолирующее магнитное поле с
индукцией 5 Т. Ионный источник находится на внутренней
поверхности анода диаметром 30 см, имеющей активную площадь
800 см^. Как показано на рисунке, поверхность анода
деформирована таким образом, чтобы ионы фокусировались на мишени.
Электроны, испускаемые с концов катода, образуют виртуальный катод
в промежутке катод—анод на расстоянии 1—2 см от катода.
Хотя большинство экспериментов с ионными диодами на
меньших ускорителях выполнялись ранее с пучками протонов, по ряд>
причин для PBFA II были выбраны ионы лития [8]. При
использовании лития допускается большое межэлектродное пространство,
что приводит к меньшему изменению импеданса в течение
импульса благодаря расширению приэлектродной плазмы. Ионы лития
испытывают в диоде меньшее магнитное отклонение, чем протоны,
так что фокусировка менее чувствительна к разбросу по энергии в
пучке, что позволяет ионам достигать мишени в течение большей
доли импульса. Поскольку потенциал ионизации Li ^ низок (5,4 эВ),
а для Li^^ он велик (75,6 эВ), то должна достигаться высокая
чистота источника по Li ^ без заметного загрязнения ионами Li^^.
Для ионов, тяжелее Li ^, требуются рабочие напряжения выше
30 MB, либо они должны ускоряться в многозарядном состоянии
для эффективного взаимодействия с мишенью в системе с инерци-
альным удержанием плазмы.
К источнику для диода с магнитной изоляцией, используемого
в ускорителе PBFA II, предъявляются следующие требования: 1) он
должен обеспечивать плотность тока ионов Li ^ 5 кА/см^, что
соответствует общему ионному току около 4 МА; 2) источник
должен быть очень тонким (1 мм или менее), так чтобы он повторял
форму поверхности анода и обеспечивал тем самым фокусировку
пучка на мишени; 3) в пучке должно быть более 90*Уо
однозарядного лития, поскольку это влияет на эффективность всей системы; 4)
источник должен работать при разрежении порядка 10"^ мм рт. ст.
в диодной секции ускорителя PBFA II; 5) источник должен
обеспечивать образование ионов либо немедленно, либо сразу после
(через 1—2 нс) появления 15-нс импульса в диоде. Начиная с 1983 г.
проводились интенсивные исследования по созданию источника на
чистом литии. Вместе с обзором существующих ионных
источников в настоящей главе излагаются результаты и направления
исследований литиевого источника.
В основном два типа ионных источников используются для гене-

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удеро1санием плазмы 403
рирования интенсивных ионных пучков: 1) пассивные источники, в
которых плазма образуется прямо или косвенно под воздействием
напряжения на диоде; 2) активные источники, в которых плазма
генерируется до начала импульса мощности.
18.2. ПАССИВНЫЕ ИСТОЧНИКИ
18.2.1. Искровые источники
Искровой источник наиболее часто применяется в ионных
диодах с магнитной изоляцией. Это полностью пассивный источник,
в котором плазма образуется на аноде, заполненном диэлектриком,
во время работы диода. Хотя процессы образования плазмы
широко изучались [9—14], точные механизмы все еще не поняты до
конца. Считается, что утечка электронов на анод вносит вклад в
поверхностный пробой вследствие образования на поверхности
диэлектрика электрических полей с большими тангенциальными
составляющими. Соударение первичных и вторичных электронов с
поверхностью диэлектрика приводит к десорбции нейтральных
частиц, которые могут затем подвергнуться ионизации лавинными
электронами. Поскольку многочисленные процессы задействованы
в образовании плазмы, существует задержка во времени между
началом импульса напряжения и появлением ионного тока.
По-видимому, работа источников с искровым анодом зависит
от наличия на поверхности границы раздела металл—диэлектрик.
Их можно изготовить разными способами: введение полос
полиэтилена [9], покрытие поверхности бархатом или
выгравированными полированными дорожками [10] либо акриловым пластиком, в
котором размещены металлические иголки [15]. Однако наиболее
распространенный способ изготовления искрового источника
заключается в формировании канавок на поверхности анода и
заполнении их диэлектриком [10, 14]. Обычно канавки имеют ширину
0,5—2,0 мм и находятся на расстоянии около 1 мм одна от другой.
В диоде, генерирующем протоны, применяли эпоксидную смолу
(CgHnO или С21Н24О4), полистирол (СН) или парафин (СНг). Го-
лографическая интерферометрия и спектроскопия искровой плазмы,
получаемой в диоде ускорителя при 800 кВ, 300 кА и 100 не,
указывают на то, что плазма возникает вблизи краев канавок, а затем
быстро покрывает поверхность диэлектрика. Известно, что
плотность плазмы составляет около 5 • 10^* см ~^, а температура —
около 5 эВ [10]. Измерения, выполненные Пэлом и Хаммером [12] при

404
Глава 18
меньших уровнях мощности (400 кВ, 19 кА), дали значения
плотности числа электронов 2 • 10^^ см~^ и температуры электронов
около 1 эВ. Они также обнаружили, что в процессе искрения в диод
l16
-3
инжектировались более 10 см ~ нейтральных частиц.
Эксперименты при низкой и высокой мощности подтверждают
приведенное выше объяснение процесса образования искровой плазмы.
Ранние эксперименты при низких уровнях мощности показали,
что искровые источники являются преимущественно протонными.
Однако по мере повышения уровня мощности и развития
диагностики обнаружилось, что ионный пучок состоит из протонов, ионов
углерода и кислорода в различных зарядовых состояниях, а также
поверхностных загрязнений. Пучок, полученный в PBFA I с током
6 МЛ содержал около 50*!7о протонов [16].
Для обеспечения должного сжатия мишени в системе с инерци-
альным удержанием плазмы и эффективной работы ионного
ускорителя должны быть разработаны источники однотипных легких
ионов. Биг и др. [14] провели серию экспериментов по
исследованию механизма поверхностного пробоя и влияния различных
диэлектрических материалов, вакуумных условий и подготовки
поверхности на ионный состав. Эксперименты проводились на 500-кВ
Индикатор напряжения
^Ч\^^^>^ Вакуум
vCtonKa изоляторов
0—^
Катоды |— -

Приложенное
Источник
РУФ излучения
^макс = 23кВ
Wc=115kA
ВЧ (13,56 МГц)
электрод
1 поле {Bj.) АнализаторТомсона
на основе метода
парабол
Масштаб
Рис. 18.2. Ионный диод с магнитной изоляцией ускорителя Nereus [18]. Ионы
вытягиваются с поверхности искрового источника в виде полого кольцевого пучка
вдоль оси диода.

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы 405
Таблица 18,1, Состав ионного пучка для искрового источника с анодами,
?аполненными различными полимерными диэлектриками ^) [14]
Материал
Ионы
Н+ D* с*'^*-'* О* 2* Прочие
Эпоксидная смола
(CgHnO)
Полистирол (СН)
Воск (СН2)
ДейтерированныЙ
полистирол (CD)
28 -
20 -
67 -
62
66
29
7
6
1
3
8
3
8
15
52
14
11
а)
Цифры в таблице — содержание (<№) ионов каждого типа в пучке.
ускорителе Nereus [17] с использованием диода с магнитной
изоляцией [13]. На рис. 18.2 изображена схема установки для этих
экспериментов. Данный диод дает несфокусированный кольцевой пучок,
который подвергается различной диагностике. Поскольку главная
цель состояла в определении ионного состава, диодная камера
была оборудована масс-анализатором Томсона, основанным на
методе парабол. Имелось также оборудование для очистки поверхности
анода с помощью тлеющего ВЧ-разряда. В первых экспериментах
определяли ионный состав в случае полимеров, обычно
используемых в искровых источниках. В табл. 18.1 представлено содержание
различных ионов в пучке без подготовки поверхности. Результаты
показывают, что соотношение протонов и ионов углерода
соответствует составу нанесенного материала. При замене недейтерирован-
ного полистирола на дейтерированный было обнаружено, что
примерно 1/3 пучка представляет собой поверхностные загрязнения.
Результаты, приведенные в табл. 18.1, показывают, что пучок
однотипных ионов нельзя получить от искровых источников,
работающих при комнатной температуре. С целью увеличения доли
протонов применили очистку в тлеющем разряде поверхности
обычного анода, покрытого эпоксидной смолой. Эти результаты
приведены в табл. 18.2. С помощью очистки в тлеющем разряде
в среде водорода перед началом работы ускорителя Nereus можно
увеличить содержание протонов до 70% и значительно уменьшить
долю углерода. По-видимому, это связано с образованием метана.
Данные табл. 18.2 также показывают, что если тлеющий разряд
прекращается за 3 мин до начала работы устройства, то
поверхность возвращается в исходное состояние.

406 ^ Глава 18
Таблица 18.2. Влияние тлеющего разряда на состав ионного пучка
от искровых источников с анодами, заполненными эпоксидной смолой ^) [14]
Ионы
Обработка
j^+ ^ + .2+3+ О^^^ Прочие
(в том числе
AI)
Без обработки
Разряд в Н2, без задержки
Разряд в Н2, задержка 1 мин
Разряд в Н2, задержка 3 мин
Разряд в Аг, без задержки
Разряд в 02, без задержки
Разряд в 02, задержка
1—10 мин 23 23 22 32
28
70
54
26
45
36
62
10
34
62
13
17
7
5
6
3
14
5
3
15
6
9
27
42
d)
Цифры в таблице — содержание (%) ионов каждого типа в пучке
Первый литиевый искровой источник потребовался для
экспериментов с импульсами мощности в PBFA II. Этот неоптимизирован-
ный источник позволил приобрести опыт работы с Li-ионными
диодами и развить методы непротонной диагностики, В другой серии
экспериментов исследовался ряд литийсодержащих диэлектриков,
включая LiF, Lil, LiNOs и LisN, для изготовления анода в таком
же приборе, как на рис. 18.2. Этот эксперимент с хорошим
контролем и диагностикой позволил сравнить состав ионного пучка для
различных литиевых материалов. В этом эксперименте также
применялись методы получения чистых поверхностей, в том числе
очистка в тлеющем разряде, прогрев в вакууме и получение
источника in situ с помощью напыления в вакууме. Главным средством
диагностики ионов был масс-анализатор Томсона, основанный на
методе парабол. Аноды, заполненные фторидом лития и нитридом
лития, изготавливались посредством напыления тонкого (==3 мкм)
покрытия на анод с канавками, заполненными эпоксидной смолой.
Нитрат лития и йодид лития вплавлялись прямо в канавки анода.
В табл. 18.3 приводятся составы ионного пучка для различных
материалов и видов обработки анода. Неочищенный, покрытый
LiF и заполненный эпоксидной смолой анод дает содержание ионов
лития 28*Уо. Очистка этой поверхности в тлеющем разряде
увеличивает содержание Li ^ до более чем 50*Уо и снижает содержание
ионов углерода и фтора. Прогретый, но не очищенный источник с
LiNOs дает состав, близкий к полученному ранее в ускорителе Pro-

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы 407
Таблица 18.3. Состав иоииого пучка в литиевых искровых источниках
с очисткой внутри диода и без нее *) [18]
Ионы
Источник, обработка
ц+ II* с^.2+ F+ N* О* Прочие
LiF/эпоксидная смола;
без очистки
LiF/эпоксидная смола;
очистка в тлеющем разряде
L1NO3; 473 К
LiNO^; 473 К + очистка
в тлеющем разряде
Lil; без очистки
Lil, 473 К + очистка
в тлеющем разряде
28
85
27
18
5 —
18 — —
52
19
52
39
20
24
1
36
3
26
1
12
9
—
——
—
—
6
13
—
3
17
26
2
13
8
7
11
— — 3
J)
Цифры в таблице — содержание (%) ионов каждого типа в пучке.
to-I [19]. В предшествующих экспериментах с использованием LiF
при токах 40—50 А/см^ был получен пучок с более высоким
содержанием ионов лития [20]. Источником, обеспечившим пучок с
наивысшим содержанием Li^, явился нагретый Lil, обработанный в
тлеющем разряде. Согласно работе [18], содержание ионов Li ^ 68
и 85% для LiF и LisN соответственно достигается в том случае,
когда материалы осаждаются из паров на поверхность после того,
как диод откачан. Однако приготовить такие поверхности в
PBFA II было бы очень трудно. Материалы Lil и LiNOs
чрезвычайно гигроскопичны, и поэтому в качестве первого литиевого
источника для PBFA II был выбран LiF. К настоящему времени
несколько анодов, покрытых неочищенным LiF, использовались в PBFA II
и дали общую мощность ионного пучка, составляющую около 1/3
от получаемой с источником, имеющим эпоксидное заполнение.
Эксперименты с ускорителем Nereus выявили некоторые
ограничения, свойственные литиевым искровым источникам: литийсодержа-
щие источники, подвергнутые очистке, дают менее 1/3 ионного
тока углеводородных источников без очистки; имеется значительное
отставание появления ионного тока относительно импульса
напряжения.
В заключение отметим, что искровые источники просты в
использовании и удобны в экспериментах с диодами, однако, как
правило, они дают ионы многих типов, относящиеся как к материалу

408 ' Глава 18
подложки, так и к загрязнениям поверхности. Другой основной
недостаток таких источников — неустранимая пауза между
приложением ускоряющего напряжения и появлением ионного тока. Эта
пауза, обычно составляющая несколько наносекунд, обусловлена
сложным механизмом формирования плазмы.
18.2.2. Источники с анодом, подвергаемым криогенному
охлаждению
Несколько лет назад исследователи из Токийского
технологического института предложили конструкцию источника с анодом,
который подвергается криогенному охлаждению и на поверхность
которого можно намораживать различные материалы [21]. Хотя этот
источник является по существу искровым, при охлаждении анода
жидким гелием он позволяет получать высокочистые пучки Хе, Кг,
О, Аг, N, Ne, Н или D; пучки Н и(или) D без загрязнения углеродом
могут быть получены из льда НгО или DzO при охлаждении
жидким азотом. Кроме того, такие источники могут работать в
режиме повторения импульсов [22]. Источники создаются на месте
посредством охлаждения анода в вакууме и последующего ввода
требуемою газа, который намораживается на поверхность анода.
Первые эксперименты, в которых использовался ускоритель низких
энергий и поверхность анода в виде льда Н2О или DzO, показали
способность таких источников давать ток 7 А/см^ для Н ^ и
5 А/см^ для D^ при напряжении на диоде 80 кВ [21].
Исследователи из Токийского технологического института
продолжали совершенствовать свое экспериментальное оборудование.
Сейчас у них есть вытягивающий диод с магнитной изоляцией,
который может давать ионный пучок при 500 кэВ с общим током
560 А. Устройство может работать в режиме повторения с
частотой 0,2 Гц, при этом анод охлаждается либо криостатом до 20 К,
либо установкой на жидком гелии [23]. В серии экспериментов [24]
с разными типами льда были получены различные ионы: Н^ из
Н2 при 5 К, Аг^ из Аг при 30 К, С^ и О^ из СОг при 80 К й
N ^ из N2 при 20 К. Измеренная плотность тока таких источников
во всех случаях превосходила значения Чайлда—Ленгмюра,
соответствующие приложенному напряжению и расстоянию катод—
анод. При сравнении данных о времени пролета Н ^ из Hz для
искрового источника с полимерным заполнением, работающего при
комнатной температуре, было установлено, что получен особо
чистый пучок Н ^. Недавно [23] были созданы азотные источники на
основе льда N2 при 20 К. К такому источнику присоединяется масс-

Источники легких ионов для синтеза с и1^рциальньш удержанием плазмы 409
анализатор Томсона, основанный на методе парабол. В
полученном пучке содержание ионов N ^ близко к 100*!7о, а протоны и ионы
углеродных загрязнений не были обнаружены.
Кроме измерения состава пучков в различных источниках,
сотрудники Токийского технологического института внесли большой
вклад в понимание работы искровых источников [25, 26]. Они
измерили плотность электронов в области катод—анод, временную
зависимость интенсивности излучаемого света, однородность
источника, расширение прианодной плазмы и зависимость времени
включения от температуры. К важным результатам относится то,
что плотность плазмы возрастает с ростом температуры анода, а
время включения уменьшается с ростом температуры. Оба этих
эффекта можно объяснить десорбцией большего количества
нейтральных частиц при повышении температуры, благодаря чему большая
доля плазмы формируется посредством лавинной ионизации.
Источники с охлаждаемым до криогенной температуры анодом
могут использоваться для получения чистых пучков ионов многих
типов при больших плотностях тока. Кроме применения
источников легких ионов в системах термоядерного синтеза с инерциаль-
ным удержанием плазмы, эти источники можно было бы
использовать в таких непохожих устройствах, как газовые лазеры или
аппараты для отжига полупроводников [22].
18.2.3. Жидкометаллические источники с
электрогидродинамической накачкой
в одном из наиболее перспективных источников лития для
PBFA II происходит испарение ионов Li ^ в сильном поле с
поверхности жидкого лития. Согласно теории [27], такой источник с
электрогидродинамической (ЭГД) накачкой мог бы удовлетворить
требованиям, предъявляемым к источнику для PBFA II, т. е. быть
чистым, однородным источником с большой поверхностью,
способным давать ток 5 кА/см^ и производить ионы через
несколько наносекунд после того, как приложено ускоряющее напряжение.
На рис. 18.3 показана схема процесса получения ионов. Когда
к поверхности жидкости приложено электрическое поле,
электрогидродинамическая неустойчивость возникает, если силы
электрического поля больше сил поверхностного натяжения (рис. 18.3, а).
Неустойчивость проявляется через движение жидкости, которое
приводит к формированию на поверхности жидкости ряда
заостренных выступов (рис. 18.3, б). Временные и пространственные

410 ^ Глава 18
к
Вакуум
Жидкий металл
Рис. 18 3. Схема образования жидкометаллического ионного источника с ЭГД
накачкой, а — электрогидродинамическая неустойчивость на поверхности возникает,
когда силы электрического поля превосходят силы поверхностного натяжения
(показана длина волны основной неустойчивости); б — с ростом неустойчивости
формируются заостренные выступы; когда растущее электрическое поле достигает
на выступах значения около 100 МВ/см, начинается испарение ионов в сильном
поле
характеристики неустойчивости определяются временем роста т и
длиной волны X наиболее быстро образующегося типа колебаний
и сильно зависят от величины приложенного электрического поля.
Электрическое поле резко усиливается на концах заострений. Когда
оно достигнет величины около 100 МВ/см [28], начнется испарение
ионов в сильном поле, как в случае некоторых жидкометаллических
ионных источников (гл. 15). Результаты линейного анализа
показывают, что длины волн, соответствующие расстоянию между
эмиттерами, составляют менее 1 мкм, а время роста — менее 1 не для
электрических полей, используемых в PBFA II (10—20 МВ/см).
Согласно выводам полного нелинейного анализа поверхности
жидкости, ионная эмиссия начинается через менее чем утроенное время
роста, соответствующее линейному анализу (3 не), при приложенном
поле 20 МВ/см [29] и начальной амплитуде волны 1 нм. Были
рассчитаны также эффекты пространственного заряда в случае многих
эмиттеров, а также расходимость пучка [30]. Расчеты показывают,
что при приложенном электрическом поле 10 МВ/см расходимость
ионного пучка должна быть менее 6 мрад, а пространственный
заряд не должен заметно влиять на ток каждого отдельного
эмиттера. В теоретической работе сделан вывод, что пассивный
жидкостный источник с ЭГД накачкой должен давать ток 5 кА/см^ для
Li "^, иметь время включения не более 3 не и обеспечивать
расходимость выходящего пучка менее 6 мрад.
Теория была также распространена на жидкий нитрат лития
LiNOs, ионную соль с низкой температурой плавления. Хотя
ионная ЭГД эмиссия в случае одного острия не изучалась для LiNOs»
ее наблюдали для бората лития [31], также являющегося изолято-

Источники легких ионов для синтеза с ытрциальным удеротнием плазмы 411
ром. В этом стационарном одноэмиттерном источнике содержание
ионов лития составило 80*!7о.
Был выполнен эксперимент для определения того, образуется ли
на большой поверхности многоострийная конфигурация, и для
сравнения длин волн и времени роста с ЭГД теорией [32]. В этом
эксперименте электрические поля прикладывали к поверхности
различных жидкостей. Использовались слабые поля, такие, чтобы
доминирующие длины волн находились в сантиметровом диапазоне
и могли быть легко измерены. При площади поверхности 600 см^
результаты показывают многоострийную конфигурацию. Длины
волн для воды и этанола, измеренные в зависимости от
приложенного электрического поля, находятся в превосходном согласии с
линейной теорией, а время роста согласуется с нелинейным анализом,
который внушает больше доверия в случае источников с ЭГД
накачкой, имеющих большую поверхность.
Еще до начала экспериментов с ионным диодом нужно было
найти способ обеспечить вертикальную поверхность жидкости на
аноде (рис. 18.1). Был найден удачный прием, заключающийся в
том, что жидкость размещается в пористом или спеченном
материале. Пористый материал может быть пропитан заранее или
наполнен на месте с помощью капиллярного эффекта из резервуара,
размещенного около нижней части анода [33].
i Как часть программы по разработке ионного источника с ЭГД
[накачкой для PBFA II проводятся эксперименты на ускорителе низ-
\ ких энергий PI-110A с анодами, заполненными жидким литием и
жидким нитратом лития [34]. Этот ускоритель работает при
амплитуде напряжения 1,5 MB, амплитуде тока 30 кА и длительности
импульса 24 не. Ускоритель снабжен магнитно-изолированным
диодом, геометрия вытягивания которого очень похожа на
геометрию, изображенную на рис. 18.2. Хотя в ускорителе PI-110A не
достижимы электрические поля 10 МВ/см, проведенные
эксперименты позволили опробовать методы получения анодов, заполненных
нагретой жидкостью. Поскольку максимальное достижимое
приложенное поле составляло 2 МВ/см, для его увеличения были
применены аноды с текстурированными поверхностями.
Все аноды, использованные в экспериментах, имели кольцевую
форму. Активная поверхность анода составляла 42 см^. Лицевая
сторона анода размещалась поперек диода между наружным
катодом диаметром 10,4 см и внутренним катодом диаметром 7,4 см.
На рис. 18.4 показаны две основные конструкции анода,
примененные в экспериментах.
Анод первого типа (рис. 18.4,<7) был разработан Инженерно-

412
Глава 18
а
б
Рис. 18.4. Две конструкции цилиндрического анода, использованного с
вытягивающим диодом в ускорителе Р1-П0А [34]. а— нагреваемый анод,
разработанный в ЕТЕС; б— нагреваемый анод, в котором жидкость находится в
пористой металлической вставке. © 1987 ШЕЕ. / — держатель анода; 2 ~
кольцевой нагреватель; 3 — медная подложка; 4 — крышка; 5 — Заполненная
литием спиральная канавка (шаг 100 мкм, глубина 100 мкм); 6 — пористая вставка
из нержавеющей стали; 7— корпус анода.
техническим центром по энергетике (ЕТЕС). В этом аноде медная
подложка для жидкого лития была изготовлена путем проточки
спиральной канавки, имеющей шаг 100 мкм и расстояние от
выступа до впадины около 100 мкм. При частичном заполнении
жидкостью эта конструкция обеспечивает рост поля примерно в 3 раза,
что увеличивает вероятность появления ЭГД нестабильности в
течение импульса ускорителя. Слой расплавленного лития
распространялся по нагретой подложке.
В аноде второго типа (рис. 18.4,6) жидкость содержалась в
пористой вставке из нержавеющей стали. Вставка толщиной 1,5 мм
и пористостью 50970 пропитывалась жидким литием или жидким
нитратом лития. Пропитанная вставка помещалась в оправке из
нержавеющей стали или меди.
Анодом третьего типа был искровой источник с заполненными
эпоксидной смолой канавками. Такой анод использовался в опытах
с магнитно-изолированными диодами, включая упомянутые выше
эксперименты с Nereus [14, 18]. Анод с эпоксидным заполнением
использовался для проверки характеристик ускорителя, а также в
качестве базового устройства для сравнения результатов,
полученных с другими анодами.

Источники легких ионов для синтеза с инерциадьным удержанием плазмы 413
Таблица 18.4. Состав ионного пучка в экспериментах с использованием различных
конструкций анода ^) [34]
Тип или
заполнитель
Эпоксидная
смола
ЕТЕС 4
ЕТЕС 5
LiNOa
LiNOs
Li
" Данные о
IEEE.
Материал
корпуса анода
А1
Си
Си

Нержавеющая сталь
Си

Нержавеющая сталь

Температура, К
293
505
442
544
564
414
содержании ионов в пучке
82
82
•
90
69
96
получены
Содержание
Н^
71
1
р + 2 +
13
2
ионов, %
N + .2-
12
4
2
2
4
0+.2 +
2
12
12
7
27
3
с помощью анализатора Томсона. © 1987
Основной целью первых экспериментов было измерение состава
ионов, получаемых от каждого из различных типов анодов. Кроме
этого, ожидалось, что различия электрических сигналов от анодов
с эпоксидным заполнением и анодов, заполненных составами на
основе лития, помогли бы пониманию механизма получения ионов.
Сводные данные о составе ионов, полученных с различными
анодами, приведены в табл. 18.4. Все аноды на основе лития дали
очень высокую концентрацию ионов лития (от 69 до 96*!7о), а аноды
с эпоксидным заполнением дали состав, обычно наблюдаемый у
анодов этого типа. С анодами ЕТЕС была сделана попытка
провести эксперименты при температурах ниже и выше температуры
плавления лития 453 К. На основе визуального наблюдения
поверхности непосредственно перед импульсами кажется сомнительным,
чтобы поверхность была жидкой даже при температурах выше
453 К. Предполагается, что литий вступал в реакцию с остаточным
газом или подложкой и оставался в твердом состоянии в течение
импульса напряжения. В случае анодов с нитратом лития оба
эксперимента были выполнены при температуре выше точки плавления
533 К для LiNOs. Причина наблюдаемого различия в содержании
лития неизвестна. Высокое содержание ионов лития при
использовании нитрата лития согласуется с предварительными
результатами предыдущего эксперимента [33]. Самое высокое содержание ио-

414
^ Глава 18
нов лития, согласно измерениям при помощи анализатора Томсо-
на, основанного на методе парабол, было получено с помощью
анода из заполненной литием пористой нержавеющей стали, в
котором литий был твердым. Этот источник давал более 90*!7о ионов
лития. Однако данные этих экспериментов не позволяют выявить
механизм образования ионов.
В следующем эксперименте [35] состав пучка и токи ионов
измерялись для лития и нитрата лития в зависимости от температуры,
начиная с комнатной и до превышающей точку плавления. По
результатам эксперимента были сделаны следующие выводы. 1.
Полный ионный заряд, т. е. интеграл по времени от ионного тока, не
зависит от температуры. 2. Состав пучка не зависит от
температуры. Для анодов, заполненных LiNOs, пучок содержит 73*!7о Li^,
21*Уо О "^ и ЗЩ N"^. Аноды, заполненные литием, дают 95*!7о Li "^
и 2Щ С^. 3. Ионный пучок ограничен пространственным зарядом:
J/JcL — 3. Проводились эксперименты с использованием пористых
анодов из нержавеющей стали с осажденным слоем LiF толщиной
1—5 мкм. Эти аноды давали 80*!7о Li "^. Эксперименты, в которых
используется этот источник с более сильным полем, проводятся в
настоящее время на PBFA П.
Результаты экспериментов на PI-110A обнадеживают тем, что
был получен пучок Li ^ с высокой чистотой. Были предложены
различные механизмы образования ионов [34], однако в настоящее
время неясно, какие именно механизмы описывают реальный
процесс. Продолжаются эксперименты, направленные на то, чтобы
определить, связано ли образование ионов с ЭГД механизмом.
С помощью пассивных жидкометаллических источников с ЭГД
накачкой возможно получение чистого однородного пучка ионов
лития. Первоначальные эксперименты на PBFA II были
неудачными, поскольку применяемый диод (рис. 18.1) был несовместим с
нагретыми анодами. Катушки, формирующие поле на аноде, не
выдерживали высокую температуру анода. Были изготовлены водоо-
хлаждаемые катушки, и в настоящее время эксперимент
продолжается. На рис. 18.5 приведена фотография нефокусирующе-
го ЭГД анода для PBFA II. Активной поверхностью является
пористая нержавеющая сталь, которая заходит в резервуар,
находящийся в нижней секции анода. Резервуар наполняется твердым
LiNOs до размещения в центральной части PBFA II. После вакууми-
рования диода анод нагревается выше температуры плавления
LiNOs (выше 533 К), так что LiNOs будет расплавляться, а затем
благодаря капиллярному эффекту пропитает пористый материал,
что обеспечит вертикальную пов^)хность жидкости.

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы 415
Рис 18 5 Фотография анода ЭГД типа для PBFA U Резервуар в нижней части
содержит твердый L1NO3. При нагреве анода соль плавится и благодаря
капиллярному эффекту насыщает пористый материал, формируя таким образом
вертикальную поверхность жидкости, из которой можно извлекать ионы Анод
имеет на внешней цилиндрической поверхности шесть нагревательных элементов
18.3. АКТИВНЫЕ ИСТОЧНИКИ
Активным называется такой ионный источник, в котором при-
анодная плазма получается с помощью внешнего источника до
начала основного импульса ускорителя. Потенциальное
преимущество активных источников перед обычно используемыми
искровыми источниками обусловливают следующие возможности [36]: 1)
уменьшения паузы между началом импульса тока и импульса
напряжения; 2) контроля состава и степени чистоты ионов в
источнике; 3) сведения к минимуму числа нейтральных частиц, являющихся
причиной преждевременного замыкания диода; 4) контроля
пространственной равномерности источника; 5) сведения к минимуму
износа источника, что допускает многократные импульсы и даже
режим повторяющихся импульсов.

416 ^ ^>^flefl ^*
Большинство ранних работ по активным источникам было
направлено на получение объемной плазмы с целью равномерного
заполнения области между катодом и анодом в ионных диодах типа
AMPFION [37]. Для таких диодов необходимая плотность плазмы
составляла около Ю^^см"^ и требовалась равномерность около
10%. Один из первых использовавшихся источников плазмы
представлял собой пушку с направляемой магнитным полем углеродной
плазмой, приводимую в действие с помощью импульсных низкоэ-
нергетичных конденсаторных батарей [38, 39]. Такая пушка
производила от 10^^ до 10^^ многозарядных ионов углерода, движущихся
со скоростью около 10 см/мкс. В подобных (как правило,
коаксиальных) устройствах плазма формируется с помощью
поверхностного пробоя по покрытому графитом изолятору. В первоначальных
экспериментах с диодом AMPFION [37] шесть таких плазменных
пушек давали плазму с плотностью от 3 до 6 • 10^"* см ~^ и составом
40970 С "^, 40% С^ "^ и 15% Н "^. Основная трудность при
использовании этих пушек для предварительного заполнения плазмой
заключалась в неоднородности заполнения. Хотя пушки с углеродной
плазмой не давали требуемой плазмы для ионного диода, они
широко использовались для уменьшения предварительного импульса
в экспериментах с ионным диодом [40] и в качестве источника
плазмы в плазменных переключателях [41]. Чтобы получить более
однородную плазму в плазменных диодах, был разработан источник
с цепочкой покрытых графитом разрядников, в котором
происходило около 10^ дискретных разрядов [37]. Похожий многоточечный
источник плазмы был применен для получения дейтериевой плазмы
плотностью около Ю"* см~^ с использованием титановых
электродов, насыщенных дейтерием [42]. Основная проблема таких
источников заключается в том, что ток протекает через расширяющуюся
плазму, как через шунт, ограничивая тем самым ее плотность.
Несколько других активных источников использовались в
ионных диодах различных типов, таких, как заполнитель азотной
плазмой для отражательного триода [43], отражательный диод с пинч-
эффектом, в котором плазма создается лазером [44], и
псевдоискровой диод [45]. Однако поскольку большинство систем для
термоядерного синтеза с использованием легких ионов базируются на
применении диодов с магнитной изоляцией, в дальнейшем
рассматриваются активные источники, совместимые с диодом с магнитной
изоляцией.

Источники легких ионов для синтеза с ииерциальным удержанием плазмы 417
18.3.1. Источники с накачкой рентгеновским
и ультрафиолетовым излучением
Первоначально импульсные сильноточные поверхностные
разряды изучались в качестве источников интенсивного УФ излучения
для лазеров накачки [46] и исследований по рентгеновским лазерам
[47]. В Национальной лаборатории Сандия с 1984 г. проводились
работы по определению характеристик этих источников и
возможности получения уровней мощности, достаточных для предиониза-
ции или очистки анодных поверхностей. Модельные эксперименты
[48] на одиночном вакуумном источнике с накачкой рентгеновским
и ультрафиолетовым излучением (РУФИ), состоящем из двух
медных электродов, разделенных зазором 5,5 мм, и питаемым от
конденсаторной батареи, показали эффективность (энергия РУФИ/
затраченная электроэнергия) от 1,5 до 3,2*!7о. Полученный
максимум интенсивности (энергии) составил 80 МВт (60 Дж).
Испускаемое УФ излучение определялось в четырех областях спектра: 4—8,
10—20, 20—70 и выше 70 эВ. Максимум интенсивности находился
в области 10—70 эВ. На основе этих экспериментов была
разработана рентгеновско-ультрафиолетовая (РУФ) система, испытанная
на диоде с магнитной изоляцией для PBFA I [49, 50]. В
эксперименте 16 разрядов от 8 конденсаторных батарей облучали всю
поверхность анода с эпоксидным заполнением с интенсивностью около
60 кВт/см^. Было обнаружено, что РУФ освещение, изменяющее
характеристики диода, приводит к двум следующим эффектам.
1. Обычно ток в диоде не протекает в течение 5—20 нс после
начала основного импульса ускорителя. При РУФ облучении в
диоде наблюдались диодный и ионный токи в течение
предварительного импульса ускорителя напряжением около 200 кВ за 20 не до
начала основного импульса, показывающие, что искровые РУФ
разряды генерировали плазму в диоде или около него, которая
была источником ионов, ускорявшихся, как только появлялось
заметное ускоряющее напряжение.
2. Работа с РУФ облучением приводит к связыванию большей
энергии в диоде на ранних стадиях развития главного импульса,
чем работа без него. В среднем при работе с РУФ облучением через
диод проходил заряд, на 10 мК больший, чем при работе без него,
в течение 10 не после того, как импульс напряжения, возрастая,
проходил уровень 1 MB. Однако, поскольку при обычной работе на
диоде связывается заряд более 100 мК при напряжениях выше 1 MB
в течение импульса, дополнительный заряд, связывавшийся
благодаря РУФ облучению, не производил заметного влияния.

418 ' Глава 18
Серия экспериментов с РУФ облучением была выполнена также
на ускорителе Nereus [51]. В этих экспериментах анод, покрытый
LiF и очищенный в тлеющем разряде Аг/Ог, подвергался
воздействию РУФИ мощностью 60 кВт/см ^. Суммарная переданная диоду
энергия РУФИ до импульса ускорителя составила 12 мДж/см^.
Благодаря воздействию РУФИ максимум ионного тока через диод
увеличился с 5 до 25 кА; при этом учетверилась энергия пучка,
проходящего через диод. Время задержки ионного пучка уменьшилось
с примерно 25 не без РУФИ до менее 10 не с ним.
Дополнительный ионный ток, обусловленный РУФИ, содержал
очень мало лития и состоял преимущественно из фтора из LiF,
кислорода, предположительно осажденного на анод в разряде Лг/Ог,
а также водорода и углерода с недостаточно очищенных
поверхностей внутри диода. Присутствие фтора в пучке не является
неожиданным, поскольку изучение десорбции LiF, стимулированной
электронами и фотонами, показало, что десорбция фтора из подложки
происходит быстро, что приводит к обогащению поверхности
литием [52].
Интенсивность РУФИ в экспериментах с диодами достаточна
для десорбции нейтральных частиц, и поэтому укорачивается время
получения искровой плазмы. Однако для плавления и ионизации
лития требуется интенсивность около 1 МВт/см^. Недавние
модельные исследования [53], вновь на отдельном источнике, с целью
получения более коротких импульсов РУФИ с помощью
переключающего устройства на базе высокочастотного конденсатора
позволили получить максимум интенсивности источника 147 МВт.
Предварительная разработка РУФ системы для PBFA II на основе 12
дуговых устройств обеспечила бы уровень интенсивности 1 МВт/см^
при 300-нс (полная ширина на половине высоты) импульсе. Однако
в настоящее время эксперименты на PBFA II не планируются.
Китамура и др. [54] сообщили недавно об экспериментах, в
которых изучалось влияние УФ излучения на покрытый натрием анод
в диоде с магнитной изоляцией. Натрий был выбран ввиду низких
энергии кристаллической решетки, работы *^выхода и потенциала
ионизации, благодаря чему испарение, фотоэлектронную эмиссию
и ионизацию можно осуществлять с помощью низкоэнергетичных
фотонов. Натрий наносился на анод на месте с помощью
осаждения из паровой фазы. В предварительном эксперименте при
воздействии УФ излучения импульсной ксеноновой лампы наблюдали
увеличение ионного тока. В последующем эксперименте был
применен более мощный источник РУФИ. Эксперимент показал, что
интенсивные ионные пучки получались при использовании РУФИ, и

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы Ф19
пучок содержал более 90% ионов Na "^. Хотя не исключено, что
поверхность подвергается бомбардировке ионами или плазмой от
РУФ источника, авторы убеждены, что образование прианодной
плазмы вызвано облучением фотонами. Для лучшего изучения
этого источника проводятся дополнительные эксперименты; тем не
менее имеющиеся результаты весьма обнадеживающие.
18.3.2. Анод с плазмой пробоя в газе
Группа исследователей Корнеллского университета
разрабатывала источник прианодной плазмы в течение последних нескольких
лет [36, 55, 56]. Недавно стали известны результаты измерений
характеристик источника на их ускорителе LONGSHOT с
параметрами 10^*^ Вт, 1 МКС и 150 кВ, который был снабжен диодом с
магнитной изоляцией. Для получения кольцевой плазмы в источнике
используется напряжение от одновитковой катушки. Испытывающая
воздействие магнитного поля в ускоряющем зазоре ионного диода
плазма остается неподвижной относительно поля. Таким образом,
плазма служит анодом, из которого вытягиваются ионы. На
рис. 18.6 приведена схема, дающая представление об устройстве
диода и источника.
Работа источника происходит в следующей последовательности.
Слабое изолирующее магнитное поле устанавливается сначала с
помощью медленного (время нарастания — Ю^мкс) контура. После
этого открывается быстродействующий затвор с магнитным
приводом для заполнения газом области перед быстродействующей
катушкой. Газ предварительно ионизируется с помощью
расположенных по кругу искровых разрядников. После этого в течение 1 мкс
происходит запитывание быстродействующей катушки, создающей
напряжение около 17 кВ вокруг предварительно созданной
кольцевой плазмы, которое вызывает ток через плазму. Благодаря своей
диамагнитной природе плазма перемещается по направлению к
ускоряющему зазору диода, где останавливается изолирующим
полем диода. Точное положение плазмы определяется отношением
напряженностей быстрого и медленного магнитных полей в то
время, когда к зазору прикладывается высокое напряжение. Работа,
выполненная в Корнеллском университете, дала лучшие
результаты, чем более ранняя работа Хамфриза и др. [57], основной
недостаток которой заключается в том, что плазма не останавливалась
магнитным полем, и поэтому достигалась меньшая плотность
плазмы.

420
%
Глава 18
Рис. 18.6. Конструкция диода, в котором используется аиод с плазмой пробоя в
газе (диод установлен на ускорителе LONGSHOT в Корнеллском университете) [36].
Быстродействующая катушка с магнитным полем создает движущуюся плазму,
которая задерживается перед внешним магнитным поаем, образуя плазменный
анод, примерное положение которого показано на рисунке. Электрическое поле,
приложенное между катодом и плазмой, формирует кольцевой ионный пучок. На
рисунке также показаны линии медленного магнитного поля, создаваемого
катушками, изолирующими диод. 1 — катушки с медленным магнитным полем;
2 — предионизатор; 3 — плазменный анод; 4 — быстродействующая катушка с
магнитным полем; 5 — пучок ионов; 6 — катод; 7 — быстродействующий затвор
с магнитным управлением.
Источник С плазмой пробоя в газе весьма гибок и может
действовать в самых разных условиях. Ионный состав определяется
составом вводимого газа. Изменяя временные характеристики
различных цепей (струйный затвор, предионизатор,
быстродействующая катушка и высоковольтный импульсный генератор), а также
напряжение подзарядки и начальное давление при напуске газа,
можно получить плотность тока ионного пучка 20—200 А/см^. Им-
педансная характеристика диода может быть возрастающей, гори-

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы All
зонтальной или спадающей в зависимости от баланса между током
выводимого пучка и вводимым потоком плазмы [36].
Эксперименты с использованием водорода показали, что чистый
протонный пучок получается при токах больше 100 А/см^,
поверхности около 400 см^ и энергии 75—150 кэВ. Общий ионный ток и
энергия примерно вдвое выше, чем при использовании искрового
источника. В экспериментах с использованием струи азота также
были получены пучки с плотностью тока на уровне 100А/см^.
Другой очень важный аспект связан с тем, что было получено
более 700 импульсов, после чего не потребовалось замены ни одной
из основных деталей конструкции диода.
В Корнеллском университете работают также с активным
источником анодной плазмы из взрывающейся металлической пленки
(EMFAAPS) [58]. В первоначальных экспериментах тонкая (50 нм)
алюминиевая пленка осаждалась на изоляторе на поверхности
анода. С помощью плазменного переключающего устройства часть
тока ускорителя направлялась через фольгу. Под действием тока
пленка испарялась, и в парах металла происходил электрический
пробой, образующий плазму. Данные о времени пролета ионов
свидетельствуют о быстром включении. Источник давал плотность
тока 200 А/см ^ для протонов и 500 А/см ^ для ионов более
тяжелых газов, адсорбированных алюминием. Этот источник, хотя и
не является чистым, имеет заметно меньшее время включения, чем
у других искровых источников. При надлежащей подготовке
поверхности с целью устранения углеводородов и адсорбированных
газов источник мог бы давать ионы одного сорта.
18.3.3. Литиевый источник BOLVAPS/LIBORS
Активный источник ионов лития, разрабатываемый для PBFA II,
называется BOLVAPS/LIBORS [59]. BOLVAPS — это устройство, в
котором создается тонкий слой паров лития вблизи анодной
поверхности с помощью быстрого омического нагрева тонкой пленки,
содержашей литий. После этого пар ионизируется с помощью
процесса LIBORS (лазерная ионизация на основе резонансного
насыщения) [60], в ходе которого формируется плазма, содержащая
однократно ионизированный литий. Принципиальная схема этого
источника для диода с магнитной изоляцией приведена на рис. 18.7.
Поверхность металлического анода состоит из диэлектрика, на
который напыляется тонкопленочный нагреватель из тугоплавкого
металла. После этого на нагреватель напыляется литийсодержащая
пленка. Вместо чистого лития был выбран сплав литий—серебро.

422
%
f
Глава 18
■^^ev -^о*и "*/•«■
—V" «»к-> «Mfc'VJr.^
'-«^--'«"*'^vn^-^ee**4«*«.
Рис. 18.7. принципиальная схема ионного источника BOLVAPS/HBORS для диода
с магнитной изоляцией. Устройство BOLVAPS создает слой нейтрального лития
вблизи поверхности анода, который затем ионизируется с помощью лазерного
процесса LIBORS. 1 — лазерное излучение для ионизации; 2 — пар Li; 3 — пленка,
выделяющая Li; 4 — пленка нагревателя; 5 — керамика; б — поверхностный
источник ионов; 7— линия поля; 8— катушки с током.
поскольку литий очень быстро реагирует с атмосферой, тогда как
сплав LiAg сохраняется в течение нескольких часов. Получение
паров вблизи анода происходит в два этапа. Сначала от батареи
конденсаторов медленно (за несколько миллисекунд) пропускается ток
через нагреватель для расплавления LiAg и удаления
поверхностных загрязнений (при температуре около 1100 К). За этим
импульсом медленного нагрева следует быстрый импульс (1 мкс), который
нагревает LiAg до 1400—1600 К для получения тонкого (толщиной
около 1 мм) и плотного (10^^ см"^) слоя паров лития. Как только
пар создается, он ионизируется в процессе LIBORS излучением
лазера, настроенного на резонансный переход лития (670,8 нм).
LIBORS — это однофотонный процесс столкновений, основанный
на насыщении резонансного уровня. Процесс ионизации детально
исследовался в работах [60—63]. Макилрат и Лукаторто [64] с
помощью 1-МВт лазера на красителях добились почти 95*!7о-ной
ионизации в столбе паров лития. Ионизация осуществляется в ходе про-

Источники легких ионов для синтеза с инерциальньш удержанием плазмы 423
цесса, в котором сначала образуется некоторое количество
электронов посредством фотостимулированной ионизации Пеннинга или
многофотонной ионизации. Затем эти электроны испытывают
суперупругие соударения с возбужденными атомами, в ходе которых
энергия лазерного излучения преобразуется в энергию электронов.
Когда температура электронов достигает примерно 1 эВ,
происходит быстрая и полная ионизация. Поскольку происходит однофо-
тонный процесс с участием резонансного перехода, для ионизации
пара требуется только плотность мощности 10^—10^ Вт/см^ по
сравнению с величиной в несколько ГВт/см^ при многофотонных
процессах.
Для изучения источника BOLVAPS/LIBORS был проведен лабо-
раторный эксперимент. Блок-схема установки приведена на рис.
18.8. Фольга нагревателя из тантала длиной 5 см и шириной 2 см
покрывалась тонким слоем сплава LiAg. Ток от батареи
конденсаторов с большим полупериодом (2,4 мс) проходил через
нагреватель и поднимал его температуру до 1070 К, чтобы расплавить
литиевый сплав и удалить поверхностные загрязнения. Вслед за длин-
Нагретая труба (эталон)
ГФ!?У
Лазер на
красителях
Делитель
пучка
Флюоресценция с
двухфотонной накачкой
16104 А
2р^(Р)
Фильтр линии 6100 А
Световод к
спектрометру с ОМА
Быстрораэ - Конденсатор
ряжающийся с медленным
конденсатор разрядом
Пар Li
/V(e)^<2,0-2,5)-l0^^cM-3
/V (Li) «(1-2) • 10^^ см"^
Танталовая
фольга
Диагностический
лазер
Лазер
6708 А
Рис. 18.8 Блок-схема установки для изучения источника BOLVAPS/LIBORS [59]. Пар
лития образуется при двухступенчатом омическом нагреве танталовой фольги,
покрытой сплавом LiAg. На врезке показаны пучки диагностического лазера и
лазера для процесса LIBORS, пересекающиеся в танталовой фольге, покрытой LiAg.

424
%
Глава 18,
Рис. 18.9. Зависимость плотности числа нейтральных частиц N(U) лития от
расстояния до похшожки d через 5 мкс после начала «быстрого» импульса нагрева
в экспериментах с использованием конденсаторов с быстрым и медленным
разрядом. Точки 2 взяты из экспериментов, проводимых без «быстрого»
конденсатора. Сплошная линия — результат подгонки модельной зависимости,
описанной в [59], к экспериментальным данным. 1 — «быстрый» и «медленный»
конденсаторы; 2— только «медленный» конденсатор; 3— Nix) из 0,935 T(t).
ным импульсом (2 мс) быстроразряжающаяся батарея (полупериод
8 мкс) нагревала фольгу до 1300 К для испарения лития.
Для измерения плотности числа нейтральных частиц лития как
функции времени и расстояния от подложки был разработан метод
флюоресценции с двухфотонной накачкой [65]. Как показано на
рис. 18.8, лазер на красителях настраивается так, чтобы удвоенная
длина волны соответствовала переходу 2S -*■ 3D, после чего
флюоресценция наблюдается на длине волны 610,4 нм (3D -*■ 2Р). В
качестве эталона используется нагретая трубка с литием. На рис. 18.9
показана зависимость плотности числа нейтральных частиц лития
от расстояния до подложки. Была осуществлена подгонка к
полученным данным модели, описанной в [59], и подгоночная кривая
также представлена на рисунке. Кроме того, с помощью
оборудования, указанного на рис. 18.8, была исследована осуществляемая
посредством процесса LIBORS ионизация слоя нейтральных частиц,
полученного в устройстве BOLVAPS. Пучок от лазера на
красителях, настроенного на резонансный переход 670 нм, с помощью
цилиндрической линзы фокусировался в пучок с размерами 0,1 х 1 см
и направлялся сквозь пары лития. Плотность числа электронов
определялась по штарковскому уширению линии атомарного лития

Источники легких ионов для синтеза с инерциальным удержанием плазмы 425
(460,3 нм) [66, 67]. Для этих измерений через нагреватель
пропускался больший ток, посредством чего достигалась более высокая
плотность числа нейтральных частиц, чем показанная на рис. 18.9.
Измеренные плотности числа нейтральных частиц составили от 0,8
до 1,8-10^^ см~^, а результирующая плотность числа электронов —
от 1,1 о 3,3- 10^^ см~^. Таким образом, в пределах погрешности
эксперимента метод BOLVAPS/LIBORS дает почти полностью
ионизированную плазму.
Для PBFA II требуется большая плотность плазмы (10^^ см~^)
в более тонком слое (около 1 мм), чем в этом эксперименте [33].
Результаты первоначального эксперимента BOLVAPS/LIBORS,
кинетическая модель LIBORS [68] и модель, описывающая испарение
по методу BOLVAPS, были использованы для определения
основных деталей источника. Чтобы в тонком слое нейтральных частиц
сохранить высокую плотность, нужно сделать испаряющий
импульс коротким (1 мкс) и нагреть пленку LiAg примерно до 1600 К.
Для получения необходимой степени ионизации лазерная система
должна создавать мощность более 60 МВт на длине волны 670,8 нм.
Все детали, необходимые, чтобы установить BOLVAPS/LIBORS на
PBFA II, были определены, и этот источник был установлен на
PBFA II в 1988 г.
18.3.4, Другие разработки по активным
литиевым источникам
Хотя источник BOLVAPS/LIBORS был первым источником,
установленным на PBFA II, существует несколько других
подходящих источников, которые в основном уже изучены. Одним классом
таких источников являются плазменные среды, получаемые с
помощью лазера. Эти источники основаны на использовании одного
и того же лазера как для фотоиспарения лития с металлической
поверхности, так и для его ионизации. Исследователи в Токийском
технологическом институте [23, 69, 70] использовали 20-нс
рубиновый лазер с регулируемой добротностью (X = 693,4 нм) и 1,8-мкс
лазер на красителях с накачкой от импульсной лампы, настроенный
на резонансный переход в литии (X = 670,8 нм). Они измерили
плотность числа электронов N как функцию интенсивности
лазерного излучения /. Для рубинового лазера было обнаружено, что
N —/^'\ а для лазера на красителях N—1^'^. Плотность плазмы
10^^ см~^ можно получить при 40 МВт/см^ в случае рубинового
лазера, а в случае лазера на красителях — даже при 1 МВт/см^. Это

426 * Глава 18
четко показывает, что в последнем случае плазма частично
образуется благодаря процессу LIBORS, обсуждавшемуся ранее. По оцен-
ке японских исследователей плотность 10 см" , требуемая для
источников легких ионов в системах с инерциальным удержанием
плазмы, может быть получена при уровне резонансной лазерной
энергии, не превышающей 400мДж/см^.
Недавно была завершена серия экспериментов, в которых для
фотоиспарения и ионизации лития применялся лазер на ArF [71].
Этот метод должен оказаться эффективным, поскольку фотоны
лазера на ArF имеют достаточную энергию (6,4 эВ) для однофотон-
ной ионизации лития. К тому же, поперечное сечение ионизации
для этого процесса велико. Был проведен эксперимент, в котором
для облучения литиевых пленок использовался низкоэнергетичный
лазер (200 мДж, 20 не). Плотность числа электронов определялась
из штарковского уширения линии лития. Результаты подтвердили,
что плотность числа ионов лития 10^^ см~^ может быть достигнута
при плотности энергии излучения ArF-лазера менее 200 мДж/см^.
Эти две серии экспериментов показали большую эффективность од-
нофотонных резонансных процессов при получении плазмы, чем
многофотонной ионизации.
Кроме источников, основанных на применении лазеров, был
предложен и изучен потенциально приемлемый для PBFA II
источник на основе поверхностных разрядов. В этом подходе полностью
ионизированная литиевая плазма образуется при импульсном
поверхностном разряде. Во время импульса плазма рекомбинирует в
области расширения, образуя пучок быстро движущихся (см/мкс)
нейтральных частиц, который затем проходит сквозь внешнее
магнитное поле диода. После этого пучок останавливается у
поверхности анода, образуя тонкий слой полностью ионизированной
плазмы. Источник плазмы для диода с магнитной изоляцией должен
состоять из множества таких источников. Эксперименты на
одиночном источнике поверхностного типа показали, что с помощью
этого метода можно получить тонкий (3 мм) слой плазмы с
высокой плотностью (10^^ см"^).
18.4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Обзор существующих и разрабатываемых ионных источников
завершен. Хотя проблему получения интенсивных ионных пучков
широко изучали с начала 1970-х годов, создание источников ионов
одного типа является сравнительно новой областью исследований.

Источники легких ионов для синтеза с инерщалшым удержанием плазмы 427
С 1983 г. основные усилия были направлены на создание чистого
сильноточного источника ионов Li^ для ускорителя PBFA II,
применяемого в системе термоядерного синтеза^^ с инерциальным
удержанием плазмы и использованием легких ионов.
Наиболее простым ионным источником из использовавшихся
раньше в диодах с магнитной изоляцией является пассивный
искровой источник. Основные недостатки этого источника заключаются
в том, что он дает ионы многих типов и имеет характерную для
него задержку ионного тока по отношению к импульсу
ускоряющего напряжения. Приведенные здесь результаты показывают, что
изменить распределение ионов по типам можно с помощью выбора
диэлектрического материала для анода и использования методов
подготовки поверхности, таких, как очистка в тлеющем разряде,
вакуумное обезгаживание и подготовка источника на месте. РУФ
облучение поверхности уменьшает задержку включения искровых
источников. Вполне вероятно, что основные недостатки искровых
источников можно устранить, если использовать комбинацию
различных методов (например, покрытие анода на месте
замороженными газами Н2, D2, N2 и др., составами с литием или металлами
(Na) в сочетании с РУФ облучением).
Весьма многообещающим пассивным источником ионов лития
является жидкометаллический источник с ЭГД накачкой, в котором
ионы образуются при испарении и(или) ионизации в сильном поле.
Согласно теории, этот источник будет удовлетворять всем
требованиям для PBFA II, если приложенное электрическое поле
превысит 10 МВ/см. Эксперименты при низком напряжении
продемонстрировали образование многочисленных заостренных выступов на
большой площади поверхности жидкометаллического анода.
Измеренные длины волн и времена роста неустойчивости согласуются
с теорией. Эксперименты с диодом на ускорителе низких энергий
обнадеживают; однако для окончательной проверки источников с
ЭГД накачкой требуются сильные электрические поля, достижимые
в PBFA II. Сейчас такие эксперименты готовятся.
Активные источники, в которых прианодная плазма получается
до начала ускоряющего импульса, обладают многими
преимуществами перед пассивными источниками, поскольку параметры
источника (состав ионов, плотность их числа и толщина источника)
можно изменять и тем самым оптимизировать характеристики всей
системы. Исследователи из Корнеллского университета разработа-
'* См. также статью K.R. Prestwich et al. 8**" International Conference on High
Power I^uticle Beams. — Novosibirsk, 1990. p. 45. — Прим, ред.

428 ^ Глава 18
ли активный источник, который характеризуется как анод с
плазмой пробоя в газе. Этот источник пригоден для получения чистого
ионного пучка из самых различных газов. К настоящему времени
чистые ионные пучки были получены из Нг и N2.
Несколько активных источников ионов лития предложены для
PBFA IL Описаны результаты и состояние разработки этих
источников. Источник литиевой плазмы BOLVAPS/LIBORS, основанный
на использовании лазера, был выбран в качестве первого активного
источника для изучения в PBFA II.
Хотя в данном обзоре акцент сделан на описании разработки
источника ионов лития для PBFA II, многие из методов получения
ионов, такие, как жидкометаллические источники с ЭГД накачкой
и BOLVAPS/LIBORS, могут быть использованы и для создания
ионов других металлов.

Глава 19
«
Ионные источники импульсных
высокоинтенсивных пучков
с Хамфриз, мл., К. Буркхарт, Л, Леи^^
Высокоинтенсивные ионные пучки имеют большую мощность и
могут быть сфокусированы на малой площади. Для генерирования
таких пучков требуются ионные источники, которые могут
одновременно отвечать зачастую противоречащим одно другому
требованиям высокой плотности тока и малой расходимости траекторий
частиц. Источники с большим потоком, такие, как импульсные
Ш1азменные пушки или вакуумные дуги в парах металлов, обычно
дают плазму со значительной пространственной и временной
неоднородностью потока. Эта неоднородность искажает оптику
обычных систем для вытягивания ионов, уменьшая эмиттанс пучка.
В настоящей главе обсуждаются методы согласования
интенсивных потоков плазмы с вытягивающими системами. Этот подход
включает использование электрически заряженных металлических
сеток, воздействующих на поверхность плазмы у входа в
вытягивающую систему. В отличие от большинства ионных вытягивающих
систем с образованием плазменного мениска [1] в вытягивающих
системах с управляющими сетками устраняется связь оптики пучка
со свойствами источника плазмы. Это позволяет генерировать
сильноточные пучки с малой расходимостью на больших
площадях. Сеточное управление также облегчает генерирование
импульсных пучков с малым временем нарастания тока.
Определения эмиттанса и яркости рассмотрены в разд. 19.1
вместе с требуемыми параметрами источников для инжекции в
линейные ускорители [2] для систем инерциального термоядерного
синтеза [3]. В разд. 19.2 изложены физические принципы работы
вытягивающих систем с управляющими сетками, а в разд. 19.3 —
основные ограничения для их использования. В разд. 19.4 обобщена
работа, вьшолненная в нашей лаборатории на вакуумнодуговом
*'S. Humphries. Jr, С. Burkhart. LK Len Institute for Accelerator and Plasma
Beam Tfechnology, Umversity of New Метасо, Albuquerque, New Mexico.

430 * Гмва 19
плазменном источнике. Экспериментальные результаты по
сеточному управлению и данные по существующим плазменным
потокам приведены в разд. 19.5 и 19.6. Измерения интенсивности
вытянутого пучка и подтверждение того, что вытягиваются
однозарядные ионы данного сорта, для ряда материалов представлены в
разд. 19.7.
19.1. ЭМИТТАНС И ЯРКОСТЬ
Ионный источник данного типа накладывает фундаментальное
ограничение на параллельность траекторий частиц в пучке,
выходящем из ускорителя ионов. Величины «эмиттанс» и «яркость»
количественно описывают понятие «параллельность пучка» [4, 5].
Эмиттанс можно определить, представив диаграмму плотности в
фазовом пространстве (рис. 19.1,аг)'\ Траектории ионов,
перпендикулярные направлению х для определенного места на оси,
представлены точками на диаграмме. Распределение точек обычно
указывается контурами равной плотности. Если перемещения в
направлениях д:, ^ и Z независимы, а все фокусирующие силы
однородны, то площадь распределения пучка в фазовом
пространстве сохраняется во время ускорения.
Рис. 19.1,6 иллюстрирует, как площадь в фазовом пространстве
определяет фокальные свойства пучка. Предположим, что пучок с
размерами границы распределения в фазовом пространстве Ад: и
Арх расширяется и затем фокусируется линзой с фокусным
расстоянием / и диаметром d, В фокальной точке распределение имеет
размеры в фазовом пространстве 5 и {d/fiPz^ Сохранение площади в
фазовом пространстве означает, что
6 - (AxA/7x/A/70(2//rf). (1)
Здесь 5 — полуширина фокального пятна. Уравнение (1)
показывает, что чем меньше фазовая площадь, тем лучше фокусировка,
В экспериментах на ускорителях принято измерять углы
траекторий частиц, х' = dx/dz = Px/Pz- Поэтому поперечное
распределение пучка обычно представляют в координатах х и х' (следовое
пространство) (рис. 19.1, в). Такое представление называется эмит-
танс-диаграммой. Как показано, граница распределения часто уста-
*^ Точка зрения С. Хамфриза, мл. на проблему эмиттанса более подробно
изложена в его монографии Charged particles beams, John Wiley & Sons, Inc., 1990. —
Прим, ред.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
431
в
м ж* S d ж / d X
Рис. 19.1. Поперечные распределения пучка, а — диаграмма в фазовом пространстве
для параметров траекторий в данный момент времени и для осевого расположения;
6 — фокусировка пучка, рассматриваемая в конфигурационном пространстве; в —
диаграмма в «следовом» пространстве с определением эмиттанса. / — контуры
одинаковой плотности; 2 — траектория частицы; 3 — следы траекторий частиц;
4 — линза; 5 — распределение пучка.
навливается в координатах ограничивающего эллипса. Это связано
с тем, что периферические траектории, которые могут пройти
через протяженную линейную фокусирующую систему с
рекомендуемой поперечной границей, описывают эллипс в фазовом
пространстве. Все частицы, относящиеся к распределениям,
укладывающимся в ограничивающий эллипс, могут транспортироваться. Граница
в следовом пространстве для распределения неправильной формы
устанавливается в координатах эллипса минимальной площади,
который ограничивает распределение (рис. 19.1, в). Эмиттанс в
направлении X определяется как
ех = АхАх'.
(2)

432 ' Глава 19
Уравнение (1) можно выразить через эмиттанс:
5 = 2е;с(/-число). (3)
Для линзы /-число (относительное отверстие) равно f/d, В
некоторых случаях эмиттанс определяется как полная площадь эллипса
распределения (irAxAx'). Во избежание путаницы рекомендуется
следующая запись: наличие множителя т перед единицей измерения
указывает, что значение эмиттанса относится к площади в
следовом пространстве, деленной на т. Другими словами, е = Зт-м-мрад
означает, что Ад:Ад:' = 5 • 10"^ м • рад.
Ясно, что эмиттанс не сохраняется во время ускорения.
Сохранение площади в фазовом пространстве означает, что сохраняется
нормализованный эмиттанс (пропорциональный АхАрх):
епх = y(vz/c)ex = ^усх, (4)
Здесь 7 — стандартный релятивистский параметр энергии пучка;
для большинства ионных пучков значение у близко к единице.
Применения пучка заряженных частиц, например, в инерциаль-
ном термоядерном синтезе, требуют фокусирования высокой
плотности тока на небольшой мишени (рис. 19.1, б). Через полуширину
фокального пятна и полный ток пучка плотность тока на мишени
выражается как Jt = //т5^. Если эмиттансы пучка в направлениях
д: и ^ равны, то плотность тока сфокусированного пучка может
быть записана следующим образом:
/ =//(те) V-число)^ (5)
Подобно этому, наибольший поток, достижимый в пучке, может
быть описан яркостью В, определяемой как
В = ЩтгЕ)^ [А/(м^.ср)]. (6)
Сходная величина, нормализованная яркость
Вп = 1/{1сеп)^ = В/фу)\ (7)
сохраняется во время ускорения частиц. Нормализованная яркость
полезна при сравнении источников заряженных частиц для таких
применений, как инерциальный термоядерный синтез и лазеры на
свободных электронах, поскольку выражает качество пучка, не
зависящее от конечной энергии пучка. Результаты измерений
эмиттанса и тока выходного пучка надо экстраполировать к нулевому
значению осевой координаты, чтобы получить нормализованную
яркость источника.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков 433
Использование линейного ускорителя для инжекции ионов в
установках для инерциального термоядерного синтеза накладывает
жесткие требования на плазменные источники в отношении
яркости, воспроизводимости, однотипности частиц и времени
нарастания потока. Для ближайших экспериментов с
многокомпонентными пучками [6—9] необходимы относительно высокие плотности
тока (20—40 мА/см^) ионов с промежуточной массой (А = 20—30).
В дальнейшем будут использоваться тяжелые ионы со значением
массового числа А = 100—200. Площадь одного пучка составляет
10—20 см^; предлагаемые конструкции имеют 16 независимых
пучков. Плазменный источник должен достигать рабочего равновесия
за несколько микросекунд и давать плазму с длительностью
импульса 5—10 МКС. Время нарастания тока вытянутого пучка должно
составлять 0,1 мкс или менее. В идеале не должно быть заполнения
высокоградиентных ускоряющих устройств плазмой или
нейтральными частицами до вытягивающего импульса. Во время импульса
источник должен поддерживать высокую степень пространственной
и временной однородности пучка, чтобы можно было обеспечить
хорошую оптику пучка. В идеале вытянутый пучок должен
находиться в состоянии однократной ионизации, поскольку для
интенсивного ионного пучка большого диаметра разделение по
зарядовым состояниям не может быть выполнено без значительного
роста эмиттанса. Чтобы обеспечить плотность энергии, необходимую
для инициирования термоядерного синтеза, нормализованный
эмиттанс 300-мА пучка, удовлетворяющего требованиям
фокусировки, должен быть меньше, чем бл = 4 • 10 " ^тг • м • рад. Это
значение соответствует нормализованной яркости, превышающей
Ю" А/(м-рад)^. Такая яркость означает, что поперечная энергия
ионов, вытянутых из источника при 20 мА/см^, должна составлять
несколько электронвольт.
19.2. ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ ИОННЫХ
ВЫТЯГИВАЮЩИХ СИСТЕМ С
СЕТОЧНЫМ УПРАВЛЕНИЕМ
Обычная ионная вытягивающая система [10, 11] показана на
рис. 19.2, ff. Постоянный источник (такой, как термоэлектронный
катодный эмиттер в газовой среде) генерирует плазму. Ионный
поток, который можно получить из плазмы, описывается формулой
Бома [12]. Расширяющаяся плазма проникает через одно или более

434
%
Глава 19
•~i
V.
i^'
Рис. 19.2. Обычная ионная вытягивающая система, а — поток ионов плазмы
согласуется с ограниченным пространственным зарядом потоком через промежуток
ускорения; 6 — избыточный плазменный поток. / — плазма, 2 — анод; 3 — катод;
4 — поверхность плазмы; 5 — ионы.
отверстий к высоковольтному промежутку вытягивания, где
приложенное напряжение отделяет ионы от электронов и ускоряет их до
высокой энергии. Условие, что ионная эмиссия происходит от
поверхности нулевого электрического поля, означает, что поток
ионов через ускоряющий промежуток ограничен пространственным
зарядом. Как следствие, форма поверхности плазмы, с которой
происходит эмиссия, определяется балансом между потоками
частиц, описываемыми формулами Бома и Чайлда [13]. При
оптимальном согласовании поверхность плазмы имеет вогнутую форму
внутри вытягивающего отверстия [1]. Происходящая в результате
этого фокусировка компенсирует расширение, вызываемое
пространственным зарядом, что дает параллельный пучок в катодном
отверстии (рис. 19.2,ff).

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков 435
Если существует рассогласование между характеристиками
плазменного источника и промежутка вытягивания, то оптика
выходного пучка искажается. Рис. 19.2,6 иллюстрирует ситуацию, когда
поток плазмы возрастает по сравнению со случаем, показанным на
рис. 19.2, а. Для получения сбалансированного потока создаются
условия для выгибания плазмы в промежуток вытягивания, что
увеличивает площадь эмиссии и уменьшает ширину зазора. В
результате получается расфокусированный пучок. И наоборот, в
результате уменьшения плазменного потока поверхность плазмы
отступает за вытягивающее отверстие, что приводит к
перефокусировке. На свойства пучка могут неблагоприятно влиять изменения
плазменного потока во времени, пространственные изменения
потока между отверстиями и колебания вытягивающего напряжения.
В ионной вытягивающей системе с сеточным управлением
(рис. 19.3, а) проблема согласования решается путем использования
электростатического удержания плазмы источника [14, 15]. Анодом
является сетка из тонкой проволоки, находящаяся под
отрицательным потенциалом относительно источника плазмы. Разность
потенциалов велика по сравнению с кинетической энергией
большинства электронов плазмы. Электростатический потенциал плазмы
ограничивается благодаря контакту со стенками камеры
расширения плазмы и плазменной сеткой. При последующем обсуждении
две сетки, показанные на рис. 19.3, а, называются анодной сеткой
и плазменной сеткой. Воздействие заряженных сеток на поток
частиц из плазмы иллюстрируется рис. 19.3, бив. Электроны
плазмы не достигают анодной сетки; ионы отделяются от электронов
в тонком слое около анодной сетки. Некоторые ионы собираются
анодом. Большинство ионов проходит сквозь сетку к промежутку
вытягивания.
В отсутствие вытягивающего напряжения (рис. 19.3, б)
пространственный заряд ионов приводит к образованию виртуального
анода. В этом случае электростатический потенциал в промежутке
вытягивания возрастает до величины, соответствующей
поступательной энергии ионов. Масштаб расстояния для создания
виртуального анода сравним с шириной вытягивающего слоя. Ионы
изменяют направление движения: они либо возвращаются в плазму,
либо отражаются вблизи анода, а затем поглощаются. Когда
приложено вытягивающее напряжение (рис. 19.3, в), потенциальный
барьер в промежутке вытягивания снижается, что позволяет
некоторым ионам двигаться к катоду. Плотность ионного тока
определяется пределом Чайлда, скорректированным на первоначальную
энергию поступающих ионов.

436
%
Глава 19
П
ь
N
^
h
в
Рис. 19.3. Иллюстрация принципа работы плазменного анода с сеточным
управлением. а — геометрия сеток; 6 — поток частиц и изменение
электростатического потенциала при нулевом вытягивающем напряжении; в —
поток частиц и изменение электростатического потенциала после приложения
вытягивающего напряжения. / — плазменный источник; 2 — плазменная сетка; 3 —
катод; 4 — анод.
Основная роль заряженных сеток — разделение положительно
и отрицательно заряженных частиц, с тем чтобы в промежуток
вытягивания проходили только ионы. Анод в вытягивающей системе
с сеточным управлением действует во многом подобно
термоэлектронному источнику ионов [16]. Хотя ионы постоянно
инжектируются в промежуток вытягивания, поток ионов в вакууме
пренебрежимо мал в отсутствие вытягивающего напряжения. Когда
приложено напряжение, ионный поток растет почти мгновенно до
уровня, определяемого пространственным зарядом. Вытягивание
ионов с сеточным управлением имеет следующие относительные
преимущества.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков 437
1. На поток вытянутого пучка не влияют пространственные или
временные неравномерности в источнике. Это качество является
особенно важным для многопучкового ускорителя с несколькими
плазменными источниками.
2. Промежуток вытягивания не заполнен плазмой до начала
вытягивания и между импульсами при импульсном вытягивании
ионных пучков.
3. Ток можно создать или погасить за короткие промежутки
времени.
19.3. ОГРАНИЧИВАЮЩИЕ ФАКТОРЫ
Существует ряд факторов, которые ограничивают напряжение
между анодом и плазменными сетками, плотность тока и длину
импульса в ионных вытягивающих системах с сеточным
управлением. Основное требование для успешной работы заключается в том,
чтобы напряжение смещения посредством отталкивания электронов
плазмы не позволяло расширяющейся плазме проходить в
промежуток вытягивания. Ясно, что величина напряжения должна
превышать поступательную кинетическую энергию (выраженную в
электрон-вольтах) большинства электронов плазмы. Кроме того,
размер отверстий в сетке должен быть меньше, чем
характеристический размер слоя вытягивания ионов плазмы [17]. Если последнее
условие не выполняется, то плазма может проникать сквозь
отверстия сетки, и происходит свободное истечение плазмы через
отверстие с уменьшенным эффективным размером.
Для предотвращения истечения плазмы в промежуток
вытягивания сеточное напряжение должно быть значительно выше чем
кТе/е (Те — электронная температура плазмы). Это условие следует
из того факта, что тепловой поток электронов в плазме
значительно больше, чем поток ионов. Если ионы имеют поступательную
энергию Et, то отношение электронного и ионного потоков в
плазме бесконечной протяженности приблизительно описывается
формулой [17]
je/ji ^ (1^е/Е;У'^{гт/теУ'^, (8)
Поток плазмы в промежуток вытягивания определяется
направленным движением ионов. Пока на каждый ион, проходящий сквозь
заряженную анодную сетку, может пройти, преодолев ее
электрическое поле, один электрон, поток плазмы существенно не
задерживается. Это означает, что поток электронов должен быть уменьшен

438
Глава 19
100
Рис 19 4 Средняя плотность направленного тока ионов плазмы J, на выходе с
анодной сетки как функция напряжения смещения Vg на ней Вытягивающее
напряжение отсутствует Углеродная плазма, вытягивающая система в 15 см от
дугового источника
В отношении, превышающем отношение, определяемое уравнением
(8). Из теории электростатического зонда [17] известно, что доля
электронов в распределении Максвелла, которые могут проходить
через сетку, находящуюся под напряжением - Vg по отношению к
плазме, определяется формулой
/. ^exp(-eKg/W;). (9)
Объединяя выражения (8) и (9), получаем следующее ограничение
для напряжения смещения анодной сетки, при котором происходит
электростатическое удержание расширяющейся плазмы:
eVg < {-кТе)1п {{кТет./ЕгГПеУ^ (10)
Например, предположим, что Ei = 10 эВ, а кГе = 3 эВ. Эти
параметры типичны для углеродной плазмы, используемой в
экспериментах по вытягиванию пучка с плотностью тока 40мА/см^.
Согласно выражению (10), минимальное сеточное напряжение Vg*
уменьшающее поток плазмы, равно -17 В. На рис. 19.4
представлена зависимость плотности ионного тока, измеренного на выходе
из заряженной эмиттерной сетки, от напряжения смещения. На гра-

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков 439
фике видно первоначальное увеличение тока с ростом напряжения
смещения, вызванное ускорением ионов. Ток ионов начинает
снижаться при напряжении, соответствующем формуле (10).
Уменьшение ионного тока при высоком сеточном напряжении соответствует
скорее электронной температуре 14 эВ, чем величине 3 эВ,
характерной для большей части электронного распределения. Это
происходит потому, что измерение остаточного ионного тока
чувствительно к высокоэнергетичному «хвосту» электронного
распределения. Рис. 19.4 показывает, что электронное распределение имеет
немаксвелловский «хвост». Вообще, мы нашли, что для
уменьшения потока плазмы до пренебрежимого уровня потенциал анодной
сетки не должен превышать -100 В.
Толщина слоя вытягивания ионов из плазмы определяется
теорией электростатического зонда:
т"(^)
1/4\Ьг |3/4
g
Jl
Здесь Vg — напряжение смещения анодной сетки, ji — плотность
тока ионов из плазмы. Если толщина слоя превышает полуширину
отверстия анодной сетки, плазма может проникать через сетку
(рис. 19.5, а). Анодная сетка должна состоять из мелких ячеек,
чтобы управлять плазмой высокой плотности при умеренном
напряжении смещения. В своих экспериментах мы использовали сетку из
нержавеющей стали с полушириной отверстий 5/2 = 0,011 см.
Например, формула (11) дает толщину слоя 0,031 см для
алюминиевой плазмы при jt = 20 мА/см^ и Vg = -150 В. Для
высокоинтенсивного пучка толщина слоя должна превышать ширину отверстий
сетки с большим запасом. В противном случае оптика вытягивания
нарушается. Нарушение поверхности эмиссии приводит к
расходимости пучка на длине порядка размера ячейки сетки, как показано
на рис. 19.5, б. Зависимость микроскопической расходимости пучка
от плотности тока и напряжения смещения сетки в настоящее
время неизвестна. Для определения оптимальной формы эмиссионной
поверхности нужно проводить сложные двумерные вычисления или
численное моделирование.
Напряжение смещения и геометрия сетки также накладывают
ограничения на эмиттанс пучка при фокусировке фасеточной линзой
[18]. Это явление возникает из-за искажения электрического поля
в отверстиях сетки. Соответствующий эффект можно легко
оценить. В предположении нулевого электрического поля снаружи
анода (эмиссия, ограниченная пространственным зарядом), фокусное

440
Глава 19
б
•-5
Рис 19 5 Плазменные эффекты на анодной сетке а — утечка плазмы, б —
нерегулярность поверхности эмиссии 1 — слой вытягивания ионов, 2 — свободно
текущая плазма, 3 — проволока анодной сетки, 4 — удерживаемая плазма
расстояние фасеточной линзы определяется по формуле
/= -4Х,
(12)
где X выражается формулой (11). Угол отклонения для ионов,
проходящих вблизи проволок сетки, расположенных с интервалом Ь
(рис. 19.5), составляет bd/%\. Следовательно, максимальная
поперечная энергия, получаемая проходящими сквозь сетку ионами,
определяется выражением
ДЯ^ ^е|Ку|(6/8Х)^ (13)

Ионные исгтчники импульсных высокоинтенсивных пучков 441
В этом случае также предпочтительна большая толщина
вытягивающего слоя (по сравнению с отверстиями сетки). В качестве
примера рассмотрим эффект фасеточной линзы для ионов алюминия при
yi = 20 мА/см и напряжении смещения на анодной сетке 1^ = - 150 В.
Формула (13) дает значение поперечной энергии АЕ^^ = 1,3 эВ,
находящееся в диапазоне, требуемом для инерциального
термоядерного синтеза с использованием ускорителя.
Эффекты расфокусировки на фасеточной линзе и искажение
эмиссионной поверхности уменьшаются, когда Vg велико. Верхний
предел на напряжение смещения накладывается разрядами между
анодной и плазменной сетками. Напряжение пробоя зависит от
плотности плазмы и длины импульса. Мы обнаружили, что
сеточный пробой зависит от полной энергии, выделенной ионами на
проволоках анодной сетки. Хотя мы с успехом использовали
напряжение смещения до 300 В в случае коротких импульсов,
межсеточное напряжение ограничивалось величиной около 100 В при
длительности импульсов 100 МКС и более. Частота пробоев возрастает
при высокой плотности плазмы; верхний предел плотности для
углеродной плазмы равен примерно 7 • 10^^ см~^. Проблемы
пробоев обостряются, если для генерирования плазмы применяется ваку-
умнодуговой источник с большим зазором. Протяженный дуговой
зазор приводит к выбросам потока и повышению электронной
температуры плазмы. Мы добились хорошей работы с дуговым
зазором 0,8 мм. Хотя вакуумная дуга удовлетворяет существующим
требованиям для инерциального термоядерного синтеза с
использованием ускорителя, другие плазменные источники могут иметь
преимущества для вытягивающих систем с сеточным управлением.
Идеальный источник плазмы должен быть относительно
стабильным, давать ионы с высокой поступательной энергией и электроны
с низкотемпературным максвелловским распределением.
19.4. ДУГОВЫЕ ИСТОЧНИКИ ПЛАЗМЫ
ДЛЯ ИМПУЛЬСНЫХ ионных ПУЧКОВ
в большинстве экспериментов с сеточным вытягиванием мы
использовали вакуумные дуги в парах металлов [19, 20]. Это выгодно
из-за простоты работы, возможности получения большого потока,
воспроизводимости и возможности получения ионов различных
элементов [21—30]. Что касается экспериментов по инерциальному
термоядерному синтезу [31], то вакуумные дуги могут генериро-

442
t
Глава 19
^
ZL.
Fi
,y
5 CM
Рис 19.6. Геометрия дугового источника плазмы. 1 — дуговой анод из
нержавеющей стали и монтажный фланец; 2 — фланец из нержавеющей стали; 3 —
вакуумное сопряжение через стеклянный изолятор; 4 — катододержатель; 5 —
вакуумный токоввод, уплотненный прокладкой круглого сечения, 6 — жесткая
коаксиальная трубчатая система с тефлоновой изоляцией; 7 ~ сменный катод; 8 —
изоляторный искровой источник.
вать ионы, интересные как для ближайших экспериментов (А1^,
С"^), так и для реакторных драйверов (U"^, Bi"^). Обзор физики
и технологии вакуумной дуги дан в гл. 16.
Геометрия источника, удобная для работы с низким
коэффициентом заполнения (отношение длительности импульса к периоду
следования импульсов), показана на рис. 19,6. Плазма генерируется
дугой высокой плотности между изготовленными из нержавеющей
стали анодом с коническим отверстием и катодом. Вид ионов
можно изменить простой заменой катодной вставки. Катод соединен
через балластное сопротивление с цепью формирования импульсов
(типичная длительность импульса Atp - 1(Ю мкс), находящейся под
опорным напряжением. Цепь формирования импульсов заряжена
до напряжения не менее 1 кВ; ток дуги обычно составляет 1(Х)-—
5(Ю А. Источник может быть запущен путем создания
перенапряжения на зазоре последовательно включенным трансформатором
для инициирования взрывной эмиссии плазмы с катода. Этот ме-

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
443
ход требует высокого напряжения (около 50 кВ), но совместим со
сверхчистой системой. В альтернативном методе, разработанном
Брауном [28], используется поджигание поверхностного разряда на
изоляторе вблизи вакуумного зазора для генерирования первичной
плазмы. Этот метод дает надежное зажигание разряда при
умеренном напряжении запуска (не более 20 кВ).
Мы использовали вакуумную дугу в парйх металла для
генерирования разнообразных ионов, в том числе р'^ и с/^, используя
гидрированные титановые катоды. Было обнаружено, что
достигаемая плотность тока пропорциональна току дуги и ширине
вакуумного зазора между электродами. На рис. 19.7 представлены
результаты измерений ионного потока в 10 см от дуги с магниевым
катодом. Даже на относительно большом расстоянии достигаемый
поток был значительным (более 0,1 А/см^), превышая пропускную
способность большинства ионных вытягивающих систем. Мы
работали также с комплексом из шести независимых вакуумных дуг,
что являлось частью программы по созданию
усовершенствованных вытягивающих систем с большим потоком [32]. Этот
комплекс давал поток ионов С ^ с плотностью ионного тока около
1 А/см^ на 10-см удалении.
Времяпролетные измерения для определения состава
расширяющейся плазмы были выполнены с использованием миниатюрного
импульсного ускорителя. При работе с низким коэффициентом
заполнения вначале присутствовали примеси, но после периода
очистки 10—20 МКС плазма состояла полностью из материала катода. В
экспериментах по вытягиванию ионов с сеточным управлением вы-
300
CNJ
о
ISO
Рис. 19.7. Плотность ионного тока J, в
10 см от вакуумной дуги в парах металла
как функция тока дуги н ширины зазора d
для магниевого катода. Ток дуги (А): 300 (У),
600 (2). 900 U).

444
Глава 19
тягивающее напряжение подавалось с задержкой 40 мкс
относительно момента инициирования дуги, чтобы обеспечить очистку
электродов. С точностью до чувствительности детектора частиц
вытянутые пучки состояли из однотипных ионов. Исключением
были эксперименты, в которых отдельные дуги горели при очень
большом токе (около 1 кА). В этом случае образовывались
расплавленные анодные пятна и были обнаружены ионы Fe ^. Для
большинства металлических катодов в неудерживаемой,
расширяющейся плазме была обнаружена значительная доля (10—50%) двух-
зарядных ионов.
Осциллограмма тока дуги и потока плазмы для плазменного
источника с алюминиевым катодом показана на рис. 19.8. Запись
потока производилась в точке, удаленной на 18,5 см от дуги. Время
задержки 20 мкс до подхода плазмы к зонду соответствует
поступательной энергии ионов около 10 эВ. Осциллограмма потока
демонстрирует поведение, характерное для импульсного источника с
дугой в парах металла; при запуске наблюдается первоначальный
выброс плазмы, а затем следует фаза равновесия со случайными
изменениями потока длительностью порядка 5 мкс. Амплитуда из-
Рис. 19.8. Данные измерения плазменного потока при помощи зонда ионного
насыщения в 15 см от дуги при напряжении 3 кВ в цепи формирования импульсов.
Вверху: ток дуги, 200 А/дел. Внизу: плазменный ионный поток, 12,4 мA/cмVдeл,
20 мкс/дел.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
445
менений потока колебалась от 10 до 100<^о, в зависимости от
природы катодного материала и размера зазора. Мягкие материалы,
подобные индию, давали относительно постоянный поток по
сравнению с жесткими материалами, подобными алюминию. Большой
атомный номер приводит к более гладкому потоку из-за разброса
скоростей в течение большего времени пролета до места
измерения. Увеличение дугового зазора обычно приводит к повышению
напряжения дуги и более неустойчивому потоку, что является
признаком нестабильности плазмы.
19.5. ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО ВЫТЯГИВАНИЮ С
СЕТОЧНЫМ УПРАВЛЕНИЕМ
Устройство, которое мы использовали для экспериментов по
вытягиванию ионов с сеточным управлением [33—35], схематически
показано на рис. 19.9. Между дуговым источником и
вытягивающей системой имелась дрейфовая зона длиной 15 см. Дрейфовая
зона служила для трех целей: 1) поток плазмы уменьшался до
уровня, соответствующего примерно двукратному пределу плотности
10 см н
LTT^TX
l^"~t:
^Г^.?
V,.
т;:
Т
Рис. 19.9. Схема устройства для экспериментов по вытягиванию ионов с сеточным
управлением. 1 — жесткий коаксиальный трубчатый токоввод для инициирующей
искры; 2 — герметическое уплотнение; 3 — стеклянный изолятор; 4 — фланец из
нержавеющей стали; 5 ~ заглубленная инициирующая искра; "6 — сменный дуговой
катод; 7 — дуговой анод из нержавеющей стали; 8 — камера расширения плазмы;
9 — вакуумный ввод напряжения анодного смещения; 10 — керамическая прокладка;
И — плазменная сетка; 12 — анод промежутка вытягивания; 13 — катод
промежутка вытягивания; 14— стеклянная вакуумная камера; 15— коллектор
большой площади.

446
Глава 19
тока, ограниченного пространственным зарядом, для 30-кВ
промежутка вытягивания; 2) промежуток вытягивания эффективно
изолировался от нейтральных частиц, исходящих из дуги; 3) отбор из
расширяющейся плазмы ионов, движущихся в нужном
направлении, позволял вытягивать пучок с низкой поперечной
расходимостью.
Геометрия промежутка вытягивания была выбрана так, чтобы
смоделировать управляющий зазор инжектора 2-МВ установки
ускорительного инерш1ального термоядерного синтеза Лос-Аламос-
ской национальной лаборатории [8]. Вытягивающее напряжение до
35 кВ прикладывалось к 1,8-см промежутку импульсами
длительностью 5—10 МКС. Ионные пучки с плотностью тока 40 мА/см^
вытягивали через катодную сетку, состоящую из проволочек
диаметром 0,0025 см, причем пробоев промежутка не наблюдалось.
Мы выполнили эксперименты с целью подтвердить, что
вытягивающая система работает в режиме ограничения
пространственным зарядом при достаточном напряжении смещения на анодной
сетке. На рис. 19.10 представлены результаты, полученные для ду-
Рис. 19.10 Влияние сеточного напряжения Vg на плотность тока вытягиваемых
ионов алюминия. Вверху напряжение вытягивания, 4 кВ/дел. Внизу: плотность тока
вытягиваемых ионов, 6,2 мА/см^дел., 2 мкс/дел. а — К,^ = - 25 В; б ■—
К- ^ ~ 50 В; в — К = ~ 75 В; г — Vg = - 100 В.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
447
ги на алюминиевом катоде. Верхняя линия соответствует
напряжению, приложенному к промежутку вытягивания, а нижняя —
сигналу с коллектора позади катода. Все осциллограммы относятся к
одному и тому же вытягивающему напряжению и одинаковым
характеристикам плазменного источника, но к разным значениям
напряжения на анодной сетке. Рис. 19.10, а получен при низком
сеточном напряжении. После включения вытягивающего напряжения в
коллекторном сигнале появлялся большой пик. Это связано с
предварительным заполнением плазмой промежутка вытягивания.
После запуска сигнал был нерегулярным. Промежуток вытягивания
работал в режиме ограничения параметрами источника; поэтому
вытягиваемый ток повторял случайные колебания потока плазмьк
Уровень потока находился в соответствии с измерениями потока
плазменным зондом. По мере увеличения сеточного напряжения
(рис. 19.10,6 и в) предварительное заполнение плазмой
уменьшалось и сигнал становился более регулярным. При сеточном
напряжении -100 В (рис. 19.10, г) сигнал тока вытягиваемых ионов
достигал постоянной величины на уровне, значительно более низком.
Рис. 19.11. Влияние сеточного напряжения на плотность тока вытягиваемых нонов
ИНДИЯ. Вверху: полный ионный ток, 100 мА/дел Внизу: напряжение вытягивания,
10 кВ/дел. Сеточное напряжение (В) составляло О {а), -50 (б), - 100 (в) и - 150 (г).

448
Глава 19
Рис. 19.12. Плотность тока ионов алюминия как функция вытягивающего
напряжения. Сеточное напряжение - 150 В. Вверху: вытягивающее напряжение, 4 кВ/дел.
Внизу: плотность тока вытягиваемых ионов, 3,2 мА/см^/дел., 2 мкс/дел.
Максимальное напряжение вытягивания (кВ) составляло 4 (а), 6 (б), И (в), 14 (г) и 17 (^)-
чем определяемый параметрами источника. Признаков
предварительного заполнения плазмой не было. Кроме того, поток высокоэ-
нергетичных ионов был относительно независимым от флуктуации
в источнике.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков 449
На рис. 19.11 представлены аналогичные результаты для
индиевой плазмы. При низком напряжении на анодной сетке ток
коллектора (верхняя линия) отражает эффект предварительного
заполнения плазмой до приложения напряжения. Отметим отрицательный
уровень сигнала до импульса напряжения; это вызвано стоком
электронов из плазмы, проникающей через промежуток
вытягивания. Вследствие предварительного заполнения плазмой происходил
пробой промежутка (рис. 19.11, ff). Отметим, что уровень потока
на рис. 19.11, б и в слабо связан с напряжением на промежутке.
Напротив, при высоком напряжении на анодной сетке (рис. 19.11, г)
ионный поток явно управляется напряжением вытягивания.
Небольшой пик в начале потокового сигнала на рис. 19.11, в и г
отражает реальную ситуацию и соответствует распределению скоростей
тяжелых ионов индия, пролетающих 2-см расстояние от анода до
коллектора.
Серия осциллограмм на рис. 19.12 демонстрирует, как ионный
поток контролируется напряжением вытягивания при высоком
сеточном напряжении. Характеристики источника ионов алюминия
поддерживались постоянными, в то время как напряжение
вытягивания поднималось. Для осциллограмм на рис. 19.12, а и б
ограниченный пространственным зарядом поток был существенно ниже
определяемого параметрами источника; ввиду этого
осциллограммы почти идентичны. По мере подъема напряжения поток через
промежуток вытягивания становится сравнимым с потоком
источника, и ионный поток отражает случайные колебания потока
источника. Мы наблюдали, что колебания плотности тока при ее
высоких значениях исчезают, когда поток плазмы возрастает.
19.6. ИЗМЕРЕНИЯ ПОТОКА
Согласно оценке, плотность тока ионов для ближайших
экспериментов по ускорительному инерциальному термоядерному синтезу
должна находиться в диапазоне 10—20 мА/см^. Вытягивающие
системы с сеточным управление! использовались для вытягивания
разнообразных ионов с плотностью тока в этом диапазоне.
Результаты измерений плотности тока вытянутых пучков ионов А1 ''^ и
In ^ при напряжениях вытягивания до 30 кВ приведены на
рис. 19.13. Измерения проводились с использованием щелевого
зонда с электронной ловушкой, чтобы исключить вклад
нейтрализующих электронов и вторичных электронов с коллектора. Наклон
штриховых линий на рис. 19.13 соответствует зависимости V^^^,

450
Глава 19
ло
см
<
20..
10 ..
ъ'.'.
г..
1 -.
0,5..
/ /
▼/
^
5 10
V, кВ
i h-f
20
50
Рис. 19.13. Зависимости средней плотности ионного тока J, от напряжения на
промежутке вытягивания V для ионов АИ и 1п^, Сеточное напряжение—150 В.
Ионный поток хорошо соответствует ожидаемому для 1,8-см
промежутка вытягивания с учетом пространственного заряда. Потоки
ионов индия и алюминия при одинаковом напряжении различаются
в два раза, что согласуется с предположением о влиянии
пространственного заряда.
Данные измерений плотности тока для больших потоков ионов
С ^ приведены на рис. 19.14. Плотность тока, близкая к 50 мА/см^,
наблюдалась для импульсов длительностью 10 мкс без проблем с
пробоем на сетку или через промежуток вытягивания. Достигаемая
плотность тока плазмы превышает это значение приблизительно в
два раза, так что во всем рабочем диапазоне наблюдалась гладкая
форма волны ограниченного пространственным зарядом тока.
Сплошная линия соответствует идеальному вьшолнению закона
Чайлда. Отклонение при низком напряжении вытягивания
согласуется со 100-эВ поступательной энергией ионов, входящих в
промежуток.

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
451
\/, кВ
Рис. 19.14. Зависимость средней плотности ионного тока J, от напряжения на
промежутке вытягивания V для ионов С^ при вытягивании сильноточных пучков.
Напряжение анодной сетки —100 В, длина промежутка 1,49 см.
19.7. ИЗМЕРЕНИЯ СОСТАВА ПУЧКА И ЭМИТГАНСА
Поток ионов из низкоэнергетичной ионной вытягивающей
системы довольно чувствителен к изменениям напряжения инжектора.
Это обстоятельство можно выгодно использовать при измерениях
состава импульсных ионных пучков. Если время нарастания
напряжения вытягивающей системы сравнимо со временем пролета
ионов, в большинстве случаев удаленный от нее детектор ионов будет
регистрировать различные значения плотности тока ионов
определенного типа в различные моменты времени. Характер
группирования ионов по скоростям, который можно предположить исходя из
формы волны ускоряющего напряжения, полезен для
идентификации типов частиц и зарядовых состояний. Типичный сигнал время-
пролетного зонда для ионов алюминия при работе промежутка
вытягивания в режиме ограничения пространственным зарядом
показан на рис. 19.15. Сигнал напряжения вытягивания находится
вверху; зондовый сигнал — внизу. Отметим существенную задерж-
е-т*

452 % Глава 19
*■
Рис. 19.15 Времяпролетный сигнал для ионов алюминия. Расстояние от катодной
сетки до зонда 13 см. Вверху: напряжение вытягивания, 4 кВ/дел. Внизу: выходной
сигнал детектора (некалиброванный), 1 мкс/дел.
ку и чистый сигнал алюминия. Осциллограмма показывает, что
пучок состоит преимущественно из ионов А1"". Если бы
присутствовали примеси двухзарядных ионов алюминия и легких ионов, то их
сигналы были бы достаточно разделены во времени, чтобы можно
было осуществить легкую идентификацию. Похожие результаты
были получены для индия. Измерения для ионов углерода
проводились с детектором, расположенным на расстоянии 70 см от
промежутка вытягивания. Были получены превосходные сигналы, причем
время задержки превышало 1 мкс. Признаков присутствия
многозарядных ионов не наблюдалось.
Генерирование чистых пучков однозарядных ионов из вакуумной
дуги — неожиданный результат. Данные измерений показывают
высокое содержание многозарядных ионов в свободно
расширяющейся плазме вакуумной дуги. Отсутствие многозарядных ионов на
выходе вытягивающих систем с сеточным управлением можно
объяснить тем, что между дуговым источником и местом вытягивания
находится стационарная, электростатически удерживаемая плазма.
Измеренная электронная температура соответствует потенциалу
плазмы в диапазоне 30—40 эВ. Если однократно и двукратно
заряженные ионы источника имеют примерно одинаковую
кинетическую энергию, то многозарядные ионы с меньшей вероятностью
поступают в препятствующую этому плазму. Отсев по зарядовым
состояниям полезен для генерирования пучков со строго определен-

Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
453
10 см
Рис. 19.16. Интегрированные по
времени фотографии изображения пучка
ионов А!"*^ (15 мА/см^) на выходе
КЭУ-детектора расходимости пучка.
а — напряжение между анодной сеткой
и источником плазмы —250 В; б —
сеточное напряжение —100 В.
ным зарядовым состоянием. С другой стороны, этот эффект
может служить препятствием для генерирования пучков
многозарядных ионов.
Мы выполнили измерения расходимости пучка путем замены
катодной сетки на цельную пластину с небольшими отверстиями. Вид
траекторий выпущенных ионов определялся при помощи
канального электронного умножителя (КЭУ). Типичные фотографии,
полученные при расположении детектора на расстоянии 37 см от
пластины с отверстиями, показаны на рис. 19.16. Снимок рис. 19.16. а
получен при относительно высоком напряжении между
плазменным источником и сеткой ( — 250 В) и при высоком напряжении
вытягивания (27 кВ). Пучки образовали четко выраженные круги с
диаметром по кромке около 0,7 см. Интегрированные по времени
пятна имеют относительно небольшой диаметр, что показывает
высокую степень стабильности в области вытягивания ионов с
поверхности плазмы, примыкающей к анодной сетке. Измеренный ра-

454 ^ ^^^^^ ^^
диус пятен, скорректированный с учетом расширения под
действием пространственного заряда, дает значение угла расходимости
пучка Дг' = 6.7 мрад. Угол расходимости соответствует
максимальной поперечной энергии ионов 1.2 эВ. Если предположить, что
найденная угловая расходимость характерна для распределения
в пределах активной зоны анода (го) диаметром 5 см. то можно
оценить эмиттанс вытягиваемого пучка (пренебрегая
нелинейными оптическими эффектами в промежутке вытягивания).
Нормализованный эмиттанс, согласно выражениям (2) и (4), равен
2.5-10"^ ж- м- рад.
Оказалось, что эмиттанс зависит от напряжения на сетке
(между плазменным источником и анодом промежутка вытягивания) в
соответствии с выражением (13). На рис. 19.16.6 показана
фотография, полученная при помощи КЭУ-детектора для того же
напряжения вытягивания (27 кВ), но при напряжении анодной сетки,
сниженном до -1(Ю В. Для данной плотности плазмы толщина
вытягивающего слоя была, согласно расчетам, сравнима с размером
ячеек сетки, что привело к более сильной фасеточной фокусировке
и искажению поверхности плазмы. Отметим расширенное
центральное пятно и выступающие гало на рис. 19.16,6.
Недавние измерения, выполненные для пучков ионов С ''^ с
высокой плотностью тока (более 20 мА/см^), показывают, что
образование виртуального анода может существенно увеличивать
эмиттанс. В условиях вытягивания, ограниченного параметрами
источника, данные измерений эмиттанса соответствовали ранее
полученным результатам. При переходе к вытягиванию,
ограниченному пространственным зарядом, эмиттанс пучка возрос в пять
раз. Переход от ограничения потока параметрами источника к
ограничению пространственным зарядом был вызван как
увеличением потока плазмы, так и уменьшением вытягивающего
напряжения. Воздействие на эмиттанс одинаково в обоих случаях. В
процессе перехода к ограничению потока пространственным зарядом
место вытягивания ионов перемещается с поверхности плазмы
перед анодной сеткой к расположенному за ней виртуальному аноду.
Отклонение ионов неоднородным поверхностным зарядом в
области виртуального анода приводит, по-видимому, к возрастанию
поперечной энергии ионов. Имеющиеся модели не позволили
адекватно объяснить наблюдаемые эффекты. Для определения механизма
увеличения эмиттанса требуется дополнительное моделирование
виртуального анода.

Ионные источники импульсных высотинтенсивных пучков 455
19.8. ВЫВОДЫ
Вытягивающие системы с сеточным управлением в сочетании с
вакуумнодуговыми источниками плазмы могут соответствовать
ближайшим и долгосрочным требованиям, предъявляемым к
инжекторам для ускорительного инерциального термоядерного
синтеза. Физические принципы ионных вытягивающих систем с
сеточным управлением в основном вполне понятны. Дополнительные
вычисления требуются для выяснения формы вытягивающего слоя
в плазме, прилегающей к анодной сетке, и ее влияния на ионную
оптику. Для импульсных пучков может быть достигнута плотность
тока ионов промежуточной массы до 50 мА/см^. При уменьшенной
плотности тока вакуумнодуговой источник с сеточным
управлением мог бы представлять интерес как источник импульсных пучков
с постоянным коэффициентом заполнения и низким эмиттансом.
Такие источники просты в изготовлении и работе и не создают
значительной газовой нагрузки для последующих ускорительных
устройств. Электростатическое удержание плазмы и уменьшение
предварительного заполнения плазмой, выполняемые сетками,
представляют интерес для систем с импульсными пучками. Метод
может найти применение для улучшения рабочих характеристик
модулируемых ионных вытягивающих систем.

Приложения
1. Физические постоянные
с Скорость света в вакууме
£() Диэлектрическая проницаемость
вакуума
/К) Магнитная проницаемость
вакуума
е Заряд электрона
Ше Масса электрона
Шр Масса протона
Ши Атомная единица массы, а.е.м.
Л Постоянная Планка
о Постоянная Стефана—Больцмана
к Постоянная Больцмана
Na Число Авогадро
Ло Число Лошмидта
flo Боровский радиус
(радиус атома водорода)
Длина волны фотона с энергией
1 эВ 12,399
Энергия, соответствующая 1 эВ 1,6022'
е/к Температура, соответствующая 1 эВ 11,605
1 а.е.м. = 931,49 МэВ
те = 0,5110 МэВ
Шр/Ше = 1836,15
7г = 3,14159265
е = 2,71828183
Молекулярная плотность при 20 *^С
и давлении 1 мкм рт. ст. = 3,3-10'^ молекула/см
2,9979-10*'
8,8542-10-'^
47г-10-^
1,6022-10"'^
9,1094-lQ"^'
1,6726-10"^'
1,6605-10-^'
6,6261-10"^^
5,6705-10-^
1,3806-10"^'
6,022110^^
2,6868-10'^
м/с
Ф/м
Гн/м
Кл
KI
кг
кг
Дж-с
Дж/(м^-с-К^)
Дж/К
молекула/моль
молекула/см'
0,5292-10
10
-8
- 19
СМ
4
А
Дж
К

Приложения 457
2. Некоторые параметры плазмы з)
Электронная плазменная частота fpe= 8,98-10^ пУ^ Гц
Ионная плазменная частота ^, = 2,10-10^Q/1 ~'^^л,'^^ Гц
Электронная циклотронная частота fee = 2,80-10^ В Гц
Ионная циклотронная частота /с, = 1,52-10^ (Q/-^) В Гц
Средняя тепловая скорость электронов vre = 6,69-10^ Tj^^ см/с
Средняя тепловая скорость ионов vti = 1,57-10^ (7^7/1)'^^ см/с
Ионная скорость звука с$ = 9,79-10^ (тС^^/^)'^^ см/с
Электронный циклотронный радиус Ге = 3,В\тУ^/В см
Ионный циклотронный радиус п = 1,64-10^ (^7,)'^^/(G^) см
Дебаевская длина \о = 7,43-10^ (Т^/л^)'^^ см
^) В этих выражениях Пе и п, — плотности числа электронов и ионов
соответственно, выраженные в единицах см"^; Те и Т, — температуры электронов
и ионов в электрон-вольтах; В — индукция магнитного поля в гауссах; Q —
зарядовое состояние иона; А — масса иона в атомных единицах массы; > —
отношение удельных теплоемкостей. Циклотронные радиусы приводятся для
! средних тепловых скоростей, г ~ vr/oa-

458
Приложения
3. Таблица элементов '^
Элемент Символ
Удельное Потен-
Плотность, ^.i^PI'PO" Циал
д 'тивление, иони-
ТП, С ТК, ■ с г/см^ мкОм см зации, эВ
Водород
Гелий
Литий
Берилий
Бор
Углерод
Азот
Кислород
Фтор
Неон
Натрий
Магний
Алюминий
Кремний
Фосфор
Сера
Хлор
Аргон
Калий
Кальций
Скандий
Титан
Ванадий
Хром
Марганец
Железо
Кобальт
Никель
Медь
Цинк
Галлий
Германий
Мышьяк
Селен
Бром
Криптон
Рубидий
Стронций
Иттрий
Цирконий
Ниобий
Молибден
Технеций
Рутений
Родий
Палладий
Серебро
Кадмий
Индий
Олово
Сурьма
Теллур
н
Не
Li
Be
В
С
N
0
F
Ne
Na
Kg
А1
Si
P
S
CI
Ar
К
Ca
Sc
T1
у
Cr
Mn
Fe
Co
N1
Cu
In
Ga
Ge
As
Se
Br
Кг
Rb
Sr
Y
Zr
Mb
Mo
Tc
Ru
Rh
Pd
Ag
Cd
In
Sn
Sb
Те
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
1
4
6.9
9
10.8
12
14
16
19
20.2
23
24.3
27
28.1
31
32.1
35.5
39.9
39.1
40.1
45
47.9
50.9
52
54.9
55.8
58.9
58.7
63.5
65.4
69.7
72.6
74.9
79
79.9
83.8
85.5
87.6
88.9
91.2
92.9
95.9
98.9
101.1
102.9
106.4
107.9
112.4
114.8
118.7
121.7
127,6
-259
-272
180
1,290
2,300
3,550
-210
-218
-220
-249
98
649
660
1,410
44
115
-100
-189
64
840
1,540
1.660
1,890
1.860
1,245
1,535
1,495
1.453
1,083
420
30
937
817^
217
-7
-157
39
770
1,520
1,852
2,470
2,620
2,172
2,310
1,966
1,554
962
321
157
232
631
450
-253
-269
1.350
2.970
2,550{s)
4,800
-1Q6
-183
-188
-246
890
1,090
2,^170
2,400
280
445
-35
-166
760
1,480
2.830
3.290
3.380
2,670
1,960
2,750
2,870
2,800
2,570
907
2,400
2,850
613(s)
685
59
-152
687
1.380
3,340
4.380
4.740
4.610
4.880
4.200
3,730
2,950
2.210
765
2,080
2,300
1.700
990
0.534
1.85
2.34
2.26
0.97
1.74
2.70
2.33
1.8-2.7
2.07
0.862
1.55
3.00
4.54
6.U
7.18
7.4
7.87
8.92
8.90
8.95
7.13
5,91
5.32
5.73
4.79
3.12
1.53
2.54
4.46
6.51
8.57
10.22
11.5
12.45
12.41
12.02
10.50
8.65
7.31
7.31
6.62
6.24
8.5
4.0
4E12
1375
4.2
4.45
2.65
1E17
2E23
6.15
4.0
51
42
25
13
185
9.71
6.25
6.84
1.68
5.9
17.4
33
12
12.5
23
60
40
12.5
5.2
7.2
4.51
10.5
1,59
7,0
8,37
11
40
4,4E5
13.60
24.59
5.39
9.32
e.30
11.26
1Л.55
13.62
17.42
21.56
5.14
7.65
•^.98
8.15
10.46
10.36
13.02
15.76
4.34
6.11
6.56
6.84
6.74
6.76
7.43
7.90
7.86
7.63
7.73
9.39
6.00
7.88
9.81
9.75
11.85
14.00
4.18
5.69
6.53
6.95
6.88
7.10
7.28
7.36
7.45
8.33
7.58
8.99
5.78
7.34
7.84
9.01

3. (Продолжение)
Элемент Символ Z
Удельное
Потенциал
. иони-
ТП, С ТК, С г/см^ мкОм -смзации, эВ
Плотность,^^о^Р2и\
Йод
Ксенон
Цезий
Барий
Лантан
Церий
Празеодим
Неодим
П ро м ети й
Самарий
Европий
Гадолиний
Тербий
Диспрозий
Гольмий
Эрбий
Туллий
Иттербий
Лютеций
Гафний
Тантал
Вольфрам
Рений
Осьмий
Иридий
Ппатина
Золото
Ртуть
Таллий
Свинец
Висмут
Полоний
Астат
Радон
Франций
Радий
Актиний
Торий
Протактиний
Уран
\ Нептуний
Плутоний
Америций
Кюрий
Берклий
Калифорний
Эйнштейний
Фермий
Менделевий
Нобелий
Лоуренсий
I
Хе
Cs
Ва
La
Се
Рг
Nd
pm
Sm
Eu
Gd
Tb
Dy
Ho
Er
Tm
Yb
Lu
Hf
Та
U
Re
Os
Ir
Pt
Au
Hg
Tl
Pb
B1
Po
At
Rn
Fr
Ra
Ac
Th
Pa
и
Np
Pu
Am
Cm
Bk
Cf
Es
Fm
Md
No
Lr
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
126
131,
132,
137.
138.
140.
140,
144,
145
150.
152
157.
158
162,
164,
167,
168,
173
175
178.
180.
183,
186,
190,
192,
195.
197
200.
204.
207,
209
210
210
222
223
226
227
232
231
238
237
244
243
247
247
251
254
257
258
259
260
9
3
9
3
9
1
9
2
2
9
5
9
3
9
5
9
8
2
2
2
1
6
4
2
113
-112
28
725
920
798
931
1,020
1,080
1,075
822
1,311
1.360
1,410
1,470
1,530
1,545
820
660
225
000
3,410
3,180
3,040
2.410
1,772
1.064
-39
303
327
271
254
302
-71
27
700
1,050
1,750
1,132
640
641
994
1.340
184
-107
680
1,700
450
460
510
070
460
1,800
1,600
3,250
3.200
2,600
2,720
2,900
1,950
1,200
3,400
4,600
5.425
5,660
5,650
4.93
030
430
900
810
357
1,460
1,750
1.560
965
337
-62
677
1,200
3,200
4,790
3.900
3,900
3,300
2,600
1.89
3.5
15
77
77
0
7.54
5.25
7.90
8.23
8.55
8.78
9
9
6
9
13
,05
,32
,96
,84
2
16.65
19.3
21.02
22.57
22.65
21.45
19.3
13.55
11.85
11.35
9.75
11.72
18.95
1E15
20
50
80
75
G8
64
105
90
140
115
90
82
86
70
25
58
35
13
5.6
19.3
9.5
5.3
10.6
2.21
98
18
20.6
107
13
30
10.45
12.13
3
5.
5,
5
5,
5
5
5,
5.
6.
5.
5.
6,
6.
6.
7
7,
89
21
61
57
42
45
55
60
64
16
98
93
02
10
18
6.22
6.15
6.80
7.88
98
87
8.75
9.05
8.96
9.23
10.44
6.11
7.41
7.29
8.42
10.75
5.28
6.90
6.20
6.20
'* ТП — температура плавления; ТК — температура кипения; (s) — сублиматы;
** — при давлении 28 атм Значения удельного электросопротивления отиосятся к
температуре, равной или близкой к 20 ^С.

460
Приложения
4. Потенциалы ионизации многозарядных ионов всех элементов
а)
lO^'f
Т г
т ' 1 1 г
1
Са
2п
i
2i
Sn
Nd
J L
1.
Th
J-
J L.
10
20
30
40 50
60
70
80
Атомный номер Z
90
100
** Диаграмма построена по данным, приведенным в работе Т.А. Carlson, C.W. Nestor,
Jr., N. Wasserman, J.D. McDowell. — Atomic Data 2, 63 (1970).

Приложения
461
<
>
ffl
— 3 '^■
Г^ -J Г^
I
OS
I
OS
OS
<
>
<
>
<
>
ffl
Ш
ffl
>
ffl
>
ffl
>
ffl
>
ffl
sD U iri
12 о.
'•t —
*
*
*
*
*
*
00
%
•qj О
«N я ^
«л Н '•t
«n « '<t
О =^
V» CO '^
*
S a. •
^ .^ (N
00 ffl ^
-00 a. ^
00
— <^ — ее
СЧ
rj
<л
s
r^ N ^ '<t О '•t
« 7=? '^ Э .S? ^
^ о ^ Ob X ^
<л
о^Я- r^'P'T »5^
r* и ^ ^ < ^ г*<<л
4Л ^ (L irt
00 - "^ _
IN Z 4Л '<t
: 00 - *
■i r- flu irt
00
•r*
Г.ОО ^^O^ ^r.
<л
IN tt. '•t
СЧ i '^
■Ч- 5 '^
*
iS
о ^
^Л"^ «^-l* ^sr'^
-I
Rf :
S^:
4§ Ш ■'
:gQ :
fS
3 3 i^
<0 Ш Г4
>c ел IN
Ok Z
#M "^ л "O '^ #si ■*
o!Dr^ Szr^S^Sr^:
'i>t '«tZ'<t r*t--^ o^ft,-
irt a. • Ok &■
'it-t ^NJt r*Xr^. crt-<^. «r.OiNjFr-
ri V3 f. r^. >- r^. ir. -J ''. Ж <
^ Ш -ф — ^ г^. Г| О г| г^. И Г| 1Г. ffl г| ЭС а£
эе
г^
«*-. -J сч
?.
— Z п — :а£ п <^- ОС п 1г, О «"I ж U.
О
С
к
и
н
Оч
^1
S
се S
^ ffl
се
PU

462
Приложения
6. Давление паров элементов ^^
.W/H
^
^
^
I
^
^
I
ь л
g
I
vMie 'sodeu эинэи8е1/
CD £
о «
io "xd 1Л11Л1' aodBu аинаиав^/

Приложения
463
^
о
Q
I
о
I
о
I
■W/H
'9 'о
'о
•о
I
"g
'О
I
wiB 'aodBu аинаиае^/
CO
H
u
2£
c;
о
0
CD
Q.
>
H
Ш
a
OJ
с
s
Ф
H
О
I
Ф
с
io 'id учуч 'aodeu аинэиав1/

464
Приложения
•w/H
С)
н
о
S
с;
о
0
^
03
Q.
>
н
CD
Q.
S
OJ
Н
о
I
о
О
О
t
О
I
о
I
N
ъ
t
I
■9
I
о
t
'2
1Л11Б 'aodeu dMHduaet/
03
Q.
>
03
Q.
QJ
С
H
■g TO V
DC
03 S
^ I
О с
'10 -id 1Л11Л1 'aodeu аинаиав^^*
^' Из работы R.E. Honig, D.A. Kramer. — RCA Rev. 30. 285 (1969). © 1969 RCA Corp.

ЛИТЕРАТУРА
К главе 2
1. S. с. Haydon (Ed.), An Introduction to Discharge and Plasma Physics, University of New
England. Armidate, Australia. 1964.
2. S. C. Brown, Introduction to Electriqgl Discharge in Gases, Wiley, New York, 1966.
3. J. L. Shohel. 77?^ Plasma State, Academic, New York, I97I.
4. E. Nasser. Fundamentals of Gaseous Ionization and Plasma Electronics. Wiley, New Yorit, 1971.
5. M. Milchnerand С H. Kruger. Jr.. Partially Ionized Gases. Wiley, New York, 1973.
6. F. F. Chen. Introduction lo Plasma Physics. Plenum, New York. 1974.
7. M. N. Hirsh and H. J. Oskam, Gaseous Electronics, Academic, New Yoric, 1978.
8. E. E. Kunhardt and L. H. Luessen (Eds.). Electrical Breakdown and IHscharges in Gases,
Plenum. New York. I98I.
9. J. A. Bittencourt, Fundamentals of Plasma Physics, Pergamon, New York, 1986.
10. P. Debye and W. Huckel. Physikal. Z. 24, 183, 305 (1923).
11. See, e.g., CRC Handbook of Chemistry and Physics, 57lh ed., CRC PneSS, Cleveland, 1976, p.
E-68; or the appendix lo this book.
la. T. A. Carlson. С W. Nestor, Jr., N. Wasseman, and J. D. McDowell, At. DataZ, « (1970).
13, H. Winter and B. Wolf, in Proceedings of the Second Symposium on Ion Sources and Formation
of Ion Beams, Berkeley, CA, October 1974, Lawrence Berkeley Laboratory. Report LBL-3399.
14, Laboratoire National Satume, Report SPEC T 10—Cryebis II, Center for Nuclear Studies, Saclay.
France, 1981.
15, W. Lotz, Z. Phys. 216, 241 (1968).
К главе 3
1, A. J. т. Holmes and M. Inman, Proceedings, 1979 Linear Accelerator Conf., BNL-5II34,
Brookhaven Nat. Lab,, 1979, p. 424,
2, K. W. Ehlers and K, N. Leung, Report LBL-9I07, Lawrence Berkeley Laboratoiy, Berkeley,
CA, 1979.
3. S. A. Self. Phys. Fluidsb, 1762 (1963),
4. J. Ishikawa, F. Sano, and T. Takagi, Л Appl. Phys. 53, 6018 (1982).
f 5. R. G- Wilson and G. R. Brewer, Ion Beams with Application to Ion Implantation. Krieger,
Malabar, 1973, p. 140.
6. С D. Child,/'/i.vs. /Je-v. (Ser. 1)32,492(1911).
7. I. Langmuirand K. T. Compton, Rev. Mod. Phys. 3, 251 (I93I).
8. J. R. Pieix;e, Theory and Design of Electron Beams, Van Nostrand, Toronto, 1954, pp. 177 and
181.
9. C. R. Emigh and D. W. Mueller, Proceedings 2d Int. Conf. on Ion Sources, Vienna, Austria,
Oesterreichische Studiengesellsch^ filer Atomenefgie, Vienna, 1972, p, 226.
10. С J. Davisson and С J, Calbick, Phys. Л^у, 38, 585 (I93I).
11. J. R. Coupland, T. S. Green, D. P. Hammond, and A. С Riviere, Rev. Sci. Instrum. 44, 1258
(1973).
12. J, D, Schneider and D.D. Armstrong, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-30, 2844 (1983).
et\ .лл^щ

466 Литература
13. с. LejeuneandJ. А\Ыл, Applied Charged Particle Optics, А. Scplier(Ed.), Part 13A, Academic,
1980. New York, pp, 159-259.
14. F. J. Sacherer. IEEE Trans. Nucl. Sii. NS-18, 1105 (I97I).
15. P. Lapostolle. Proceedings. 2d Int. Conf. on Ion Sources, Vienna. Austria, Oesteneichische
Studiengesellschaft fuer Atomenergie, Vienna, 1972, p. 226..
16. J. Guyard and M. Weiss, CERN/PS/LIN 76-3, CERN Geneva, Switzeriand, 1976, p. 4.
17. R. Keller, J. D. Sherman, and P. Allison, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-32, 2579 (1985).
18. A. Scptier. Proceedings Symp. on Ion Sources and Formation of Ion Beams, BNL-503I09, Brook-
haven Nat. Lab., 1971, p. 9.
19. R. Keller, P. Spadtke, and H: Emig, Vacuum 36, 833 (1986).
20. P, Spadtke, Report GSI-83-9, GSI Darmstadt (1983) (In German).
21. M. R. Shubaly, R. A. Judd. and R. W. Hamm, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-28, 2655 (I98I).
22. B. Piosczyk, Proceedings, 1981 Linac Conf., LA-9234-C, Los Alamos Nat. Lab., 1982.
23. W. S. Cooper, K. Halbach, and S. B. Magyary, Proceedings, 2d Symp. on Ion Sources and
Formation of Ion Beams, LBL-3399, Lawrence Berkeley Laboratory, Berkeley, CA, 1974, p. II-
1-1.
24. P. Allison, J. D. Sherman, and H. V. Smith, Report LA-8808-MS, Los AIanK>s Nat. Lab., I98I.
25. I. Chavet and R. Bemas, Nucl. insrrum. Methods 47, 77 (1967).
26. R. Keller, Am. Inst. Phys. Conf. Proc. 139, 1 (1986).
27. R. Keller, P. Spadtke, and K. Hofmann, SpringerSer. Elearophys. II, 69(1983).
28. D. Keefe and the HIF Staff, Report LBL-I2594, Lawrence Berkeley Laboratoiy, Berkeley, CA,
1981, p. 3.
29. M. R, Shubaly, Inst. Phys. Conf. Ser., No. 54, Adam Hilger. Bristol. UK. 19вО. p. 333.
30. R. P. Vahrenkamp and R. L. Sciiger. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-i6, 3I0I (1979),*
31. M. Olivo, Proceedings, 4th Linac Conf., GSI-84-11. GSI Darmstadt, 1984. p. 380.
32. R. Keller, Nucl. Instrum. Methods 189,97(1981).
33. S. Ishida, J. Morikawa, N. Nihei, K. Ota, N. Inoue, and T. Uchida. Proceedings. Int. Ion
Engineering Congr., Kyoto, Inst. Electr. Engineers of Japan, Tokyo. 1983, p. ^I.
34. J, Ishikawa, Y. Takeiri, and T. Takagi, loc. cit. Ref, 33, p. 379.
35. Y. Ohara, loc. cit. Ref. 33, p. 447.
36. T. Kuroda. O. Kaneko. Y. Oka, K. Sakurai,.S, K. Guharay. loc. cit, Ref. 33. p. 459.
37. J. F. Bonnal. J. Druaux, M. Fois, and R. Oberson, loc. cit. Ref. 33, p. 465.
38. T. ^aio and H. Nishimura, loc. cit. Ref. 33, p. 493.
39. R. Keller, loc. cit. Ref. 33, p. 25.
40. J. P. Brainard and J. B. O'Hagan, Rev, Sci. instrum. 54, 1497 (1983).
41. R. KeWcT, Sprinfier Ser Elearophys. 11,63(1983).
42. R. Keller, F. Nohmayer, P. Spadtke, and M.-H. Schdnenberg, Vacuum 34, 31 (1984).
43. W. D. Kilpatrick, Rev. Sci. Instrum. 28, 824 (1957).
44. R. Keller, Proceedings, NATO Advanced Study Inst., Pitlochry, UK (1986), NATO ASI Series
vol. 178, Plenum Press, New York, 1988, p. 395.
45. K. H. Berkner, W. S. Cooper, K. W. Ehlers, R. V. Pyle, and E. G, Hooper. Proceedings,
Workshop Plasma Heating Requirements, Gaithersbui^, MD, UCID-3987. US DOE CONF-
77I24I, 1977.
46. M. R. Shubaly and R. W. Hamm, lEEETmns. Nucl. Sci. NS-28, 1316 (I98I).
47. R. Keller, Proceedings. 1986 Linac Conf., SLAC-303. SLAC Stanford, 1986, p, 232.
48. A. J, T, Holmes and T. S, Green, Inst. Phys. Conf. Ser,, No. 54. Adam Hilger. Bristol, UK,
1980, p. 163.
49. I. G. Brown, J. E. Oalvin, and R. A. McGiU, Appl. Phys. Leu. 47, 358 (1985).

Литература 467
К главе 4
1. Н. Buiich.Z. Phys. 81,974(1926).
2. J. D. LawKon. The Physics of Charged Particle Beanvc, Clarendon. Oxford. 1977.
3. J. R. Pierce, Theory ami Design of Electron Beams, 2d ed., Van Nostrand. Princeton, NJ, 1954,
4. A. J. T. Holmes and E. Thompson, Rev. Sci. Instrum. 52, 172 (1981).
5. Y. Okumura, Y. Mizulani, and Y. Ohara, Rev. Sci. instrum. 51, 471 (198b).
6. С J. Davibson and.C. J. Calbick. Phys. Rev. 28, 525 (1931), '
7. A. B. El-Kareh and J. С В. El-Kareh, Electron Beams, Lenses and Optics^ vol. I, Academic,
New York, 1970.
8. I. E. Dayton, F. С Shoemaker, and R, F. Mozley. Rev. Sci. Instrum. 25,485 (1954).
9. P. Grivet and A. Septier, Nuci instrum. Methods 6, 126, 243 (I960).
iO. K. G. Steffen, BNL Conference, 1961, p. 437.
11. L. N. Hand and W. K. H. Panofsky, Rev. Sci, Instrum. 30, 927 (1959).
12. S. Humphries, Jr., Principles of Charge Particle Accelerators. Wiley. New York, 1986.
13. A. С Crewe, Proceedings. Int. Conf High Energy Accelerators, CERN. Geneva. 1959, p. 359.
14. E. R. Harrison,/. Electron. Control A, 193(1958).
15. L. Bnllouin. Phys. Rev. 67, 260 (1945).
16. V. S. Anastasevitch, Sov. Phys. Tech. Phys. 2, 1448 (1955).
17. M. D. Gabovitch, L. P. Katsubo. and I. A. Solochenko. Sov. J, Plasma Phys. I, 162 (1975).
18. G. W. Hamilton, Proceedings, Int. Symp. Ion Sources, Brookhaven Natl. Lab, Repon, BNL
. 50310, I97I,p. 171.
19. D. A. Dunn and S. A. Self, J. Appl. Phys. 35, 113 (1964).
20. E. B. Hooper, O. A. Anderson, and P. A. Willmann, Phys. Fluids 22, 2334 (1979).
21. T. S. Green, Appl. At. Collision Phys. 2. 339 (1984).
22. A. J. T. Holmes. Phys. Rev. A 19, 389, (1979).
23. J. Klabunde and A. Schoenlein, Proceedings, Linear Accelerator Conference, Stanford, SLAC
Report 303. Palo Alto, CA, 1986, p. 296.
24. P. Harbour, Culham Laboratory Report CLM-P. 535, 1978.
25. J. D. Sherman, P. Allison, and H. V. Smith, Jr.. 1985 Particle Accelerator Conf.. Vancouver,'
ВС. May 13-16. 1985; IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-32, 1973(1985).
26. V. P. Goretskii and A. P. Naida. Sov. J. Plasma Pfns. 11, 227 (1985).
27. L. Wnght. 4th Symp. on Negative Ion Beams, p. 520. Brookhaven National Laboratoiy, 1986.
28. D. S. Lemons. M. E. Jones.. A. Kadish. H. Lee. and B. S. Neuberger. J. Appl. Phys. 57, 4962
(1985).
29. H. GoldMein. Classical Mechanics. Addis-on-Wesley. Reading. MA. 1950.
30. P. Upostolle. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-18, 1101 (1971).
31. A. vanSteenbergen. IEEE Trans. Nucl. Sci. N8-12,746(1965).
32. P. W. Allison. J. D. Sherman, and D. B. Hoitkamp. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-30, 2204(1983).
33. A. J. T. Holmes. Proceedings. Particle Accelerator Conference. I, 259. Washington, DC. March
1987.
34. L M. K^hinskij and V. V. Vladimirskij. Proceedings, Int. Conf. on High Energy Accelerators,
CERN. Geneva. 1959. p. 274.
35. T. R. Walsh, y. Nucl. Energy 5, 17 (1963).
36. 1. Hofmann. Nucl. Instrum. Methods 187, 281 (I98I).
I
37. J. Klabunde. A. Schonlein. R. Keller. T. Kroll. P. Spaedtke, and J. Struckmeier, Proceedings,
Linear Accelerator Conference. Seeheim. Germany. GSI Report 84-11. 1984, p. 315.

468 . Литература
К главе 5
1. Scplier. Focusing of Charged Particles, vols. I and 2, Academic, New York, 1967.
2. R. G. Wilson and G. R. Brewer. Ion Beatns with AppHcatum to hm Implantation^ Wiley, Malabar,
FL. 1973.
3. B. Franczak. MIRKO—/In Interactive Program for Beam Lines and Synchrotrons^ Lecture Notes
in Physics. Springer-Verlag. Berlin. 1984.
4. W. Joho. Representation of Beam Ellipses for Transport Calculations, SIN-Report ТМ-И-14,
Schweizer Institut fur Nuklearforschung. Switzerfand, 1980.
5. J. Struckmeier. User manual for PARMTRA program. TN GSb6/87 GSI. West Germany. I9SI.
6. R W. Hockney and J. W. Eastwood. Computer Simulation Using Particles. McGraw-Hill, New
York. 1981.
7. K. L. Brown, D. С Carey, Ch. Iselin. and F. Rothacker. TRANSroRT, A Computer Program
for Designing Charged Particle Beam Transport Systems, SLAC 91, 1974.
8. N. Schmitt. KOBRAS—Entwickeln und Austesten eines Programmes zur Bestimmung der
elektronen- und ionenoptischen Eigenschaften elektrostatischer urrd magnetostatischer Anord-
nungen. Thesis. FH Wiesbaden. West Germany, 1983.
9. Y. Ose, T. Takagi. and K. Miki, Numencal Simulation of 3D Ion Beam Optics by Boundary-
Fitted Coordinate Transfomiation Method, Proceedings, 10th Symposium on ISIAT. Tokyo. 1986.
10. J. H. Whealton, R. W. McGaffey, and P. S. Meszaros, A Finite Difference 3-D Poisson-Vlasov
Algorithm for Ions Extracted from a Plasma, J. Comput. Phys. 63, 20 (1986).
11. W. В Herrmannsfeldt, SLAC Electron Trajectory Program; SLAC 266, 1979; original SLAC
166. 1973.
12. E. F. Jaeger and L C. Whitson, Numerical Simulation for Axially Symmetric Beamlets in the.
Duopigatron Ion Sources, ORNL^M-4990, Oak Ridge, TN, 1975.
13. J. S. Homsby. A Fortran Program for the Analysis of Electrostatic Lenses, CERN Computer
Centre. Program Library. W126, 1965.
14. J, S. Homsby, A Computer Program for the Solution of Elliptic Partial Differential Equations,
CERN Computer Centre, Program Library, D300, 1977,
15. M. R. Shubaly. BEAM, an Improved Beam Extraction and Accelerating Modelling Code; IEEE
Trans. Nucl. Sci., NS-28, 2655 (1981).
16. W. S. Cooper, K. Halbach, and S. B. Magyary, Computer Aided Extractor Design, Proceedings
of the Second Symposium on Ion Sources and Formation of Ion Beams, Berkeley, LBL-3399,
1974.
17. J. E. Boers, SNOW, a Digital Computer Program for the Simulation of Ion Beam Devices, Sandia
National Laboratory Report SAND 79-112T, 1979.
18.- C, Weber, The Use of Computers in Electron- and Ion-Gun Design, Comput, Phys. Commun., 5
(1973).
19. J. С Whitson, E. F. Jaeger, and J. H, Whealton, Optics of Ion Beams of Aibitrary frerveance
Extracted from a Plasma. J. Comput. Phys, 25, (1978).
20. J. С Whitson, J. Smith, and J H. Whealton. Calculations Involving an Ion Beam Source, J.
Comput. Phys. 28, 408 (1978).
21. J, H. Whealton and J. С Whitson. Space Charge Ion Optics Including Extraction from a Plasma,
Particle Accelerators 10, 235 (1979).
22. S. H. Whealton. Ion Extraction and Optics Arithmetic. Nucl. Instrum. Methods 189, 55 (1981).
23. Los Alamos Code group AT6. Computer Codes Used in Particle Accelerator Design, ATN 86-
26, LANL, Los Alamos, NM. 1986.
24. J. Stoer, R, Bulirsch, Introduction to Numerical Mathenuttics, Springer-Veriag, Berlin. 1973,
25. S. A. SelC Exact Solution of the Collisionless Plasma-Sheath Equation, Phys. Fluids 6, 1762
(1963).

Литература 469
26. P. Spadtke, Computer Simulation of High Current DC Ion Beams; Proceedings, 1984 LINAC
Conference, Seeheim. 1984.
27. R. Keller, J. D. Sherman, and P. Allison; Use of a Minimum Ellipse Criterion in the Study of
Ion Beam Extraction Systems. IEEE Trans, Nucl. Set. NS-32, 2579 (1985).
28. P. Spadtke. AXCEL-GSl Interaktives Simulationsprogramm zur Berechnung von zweidimension-
alen Potentialverteilungen elektrostatischer Anordnungen sowie von lonenbahnen in elektrosta-
tischen Feldem unter Berucksichtigung der Raumladung, GSl-Report 9, GSK West Germany,
1983.
29. R. Becker, private communication-, lAPJ. W. Goethe University, Frankfurt, 1987.
К главе 6
1. с. S. Leffel, Jr., Rev. Sci. Instrum. 4l, 285 (1970).
2. F, Shoji and T. Hanawa, У. Phys. E: Sci. Instrum, 14, 90 (1981).
3. J. Kirschner, Rev. Sci. Instrum. 57, 2640 (1986).
4. S. Dworetsky. R. Novick, W. W. Smith, and N. Tolk, Rev. Sci. Instrum. 39, 1721 (1968),
5. M. Khan and J. M, Schroeer. *^v. So. Instrum. 42, 1348<l97l),
6. R. L. Stenzel and B. H. Ripin, Rev. Sci. Instrum. 44, 617 (1973).
7. W. B. Kunkel, in Fusion, Vol. 1, Р(. B, E. Teller (Ed.), Academic, New Yoric, 1981.
8. С Lejeune and G. Gautherin, Vacuum 34, 251 (1984).
9. H. Sugiura, Rev. Sci. Instrum. SO, 84 (1979).
10. M.-A. Hasan, J. Knall. S. A. Bamett, A. Rockett. J.-E, Sundgren, and J. E, Greene, Л Vac.
Sci. Technol. eS, 1332 (1987).
11. N. Ryfln and N. D'Angelo. Rev. Sci. Instrum. 31, 1326 (I960).
12. R. W. Motley, Q-Machines, Academic, New York. 1975.
13. P. G. Johnson. A. Bolson, and С M. Henderson, Nucl. Instrum. Methods 106, 83 (1973).
14. J. L. Hundley, Phys. Rev. 30, 864 (1927).
J5, K. T, Bainbridge. J. Frankilin Inst. 212, 317 (1931).
16. J. P. Blewett and E. W. Jones, Phys. Rev. 50, 465 (1936).
17. S. K. Allison and M. Kamegai, Rev. Sci. Instrum. 32, 1090 (1961).
18. W. Moeller and D. Kamke, Nucl. Instrum. Methods 105, 173 (1972).
19. R. K. Feeney, W. E. Sayle II, and J. W. Hooper, Rev. Sci. Instrum. 47, 964 (1976).
20. E. H. Hirsch and 1. K. Vaiga, Rev. Sci. Instrum. 46, 338 (1975).
21. O. Heinz and R. T. Reaves, Rev. Sci. Instrum. 39, 1229(1968).
22. F. U. Haq, J. Phys. £: Sci. Instrum. 19, 275 (1986).
23. Y. Satoh, M. Takebe, and K. linuma. Rev. Sci. Instrum. 58, 138 (1987).
24. Spectra-Mat, Inc., 1240 Highway 1, Watsonville, CA 95076.
25. J. Asmussen and J. Root. Appi Phys. Lett. 44, 396 (1984).
26. J. Root and J. Asmussen, Rev. Sci. Instrum. 56, 1511 (1985).
27. M. Dahimene and J. Asmussen, J. Vac. Sci. Technol. В 4, 126 (1986).
28. L. Mahoney, M. Dahimene, and J. Asmussen, Rev. Sci. Instrum. 59, 448 (1988).
29. J. Asmussen and M. Dahimene, J. Vac. Sci. Technol. В 5, 328 (1987).
30. Т. Roppel, D. K. Reinhard, and J. Asmussen, J. Vac. Sci. Technol. В 4, 295 (1986).
31. J. Hopwood, M. Dahimene, D. K. Reinhard, and J. Asmussen. У. Vac. Sci. Technol. B6, 268
(1988).
32. K. N. Leung, S, Walther, and H. W. Owren. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-32, 1803 (1985).
33. S. R. Walther, K. N. Leung, and W. B. Kunkel. Rev. Sci. Instrum. 57, 1531 (1986).
34. L. G. Meiners and D. B. Alford, *^v. Sci. Instrum. 57, 164 (1986).
35. P. C. Thoneman, Prog. Nucl. Phys. 3, 219 (1953).

470 * Литература
36. с. Lejeune, J. P. Grandchamp, О. Kessi, and J. P. Gilles, Уасишп Э6, 837 (1986).
37. R. Lossy and J. Engemann, Vacuum 36, 973 (1986).
38. С С. Petty and D. K. Smith, Rev. Sci. Inslrum. 57, 2409 (19iB6).
39. Anatech Ltd.. 5510 Vine St.. Alexandria, VA 22310.
40. CVC Products Inc., 525 Lee Road. Rochester, NY 14603.
41. Commonwealth Scientific Соф., 5(Ю Pendleton St., Alexandria. VA 22314.
42. Oxford Instraments Ltd., Osney Mead, Oxford OX2 ODX, England.
43. Veeco Instruments Inc., Terminal Drive, Plainview, NY 11803.
44. Kratos Analytical Inc., 535 East Crescent Ave., Ramsey, NJ 07446.
45. Leybold-Heraeus GmbH, Bonner Strasse 49», D-5000 Koln 51, West Germany.
46. VG Instruments, Inc., 32 Commerce Center, Cheny Hill Drive, Danvers, MA 01923.
*47. Ion Tech. Inc., 2330 East Prospect, Fort Collins, CO 80525.
48. National Electrostatics Соф., Graber Road, Middleton, Wl 53S62,
49. Kimball Physics, Inc., Kimball Hill Road, Wilton: NH 03086.
50. Micfoscience, Inc., 41 Accord Park Drive, Norwell, MA 02061.
51. Colutron Research Соф., 2321 Yarmouth Ave., Boulder, CO 80301.
52. Danfysik, DK 4040 Jyllinge, Denmark.
53. (jeneral ЬпехСоф., 19 Graf Road, Newburyport, MA 01950.
54. Annual Telephone Directory (Buyers Guide), Research and Development, (Research and
Development, Barrington, IL).
35. Annual Buyers Guide, Physics Today, (August issue annually), American Institute of Physics,
New York.
К главе 7
1. С. D. Child, РЛ.ул. Rev. (Ser. 1)32,492(1911)
2. 1. Langmuir and K. T. Compton, Rev. Mod. Phys. 3, 251 (1931).
3. J. G. Cordey, 3rd Int. Meeting on Theoretical and Experimental Aspects of Heating of Toroidal
Plasmas, Grenoble, France^ Vol. 2, Commissariat a I'Enei^ie Atomique, Paris, 1976.
4. E. Stuhlinger, Ion Propulsion for Space Flight, McGraw-Hill, New York, 1964.
5. G. Deamaley, J. H. Freeman, R. S. Nelson, and J. Stephen, Ion Implantation, North-Holland,
Amsterdam, 1973.
6. R. Bock, IEEE Tram Nucl. Sci. NS-30, 3049 (1983).
7. A. J. T. Holmes and M. Inman, Proceedings, 1979 Linear Accelerator Conf., BNL-51134.
Brookhaven Nat. Lab., 1979, p. 424.
8. F. ¥. Cap. HandlHwk(}H Plasma Instabilities, Vol. 1, Academic, New York, 1976, pp. 149-151.
9. R. Keller, VDl-Bildungbwerk BW 41-18-02/BW 5244, Verein Deutscberlngenieure, Dusseldort*,
West Germany, 1982, p. 5 (in German); English translation: Ion Sources for High-Frequency
Accelerators, LA-Tr-8516, Los Alamos National Laboratory. 1985.
10. F. F. Cap, Emfuhrung in die Plasmaphysik. Vol. 2, Vieweg, Braunschweig. 1970, p. 31 (in
German),
11. M. von Ardenne, Tabellen zur Angewandten Pkysfk, Vol. 1, VEB Verlag der Wissenschaflen.
Beriin, 1962, p 653 (in Germanr.
12. H, Frvhlich. Nuklemik I, 18.^ (1959).
13. R. A. Demirchanov, H, Friihlich, U, V. Kursanov, and T. 1. Gutkin, BNL-767 (C-36), Brook-
haven Nat. Lab., 1962. p. 224.
14. R. P Vahrenkamp and R. 1.. Seliger, IEEE Trans, Nucl, Sci. NS-26, 3101 (1979).
15. H. R. Kaufman and R. S. Robinson, Am. Inst. Aeronaut. Astronaut. J. 20, 745 (1982).
16. J, P. Brainard and J. B. O'Hagan, Rev, Sci, Instrum. 54, 1497 (1983).

Литература 471
17. R. Limpaecher and К. R. McKenzie, Rev. Sci. histrum. 44, 726 (1973).
18. J. D. Schneider. H. L. Rutkowski, E. A. Meyer. D. D. Armstrong. B. A. Sherwood, and L. L.
Catlin. 1979 Linac Conl. ENLSILM, Brtwkhaven. 1979. p. 457.
19. A. Goede, T S- Green, and B. Singh, 8th Еиюр. Conf. Contr. Fmion and Plasma Phys., Prague,
1977.
20. К W, Ehlers and K. N. Leung, Rev. Sci. hustrnm. 53, 1423 (1982).
21. K. N. Uung, N. Hershkowitz, and K. R. MacKenzie, Phyx. Fluids 19, 1045 (1976),
22. R. Keller, P. Spadtke. and F. Nohmayer, Proceedings, Int. Ion Engineering Congr.. Kyoto, Inst,
Беаг. Engineers of Japan, Tokyo. 1983. p. 25.
23. B. Pio>,czyk, Proceedings, I98I Linear Accelerator Conf. LA-9234-0, Los Alamos, I9R2,
24. Y. Ohara, 1(К. cit. Ref. 22, p. 447.
25. H. Loeb, AlAA 7th Electric Propulsion Conf., Williamsburg. Am, Inst, Aeronautics and Astro-
nautic*., paper 69-285, 1969.
26. J. Freisinger, loc. cit. Ref. 22. p. 39.
27. J. R. Bayless, D. Amush, W. F. DiVefsilio. V, V. FosnigM, H, Goede. and P. W. Kidd. loc.
cit. Ref. 22, p. 45.
28. J. Root and J. Asmuss-en, Rev. Sci. In.strum. 56, 1511 (1985).
29. R. Keller, Radiation Effects 44, 201 (1979).
30. O. B. Mof^n, G. G. Kelley. and R. С Davis, Rew Sci. In.strum. 38, 467 (1967).
31. M. R. Shubaly, Institute of Physics Conference Series. Vol, 54, Adam Hilger, Bristol. UK, !980,
p. 333.
32. J. E. Osher and G. W. Hamilton, Proceedings. 2d Symp. on Ion Sources and Formation of Ion
Beams! LBL-3399, Uwrence Berkeley Laboratory, 1974, p. Vl-7-1.
33. M. R.' Shubaly. R. G. Maggs, and A. E. Weeden, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-32, 1751 (1985).
34. K. N. Leung. A. S. Schlachter. J. W. Stearns, R. E. Olson, and J. R. Mowat, Proceedings, 2d
Neutralizer Workshop. Brookhaven Nat. Lab.. 1986, p. 279.
35. R. Keller, Proceedings, 1987 Particle Accelerator Conf., Washington, DC, Maicfa 16-19, 198?.
36. J. H. Freeman and G. Sidenius, Nucl. Instrum. Methods 107, 477 (1973).'
37. S. H. Freeman, Nucl. Instrum. Methods 22, 306 (1963).
38. G. D. Magnusson. С F. Carlston, P. Mahadevan, and A. Comeaux, Rev. Sci. Instrum. 36, 136
(1965).
39. B. F. Gavin, Nucl. Instrum. Methods 64, 73 (1968).
40. R. H. V. M. Dawton, Nucl. In.strum. Methods 67, 341 (1969).
41. R. Keller. P. Spadtke. and H. Emig, Vacuum 36, 833 (1986).
42. H. H. Andersen and H. L, Bay, in Topics in Applied Physics, vol. 47, R. Behrisch (Ed.), Springer,
Bedin, 1981.Chapter4.
43. H. Schulte, W. Jacoby. and B. H. Wolf, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 1042 (1976).
44. G. W. Hamilton. Proceedings, Symp. onion Sources and Formation of Ion Beams, BNL-503109,
Brookhaven Nat. Lab.. 1971, p. 171.
45. F. Viehbock, H. Winter, and M. Bruck (Eds.), Proceedings 2d Ion Source Conf., Vienna 1972,
Vol. 2, Inst, of Experimental Physics., Vienna Technical University, Vienna, 1972.
46. T. Takagi (Ed), loc. cit. Ref. 22.
47. Proceedings, Int. Conf. on Low Ener^ Ion Beams. 1977 and 1980, Institute of Physics
Conference Scries. Vol. 38, 1978, Voi. 54, 1980, The Institute of Physics. Bristol. UK.
48. Proceedings, Int. Conf. on Low Energy Ion Beams. 1983 and 1986. Vacuum 34 1084. 36 (1986),
Pergamon, Oxford, UK.
49. С J. Smithells, Metals Reference Book Vols. 1-3. Butterworths, London. 1967.
50. 1. E. СаФрЬеП and E. M. Sherwood (Ed.), High-Temperature Materials and Technology, Wiley,
New Yoric. 1967.

472 \ Литература
К главе 8
1. F. М. Penning. ЯЛул'со 4, 71 (1937).
2. Yu Е. Krcindel.Sm'. P/iv.v. Tech. Ph\\. 3, 883 (1963).
3. E. В. H(X)per. Jr., Adv. Electron. Electron Plt:^i. 27. 295 (1969).
4. V. i. Farenik. V. V. VlasiW. A. M. Rozhkov. and A. A. Kozharin, Stn: Phyx. Tech, Phys. 19
(9), 1258(1975).
5. J. Backus. J. Appl. Phy.s, 30, 1866 (1959)
6. B. H. Wolf. GSI-Report 73-13,"GSl/Darmstadt. FRG 1973.
7. M. D. Gabovich. Plasma Ion Sources, U.S, Air Force Trans. FTD-MT-65-229, AE)623-822. 1964
Pub. Foreign Technology Division. U S. Air Force Systems Command.
8. E. D. Vorobev and A. S. Pasyuk. Multicharged Ion Sources. Argonne National Laboratory
Translation S76. Conf. 700555-1 (1971). Joint Insititute for Nuclear Research. Dubna. USSR. Report
P7-5I77.
9. J, R. J. Bennett. lEEE Trans. Nad Sci. NS-19 (2). 56 (1972)
10. H. Winter and B. H. Wolf. Proceedings. 2d Symposium on Ion Sources and Foimation of Ion
Beams, Berkeley. CA, 1974. Lawrence Berkeley Laboratory. Berkeley. CA.
11. J. Arianer. Proceedings. 7th International Conference on Cyclotrons and Their Applications,
Zurich. Switzerland. 1975, Swiss Institute of Nuclear Research. Zurich.
12. L. Valyi. Atfftti and Ion Sources. Wiley. New York. 1977.
13. G. Gauthcnn and С Lejeune. Proceedings. 8th International EMIS Conference on Low Energy
Accelerators and Mass Separators, Skorde. Sweden. 1973. Goteburg University. Sweden.
14. J. Backus and N. E. Huston, J. Appl. Phy.\. 31, 400 (1960)!
15. B. H. Wolf, UNILAC-Report 73-13. GSI/Damstadt. FRG 1973.
16. H. Heil, Z Phyx. 120, 213 (1942).
17. R. J. Jones and Z. Zucker. Rev. Sci. Imtrum. 25, 562 (1954).
18. C. E. Anderson and K. W. Ehlers, Rev. ScL Instrum. 27, 809 (1956).
19. P. M. Morozov. B. N. Ntakov, and M. S. loffe. At. Eiierg. 3, 272 (1957).
20. B. Gavin. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23 (2), 1008 (1976),
21. H. A. Gninder. R. M. Richter, M. M. Tekawa, and E. Zajpc, IEEE Trans, Nucl. Sci, NS-19 (2),
208(1972).
22. G. N. Nassibian, J. R. J. Bennett, D. Broodbent, S, Devons, R. W, R. Hoisington, and V. E.
Miller, Rev. Sci. Instrum. 32, I3I6 (I96I).
23. p. I. Mineev and O. Kovpik, Sov. Phys. Tech. Phys. 8 (12), 1072 (1964).
24. H. Baumann and K. Bethge, Nucl. Instrum. Methods 122, 517 (1974).
25. B. N. Makov, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23 (2), 1035 (1976).
26. R. S. Livingston and R. J. Jones, Rev. Sci. Instrum. 25, 552 (1954).
27. С В. Mills and С F. Bamett, Rev. Sci. Instrum..25, 1200 (1954).
28. J. R. J. Bennett and B. Gavin:Particle Accelerators 3, 85 (1972).
29. A. S Pa.syuk, Yu. P. Tretyakov. and S, K. Gorbachev. Ai. Energ. 24, 21 (1968).
30. A. S. Pasyuk and Yu P. Tretyakov, Report JINR-P7-6668, Dubna, USSR, 1972.
31. С Bieth. M. P. Bourgarel. A. Cabrespine, R. Gayraud. and P. Attal, IEEE Trans. Nucl 5d.
N8-19,93(1972).
32. L. Bex. P. Cardin, and L. Backouche, Ganil Repopt 79Ry032/IS/0U March 1979, Ganil
Laboratory, France.
33. B. Ciavin, S. Abbott, R. MacGill, R. Sorensen, J. Staples, and R, Thatcher, IEEE Trans. Nucl.
Sci. NS-28» 2684(1981).
34. R. Basile and J. M. Lagrange, Nucl. fnstrum. Methods 31, 195 (1964).
35. R, Basile and J. M. Lagrange, Л Phys. Radium Phys. AppL (Suppl. 3), 69A, 24 (\%Ъ).

Литература 473
36. R. Basile and J. M^ Lagrange, PwceedUigs, Villi International Confereme on Ionization
Phenomena in Gases, Paris, 1963. International Union of Pure and Applied Physic?», Pans. 1963^
p. 203.
37. T. S. Green and С Goble. Niicl. /nstrum. Methods 116, 157 (1974).
38. H. Schulte. B. H. Wolf, and H. Winter, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23 (2) 1053 (1976).
39. Y. D. Pigarov and P. M. Morozov, Sov. Phys. Tech. Phys. 6, 336, 342 (1961).
40. A. S. Pasyuk, Yu P. Tretyakov. and S. K. Gorbachev, At^ Energ. 24 (I). 19 (1968).
41. M. D. Gabovich, Sow Phys. Tech. Phys. 5 (3), 320 (I960).
42. R. Jones. Phys. Lett. 67A, 194 (1978).
43. lecture Nores in Phj^sics, No. 83. Experimental Methods in Hea\y Ion Physics. K. Bethge (Ed.),,
Springer-Verlag. Berlin, 1978, pp. 1-80.
44. D B(ihm, A. Guthne. and R. K. Wakerling (Ed.s.). 77?^ Characteristics of Electrical Discharges
in Mtii>neti< Fields. McGraw HiIL New York, 1949, Chapter 3.
45. T, S. Green, Rep. Pntg. Pfns. 37, 1257 (1974).
46. A S Pasyuk. IP Kuznetsova. and V В Kutner, ^Л £яe'r^.^ 39.(2), 139 (1975).
47. L. Bex.D. J.Qark. C.k Elbworth, W. S. Flood. R. A. Gough, W.R, Holley, J-R. Meriwether,
and D. Mom!.. IEEE Тгапл. Nucl. Sci. NS-22, 1702 (1975),
48. T. Tauth. G. Hadinger, G. Hadinger-Espi. and M. Bajard, Proceedings, 2d International
Conference on Ion Sources, Vienna, Austria, Sep. II-I5, 1972, SGAE, Vienna, p. 620.
49. M. Mueller. GSI, Darmstadt, FRG, Annua! Scientific Report, 1982.
50. Yu P. Gngorev and P. M. Morozov. Sov. Phys. Tech. Phys. 16 (II), 1926 (1972).
51. S. N. Popov, Sow Phy.s. Tech. Phys. 6 (12), 1047 (1962).
52. M, D. Gabovich, Sov. Phys. Tech. Phys. 12 (5), 638 (1967).
53. I, Chavet, M. Kanter and M. Menat, Nucl. Instrum. Methods 139, 47 (1976).
54. J. D. Lawson, Nucl. Insium. Methods 139, 22 (1976)
55. T S. Green, IEEE Trans. Nucl. Sci NS-23, 926 (1976).
56. M. Mueller. H. Schulte and B, Wolf, GSI Darmstadt, FRG Annual Scientific Report, 1980,
57- Author's logbook,
58. F. Hoh, Phys. Fluids 5, 22 (1962),
59. F, Hoh, Phys. Fluids 6, 1184 (1963).
60. A. S, Pasyuk, Yu P. Tretyakov, and V. Stanku, Sov. Phys. Tech. Phys. 3, 42 (1965).
61. A. S. Pasyuk. E D. Vorobiev, R. I. Ivannikov, V. I, Kuznetsov, V, B, Kutner, and Yu. P.
Tretyakov, JINR Report P7-4488, Dubna USSR, 1969.
62. G. Haushahn. Proceedings, 2d International Conference on Ion Sources, Vienna, Austria, Sep,
II-I5, 1972. SGAE. Vienna, p 825.
63. С E. Anderson. Proceedings, Conference on Reactions between Complex Nuclei, Oak Ridge,
TN, I960, Oak Ridge National Laboratory. Oak Ridge, TN, p, 67.
64. B. Gavin, Proceedings, 2d International Conference on Ion Sources, Vienna, Austria, Sep. II-
15, 1972, SGAE, Vienna, p. 519.
65. E. J, Jones. /EEE Trans. Nucl. Sci. NS-19, lOI (1972).
66. Y. Druaux and R Bemas, Proceedings of Conference on Electromagnetically Enriched Isotopes
and tbeir Spectrometry, Harwell UK, 1955, p. 30.
67. B, Gavin, Nucl. Instrum. Metho<Js 64, 73 (1968).
68. A, S. Pasyuk and Yu P, Tretyakov, Proceedings, 2d International Conference on km Sources,
Vienna, Austria, Sep, U-I5, 1972, SGAE, Vienna, p, 512,
69. G, Carter and J. S, CoIIigon, Ion Bombardment of Solids, Hsevier, New Yoric, 1968,
70. Hgiloy Co,, Elgin, IL.

474 * Литература
71. М. Mueller, к. Leible, В. Н. Wolf, and N. Angert, GSL FRG Darmstadt, Report 82-1U 1982.
72. K^ Leible and B. H, Wolf, International Conference on Low Energy Ion Beams, University of
Salford, Sep. 5-8, 1977. Conference Senes No. 38, Institute of Physics, London, p. 96.
73. M. Mueller, GSI, Darmstadt, FRG Annual Scientific Report, 1983.
74. M. Mueller, GSI, Darmstadt, FRG Annual Scientific Report, 1984.
75. M. Mueller. GSI, Darmstadt, FRG Annual Scientific Report, 1986.
76. T. Consoh and R. B. HiII, Nucl. Fusion 3, 237 (I960).
77. M. D, Gabovich, Instrum. Exp. Techniques 2^ 1985 (1963).
78. A. Septier, F. Prangere, H. hmail, and G. Gauthenn, Nud. Instrum. Melhods3S,4\ (I965).I05
79. T. S. Green, Nud. Instrum. Methods 115, 615 (1974).
80. T. S. Green. IEEE Trans. Nucl. Sci NS-23, 918 (1976).
81. Author's measurements with LBL source, Ref. 33.
82. A. S. Pasyuk and Yu. P. Tretyakov, JINR Report P7-6668, Dubna USSR, 1972.
83. M. Mueller and Z. Weijiang, GSI, Darmstadt. FRG, Annual Scientific Report, I98I.
84. G. Stover and E. Zajek. IEEE Trans. NucL Sci. NS-32, 1806 (1985).
К главе 9
1. J. H. Freeman, Nud. Instrum. A/e-z/itw/j 22, 306 (1963),
2. J. Koch, Electromagnetic Isotope Separators and Applications of Electromagnetically Enriched
Isotopes, North-Holland, Amsterdam. 1958.
3. R. H. Dawton, Electromagnetic Isotope Separators and Applications of Electromagnetically
Enriched Isotopes, North-Holland, Amsterdam, 1958.
4. Г Chavet and R. Bemas, Nud. Instrum. Methods 51, 77 (19^7).
5. Lintott Engineering/Applied Materials, Foundry Lane, Horsham, West Sussex, England, RHI3
5PY.
6. Extnon/Varian, Blackburn Industrial Park, Gloucester, MA 01930.
7. Nova/Eaton, 108 Cheny Hil) Drive, Beverly, MA 0I9I5.
8. J, H. Freeman, Atomic Energy Research Establishment Report, R6I38, 1969.
9. J. H, Freeman, L. R. Caldecourt, K. С W. Done, and R. J. Francis, Atomic Епег^У Research
•Establishment Report R6496, 1970.
10. H. Hinkel. Nud. Instrum. Methods, 139, I (1976).
11. N. Williams, Proceedings of the International Conference on Low Energy Ion Beams, September
5-8, 1977, University of Salford. UK. Institute of Physics, Bristol.
12. D. Aitken, Radiation Effects 44, 159 (1979).
13. O. Tabata, S. Kimura. and M. Kunori, Proceedings of the International Ion Engineering Congress,
iSlAT, 1983. Kyoto, 1983.
14. D. Aitken, Vacuum 36, 953 (i986).
15. D. Aitken. Nud. Instrum. Methods. В 21, 274 (1987).
16. J. H. Freeman, G. A. Gaid, and W. Temple, Atomic Energy Research Establishment Report
R6758, 197L
17. G. Sidenius and O. Skilbreid, in Electromagnetis Separation of Radioactive Isotopes. Higatsberger
and Viehbock (Eds^). Springer-Veciag, Vienna, I96I, p^ 243.
18. J. H. Freeman, Ion Implantation, North-Holland, Amsterdam, 1973.

Литература 475
К главе 10
1. R. Geller. iEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 904 (1976).
2. R. Geller. Proceedings of the llth Intemaitonal Conference on Cyclotrons and Their
Applications. Tokyo. October 1986. Ionics Publishing Co.. p. 699.
3. R. Pardo. E. Minehara. F. Lynch. P. Billquist, W. Evans. B. E, Clift, and M. Waterson.
Contributed Papers of the 7th International Workshop on ECR Ion Sources. Julich. May 1986. KFA-
Juhch.p. 223.
' 4. H. Postma. Phys. Lett. 31A, 196 (1970).
5. S. Bhman, R. Geller. W. Hess, and B. Jacquot, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-11>, 200 (1972).
6. К Bemhardi and K. Wiesemann. Plasma Phys^ 14, 1073 (1972).
7. N. Sakudo. K. Tokiguchi. H. Koike, and I. Kanamata. Rev. Sci. Instrum. 49.940(1978).
8. V. Dugar-Zhabov. K. Golovanevski. and S. Safonov. Nucl. Instrum. Methods 219, 263 (1984).
9. R. Bardet. P. Bnand, L. Dupas. С Gonmezano. and G. Melin. Proceedings of the European
Conference on Controlled Fusion. Moscow. 1973. p. 247.
10. P. Bnand. R. Geller. B. Jacquot. and С Jacquot, Nucl. Instrum. Methods 131, 407 (1975).
U. H. Tamagawa. L. Alexeff, С M. Jones, and P. D. Miller, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 994
(1976).
12. Y. Jongen. С Pirart. G. Ryckewaert,and J. Steyaert,/£££ Trans. Nucl. Sci. NS-26, 3677 (1979).
13. V, Bechtold. H. P. Ehret, L. Friedrich, J. MoIIenbeck, and H. Schweickert, IEEE Trans. Nuei
Sci. N8-26,3680(1979).
14. H. Beuscher; H.-G. Mathews, C. Mayer-Boricke, and J. Reich. Proceedings of the 9th Interna-
tional Conference on Cyclotrons and their Applications, Caen. September 1981. les Editions de
Physique, p. 285.
15. R, Geller. Proceedings of the 8th International Conference on Cyclotrons and Their Applications.
Bioomington. Indiana. September 1978. IEEE. p. 2120.
16. F. Boufd. R. Geller, В Jacquot, and M. Pontonnier. Proceedings of the 4th International Workshop
on ECR Ion Sources and Related Topics. Grenoble. January 1982. Centre dEtudes Nucleaires-
Grenoble Press, p. 5.1.
17. Bechtold. L. Fnednch. and H Schweickert, Proceedings of the 9th International Conference on
Cyclotrons and Their Apptications. Caen. September I98I. les Editions de Physique, p. 249.
18. Y. Jongen. С Pirart. and G Ryckewaert. Proceedings of the 4th International Workshop on ECR
Ion Sources and Related Topics, Grenoble, January 1982. Centre dEtudes Nucleaires-Grenoble
Press, p. 3.1
19. D. J. Clark. J. G. Kalmns. and C. M Lyneis. IEEE Trans. Nucl. Set. NS-30. 2719 (1983). '
20. F. W. Meyer. Proceedings of the 6th International Workshop on ECR Sources. Berkeley. January
1985, Lawrence Berkeley Laboratory, p. 37.
21. T. A. Antaya, H. G. Blosser. L. H. Harwood, and F. Marti. Proceedings of tbe 6«h International
Workshop on ECR Sources, Berkeley. January 1985, Lawrence Berkeley Laboratory, p. 107.
22. F, Bourg. P. Bnand. J. Debemardi. R. Geller, B. Jacquot. P. Ludwig, M. Pontonnier, and p.
Sortais. Contnbuted Papers of the 7th International Workshop on ECR Ion Sources, Julich, May
1986. KFA-Julich. p 187.
23. A. MuIIer. E. Salzbom. R. Frodl. R. Becker. H. Klein, and H. Winter, J. Phys. В 13, 1877
(1980).
24. W Lotz. Z Phv.4. 216, 241 (1968).
25. D. H Crandall. Phys. Scr. 23, 153 (1981).
26. O. Eldndge. Ph\.\ Fluids 15, 676 (1972)
27. A. Mullerand E. Salzbom. Phys. Lett 62A, 391 (1977).
28. С M. Lyneis. Lecture Notes of the 1986 RCNP Kikuchi Summer School on Accelerator
Technology, Osaka. October 1986. RCNP. p. 125; also LBL-22450.
29. Y. Jongen. Proceedings of the lOth International Conference on Cyclotrons and Their
Applications, East Lansing. Michigan. Apnl 1984, IEEE Catalog No. 84 CH 1996-3, p. 322.

476 % Литература
30. See, e.g., J. D. Cobine, Gaseous Conductors, Dover, New York, I94I.
31. С Lyneis, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. В 10/11, 775 (1985).
32. W. Glaser. Z Phys. 117, 285 (I94I).
33. F. Bourg. R. Geller. and B. Jacquot. Nucl. Instrum. Methods Л 254, 13 (1987).
34. F. W. Meyer and J. Hale, Proceedings of the 1987 Particle Accelerator Conference, Washington
DC, March 1987. IEEE Catalog No. 87 CH 2387-9. p. 319.
35. C, M. Lyneis, Proceedings of the I Ith International Conference on Cyclotrons and Their
Applications. Tokyo. October 1986. Ionics Publishing Co. p. 707; also LbL<21860.
36. Y. Jongen and A. Chevalier, Contributed Papers of the 7th International Workshop on ECR Ion
Sources, Julich. May 1986, KFA-Julich, p. 124.
37. V, Bechtold, N. Chan-tung, S. Dousson, R, Geller. B. Jacquot, and Y. Jongen, Nucl, Instrum.
Methods 178,305(1980).
К главе 11
1. J. Musil and F. Zacek, Czeck. J. Phys. В 22, 133 (1972).
2. J. Musil and F. Zacek, Czec-k. J. Ph\-s. В 23, 736 (1973).
3. J. Musil. F. Zacek, and P. Schmiedbergen. Plasma Phys. 16, 971 (1974),
4. V. Kopecky. J. Musil. and F. Zacek. Plasma Phys. 17, 1147 (1975).
5. S. Nanobashvili. G. Rostomashvili. and N. T>inti,adze, Sow Phys. Tedi. Phys. 20, 280 (1975).
6. T, H. Stix. The Theory of Plasma Waves. McGraw-Hill. New York, 1962. p, 32.
7. Y. Okamoto and H. Tamagawa. Rev. Sd. Instrum. 43, 1193 (1972).
8. R. Geller. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 904 (1976).
9. R. Geller. B. Jacquot. and С Jacquot, Proceedings, Int. Ion Engineering Congress, Kyoto. 1983.
p. 187,
10. С Cook. O. Heinz. D. Lorenz. and J. Peterson. Rev. Sci. Instrum. 33, 649 (1962).
11. E. Szuszczewicz. Phys. Fluids 15, 2240 (1972).
12. I. G Brown. Plasma Phys. I8, 205 (1976).
13. N. Sakudo. K. Tokiguchi, H Koike, and I. Kanomata, Rev. Sci ln.strum. 48, 762 (1977).
i4. K. Tokiguchi, N. Sakudo, and H. Koike. J. Vac. Sci. Technol. Л 2, 29 (1984).
15. Т. Dote, H. Amemiya. and T Ichimiya. Jpn. J. Appl. Phys. 3, 789 (1964).
16. K. Suzuki. S. Okudaira. N Sakudo. and I. Kanomata. Jpn. J. Appl. Phvs. 16, 1979 (1977).
17. T. Tokiguchi. H Itoh. N Sakudo. H Koike, and T. Saitoh. W/chhw 36, 11 (1986); presented at
5th Int. Conf. on Ion and Plasma Asi>i.sted Techniques. Munich. May 1985. '
18. M. Shimada, I. Watanabe. and Y. Toni, Proceedings. lOth Symposium on Ion Source and Ion-
Assisted Technology, Tokyo. 1986. p. 131.
19. N. Sakudo. K. Tokiguchi. H. Koike, and I. Kanomata, Rev. Sd. Instrum. 49, 940 (1978).
20. R. Jayaram. Mass Spectrometry, Plenum, New York, 1966, p. 25.
21. N. Sakudo, K. Tokiguchi. and H. Koike, УасиитМ, 245(1984).
22. N. Sakudo, K. Tokiguchi, and H. Koike, Rev. Sci. Instrum. 54, 68l (1983),
23. N. Sakudo. Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. В 21, 168 (1987).
24. J. Ishikawa. Y. Takein. and T Takagi. Rev. Sci. Instrum. 55, 449 (1984).
25. J. Asmussen and J. Root, Appl. Phys. Lett. 44, 396 (1984).
26. M. Dahimene and J. Asmussen, J. Vac. Sci. Technol. В 4, 126 (1986).
27. К. N. Leung, S. Walther, and H. W. Owren, IEEE Trans Nucl. Sd. NS-32 (5), 1803 (1984).
28. Y. Omura, S. Nakashima, and K. Izumi, Proceedings, Symposium on VLSI Technol., Kobe,
1985. p. 24.
29. M. Iwaki, K. Yoshida, N. Sakudft, and S. Salou, Nucl Instrum. Methods Phys. Res. В 6, 51
(1985).

Литература 477
К главе 12
1. Е. D Donets, USSR Inventor's Certificate No. 248860, I6 March 1967. PyuH. 01ЮТг No. 23,
I%M p. 65.
2. E, D. Donets. V, I, Ilushchenko, and V, A. Alpert, Proc. Picinieic Conf. surles Sources4*Ions,
INSTM. Saclay. France. 1969. p. 625.
3. E. D. Donets. Phys. Elementary Particles At. Nucleus 13, 941 (1982).
4. W. Lotz. Z Phys. 216, 341 (1968).
5. E. D. Donets, Proceedings, Fifih AU-Vmon Conference on Otarged-Particle Accelerators^ Vol.
I. Nauka, Moscow. 1977. p. 346.
6. J. Faure and B. Feinberg. Nuci Instrum. Methods 219, 449 (1984).
7. G. S. Janes et al.. AVCO-Everett Research Laboratory, Res. Report 235. ,1965.
8. R. Becker. Proceedings. II EBIS Workshop, Saclay-Orsay. l98l,J. Arianerand M. Olivier (Eds.),
p. 185.
9. G. I. Budker. Atomic Energy 5, 9 (1956).
10. A. G. Bonch-Osmolovskiy. Preprint JINR P9-8379, Dubna. 1974.
11. H. Ahmed and A. N. Brxwrs, J, Appl. Phys. 43, 2186 (1972).
12. K. Amboss, Proceedings, II EBIS Workshop. Saclay-Orsay. 1981. Arianerand M. Olivier (Eds.),
p. 59.
13.- E. D. Donets and V. P. Ovsyannikov. Preprint JiNR. F7-9799. Dubna. 1976.
14. J. Ariancret al.. GSI-P-3-77. Darmstadt. 1977, p. 65.
J5. E. D. Donets. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 897 (1976).
16. E. D. Donets and A. I. Pikin, JETP 45. 2373 (1975).
17. E. D. Donets. S. V. Kartashpv, and V. P. Ovsyannikov, JiNR Rapid Comm. No. 20-86. Dubna,
1986. p. 27.
18. E. D. Donets. Phys. Scr. T3, 11 (1983).
19. J. Ananeret al. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-26, 37l3 (1979).
20. J. Arianerand C. Goldstein. Rep. IPNO NO. 79-02. Orsay. 1979.
21. I. G. Brown and B. Feinberg. Nucl. Instrum. Methods 220, 25l (1984).
22. M. A. Levine. R. E. Marrs. and R. W. Schmieder. Nucl. Instrum. Methods A 237, 429 (1985).
23. J. Ananer and С Goldstein. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, 979 (1976).
24. V. P. Vadeev. Preprint JINR. P9-8N660. Dubna. 1981.
25. R. Becker. H. Klein, and M. Kleinod, GSl-PO-77. Darmstadt. 1977. p. 35.
26. V. A. Alpert et al.. Prepnnt JINR D7-5769, Dubna. 1971.
27. V. P. Vadeevet al.. Prepnnt JINR. P7-10823. Dubna. 1977.
28. E. D. Donets. Nucl. Instrum. Methods В 9, 522 (1985).
29. В. Gastineau. J. Faure. and A. Cortois. Nucl. Instrum. Methods В 9^ 538(2985).
30. R. W. Hamm. L. M. Choate, and R. A. Kenefick. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, I0l3 (1976).
31. R. A. Kenefick and R. W. Hamm. GSI-P-3-77. Darmstadt. 1977. p. 2l.
32. R. Becker and H Klein. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-23, I0I7 (1976).
33. R. W. Schmieder. EBISTN-0I7. SNLL. 1986.
34. V. O. Kostroun et a!.. Proceedings II EBIS Workshop. Saclay-Orsay. I98I, J. Arianer and M.
Olivier (Eds.), p. 30.
35. V. O. Kostroun et al., Phys, Scr, T3, 47 (1983).
36. J. Ananeret a!.. Proceedings II EBIS Workshop. Saclay-Orsay, 1981. J. Arianerand M. Olivier
(Eds.), p. 240.
37. J. Arianer et al.. Phys. Scr. T3, 36 (1983).
38. T. Twai et al.. Phys. Rev, A 26, 105 (1982).
39. S. Ohtani. Phys. Scr. T3. IlO (1983).

478 Литература
«■
40. W. G. Abdulmanov et al.. Proceedings. Tenth Int. Conf. on HEPA. Vol. I. Serpukhov, 1977,
p. 345.
41. E. D. Donets and V. P. Ovsyannikov. JETP 80, 9l6 (I98l).
42. B. Bochev. T. Kutsarova. and V. P. Ovsyannikov. Preprint JINR. P5-i 1566. Dubna. 1978.
43. B. Bochev. T. Kutsarova. and V. P. Ovsyannikov. Preprint JiNR Р9Ч1567. Dubna. 1978.
44. E. D. Donets et al.. Preprint JINK. P7-83-627. Dubna. 1983.
К главе 13
1. E. D. Donets, V. I. Ilyuschenko, and V. A. Alpert. Proceedings of the International Conference
on Ion Sources. Saclay. France. Ь969. p. 635.
2. E. D. Donets. IEEE Trans. NucL Sci. NS-23(2). 897 (1976).
3. J. Ananer and С Goldstein. IEEE, Trans, NucL Sci. NS-23(2). 979(1976); see also Chapter I2
on Electron Beam Ion Sources, by Donets-
4. T. Takagi. I Yamada. and J. Ishikawa. Ilth Symposium on Electron. Ion and Laser Beam
Technology. Boulder. CO. 1971. p. 579.
5. T. Takagi. I. Yamada. J. Ishikawa. and H. Iwao. Proceedings of the 2d International Conference
on Ion Sources. Vienna 1972. p. 367.
6. T. Takagi. I. Yamada. J. Ishikawa. F. Sano. and N. Kusano. Proceedings of the 2d Symposium
on Ion Sources and Formation of Ion Beams. Berkeley. CA. 1974, p. III-2I.
7. J. Ishikawa. F. Sano. H. Tsuji. and T. Takagi. Institute of Physics Conference Series. No. 38.
1978. p. 84.
8. J. Ishikawa. F. Sano. and T. Takagi. J. Appl. Phys. 53. 6018 (1982).
9. J. Ishikawa. A. Motamed Ektessabi. and T. Takagi. Jpn J. Appl. Phys. 22^ 309 (1983).
10. J. Ishikawa and T Takagi. Jpn. J. Appl. Phys. 22, 534 (1983).
11. J. Ishikawa. A. Motamed Ektessabi. and T. Takagi. Nucl. Instrum. Methods 207, 487 (1983).
12. J. Ishikawa and T. Takagi. J. Appl. Phys 54, 2911 (1983).
13. R. A. Demirkhanov. Yu. V. Kursanov. and L. P. SkripaP. Sov. Phys. Tech. Ph\y 15(7). 1047
(1971).
14. R. A. Demirkhanov, Yu. V. Kursanov. and L. P. Skripal', Sov. Phys. Tech. Phvs. I8(5). 684
(1973).
15. A. B. Mikhailovskii, Theory of Plasma insiabiliiies. Vol. I, Consultants Bureau. New Yorit,
1974.
16. M. Seidl and P. Sunka. NucL Fusion 7. 237 (1967).
17. V. D Shapiro. Sov. Phys. JETP 17. 4l6 (1963).
18. R. J. Bnggs, Electron Si ream Jnieraciions wiih Plasmas, MIT, Cambridge, MA, 1964.
19. S. A. Self. J. Appl. Phys. 40, 5217. 5232 (1969).
20. J R. Conrad. J. Appl. Phys. 47, 4859 (1976).
21. I. LangmuirandJ. M Mott-Smith. Gen. Elecir. Rev. 27,449,538,616. 762,810(1924).
22. H. M. Mott-Smith and I. Langmuir. Phys. Rev. 28, 727 (1926).
К главе 14
1. G. S. Hurst, M. G. Payne. S. D. Kramer, and J. P. Young, Rev. Mod. Phys. 51, 767 (1979).
2. H.-Jurgen Kluge, F. Ames, W. Ruster, and K. Wallmeroth, invited talk given at the Accelerated
Radioactive Beams Workshop. Vancouver Island, Canada, 4-7 Sept. 1985. CERN-EP/85I62,
Oct. 4. 1985.
3. F. E. Irons and N. J. Peacock. J. Phys. В 7, 2084 (1974).
4. Yu. A. Bykovskii. N. N. Degtyarenko, V. F. Elesin. Yu. P. Kozyrev, and S. M. Sil'nov, Sov.
Phys. JETP (USA) 33. 706 (I97I).

Литература 479
5. G. А. Doschek, U. Feldman, P. G. Burkchalter, T. Finn, and W. A, Feibelman. У. Phys. В 10,
L745(I977).
6. R. A. Phaneuf, /£££ Trans. Nucl. Sci. NS-28. Il82 (I98I).
7. A. W. Ehler, J. Appi. Phys. 46, 2464 (1975).
8. T. S. Pearlman andG. H. Dahlbacka, Appl. Phys. Leu. 31, 414 (1977).
9. B. Luther-Davis and J. L. Hughes, Opi. Commun. I8, 351 (1976).
10. M. Siegnst, B. Luther-Davis, and J. L. Hughes, Opr. Commun. 18, 605 (1976).
11. H. Нога, E. L. Kane, and J. L. Hughes. Л Appl. Phys. 49, 923 (1978).
12. H. Нога. D. A. Jones. E. L. Kane, and B. Luther-Davis, Laser Acceleration of Particles^ AlP
Conf. Proceed. No. 91. P. J. Channell (Ed.), Amencan Institute of Physics, New York. 1982,
p. 113 •
13. A, M Sessler. Laser Acceleramm of ParUcles. 1982 AlPConf. Proceed. No. 91, P. J. Channell
(Ed). American Ini>titute of Physics, New York. 1982. p. 10.
14. С De Michehs. IEEE J. Quam. Electronics QE-6, 630 (1970).
15. G. F. Tonon. IEEE Trans. NuH. Sa. NSl9, 172 (1972).
16. L. Z. Barabash, D. G. Kt>shkarev, Yu. I. Lapitsku. S. V. Latyshev, A. V. Shumshurov, Yu. A.
Bykovsku. A A. Golvbev. Yu. P. Kosyrev. K. I. Krechet. R. T. Hayttorov. and B. Yu. Sharkov.
Laser and Panicle Beam.s 2, 49 (1984).
17. O. B. Ananin. Yu. A. Bykovskii. V. P. Gusev. Yu. P. Koznev. I. V. Kolesov. A. S. Pasyuk.
and V. D. Peklenkov, Sov. Pliy.s. Tech. Phys. 28. 54 (1983).
18. G. Korschinek and J. Sellmair, Re\: Sci. Instrum. 57;1A5 (1986); G. Karschinek. Bull. Am. Pliys.
Site. 31, 1277 (1986).
19. R. A. Phaneuf. I Alvarez. F. W. Meyer, and D. H. Crandall, Phy.s. Rev. A 26. 1892 (1982).
20. R. H. Hughes. D O. Pederson. and X. M. Ye. Appl. Phys. Leu. 47, 1282 (1985).
21. T. Ohmori, M. Katsurai. and T. Sekiguchi, Jpn. J. Appl. Phy.s. 19, L728 (1980).
22. T. Ohmon. M. Katsurai, and T. Sekiguchi, Jpn. J. Appl. Phys. 22, 728 (1983).
23. R. H. Hughes, R. J. Anderson. С К. Manka, M. R. Carruth, L. G. Gray, and J. P. RosenfeW,
J. Appl. Pliys. 51, 4088 (1980).
, 24. For example. H. C. Gemtsen. H. van Brag, F. Bijkerk, and M. J. van der Wiel. J. Appl. Phys.
59,2337(1986).
25. O. B. Ananin. A. M. Baldin. Yu. D. Beznogikh. Yu. A. Bykovskii, A. I. Guvorov, L. P.
Zinov'ev. Yu. P. Kozyrev. L. G Makarov. A. Monchinskii. L K. Novikov, V. D. Peklenkov,
A. M. Raspopin. and 1. N Semenyushkin, Sttv. J. Quanrum Electr<m. 7. 873 (1977). .
26. O. B. Anan'in. Yu. A. Bykovsku, V. P. Gusev, Yu. P. Kozyrev, A. S. Pasyuk. and I. V.
Kolesov, PriKeedings ofihc Seventh All-Union Conference on Charge-Particle Accelerarion (in
Russian). Vol. I, Ob'edin. Inst. Yad. Issled.. Dubna. I98I. p. 98.
27. O. B. Anan'in, Yu. A. Bykovsku. V. P. Gusev, Yu. P. Kozyrev, I. V. Kolesov, A. S. Pasyuk.
and V. D Peklenkov. Sov Phys. Tech. Phys. 27, 903 (1982).
28. Yu. A. Bykovsku. V. P. Gusev. Yu. P. Kozyrev. I-V. Kolesov. V. B. Kutner, A. S. Pasyuk.
V. D. Peklenkov. S. G. Stetsenko. K. G. Suvorov. and D. A. Uzienko. Joint Institute for Nuclear
Research. Report No. P9-86-2, Dubna, 1986 (in Russian).
29. Vu. A. Bykovskii. A. N, Oblizin, Yu. P. Kozyrev. L V. Kolesov, V. B. Kutner. A. S. Pasyuk,
V. В Peklenkov. S. G^ Stetsenko. K. G. Suvorov. and D^ A. Uzienko, Joint Institute for Nuclear
Research. Report No. P9-86-3, Dubna, 1986 (in Russian).
30. R. N. Sudan and R. V. Lovelace. Phys. Rev. Lett. 31, 1174 (1973).
3L L. Spitzer. Physics of Fully Ionized Gases, 2nd ed., Intersciencc, New York, 1962, p, 22.
32. J. F. Fnichtenicht. N. G. Utterback. and J, R. Valles, Rev. Sci\ Insirum. 47, 1489 (1976).
33. J. P. Rosenfeld, Masters Thesis, University of Arkansas, Fayetteville. 1980.
34. L. G. Gray, R. H. Hughes, and R. J. Anderson. J. AppL Phys. 53, 6628 (1982).
35. E. W. Sucov. J. L. Pack, A. V Phelps, and A. G. Englehardt. Phys. Fluids 10, 2035 <I967).

480 * Литература
36. А. Е. Haught. D. Н. Polk, and W. J. Fader. Phys. Fluids 13, 2842 (1970).
37. J. Bruneteau, E. Fabrc, H. Laman. and P. Vassteur, Phys. Fluids 13, 1796 (1970).
38. R. D. Kni^huAppL Phys. Lev. 38, 221 (I98I).
39. Yu. K. Al'Iudov. T. A, Basova, Yu. A. Bykovi-kii. V. G. Degtyarev, Yu. N. Kolosov, L D.
Laptev, and V. N. Nevolin. Sow Pliys. Tech. Phys. 24, 1077 (1979),
К главе 15
1. R. L. Kubena, С L. Anderson^ R. L. Seliger, R. A. JuIIens, and E. H, Stevens, Л Vac. Sci
TechnoL 19,916(1981),
2. V, Wang. J. W. Ward, and R. L. Seliger. Л Vai\ Sci. TechnoL 19. 1158 (1981),
3. R. L. Sehger. R. L. Kubena. R. D. OIney, J, W, Ward, and V. Wang, J. Vac. Sci. TechnoL 16,
1610(1979).
4. D. В Rensch. R. L. Seliger, G, Csanky. R, D, OIney. and H, L, Stover, Л Vac. Sci. TechnoL
16, 1897 0979).
5. A R. Bayly. A. R. Waugh. and K. Andereon, NucL Instrum, Methodsl\%, 375 (1983).
6. P. D Prewett and D, K. Jeffenes, Insi. Phys. Conf. 54, 316 (1980).
7. R. Levi Setti. Y. L. Young, and G. Crow, Л Phys. Colloq. (France) 45, 197 (1984).
8. V, E. Krahn and G. R. Ringo, Appl. Phys. Leii. 27, 479 (1975).
9. R. Clampitt and D, K, Jeffenes, Inst. Phys, Conf. Ser, No. 38, (1978). p. 12.
10, L, W. Swanson, Microcircuit Engineering 80. R. P. Kramer (Ed.). Delft Univ. Press, Delft,
I98I.p. 267.
M, L. W, Swanson. G. A. Schwind, A. E. Bell, and J. E. Brady, Л Vacuum Sci Tech. 16, 1864
(1979).
12. A. E, Bell. G. A. Schwind. and L. W. Swanson, Л Appl. Phys. 53, 4602 (1982).
13. Y. Tom and H. Yamada. Japan. J. AppL Phys. 22, L444 (1983).
14. R. Clampitt and D. K. Jefferies, Nucl Instrum. Methods I49, 739 (1978).
15. С Bartoh. H. Von Rohden. S. P. Thompson, and J. Blommers. J. Phys. D 17, 2473 (1984).
16. P. Sudraud, C. CoIIiex. and J. van de Walle, J. Phys. (France) 40, L207 (1979).
17. K. Gamo. T. Ukegawa, and S. Namba, Jpn. J. AppL Phys. 19, L379 (1980).
18* R. L Kubena, C- L. Anderson* R. L. Seliger, R. A. JuIIens, and E* H* Stevens, Л Vac, Sci,
TechnoL 19,916(1981).
19. K. Gamo* T. Matsui, and S. Namba. Jpn. J. Appl. Phys. 22, L692 (1983)*
20. M. W. Utiaut, W. M. Clark, R. L. Seliger. A. E. Bell, L. W. Swanson, G* A. Schwind, and
J. B. Jergenson,y. Vac. Sci TechnoL в 5, 197(1987).
21. Т. Ishitani, К. Umemura. S* Hosoki, S. Takayama, and H. Tamura, J. Vac. Sci. TechnoL A 2,
1365(1984).
22. V. Wang, J. W. Ward, and R. L. Seliger, J. Vac. Sci. TechnoL 19, Il58 (I98I).
23. G. I. Taylor. Proc. R. Soc. (London) Ser. A 280, 383 (1964).
24. J. F. Mahoney, A. T. Yahiku, H. L. Daley, R. D. Moore, and J. Perel, J. AppL Phys. 40, 5I0I
(1969).
25. D. S. Swatik and С D. Hendricks, A.LA.A.J. 6, 15%'(1968).
26. R. Gomer. AppL Phys. 19, 365 (1979).
27. P D. Prewett, G. L. R. Mair, and S. P. Thompson, J. Phys. D. 15, 1339 (1982).
28. N. K. Kang and L. W. Swanson. AppL Phys. A 30, 95 (1983).
29. G. Benassayag. P. Sudraud, and B. Jouffrey, Ulrramrcrascopv 16 (1985).
30. N. Sujatha, P. H. Cutler, E. Kazes, J. P Rogers, and N. M. Miskovsky, AppL Phys. A 2, 55
(1983).
31. D. R. Kingham and A. E. Bell, J. Phys. Colloq. (France) 45, 139 (1984).

Литература 481
32. D. R. Kingham and L. W. Swanson. AppL Phys, A 34. 123 (1984).
33. L. W. Swanson and G. A. Schwind (unpublished).
34. D. R. Kingham. Surf, Set, 116, 273 (1982).
35. L. W. Swanson. Nucl, Instrum, Methods 2l8. 347 (1983).
36. L. W. Swanson. G. A. Schwind. and A. E. Bell. J, Appl. Phys, 5l, 3453 (1980).
37. A. R. Waugh. J, Phys, D 13. L203 (1980).
38. L. W. Swanson and D. R. Kingham. Appl, Phys, A 41, 223 (1986),
39. T. Venkalesan. A. Wagner, and D. Barr. Appl. Phys. Lett, 38,943 (I98I).
40. A. Wagner. T. Venkalesan. P. M. Pelroff. and D. Barr. J, Vac, Sci, Technol, 19, II86 (I98I).
41. F. G. Rudenauer. W. Sleiger.*R. Grotzschel. and F. Nahnng. Vacuum 35, 3l5 (1985).
42. С d'Cniz and K. Pourrezaei. J. Appl. Phys. 58, 2724 (1985).
43. С Mahony and P. D. Prewell. Vacuum 34, 30l (1984).
44. G. Benassayag. J. Odoff. and L. W. Swanson. J, Phys, Colloq, (France) 7, 389 (1986).
45. H. P. Mayer. Appl. Phys. Lett, 47, 1247 (1985).
46. W. Knauer. Optik 59, 335 (I98I).
47. A. E. Bell and L. W. Swanson. Appl, Phys. A 41, 335 (1986).
48. R. Levi-Setli. Y. L. Wang, and G. Crow. Appl, Surf. Sci, 26, 249 (1986).
49. M. Komuro. H. Hiroshim. H. Tanque. and T. Kanayama. J. Vac, Sci, Technol, В 1,985 (1983).
50. J. W. Ward. J, Vac. Sci, Technol, ВЪ, 207 (1985).
51. M. J. Bozack. L. W. Swanson. and A. E. Bell. J. Phys Colloq, (France) 47, 95 (1986).
52. M. J. Bozack. L. W, Swanson. and J. Orloff. S£A//K 1139(1985).
53. J. Melngailis, y. Vac, Sci. Technol. в 5, 469 (1987).
54. С. Bartoli. H, von Rohden. S. P. Thompson, and J. Blommers, Л Phys, D 17, 2473 (1984).
5^. С Mahony and P. D, Prewen, Vacuum ЗА, 301 (1984).
56. D. W. Tuggle. L, W. Swanson. and M. A. Gesley. J, Vac, Sci Technol, В 4, 131 (1986).
57. J. W. Ward. M. W. Ullaul. and R. S. Kubena. J, Vac, Sci, Technol, В 5, 169 (1987).
58. Y. Wada. S, Shukuri. M, Tamura. H. Masada. and I. Ishilani. Proceedings. Eleclrochem. See.
Meeting. Las Vegas. NV. Oclober, 1986. p. 133.
58. Y. Wada, S. Shukuri. M. Tamura. H. Masada. and I. Ishitani. Proceedings. Electrochem. See,
Meeting. Las Vegas, NV. October. 1986. p, 133.
К главе 16
t. L. Walyi^ Atom and Ion Sources, Wiley. New York. 1977.
2. J, Ishikawa and T. Takagi, Jpn, Л Appl. Phys, 22, 534 (1983).
3. J. Ishikawa. Y. Takeiri. and T. Takagi. Rev, Sci, instrum, 55, 449 (1984).
4. A. Rockett. S. A. Bamett, and J. E. Greene, J, Vac. Sci, Technol, B2, 306 (1984).
5. A. Warwick. IEEE Trans, Nucl, Sci, NS-32, 1809 (1987).
6. R. K. Feeney. W. E. Sayle II, and J. W. Hooper. Rev, Sci, instrum, 47, 964 (1976).
7. I. С Lyon and B. Peart. J, Phys, E: Sci, instrum. 17, 920 (1984).
8. B. Gavin. S. Abbott, R. MacGill. R. Sorensen, J. Staples, and R. Thatcher, fEEE Trans, Nucl,
- Sci, N8-28,2684(1981).
9. Y. Saito, Y. Mitsuoka, and S. Suganomata. Rev, Sci, instrum, 55, 1760 (1984).
10. R. W. Sorensen and H. E. Mendenhall. Trans, AiEE, Pt, Hi AS, 1102 (1926).
11. J. D. Cobine. Elec, Eng, 81, 13 (1962).
12. J. M. Lafferty (Ed.), Vacuum Arcs—Theory and Application, Vi^ty. New York. 1980.
13. B. Edien. Physica 13, 544 (1947).

482 Литература
14. W. А. Cilliers. R. V. Daila, and H. R. Griem, Phys, Rev. A !2, 1408 (1975).
15. A. A. Plyuno, Sov, Phys, JETP !2 (6), 1106, (I96I).
16. S. Takagi. S. Ohtam. K. Kadola. and J. Fujita, Nucl Instrum, Methods 213, 539 (1983).
17. A. A. ИуцИо, V. N. Ryzhhov. and A. T. Kapin. Sov, Phys, JETPTUdh 328 (1965).
18. W. D. Davis and H. С Miller, J, Appl, Phys, 40. 2212 (1969).
19. С W. Kimblin. Proc, IEEE 59, 546 (1971).
20. С W. Kimblin. J, Appl, Phys, 44, 3074 (1973).
21. J. E. DaalderandP. G. E. Wielders. Proceedings 12th Int. Conf. on Phenomena in Ionized Gases,
Eindhoven, Amsterdam; North-Holland. Pt. 1, p. 232.
22. I. Jorde. J. Kulsetas. and W. G. J. Rondeel. Proceedings, 12th Int. Conf. on Phenomena hi
Ionized Gases, Eindhoven, Amsterdam; North-Holland, Pt. 1. p. 2M.
23. J. W. Robinson and M. Ham. IEEE Trans, Plasma Sci, PS-3, 222 (1975).
24. J. E. Daalder, J, Phys, D. Appl, Phys, 8, 1647 (1975).
25. J. L. Hirshfield, IEEE Trans, Nucl, Sci, NS-23, 1006 (1976).
26. J. E. Daalder. J, Phys D; Appl. Phys, 9, 2379 (1976).
27. R. K. Wakerling and A. Guthrie (Eds.), Electromagnetic Separation of Isotopes in Commercial
Quantities^ National Nuclear Energy Series. USAEC (Washington, D. C.) 1951. p. 324.
28. E. 1. Revutskii, G. M. Skoromnyi. Yu. F. Kulygin, and I. 1. Goncharenko, Proceedings, Sov,
Conf, on Charged-Particle Accelerators, Moscow, 9~I6 October 1968, Vol. 1. A. A. Vasilev
(Ed.). USAEC, p. 447.
79, I. G. Brown. J. E. Galvin. and R. A. MacGill, Appl, Phys, Utt, 47, 358 (1985).
30. I. G. Brown, IEEE Trans. Nucl, Sci, NS-32, 1723 (1985).
31. I. G. Brown, J. E. Galvin. B.*F. Gavin, and R. A. MacGill, Rev, Sci, Instrum, 57, 1069 (1986).
32. I. G. Brown, J^ E. Galvin, R. Keller, P. Spaedtke. R. W. Mueller, and J. Bolle, Nucl, Instrum,
Methods A 245, 217 (1986).
33. S. Humphries. Jr., M. Savage, and D. M. Woodall. Appl, Phys, Lett, 47, 468 (1985).
34. С Burkhart. S. Coffey, G. Cooper, S. Humphries. Jr., L. K. Len. A. D. Logan, M. Savage, and
D. M. Woodall, Nucl, Instrum, Methods В 10/11, 792 (1985).
35. S. Humphries. Jr., C. Burkhart, S. Coffey. G. Cooper, L. K. Len. M. Savage, D. M. Woodall,
* H. Rutkowski. H. Oona, and R. Shurter, J. Appl, Phys, 59, 1790 (1986).
36. L. K. Len. С Burkhart, G. W. Cooper, S. Humphries. Jr., M. Savage, and D. M. Woodall.
IEEE Trans, Plasma Sci, PS-14, 256 (1986).
37. S. Humphries. Jr., and С Burkhart, Particle Accelerators 20, 211 (1987).
38. R. J. Adler and S. T. Picraux. Nucl, Instrum, 6, 123 (1985).
39. N. Vidyardhi and R. S. N. Rau, J, Phys, E; Sci, Instrum, 6, 33 (1973).
40. S. Kamakshaiah and R. S. N. Rau, J, Phys, D, Appl, Phys. 8, 1426 (1975).
41. S. Kamakshaiah and R. S. N. Rau. IEEE Trans, Plasma Sci, PS-5, 164 (1977).
42. R. L. Boxman. IEEE Trans, Electron Devices ED-24, 122 (1977).
43. E. Hantzsche, Proceedings 13th Int. Conf. Phenomena in Ionized Gases (Berlin); Vol. 3. 1977.
p. 121.
44. IEEE Trans, Plasma Sci, PS-11 (Sep. 1983). special issue on vacuum dischai^ plasmas.
45. IEEE Trans, Plasma Sci, PS-13 (Oct. 1985). special issue on vacuum discharge plasmas.
46. I. G. Brown. J. E. Galvin. R. A. MacGill. and R. T. Wright. 1987 Particle Acceleiator
Conference, Washington. DC, March 1987.
47. A. S. Gilmour. Jr.. and D. L. Lockwood. Proc, IEEE,60, 977 (1972).
48. Aremco Products, Inc.. Ю Box 429. Ossining, NY 10562.
49. Sauereisen Cements Co.. Pittsbufgh. PA 15238.
50. I. G. Brown. IEEE Trans, Plasma Sci, PS-15, 346. (1987).
51. I. G. Brown, J. E. Galvin. F^. A. MacGill. and R. T. Wright, Appl Phys, Utt. 49, 1019 (1986).

Литература 483
52. See. e.g.. Proceedingsof the Third Iniemaiional EBlSWoHtshop. Cornell University. May 1985.
V. O. Kosiroun and R. W. Schmieder (Eds.).
53. B. Wang. Cornell University, private communication.
54. 1. G. Brown. B. Feinberg. and J. E. Galvin. У. Appl, Phys,, «, 4889 (1988).
55. T. S. Green. Rep, Prog, Phys, 37. 1257 (1974).
56. T. S. Green. IEEE Trans, Nud, Set NS-23, 918(1976).
57. R. Keller. Chapter 3j^ this book.
58. GSl 1986 Annual Report. Report GSb87-l. March 1987. p. 322.
59. J. V. R. Heberiein and D. R. Porto. IEEE Trans, Plasma Set, PS-3, 222 (1975).
60. V. M. Lunev, V. G. Padalka. and V. M. Khoroshikh. Sov, Phys, Tech, Phys, 22(7). 858 (1977).
61. 1. G. Brown. J. E. Galvin. R. A. MacGill. and R. T. Wright. Rev, Sci, Instnm, 58, 1589 (1987).
62. C. Burkhart. Ph.D. Thesis. University of New Mexico. June 1987.
63. С Burkhart and S. Humphries. Jr.. in Proceedings NATO Workshop on High Brightness
Accelerators, Pitlochry, Scotland, 1986, Plenum. New York. 1988.
К главе 17
1. R. Middleton. Treatise on Heavy-Ion Science, Vol. 7, D, Allan Bromley (Ed.). Plenum. New
York, p 53.
2. R. Middleton and C. T. Adams. Nucl, Instrum, Methods 118, 329 (1974).
3. R. Middieton. IEEE Trans, Nucl, Sci. NS-23, 1098 (1976).
4. H. H. Andereen and P. Tykesson. /EEE Trans, Nncl, Sci. NS-22, 1632 (1975).
5. H. Vemon Smith, Jr.. and H. T. Richards. Nucl, Instrum, Methods 125, 497 (1975).
6. G. 1. Dimov. Proceedings of the Second Symposium on Ion Sources and Formation of Ion Beams,
Berkeley. 1974.'
7. E. D. Bender, G. 1. Dimov. and M. E. Kishinevsky. Proceedings of the National Seminar on
Secondary lon-lon Emission. Kharkov. 1975.
8. K. W. Ehlers and K. N. Leung. Rev, Sci, Instrum, 51, 721 (1980).
9. R. L. York and Ralph R. Stevens. Jr.. AlPConf. Proc. No. 111. 1984. p. 410.
10. A. Takagi. Y. Mori. K. Ikegami. and S. Fukumoto. IEEE Trans, Nucl, Sci, NS-32, 1782 (1985).
11. Yu. 1. Belchenko and V. G. Dudnikov. J, Phys, Collogue C7 40, 501 (1979).
12. Yu. 1. Belchenko and V. G. Dudnikov, Proceedings of the XVth International Conf. on Phenomena
in Ionized Gases. Minsk. 1981.
13. K. N. Leung and K. W. Ehlers. Rev, Sci, Instrum, 53, 803 (1982).
14. K. N. Leung and K. W. Ehlers. Proceedingsof the Third Intemationel Symposium on the
Production and Neutralization of Negative Ions and Beams. Upton. NY. 1983.
15. M, Bacal and G. W. Hamilton. Phys, Rev, Utt, 42, 1538 (1979).
16. M. Ardenne. Aiomkemenergie 1, 121 (1956).
17. С D. Moak. H. E. Banta. J. N. Thurston. J. W. Johnson, and R. F. King. Rev, Sci. Instrum,
30,694(1959).
18. A. В Wittkower. R. P. Bastide, N. B. Brooks, and P. H. Rose, Phys, Lett, 3, 336 (1963).
19. L. E. Collins and R. H. Gobbet. Nucl. Instrum. Methods 35, 277 (1965).
20. G. P, Lawrence et al.. Nucl, Instrum, Methods 32, 357 (1965).
21. M. A. Abroyan. G. A. Nalivaiko. and S. G. Tsepakin. Zh, Tekh, Fiz, 42, 876 (1972).
22. Yu. 1. Belchenko, G. I. Dimov, and V. G. Dudnikov. Investiya of USSR Academy of Science
Ser, Fix. 37.2573(1973).
23. K. W. Ehlers, B. F. Gavin, and E. L. Hubbard. Nucl, Instrum, Methods 22, 87 (1963).
24. M. D. Gabovich. Yu. N, Kozyrev. A. P. Naida, L. S. Simonenko. and N. A. Soloshenko. Pis'ma
ZhETFA, 378(1978).

484 * Литщтура
25. К. Jimbo. К. W. Ehlers. К. N. Leung, and R. V. Pyle. Nud. Instrum, Methods Л 248, 282
(1986).
26. К. N. Leung el al.. Rev, Sci Instrum, 58, 235 (1987).
27. К N Leung. K. W. Ehlers. and M. Bacal. Rev, Sci. Instrum, 54, 56 (1983).
28. R Limpaecher and K. R. MacKenzie. Rev, Set, Instrum, 44, 726 (1973).
29. M. Allen and S. F. Wong, Phys, Rev. Lett, 41, 1795 (1978).
30. B. Peart and K. T. DoIder.J. Phys, в 8, 1570(1975).
31. В. Peart. R. A. ForresU and K. DOlder. J, Phys, В 12, 3441 (1979).
32. R. L. York. Ralph R. Stevens. Jr.. K. N. Leung, and K. W. Ehlers. liev, Sci, instrum, S5, 681
(1984).
33. K, N, Leung. K. W, Ehlers. and R. V. Pyle. Rev, Sci Instrum, 56. 364 (1985).
34. К N. Leung. K. W. Ehlen*. and R. V. Pyle. Appl, Phys, Leti. 47, 227 (1985).
35. K. N. Leung. K. W. Ehlers. and R. V. Pyle. Rev, Sci, Instrum, 56. 2097 (1085).
36. K. N. Leung. K. W. Ehlers. and R. V. Pyle. Rev, Sci, Instrum. 57, 321 (1986).
37. K. N. Leung et aL Rev, Set, Insirum,, in pres.s.
38. Y. Okumura et at.. PrtKeedings of the 4th International Symposium on the Production and
Neutralization of Negative Ions and Beams. Upton. NY. 1986.
39. S. R. Walther. K. N. Leung. K. W. EhleiN. and W. B. Kunkel. NucI, instrum. Methods В 21,
215(1987).
40. S. R. Walther. K. N. Leung, and W. B. Kunkel. Appi. Phys, Lett, 51. 566 (1987).
К глеве 18
1. J. P. VanDevender and D. L. Cook. Science 232, 837 (1986).
2. B. N. Turman et al.. in Proceedings of the 5th IEEE Pulsed Power Conference, Arlington. VA.
June 10-12. 1985. IEEE. New York. 1986. p. 155. ,
3. S. Humphries. Jr.. Nucl, Fusion 20, 1549 (1980).
4. F. Winterberg. Physics of High Energy Density, Academic. New York, I97I, p. 372.
5. R. N. Sudan and R. V. Lovelace. Phys, Rev, Utt, 31. 1174 (1973).
6. P. Dreike. С Eichenberger. S. Humphries, and R. Sudan. J. Appi Phys, 47, 85 (1976).
7. J. P. VanDevender. J. A. Swegle. D. J. Johnson. K. W. Bieg. E. J. T. Bums, J. W. Poukey,
P. A. Miller. J, N. Olsen, and G. Yonas. Laser and Particle Beams \9Ъ (1985).
8. J. P. VanDevender. in Proceedings of the 5ih International Conference on High-Power Particle
Beams (Beams ОД. San Francisco. CA, Sep. 12-14.1983. R. J. Briggsand A. J. ToepfeF(Eds.)^
p. 17.
9. J. Maenchen. L. Wiley. S. Humphries. Jr.. E. Peleg. R. N. Sudan, and D. A. Hammer, Phys,
Яш^/л 22 (3), 555 (1979),
!0. D J. Johnson, E. J. T. Bums. J. P. Quintenz. K. W. Bieg. A. V. Famsworth, Jr., L. P. Mix,
and M. A. Palmer, Л Appi Phys. 52, 168(1981).
11. M. A. Sweeney. J. E. Brandenburg, R. A. Gerber, D. J. Johnson. J. M. Hoffman, P. A. Miller,
J. P. Quintenz. S. A. Slutz. and K. W Bieg. in Proceedings of the 5th Intemtttiomtl Conference
on High-Power Particle Beams (Beams '83). San Francisco. CA. Sep. 12-14. 1983. R. J Briggs
and A. J. Toepfer (Eds.), p. 207.
12. R. Pal and D. Hammer. Phys. Rev. Utt. 50 (10). 732 (1983).
13. D. J. Johnson, J. P. Quintenz. and M. A. Sweeney. J. Appl. Phys. 57. 794 (1985).
14. K. W, Bieg. E.J. T. Bums. J. N. Olsen. and L. R. Dorrell.J. Vac. Sci. Tech, A Ъ, 1234(1985).
15. M. A. Greenspan, R. Pal. D. A. Hammer, and S. Humphries. Jr., Appi Phys. Lett. 37, 248
У 980).
16. P. L. Dreike, E. J. T. Bums.S. A. Slutz. J. T. Crow. D. J. Johnson. P. R. Johnson, R. J. Leeper.
P. A. Miller. L. P. Mix. D. B. Seidel. and D. F. Wenger. J, Appl. Phy.4. 60, 878 (1986).

Литература 485
17. К. R. Prestwich, IEEE Trans, Nuci Sci. NS-18, 493 (I97I).
18. K. W. Bieg. E. J. T. Bums, R. A. Gerber. J. N. Olsen, and K. P. Lamppa. J. Vac. Sci, Tech.
.4 4,772 11986).
19. G. S. Mills. E. J. T. Bums, and D J, Johnson. 1984 IEEE Intemational Conference on Plasma
Science. IEEE Publication No. 84CH1958-8, New York, 1984. p. III.
20. J. M. Neri, D. A. Hammer. G. Ginet. and R. N. Sudan. Appl. Phxs. Lett. 37, lOI (1980).
21. К Ka.suya. K. Horioka. T. Takaha.shi. A. Urai, and M. Hijikawa, у4рр/. Phys. Lett. 39(11). 887
(1981).
22. T. Takahashi. K. Horioka. M. Hijikawa. A. Urai. and K. Kasuya, J. Appl. Phys. 54 (8). 4269
(1983).
23. К Kasuya. K. Horioka. H. Yoneda. and the PICA Group, in Proceedings of the 6th IEEE Pulsed
Power Conference, Arlington, VA, June 29-July I, 1987, p. 619 (IEEE Cat. No. 87CH2522-I).
24. K. Kasuya. K. Horioka. T. Takahashi. H. Yoneda^ and H. Kuwabara, IEEE Trans. Plasma Sci.
PS-I3, 327(1985).
25. H. Yoneda, K. Horioka. K. Ohbayashi. and K. Kasuya, Appl. Phys. Lett. 48, 1196 (1986).
26. H. Yoneda. T. Urata. K. Ohbayashi, Y. Kim. K. Horioka. and K. Kasuya, 1987
IEEE.Intemational Conference on Plastna Science. IEEE Publication No. 87CH245I-3, New York, 1987, p.
100.
27. A L. Pregenzer, / Appl. Phys. 58, 4509 (1985).
28. R. Gomer. Л Appl Phys. 19, 365 (1979).
29. A. L. Pregenzer and B. M. Marder, / Appl. Phys. 60, 3821 (1986).
30. A. L. Pregenzer and D. R. Kmgham. 1987 IEEE Intemational Conference on Plasma Science,
IEEE Publication No 87CH2451-3. New York, 1987. p. 81.
31. V. G. Dudnikov and A. L. Shabalin. Sov. Tech, Phys. Lett. II (7), 335 (1985).
32. A. L. Pregenzer and J. R. Woodworth. / Appl, Phys., to be published March t, 1989.
33. R. A. Gerber, K. W. Bieg, E. J. T. Bums, P. L. Dreike, J. Maenchen, T, A. Mehlhom. J. N.
Olsen, A L. Pregenzer, J. K. Rice. M. A. Sweeney, G. С Tisone, and J. R. Woodworth. IEEE
Trans, Nuil. Sci, NS-32, 1718(1985).
34. P. F. McKay. R. A. Gerber. and A. L. Pregenzer, IEEE Trans, Plasma Sci. PS-I5. 339 (1987).
35. P. F. McKay, 1987 IEEE Intemational Conference on Plasma Science. IEEE Publication No.
87CH2451-3, New York. 1987. p. 6. Also P. F. McKay (private communications).
36. J. B. Greenly, M. Ueda. G D. Rondeau, and D. A. Hammer. J, Appl. Phys. 63, 1872 (19,88).
37. C. W. Mendel. Jr. and G. S Mills, / Appl. Phys, 53, 7265 (1982).
38. S. Humphries, Jr.. С W. Mendel. Jr., G. W. Kuswa. and S. A. Goldstein, Rev, Sci, Instrum,
50(8), 993(1979).
39. G. W. Mendel, Jr., D. M. Zagar, G. S. Mills, S. Humphries, Jr., and S. A. Goldstein. Rev, Sci,
Instrum. 51, 1641 (1980).
Mi, J. Maenchen et al.. in Proceedings of the 6th International Conference on High-Power Particle
Beams (Beams '86), Kobe. Japan, June 9-12, 1986, p. 85.
41. B. V. Weber et al., in Proceedings of the 6th International Conference on High-Power Particle ,
Beams (Beams '86), Kobe, Japan. June 9-12, 1986, p. 882.
42. G. W. McClure and J. A. Webb, in Proceedings of the 34th Annual Gaseous Electronics
Conference, I98I. p. 71.
43. V. M. Bistritsky, A. N. Didenko, A. V. Petrov. in Proceedtngs of the 6th International
Conference on High-Power Particle Beams (Beams *86), Kobe, Japan. June 9-12, 1986, p. 176.
44. N. Camarcat. A. Devin, C. Peugnet. and C. Patou. Appl. Phys. Lett. 45, 513 (1984).
45. W. Bauer. A..BrandeIik. A. Citron, H. Ehrier. E. Haltes. G. Melchior, K. Mittag, A. Rogner.
and C. Schultheiss, m Proceedings of the 6th International Conference on High-Power Particle
Beams (Beams '86), Kobe. Japan. June 9-12. 1986, p. 192.
46. R. E. Beverly III. Progress in Optics, Vol. 16. North-Holland. New York, 1978. p. 350.

486 Литература
47. S. S. Glares, S. L. Wong, and G. L. James, Bull, Am. Phvs, Soc. 27,981 (1982).
48. J. R. Woodworth and P. F. McKay. J, AppL Phys. 58 (9). 3364 (1985).
49. J. Maenchen et al.. m Proceedings of the 5th IEEE Pulsed Power Conference, Arlington, VA.
June 10-12. 1985. p. 102.
50. J. R. Woodworth. J. E. Maenchen. and P. F. McKay, in Proceedings of the 5th IEEE Pulsed
Power Conference, Arlington, VA. June 10-12. 1985, p. 563.
51. J. R. Woodworth. E. J. T. Bums. D. L. Hanson, W. H. Jaramillo. and D- A. Pattison^ iEEE
Trans. Plasma Sa. PS-15, 384 (1987).
52. T. A. Green, G. M. Loubnel. D. M. Richards. N. H. Tolk. and R. F. Haglund. Jr.. Phys. Rev.
В 35. 781 (1987).
53. J. R. Woodworth and W. H. Jaramillo. 1987 IEEE International Conference on Р1аыпа Science,
. IEEE Publication No. 87CH245I-3. New York. 1987. p. 81.
54. A. Kitamura, K. Mitsuhashi. and S. Yano, in Proceedings of the 6th international Conference-bn
High-Power Panicle Beams (Beams '86), Kobe Japan. June 9-12. 1986. p. 204,
55. M. Ueda, J. B. Greenly, and G. D. Rondeau. Bull, Am, Phys. Soc, 28, 1148 (1983).
56. M. Ueda. Ph.D. Thesis. Cornell University. 1986.
57. S. Humphries. Jr.. R. J. M. Anderson. J. R. Freeman, and J. Greenly, Rev. Sci. Instrum,, SI
(2), 162(1982).
58. G. D. Rondeau. С Peugnet. J. B. Greenly. D. A. Hammer. B. R. Kusse. E. Pampellone. and
R. N. Sudan, in Proceedings of the 6th international Conference on High-Power Particle Beams
(Beams '86), Kobe, Japan. June 9-12. 1986. p. 180.
59. P. L. Dreike andG. С Tisone. Л Appl. Phys. 59, 371 (1986).
60. R. M. Measures, N. Drewell. and P. Cardinal. Appl. Opt. 18, 1824 (1979).
61. R. M. Measures, N. Drewell. and P. Cardinal. J, Appl, Phys, 50, 2662 (1979).
62. R. M. Measures and P. G. Cardinal. Phys Rev. A 23. 804 (I98I).
63. R. M. Measures, P. G. Cardinal, and G, W. Schinn. / Appl. Phys, 52,1269 (1981).
Ы, T. J. McIIrath and T. B. Lucatorto. Phys. Rev. Lett, 38. 1390 (1977). ^
65. G, С Tisone. P. J. Hargis. and P. L. Dreike. Conference on Lasers and Elccirooptics, Baltimore,
MD, May 21-24, 1985. p, 202.
66. H. R. Griem. Spectral Line Broadening by Plasmas, Academic. New York. 1974. p. 170.
67. N. Konjevic and J. R. Roberts. J, Chem. Ref Data 5, 206 (1976).
68. J. K. Rice. R. A. Gerber. and G. С Tisone. in American Institute of Physics Conference
Proceedings, No. 146, AIP. New York. 1986. p. 654.
69. K. Horioka. H Tamura. K. Ishitoya. K. Ha.shidate. J Miyagowa, and К.Ка$иуя, in Proceedings
of the 6th Internaiwnal Conference on High-Power Particle Beams (Beams '86), Kobe. Japan.
June 9-12. 1986. p. 235.
70. K. Horioka. Y Hashidate. A. Kurosawa. H. Yoneda. and K. Kasuya. 1987 IEEE International
Conference on Plasma Science. IEEE Publication No. 87CH245I-3. New York. 1987. p. 80.
71. S. Lin. K. Y. Tang, and R. O. Hunter. Jr.. Bull. Am, Phy,4, Stx; 31 (9). 1570 (1986).
72. S. A. Goldstein and B. Hilko. 1986 IEEE International Conference on Plasma Science. IEEE
Publication No. 86CH23I7-6. New York. 1986. p. 31
К главе 19
1. See. for instance. C. Lejeune. in Applied Charged Particle Optics^Very-High-Density Beams,
A. Septier (Ed.). Academic, New York. 1983, p. 207.
2. A. Faltens. E. Hoyer, and D. Keefe, Proceedings. 4th Int'I. Conf. High Power Electron and Ion
Beam Research and Tech.. H. J, Doucet and J. M. Buzzi (Eds.). Ecole Polytechnique. I98I. p. '
751; A. Faltens. E. Hoyer. D. Keefe. and L. J. Laslett. IEEE Trans. Nucl Sd, NS-26, 3106 '
(1979).

Литература 487
3. R. С. Arnold (Ed.). Proceedings. Heavy Ion Fusion Woritshop. Af:goniie National Laboratoiy.
ANL-79-4I. 1979: W. B. Herrmannsfeldt (Ed.). Proceedings. Heavy Ion Fusion Workshop.
Lawrence Berkeley Laboratory. LBL-I030I. 1980,
4. See. for instance, J. D. Lawson. The Phvsics of Charged Particle Beams, Clarendon. Oxford.
1977.
5. See. for instance. C. Lejeune and J. Aubert, in Applied Charged Particle Optics, Part A. A.
Seplier(Ed.), Academic. New York. 1980.
6. D. L. Judd (Ed.). Multiple Beam Experiment (MBE), Cbnceptual Design and Prognun
Description. Lawrence Berkeley Laboratory, PUB-5123. 1984,
7. E. O. Ballard, E. A. Meyer. H. L. Rutkowski. R. P, Shuiter. and F. W. Van Haaften. IEEE
Trans. Nud. Set. NS-32, 1788 (1985). , ,
8. H. L. Rutkowski, H. Oona. E. Д. Meyer. R. P. Sl^urter. and L. S, Englehart. ЙЕЕЕ Trans. Nucl
Sc/. NS-32, 1742(1985). " '
. 9, R. T. Aveiy. C. S, Chavis. T, J, Fessenden. D. E. Gough. T. F. Henderson. D. Keefe. J, R.
Meneghetti. С D. Pike. D, L. Vanacek. and A. T. Warwick. IEEE Trans, NucL Sci NS-32,
3187(1985).
10. See, for instance. R, G. Wilson and G. R. Brewer. Ion Beams with Applications to Ion
Implantation, Wiley. New York. 1973. p. 178.
11. See. for instance, K. W. Ehlers. W. R. Baker, K. H. Berkner. W. S. Cooper. W. B. Kunkel.
R, V. Pyle. and J. W. Steams, in Proceedings. Symp. Ion Sources and Formation of Ion Beams.
С P. Pezzotti (Ed.), Lawrence Berkeley Laboratory. LBL-3399. 1974. p. 1-5.
12. D. Bohm, Characteristics of Electric Discharges in Magnetic Fields, McGraw-Hill. New York.
1949.
13. С D. Child. Phys. Rev. 32. 492 (1911).
14. J. T. Crow. A. T. Forester, and D. M. Goebel, IEEE Trans, Plasma Sci. PS-6, 535 (1978).
15. W. L. Joiinson. G. B. Johnson, and J. T. Verdeyen. J. AppL Phys. 47, 4442 (1976).
16. W. Chupp. A. Faltens. E. Hartwig. E. Hoyer, D. Keefe, C. Kim. M. Lampel, E. Lofgren. R.
Nemetz, S. S. Rosenblum. J. Shiloh. M. Tiefenback. and D. Vanacek. IEEE Trans. Nucl. Sci.
N8-28,3389(1981).
17. See, for instance, F. F. Chen, in Plasma Diagnostic Techniques, R. H. Huddleston and S. L.
Leonard (Eds.). Academic, New York. 1965.
18. See, for instance, K. J. Hansen and R. Lauer. in Focusing of Charged Particles, A. SeplicT (BA.),
Academic, New York, 1967, p. 296.
19. C. Burkhart. S. Coffey, G. Cooper. S. Humphries, Jr., L. K. Len, A. D. Logan, M. Savage, and
D. M. Woodall, Nucl. Inst rum.'Methods В 10/11. 792 (1985).
20. L. K. Len. C. Burkhart. G. W. Cooper, S. Humphries. Jr., M. Savage, and D. M. Woodall.
IBEE Trans. Plasma Sci. PS-14, 256 (1986).
21. A. A. Plyutto. V. N. Ryzhkov. and A. T. Kapin, Sov. Phys. УЕГР 20, 328 (1965).
22. W. D. Davis and H. С Miller. J. Appl. Phys. 40, 2212 (1969).
23. С W. Ktmbltn, Proc. IEEES% 546 (1971); J. Appl. Phys. 44, 3074 (1973).
*24. V. M. Lunev. V. D. Ovcharenko. and V. M. Khoroshikh, Sov. Phys. Tech. Phys. 22,855 (1978).

488 ^ JIumejmmypa
25 H с Miller. J Appl Ph\s 52,4523(1981)
26 J M Laffcny (Bd ), Vacuum Arcs Theo^ and Appltcanons,V/i\ey, New York, \9Ш
27 R J AdterandS T Picraux Nucl Instrum Methods В b, 123(1985)
28 I G Brown J E Galvin and R A MacGill. Ирр/ Phys ien. 47, 358 (1985)
29 I G Brown lEEt Trans Nud Set N8-32,1723(1985)
30 J V R Heberlein and D R ?ono, IEEE Trans Plasma Set PS-11, I52*(1983)
31 H L Rutkowski H Oona. E A Meyer R P Shurter, L S Englehardt and S Humphnes.
Jr lEtF Trans Nuil Set NS-32, 1742(1985)
32 С Burkhart and S Humphnes, Jr Proceedings, NATO Workshop on High Bnghtness
Accelerators Pitlochry. Scotland. 1986 (Plenum. NY. 1988)
33 S Humphnes Jr С Burkhart S Coffey.G Cooper.L К Len. M Savage. andD M Woodall.
J Appl Ph\s 59, 1790(1986)
34 S Humphnes. Jr and С ВиткЪаП, Parltcle Accelerators 2д^2\\ i\9S7)
35 L К Len S Humphnes. Jr . and С Burkhart. AIP Conference Pfoceedings No 152,
International Symposium on Heavy Ion Fusion, Washington. DC. May 1968

Содержание
Предисловие редактора перевода 5
Авторы 9
Предисловие И
Глава 1
Введение Я. Браун 13
Глава 2
Физика плазмы ионных источников Я. Браун 20
2.1. Плотность, температура и функции распределения 20
2.1.1. Процент ионизации 21
2.1.2. Функции распределения 21
2.2. Оболочки и электрические поля 24
2.2.1. Дебаевская длина , 25
2.2.2. Электронейтральность 26
2.3. Столкновения частиц в плазме , 26
2.4. Плазменная частота 28
2.5. Влияние магнитного поля 29
2.5.1. Циклотронный радиус 29
2 5.2. Циклотронная частота 30
2.6. Давление плазмы , 30
2.7. Поток частиц 31
2.8. Ионизация 31
2.9. Многократная ионизация 34
Глава 3
Извлечение ионов Р. Келлер 37
3.1. Физика извлечения ионов 38
3.2. Анализ извлечения ионов в первом приближении 42
3.3. Параметры качества пучка 44
3*4. Углубленный анализ извлечения ионов >, 51
3.5. Законы масштабирования напряжения для тока и яркости
пучка 55
3.6. Специальные извлекающие системы 62

490 * Содержание
Глава 4
Транспортировка пучка А. Холмс 68
4.1. Оптика пучка в отсутствие коллективных эффектов 69
4.1.1. Теорема Буша и уравнение параксиального луча 71
4.1.2. Решения уравнения параксиального луча и матричный
метод 73
4.1.3. Фокусировка ионных пучков 75
4.1.4. Каналы транспортировки пучка 83
4.2. Транспортировка ламинарных пучков в собственных полях .. 85
4.2.1. Движение ионного пучка при отсутствии внешних полей 86
4.2.2. Собственные поля и уравнение параксиального луча ... 88
4.3. Йейтрализащ1я объемного заряда ионных пучков 90
4.3.1. Нейтрализация заряда в пучке положительных ионов . 91
4.3.2. Простая модель плазмы пучка положительных ионов 92
4.3.3. Нейтрализация пучков отрицательных ионов 98
4.3.4. Влияние магнитных полей 102
4.4. Неламинарные пучки , 103
4.4.1. Теорема Лиувилля 103
4.4.2. Эмиттанс и яркость 105
4.4.3. Измерение эмиттанса пучка 107
4.4.4. Эмиттанс и распространение пучка 109
4.4.5. Распределение Капчинского—Владимирского 111
4.4.6. Рост эмиттанса и нелинейная оптика 112
4.5. Огибающая дрейфующего пучка ИЗ
4.5.1. Решение уравнения Капчинского—Владимирского 115
Глава 5
Численное моделирование П. Шпедтке 118
5.1. История 121
5.2. Элементы программ трассирования хода луча 127
5.2.1. Уравнение Пуассона 127
5.2.2. Моделирование катода 130
5.2.3. Моделирование плазмы 130
5.2.4. Трассирование хода луча 132
5.3. Представление результатов 133
5.4. Двумерный пример 134
5.4.1. Извлечение пучка ионов 134
5.4.2. Дрейфовое пространство 138
5.4.3. Ускорение : 140
5.5. Трехмерный случай 140
Приложение 146
Дискретизация - ^^.... 147

Содержание ^^^
Глава 6
Некоторые простые ионные источники Я, Браун 149
6.1. Источники, изготовленные йз манометров Байярда—Альперта 150
6.2. Другие источники с электронной бомбардировкой 153
6.3. Источники ионов металла 155
6.4. Микроволновые ионные источники 159
6.5. Другие источники 161
Глава 7
Сильноточные газовые ионные источники Р. Келлер 163
7.1. Источники с одноступенчатым разрядом 165
7.2. Источники с двухступенчатым разрядом 172
7.3. Многозарядные ионы 175
7.4. Ионы элементов с низким давлением пара -..-.-.- 176
7.5. Заключение -...- 179
Глава 8
Ионные PIG-источники Я.- Гавин 180
8.1. Основные представления 180
8.2. Характеристики источников с холодным катодом 182
8.3. Характеристики источников с горячим катодом , 185
8.4. Механизм РЮ-разряда ,. 187
8.5. Получение многозарядных ионов 189
8.6. Рабочие параметры 190
8.7. Получение ионов металлов 195
8.8. Характеристики ионного пучка 199
8.9. Заключение 200
Глава 9
Фримановские ионные источники Д. Эйткен 202
9.1. Первый фримановский источник 203
9.2. Фримановские источники в лабораторных разделителях
изотопов и первых имплантерах 205
9.2.1. Первоначальная конструкция харуэллского разделителя
изотопов 205
9.2.2. Варианты источников 207
9..2.3. Харуэллский разделитель изотопов как имплантер 207
9.2.4. Фримановский источник в коммерческих ионных
имплантерах 207
9.3. Характеристики источника 211
9.3.1. Управление током дуги 212
9.3.2. Неоднородность дугового разряда по длине нити 212
9.4. Варианты фримановского источника 214
9.4.1. Магнитная бутылка 214

492 * Содержание
9.4.2. Электростатические электронные отражатели 215
9.4.3. Нить на переменном токе 215
9.4.4. Источник с контролируемым магнитным пол^4 215
9.4.5. Другие варианты 216
9.5. Вытягивание ионного пучка 217
9.6. Управление дугой 218
9.7. Рабочие материалы *. 219
9.9. Заключение 222
Глава 10
Ионные источники на электронном циклотронном резонансе
И. ЖонжеНу К. Линейс 223
10.1. Краткая история развития ЭЦР-источников 224
10.2. Основные принципы ЭЦР-источников 228
10.2.1. Ионизация электронным ударом 228
10.2.2. Магнитное удержание 230
10.2.3. ЭЦР-нагрев 230
10.2.4. Потери при перезарядке 232
10.2.5. Удержание ионов 232
10.2.6. Ступень инжектора плазмы 233
10.2.7. Кругооборот газа в ЭЦР-источниках 233
10.3. Семейство ЭЦР-источников 234
10.4. Пример типичного ЭЦР-источника: LBI^ECR 238
10.4.1. Конструкция 238
10.4.2. Производительность 243
10.4.3. Пучки ЭЦР-источников. полученные из твердых
материалов 243
Глава 11
СВЧ ионные источники Н. Сакудо 248
11.1. Генерирование плазмы посредством СВЧ разряда в магнитном
поле 248
11.2. Некоторые практические аспекты 250
11.3. Многообразие способов вывода пучка 253
11.3.1. Пучок большого поперечного сечения, выводимый через
многоапертурную линзу 254
11.3.2. Ионный пучок со щелевой конфигурацией для ионных
имплантеров 255
11.3.3. Дальнейшее совершенствование ионных пучков,
формируемых щелью 259
11.4. Разнообразие получаемых ионов 262
11.5. Заключение ' 265

Содержание 493
Глава 12
Ионные источники с электронным пучком Е, Донец 267
12.1. Физические основы и принцип действия ИИЭП [3] 267
12.1.1. Физические основы 268
12.1.2. Сущность метода получения многозарядных ионов с
применением электронного пучка 272
12.2. Типы конструкций ИИЭП 281
12.2.1, Конструкция источника ионов КРИОН-2 282
12.2.2, Конструкция источника-ионов CRYEBIS [14] 284
12.3. Экспериментальная разработка ИИЭП 285
12,ЗЛ. Емкость ионной ловушки 285
12.3.2. Удержание ионов в пучке 289
12.3.3. Получение многозарядных ионов 290
12.3.4. Другие экспериментальные результаты 292
12.4. Краткий обзор проектов и устройств 293
12.5. Некоторые специальные применения 296
12.5.1. Ионизация положительных ионов электронным ударом
[3, 41] 296
12.5.2. Зависимость ядерных свойств от зарядового состояния
иона 300
12.5.3. Спектроскопия медленных многозарядных ионов на
поверхности твердых тел 301
12.6. Проблемы и перспективы развития ИИЭП 303
Глава 13
Пучково-плазменные ионные источники Дж. Исикава 305
13.1. Характеристики ионного источника * 306
13.2. Конструкция источника 309
13.2.1. Извлечение ионов и область электронной пушки 310
13.2.2. Дрейфовое пространство 311
13.2.3. Область коллектора электронного пучка 311
13.3. Пучково-плазменный разряд [12] 312
13.3.1. Пучково-плазменный разряд, обусловленный
гидродинамической неустойчивостью 313
13.3.2. Квазилинейная релаксация il5
13.4. Извлечение ионов с компенсацией объ^4ного 3£фяда [8] 317
13.4.1, Ослабление ограничения объ^4ным зарядом тока
извлекаемых ионов 318
13.4.2. Ток извлекаемых ионов , 321
13.5. Заключение 322

л^ * Содержание
Глава 14
Лазерные ионные источники Р. Хьюз, Р, Андерсон 323
14.1. Введение 323
14.2. Лазерная плазма как источник ионов 326
14.3. Характеристики лазерных ионных источников 328
14.3.1. Лазерные источники в Дубне 328
14.3.2. Эксперименты в Арканзасе 332
14.4. Перспективы лазерных ионных источников 337
Глава 15
Жидкометаллические ионные источники Л. Суонсон, А. Белл 339
15.1. Принцип работы 341
15.2. Характеристики источника 344
15.2.1. Полный энергетический спектр и угловая интенсивность
ионного тока ЖМИИ 348
15.2.2. Размер мнимого ЖМИИ 352
15.3. Источники, работающие на сплавах 353
15.4. Применение жидкометаллических ионных источников 355
15.5. Заключение 357
Глава 16
Ионный источник с вакуумной дугой в парах металла Я, Браун . 358
16.1. Плазма вакуумной дуги в парах металла 359
16.2. Устройство источника 361
16.3. Технические решения ^ 366
16.3.1. MicroMEVVA 366
16.3.2. MEVVA II 369
16.3.3. MEVVA III 372
16.3.4. MEVVA IV 372
16.4. Характеристики источника 372
16.4.1. Тип ионов 372
16.4.2. Ток пучка 372
16.4.3. Вытягивающее напряжение 373
16.4.4. Шум пучка 373
16.4.5. Коэфициенты использования рабочего периода 374
16.4.6. Срок службы источника 376
16.4.7. Распределение по зарядовым состояниям 376
16.5. Другие варианты 379
16.6. Перспективы развития 381
Глава 17
Источники отрицательных ионов К. Ленг 382
17.1. Поверхностные источники отрицателы1ых ионов 383

Содержание ^^^
17Л.1. Источники отрицательных ионов распылительного
типа 383
17.1.2. Источники отрицательных ионов с преобразованиетл
плазмы на поверхности 384
17.2. Объемные источники отрицательных ионов 387
17.2.1. Источники ионов Н"; дуоплазматронный. магнетрсш-
ный и Пеннинга 387
17.2.2. Многополюсные источники отрицательных ионов 392
17.2.3. Источники тяжелых отрицательных ионов 395
Глава 18
*
Источники лепсих ионов для синтеза с инерциальным удержаними
плазмы Р. Гербер 400
18.1. Основные положения 400
18.2. Пассивные источники 403
18.2.1. Искровые источники 403
18.2.2. Источники с анодом, подвергаемым криогенному
охлаждению 408
18.2.3. Жидкометаллические источники с
электрогидродинамической накачкой 409
18.3. Активные источники 415
18.3.1. Источники с накачкой рентгеновским и
ультрафиолетовым излучением 417
18.3.2. Анод с плазмой пробоя в газе , 419
18.3.3. Литиевый источник BOLVAPS/LIBORS 421
18.3.4. Другие разработки по активным литиевым источникам 425
18.4. Заключение 426
Глава 19
Ионные источники импульсных высокоинтенсивных пучков
С. ХамфриЗу мл., Л. Буркхарт, Л. Лен 429
19.1. Эмиттанс и яркость 430
19.2. Принципы работы ионных вытягивающих систем с сеточным
управлением 433
19.3. Ограничивающие факторы \ ; 437
19.4. Дуговые источники плазмы для импульсных ионных пучков 441
19.5. Эксперименты по вытягиванию с сеточным управлением 445
19.6. Измерения потока 449
19.7. Измерения состава пучка и эмиттанса 451
19.8. Выводы 455
Приложения , 456
Литература 465

785030
025964
Научное издание
Я. Браун, Р. Келлер, А. Холмс и др.
ФИЗИКА И ТЕХНОЛОГИЯ ИСТОЧНИКОВ ионов
Заведующая редакцией Т. Г. Хохлова
Ведущий редактор А. Г. Шемятенков
Редактор Л. Л. Савинова
Художник В. П. Сысоев
Художественный редактор О. Н. Адаскина
Технический редактор Л. П. Чуркина
Корректоры Г. И. Герман, В. И. Клевцова
Лицензия ЛР №010174 от 20.05.97 г.
Подписано к печати 23.12.97.
Формат 60х90Иб. Бумага офсетная. Печать офсетная. Гарнитура тайме.
Усл. печ. л. 31,00. Уч.-изд. л. 30,83. Изд. №7/8836. Тираж 1000 экз.
Зак. 4067. С049.
Издательство «Мир»
-1. »
Государственного комитета Российской Федерации по печа^'*^ЧчВ|Г
129820. Москва, И-110. ГСП, 1-й Рижский пер.. 2.
Отпечатано в полном соответствии
с качеством предоставленного оригинала-макета
в Производственно-издательском комбинате ВИНИТИ
140010, г. Люберцы, Московской обл , Октябрьский пр-т, 403.
Тел. 554-21-86