Модель разряда в источнике плазмы магнетронной распылительной системы на постоянном токе

• Автор: Рычков, Дмитрий Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Томск
• Количество страниц: 148 с. : ил.

Аннотация
Глава 1. Основные уравнения модели магнетронного разряда в режиме постоянного тока
1.1. Стационарные уравнения компонент плазмы магнетронного разряда
1.1.1. Электронная компонента
1.1.2. Ионная компонента в бесстолкновительном приближении
1.2. Выбор метода решения уравнений разряда
1.2.1. Уравнения магнетронного разряда в режиме постоянного тока
1.2.2. Разбиение разрядного промежутка как основа метода решения уравнений магнетронного разряда
Глава 2. Трехслойная модель магнетронного разряда в режиме постоянного тока
2.1. Основные принципы трехслойной модели разряда
2.2. Анодный слой
2.2.1. Приближение постоянных частот столкновений
2.2.2. Анодный слой “холодных” электронов. Условия на катодной границе
2.3. Катодный слой
2.3.1. Бесстолкновительный катодный слой ионов
2.3.2. Решение статической задачи

2.3.3. Влияние электронной компоненты на характеристики катодного слоя
Глава 3. Стационарные состояния магнетронного диода
3.1. Режим катодного падения потенциала
3.1.1. Анализ решения для статическогобесстолкновительного слоя ионов
3.1.2. Бесстолкновительный слой ионов в режиме ограничения тока пространственным зарядом
3.1.3. Ионизация в прикатодной области
3.2. Режим анодного слоя
3.2.1. Общие свойства анодного слоя в неоднородном магнитном поле
3.2.2. Статический анодный слой в постоянном магнитном поле
3.2.3. Структура и характеристики статического анодного слоя
3.3. Магнетронный разряд в режиме постоянного тока при однородном магнитном поле
3.4. Экспериментальное исследование разряда в MPC
3.4.1. Схема и краткое описание эксперимента
3.4.2. Определение напряжения “зажигания”
3.4.3. Колебания тока сильноточной формы магнетронного разряда
Глава 4. Особенности плазмы магнетронного разряда
4.1. Постановка задачи
4.2. Неограниченная плазма
4.2.1. Оператор кинетического уравнения
4.2.2. Модели столкновений частиц в плазме

4.2.3. Ионы плазмы в бесстолкновительном приближении
4.3. Уравнения модели двухкомпонентной плазмы в скрещенных статических полях
4.3.1. Оператор кинетического уравнения электронов в области скрещенных полей
4.3.2. Граничные условия для электронной компоненты
4.4. Электронный бесстолкновительный газ в однородных статических скрещенных полях
4.5. Функция распределения ионной компоненты магнетронной плазмы
4.6. Алгоритм численного решения уравнений модели
Глава 5. Электромагнитные свойства плазмы в скрещенных статических электрическом и магнитном полях
5.1. Материальные параметры плазмы
5.1.1. Модель плазмы. Движение носителей заряда
5.1.2. Материальные параметры плазмы в сонаправленных полях
5.2. Распространение плоских волн
Заключение
Приложение 1
Приложение 2
Литература

чальной средней энергии и концентрации ионов) в слое. Поэтому необходимо рассмотреть случай, когда начальная скорость и концентрация ионов в точке источника конечны. Также, учитывая наличие неоднозначности в (2.41), проведем исследование катодного слоя в рамках нестатической модели, опираясь на результаты решения статической задачи.
3.1.1. Анализ решения для статического бесстолкновительного слоя ионов
Проведем обобщение закона “трех вторых” на случай конечных концентрации и скорости носителей в точке <1 источника. Пропорциональность <р{х) ~ (ж — хтах)4/3 сохранится лишь если будет выполнено условие С = 0. Этому соответствуют два значения плотности тока
совпадающие при <рц —>■ 0. При меньшем значении плотности тока у'о = (уо)г величина объемного заряда недостаточна для формирования экстремума потенциала внутри катодного слоя. При большем значении у'о = (70)1 условный анод располагается в точке хтах — ^о3^2.

Ситуации, когда распределение потенциала подчиняется степенному закону, представлены на рис. 3. Если плотность тока отличается от значений, определяемых выражением (3.2), то пространственное распределение потенциала имеет более сложный характер. Громоздкость решения кубического уравнения (2.37) делает прямой аналитический метод исследования малопродуктивным. Удобно выделить критические значения плотности тока, при достижении которых происходит качественное изменение структуры решения
При малых значениях у'о наличие заряженных частиц в слое не оказывает существенного влияния на суммарное электрическое поле. Пространственную зависимость потенциала можно считать линейной. Достижение первого
(3.2)
(2.37).