На правах рукописи

Сасин Антон Владимирович

ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗРЯДА

В СКРЕЩЕННЫХ ПОЛЯХ В НЕОНЕ

Специальность: 01.04.04 — физическая электроника

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени

кандидата физико-математических наук

Петрозаводск 2010

Работа выполнена на кафедре экспериментальной и общей физики физико-математического факультета ГОУВПО «Карельской государственной педагогической академии»

Научный руководитель: Кандидат физ.-мат. наук, профессор Вагнер Саул Давидович

Официальные оппоненты: Доктор физ.-мат. наук, профессор Цендин Лев Дандинсурунович (Санкт-Петербургский государственный политехнический университет) Доктор физико-математических наук, профессор Сысун Валерий Иванович (Петрозаводский государственный университет)

Ведущая организация: Санкт-Петербургский государственный университет

Защита состоится «26» ноября 2010 г. в 15.00 часов на заседании Диссертационного Совета ДМ 212.190.06 при Петрозаводском государственном университете по адресу: 185910, Петрозаводск, пр. Ленина, д. 33, ауд.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Петрозаводского государственного университета.

Автореферат разослан «25» октября 2010 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор физ.-мат. наук, доцент А. Л. Пергамент

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы. Разряд, при котором внешнее магнитное поле оказывается перпендикулярно электрическому, принято называть разрядом в скрещенных полях. В последние годы интерес к такому типу разряда возрос. Прежде всего, это связано с его использованием в технологии создания тонких пленок [1]. Интерес к разряду в скрещенных полях также обусловлен его применением в устройствах, способных служить коммутаторами в электрических цепях больших мощностей.

Однако физика разряда в скрещенных полях до сих пор изучена недостаточно. Это обусловлено рядом причин.

Во-первых, в большинстве случаев такие разряды являются трехмерными, что по существу затрудняет обработку результатов эксперимента. Простейшей формой разряда в скрещенных полях являются разряды цилиндрической геометрии, в которых холловский ток замкнут. Геометрия в них сводится к двумерной, что значительно упрощает анализ.

Во-вторых, использовались гидродинамические модели, которые являются неадекватными для описания такого рода разряда, особенно при низких и средних давлениях. Для анализа и понимания структуры таких разрядов, в первую очередь для описания электронной компоненты, необходимо применение кинетической нелокальной теории тлеющего разряда [2]. Выводы этой теории необходимо проверить на различных объектах в широком диапазоне условий.

Поэтому в качестве объекта исследования в данной работе был выбран разряд в скрещенных полях с цилиндрической геометрией электродов, а в качестве направления исследования – кинетический подход.

Цель работы:

Комплексное исследование различных физических характеристик разряда постоянного тока в скрещенных электрическом и магнитном полях в неоне с цилиндрической геометрией электродов.

Задачи:

1. Измерение функций распределения электронов по энергиям и определение потенциального рельефа вдоль разрядного промежутка.

2. Установление структуры разряда и построение теоретической модели с учетом нелокальной кинетики электронов при различной полярности электродной системы в макете с большой разницей диаметров внешнего и внутреннего электродов.

3. Исследование энергетического спектра ионов в прикатодной области разряда. Сравнение полученных результатов измерений с модельными расчетами.

4. Получение и исследование тонких углеродных пленок, обладающих высокой степенью однородности и центральной симметрией. Построение диффузионной модели формирования пленок и сравнение модельных расчетов с экспериментальными данными.

Научная новизна работы:

1. Проведено исследование разряда в скрещенных полях постоянного тока в неоне с большим отношением радиусов электродов при низком давлении рабочего газа. Выполнены измерения радиального хода функций распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ), потенциала и интегральной интенсивности излучения. Определена структура разряда и его соответствие нелокальной модели.

2. Обнаружено, что имеется область обратного поля в фарадеевом темном пространстве. Таким образом, модель, развитая для разряда без магнитного поля, может быть распространена на случай разряда в скрещенных полях с замкнутым холловским током электронов для обеих полярностей электродной системы.

3. Произведены измерения и расчет функций распределения электронов по энергиям в различных точках разрядного промежутка для электронов, ответственных за перенос тока в разряде. Оценены значения толщины катодного слоя для обеих полярностей электродной системы. Наблюдается удовлетворительное согласие результатов расчета с экспериментальными данными.

4. Определены функции распределения ионов по энергиям вблизи катода. Установлено, что при условиях проведенного эксперимента функции монотонно убывают с увеличением энергий ионов. Проведено сравнение экспериментальных данных с расчетными. Наблюдается хорошее согласие.

5. Исследован процесс формирования углеродных пленок в разряде постоянного тока. Определены условия, при которых пленки обладают однородностью и центральной симметрией.

На основе предположения, что атомы углерода появляются в разрядном промежутке вследствие эрозии катода под действием бомбардировки его положительными ионами и быстрыми атомами рабочего газа, образовавшимися в результате процесса перезарядки, предложена диффузионная модель, которая позволяет при заданных параметрах разряда рассчитать диффузионный поток углеродных атомов на подложку. Модель учитывает разогрев газа. Рассчитаны профили толщин полученных пленок и проведено их сравнение с экспериментальными данными. Имеется удовлетворительное согласие.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Результаты экспериментальных исследований функций распределения электронов по радиусу, распределения потенциала, а также интегральной светимости в разряде со скрещенными полями в неоне при различной полярности электродной системы.

2. Анализ полученных данных и построение моделей разряда в скрещенных полях в неоне при различной полярности электродной системы на основе нелокальной кинетики электронов.

3. Расчеты и результаты экспериментальных исследований энергетического распределения ионов вблизи катода в разряде со скрещенными полями в неоне.

4. Образование тонких углеродных пленок с высокой степенью центральной симметрии в разряде со скрещенными полями.

5. Диффузионная модель, позволяющая оценить радиальные профили пленок, полученных на подложке в разряде в скрещенных полях в неоне и аргоне.

Апробация работы Основные результаты диссертационной работы были доложены на конференции по физике низкотемпературной плазмы ФНТПг. Петрозаводск, Россия, 2007); IV всероссийской конференции молодых ученых 22–25 апреля 2008 (г. Томск, Россия); Eleventh International Conference on Plasma Surface Engineering, PSE–2008 (Garmisch-Partenkirchen, Germany, 2008);

VI International Conference Plasma Physics and Plasma Technology PPPT-6 (Minsk, Belarus, 2009).

Публикации По материалам диссертационной работы опубликованы две статьи в рецензируемых журналах и восемь статей в сборниках докладов конференций.

Личный вклад автора Основные результаты работы, их обработка и интерпретация получены самим автором либо при его непосредственном участии. Анализ результатов, их обобщение и интерпретация выполнены в соавторстве.

Объем и структура диссертации Диссертация состоит из 5 глав, заключения и списка литературы.

Диссертация содержит 95 с., включая 56 рисунков, 2 таблицы и 71 наименование библиографических ссылок.

Благодарности Исследования, представленные в данной работе, выполнялись при помощи гранта Госконтракт №02.740.11.0395 от 30 сентября 2009 г. по программе в рамках федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009-2013 годы. Значительная помощь была также оказана НОЦ «Плазма» Петрозаводского государственного университета.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Глава первая посвящена обзору литературных данных, отражающих степень изученности проблем, затронутых в диссертации. В первой части обзора рассматриваются работы по исследованию пробоя разрядного промежутка в разряде со скрещенными полями. Пробой в таком разряде широко используется в коммутирующих устройствах. Основное внимание в обзоре уделено теоретическим и экспериментальным работам, которые связаны с изучением структуры разряда и свойств его отдельных областей. Важными являются работы [3, 4], в которых рассматривается структура разряда в скрещенных полях цилиндрической геометрии с точки зрения нелокальной кинетики электронов. В этих работах выполнены измерения функций распределения электронов по энергиям. Отмечено, что в разрядах как со скрещенными полями коаксиальной геометрии, так и в коротком тлеющем разряде [2] имеет место наличие трех групп электронов. Несмотря на высокий уровень данных работ, в них отсутствует подробное рассмотрение нелокальной теории для различной полярности электродной системы, а также все измерения и их анализ проведены для двух газов – аргона и гелия.

Следующая часть обзора посвящена работам, в которых рассмотрены вопросы, связанные с энергетическим распределением ионов вблизи катода в разряде со скрещенными полями. Большинство известных работ в этой области выполнено для разряда в скрещенных полях с планарной геометрией электродов при очень низких давлениях (до 0,1 Торр) [5].

Известно, что разряд в скрещенных полях получил обширное распространение для получения пленок. Этому вопросу также посвящено достаточное число работ, рассмотренных в заключительной части обзора. Особый интерес представляет работа [6]. В ней рассмотрены процессы, происходящие при магнетронном напылении с планарной геометрией электродов. Авторами показано, что на формирование пленок влияет достаточно большой перечень факторов, таких как разогрев газа, мощность разряда, давление рабочего газа и т.д. В работе произведен расчет профиля толщины пленок, но не указан метод определения толщины пленок. Все расчеты проведены только для одного газа – аргона.

Вторая глава содержит описания методов получения основных характеристик для исследования разряда в скрещенных полях цилиндрической геометрии. Подробно описаны установки, созданные для проведения электрических и оптических исследований разряда. Особое внимание уделяется методике измерения функции распределения электронов. Обоснованы выбранные методики исследования разряда и рассмотрены факторы, способные исказить результаты измерений и затруднить их интерпретацию.

магнетронного типа постоянного тока в неоне при различных полярностях электродной системы в трубке с коаксиальной геометрией электродов. При этом для исследования были использованы коаксиальные электроды с большим отношением радиусов. Это способствовало более сильному влиянию полярности электродной системы на характеристики разряда и позволило получить достаточно большой плазменный объем.

Определены функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) и по радиусу разрядного промежутка при следующих условиях: токе 15 мА, магнитном поле 15 мТл и давлении рабочего газа 0,56 Торр. Выбранные условия определялись возможностью получения стабильного разряда при обеих полярностях электродной системы.

На рисунках 1 и 2 приведены ФРЭЭ по радиусу разрядного промежутка для случая, когда центральным электродом является катод (ЦЭК), а так же для обратной полярности электродной системы (ЦЭА). Соответствующий рельеф потенциала представлен на рисунке 3. Анализ полученных зависимостей проведен на основе кинетической модели короткого тлеющего разряда [2].

1,6E+ 1,2E+ 8E+ 4E+ Рис. 1. Радиальная зависимость функции распределения электронов по энергиям для случая ЦЭК. Расстояние отсчитывается от центрального электрода – катода 5,0E+ 4,0E+ 3,0E+ 1,0E+ 0,0E+ Рис. 2. Радиальная зависимость функции распределения электронов по энергиям для случая ЦЭА. Расстояние отсчитывается от центрального электрода – анода Рис. 3. Радиальное распределение потенциала; r – отсчитывается от Часто разделение короткого тлеющего разряда на отдельные области производится на основе визуальных наблюдений свечения. В таком случае исследуемый разряд разделяют на катодное темное пространство (КТП), отрицательное свечение (ОС) и фарадеево темное пространство (ФТП). Как свечение, так и ионизация в ОС обусловлены быстрыми электронами, ускоренными сильным полем в прикатодном слое объемного заряда. При этом максимум излучения в ОС должен примерно совпадать с границей между плазмой и слоем (рис. 4) [2]. Таким образом, ОС разделяется на часть, принадлежащую слою объемного заряда, и на плазменную часть. Наряду с быстрыми электронами можно выделить еще две группы: медленные, запертые в потенциальной яме, расположенной в фарадеевом темном пространстве вблизи анода, и промежуточные, осуществляющие перенос тока в фаредеевом темном пространстве разряда. Наличие потенциальной ямы связано с образованием самосогласованного амбиполярного электрического поля, подавляющего электронную диффузию на анод. Согласно рис. 1-3, основная масса электронов заперта в этой яме. Обмен энергией при электрон-электронных столкновениях запертых электронов более эффективен, чем при 0, 0, 0, 0, Рис. 4. Распределение интенсивности (в отн. ед.), r – отсчитывается от упругих столкновениях электронов с атомами. Поэтому в пределах потенциальной ямы устанавливается максвелловское распределение для медленных электронов, которое не зависит от координаты. Для электронов с энергией 3 эВ это показано на рис.

5. Группа электронов, занимающая энергетическое положение между медленными и быстрыми, осуществляет перенос тока в фарадеевом темном пространстве. Кинетическое уравнение для них вне отрицательного свечения имеет вид:

где De (, r ) электронный коэффициент диффузии поперек магнитного поля при постоянной полной энергии, r текущая радиальная координата.

Решением уравнения (1), удовлетворяющему нулевому граничному условию на аноде, является где ra радиус анода.

Сопоставление измеренных ФРЭЭ промежуточных электронов ( эВ) с запертыми (3 эВ) приведено на рис. 5. Видно, что ФРЭЭ промежуточных электронов зависит от факт отмечался ранее в работе [3].

Рис. 5. ФРЭЭ для различных точек радиуса трубки:

формуле (2), сплошные линии – результаты эксперимента); r – отсчитывается от катода Одной из важных характеристик разряда является толщина катодного слоя Lsh, определяющая границу между слоем объемного заряда и плазмой. Она может быть оценена по крайнему положению зонда, при котором фиксируется заметный электронный ток. Из приведенного распределения потенциала вдоль радиуса трубки для случая ЦЭК (рис. 3) Lsh составляет примерно 3 мм. Значение толщины катодного слоя, рассчитанного из уравнения Пуассона, дает значение 2,5 мм.

Аналогичные измерения и расчеты были выполнены для случая, когда центральным электродом являлся анод. Отметим основные отличия от случая ЦЭК. В частности, потенциальная яма имеет меньшую глубину (~ 4 эВ). Соответственно основная часть электронов характеризуется энергиями меньше этой величины. Слой объемного заряда несколько больше, чем при ЦЭК, экспериментальное значение ~4 мм, расчетное ~3 мм.

Основные закономерности, связанные с распределением медленных и промежуточных электронов, аналогичны случаю ЦЭК.

Совокупность выполненных измерений и расчетов подтверждает правомерность применения нелокальной кинетической теории, развитой для короткого тлеющего разряда [2], для разряда в скрещенных полях в неоне с цилиндрической геометрией электродов при обеих полярностях электродной системы.

Четвертая глава посвящена исследованию распределения ионов по энергиям в прикатодной области. Особенностью катодной области является то обстоятельство, что ток в основном переносится положительными ионами. В результате движения ионов в неоднородном поле прикатодной области и столкновений с атомами газа возникает определенное распределение ионов по энергиям, зависящее от координаты. Особый интерес представляет энергетическое распределение ионов, падающих непосредственно на катод. Это связано с тем, что оно будет определять эффективность распыления катодного материала в результате бомбардировки ионами и модификацию поверхности во многих приложениях.

Для исследования был использован макет, аналогичный макету, описанному в главе 3. Его отличительной особенностью являлось наличие в центре наружного цилиндрического электрода (катода) небольшого отверстия, вблизи которого был установлен плоский анализатор – коллектор. С помощью последнего были получены вольтамперные характеристики (ВАХ): зависимость коллекторного тока от задерживающего потенциала коллектора относительно катода. Измерения проводились в неоне при токах 15–25 мА, магнитных полях 15– 30 mT и давлениях рабочего газа 0,2–0,56 Торр.

Для перехода от экспериментальных ВАХ к функциям распределения ионов по энергиям (ФРИЭ) использовалось следующее выражение [7]:

I c измеряемый ток на коллекторе.

полиноминальными функциями, которые дифференцировались для получения ФРИЭ. Полученные функции распределения ионов при различных разрядных условиях являются монотонно убывающими.

4E+ 4E+ 2E+ 2E+ 1E+ 5E+ Рис. 6. ФРИЭ для случая Uтр=228В, Iтр=25 мА, B=15 мТл, p=0, Торр, газ – неон. 1, 2, 3 – расчетные кривые для:

1) Lsh = 7,5; 2) Lsh =10,5; 3) Lsh = На рисунке 6 приведен вид одной из таких функции.

Напряжение на слое обычно не превышало 200 В. Однако максимальная энергия ионов вблизи катода составляла 80–90 эВ.

Это значит, что для ионов, родившихся вблизи границы с плазмой, вероятность достичь коллектора, не претерпев столкновений, весьма мала. Доминирующим механизмом столкновений ионов с атомами является перезарядка.

Большинство ионов падает на коллектор, претерпев последнюю перезарядку вблизи от него. Так как скорость ионизации примерно экспоненциально растет по мере удаления от катода, ионный поток формируется в основном вблизи границы плазма– слой. Учет нелокальности ионизации дополнительно сдвигает область формирования ионного потока еще глубже вдоль плазмы.

Поэтому ионы, поступающие на коллектор, претерпели последнюю перезарядку в той части слоя, где их поток практически не зависит от координаты.

На рисунке 6 также представлены кривые ФРИЭ, рассчитанные из следующих предположений [8]:

1. Основным процессом, происходящим в слое для ионов, является перезарядка. Сечение перезарядки не зависит от 2. Напряженность электрического поля в слое линейно зависит от координаты, на границе плазма–слой принимается равной нулю.

3. Падение напряжения на катодном слое практически совпадает с напряжением на разрядном макете.

4. Ионный поток в пределах катодного слоя постоянен.

Расчет ФРИЭ был проведен для разных значений отношения толщины катодного слоя Lsh к длине свободного пробега иона.

Определение точных значений этих параметров затруднительно, поэтому был выбран диапазон их отношений. Наилучшее согласие наблюдается для случая, когда Lsh = 10,5.

Значения средних энергий ионов, падающих на катод, рассчитывались на основе экспериментальных ФРИЭ. Результаты расчета приведены в таблице 1.

Четко прослеживается зависимость средней энергии от давления и магнитного поля. В первом случае увеличение энергий при уменьшении давления связано с увеличением длины свободного пробега ионов. Зависимость энергии ионов от магнитного поля, по-видимому, связана с влиянием последнего на движение электронов, приводящих к уменьшению величины катодного падения. Это подтверждается уменьшением напряжения на трубке при увеличении магнитного поля.

Таким образом, проведено исследование ионного потока на катод в разряде со скрещенными полями в трубке с цилиндрическими электродами. Максимальная энергия ионов значительно меньше общего напряжение на разрядном промежутке. Соответствие рассчитанных и экспериментальных кривых свидетельствует об адекватности рассмотренной модели.

Пятая глава посвящена исследованию механизма Рис. 7. Разрядный промежуток.

La, Ra – длина и радиус анода; Lk, исключения загрязнения Rk – длина и внутренний радиус пленок оба электрода катода; H – расстояние от торца были выполнены из анода до подложки. Lk = 54 mm, Rk = 9,5 mm, La = 45 mm, Ra = 2, Рис. 8. Интерференционная картина пленки, полученной на кремниевой подложке в неоне: Для определения профиля = 546 нм, q = 30 Кл, ток 5 толщины пленок использовалась монохроматическим светом с длиной волны = 546 нм (рис. 8).

Измерения показали, что толщина пленки при постоянном давлении рабочего газа в основном определяется величиной пропущенного заряда.

Разработана модель, позволяющая определить профиль толщины полученной пленки, которая основана на следующих предположениях:

1) атомы углерода появляются в разрядном промежутке вследствие эрозии катода под действием бомбардировки положительными ионами и быстрыми атомами газа, образовавшимися в результате процесса перезарядки;

2) осаждение углерода на подложку происходит в результате диффузии атомов в газе; атомы углерода оседают на аноде и на подложке;

3) коэффициент прилипания атомов углерода к аноду и подложке равен единице;

4) имеет место неоднородный нагрев газа [6].

Время формирования пленки в режиме постоянного тока значительно больше времени установления диффузионного потока атомов углерода после включения разряда (около 10-3 с), поэтому можно считать плотность потока постоянной величиной.

Так как катод и анод обладают цилиндрической симметрией, стационарное уравнение диффузии решается в цилиндрических координатах (рис. 7). Оно имеет вид:

где c ( r, z ) и D (T ) – концентрация и коэффициент диффузии атомов углерода в газе (неон, аргон). Коэффициент диффузии бинарных смесей рассчитывался в соответствии с кинетической теорией [9]. Зависимость температуры рабочего газа от комнатной, а ее значение у поверхности катода было измерено термопарой (120°C). Учет зависимости температуры от z (по высоте катода) за счет нагрева торцевой части катода приводит лишь к несущественным изменениям (в пределах нескольких процентов). Поэтому температура по высоте электродов считалась постоянной.

Решение уравнения (4) позволяет определить поток атомов углерода на подложку и вычислить толщину пленки как функцию времени и координаты.

Рис. 9. Распределение толщины пленок по радиусу в неоне: 1 – модель, =0,7, q= 30 Кл; 2, 3 – эксперимент; 2 – I=20 мА, q= 30 Кл, p=0,2 Торр; 3 – I=5 мА, q= 30 Кл, p=0,2 Торр Рис. 10. Распределение толщины пленок по радиусу, для двух газов (неон и аргон): 1 – модель, =0,15, q= 48 Кл; 2 – модель, =0,7, q= 30 Кл; 3 – Аргон, I=20 мА, q= 48 Кл, p=0,16 Торр; 4 – Неон, I= мА, q= 30 Кл, p=0,2 Торр На рисунках 9, 10 представлена радиальная зависимость толщины пленок для двух газов и результаты расчета. В расчеты входит коэффициент распыления, то есть отношение числа выбитых атомов углерода к числу падающих ионов и быстрых атомов. Для неона расчет лучше согласуется с экспериментом при =0,7, для аргона – при =0,15. Это соответствует данным, приведенным в работе [10]. Бльшая эффективность распыления в неоне, возможно, связана с тем, что в аргоне возврат выбитых атомов углерода более значителен, чем в неоне.

Предложенная модель образования углеродных пленок охватывает основные аспекты процессов образования пленок и в достаточной мере согласуется с экспериментальными данными.

Некоторые из полученных пленок исследовались в рентгеновской лаборатории Петрозаводского государственного университета. Анализ показал, что пленки в основном состоят из фуллеритов C60.

Заключение 1. Проведено исследование разряда постоянного тока в скрещенных полях в неоне. Исследование проводилось в трубке магнетронной конфигурации с большим отношением радиусов электродов для двух полярностей электродной системы. С целью определения структуры разряда и проверки его нелокальной модели выполнены измерения радиального хода ФРЭЭ, потенциала и интегральной интенсивности излучения.

2. По радиальному распределению потенциала установлена структура разряда: область катодного падения, на которую приходится практически все напряжение, приложенное к разрядному промежутку, и плазменная часть разряда, в которой имеется потенциальная яма для электронов.

Характерной особенностью профиля, соответствующего эквипотенциальность основного объема плазмы. В случае обратной полярности потенциальная яма более глубокая, при этом эквипотенциальность плазмы отсутствует.

3. Измеренные ФРЭЭ свидетельствуют о наличии трех групп электронов: 1 – быстрые электроны, определяющие размеры области ОС; 2 – промежуточные электроны, обеспечивающие ток разряда; 3 – медленные электроны, запертые в потенциальной яме в прианодной области. Установлено, что ФРЭЭ запертых электронов являются МаксвеллБольцмановскими и не зависят от пространственных координат. ФРЭЭ промежуточных электронов соответствуют диффузии при постоянной полной энергии с нулевым граничным условием на аноде.

4. На основании решения уравнения Пуассона оценена толщина катодной области разряда.

5. Глубина потенциальной ямы в прианодной области зависит от полярности электродной системы, в случае центрального электрода катода (ЦЭК) потенциальная яма более глубокая.

При этой же полярности концентрация заряженных частиц значительно больше, чем в случае центрального электрода анода (ЦЭА).

6. Исследованы ионные потоки на катод разряда в скрещенных полях. Измерены коллекторные характеристики при различных разрядных условиях (давлениях, разрядных токах, магнитных полях). По этим характеристикам определены функции распределения ионов по энергиям (ФРИЭ) вблизи катода. Проведено сравнение экспериментальных данных с расчетами, основанными на модели движения ионов в катодном слое. Модель предполагает линейный ход электрического поля в катодном слое и перезарядку как основной процесс столкновений ионов.

7. Исследован процесс образования углеродных пленок в разряде в скрещенных полях в неоне и аргоне с формировались на подложке из кремния или стекла путем распыления внешнего электрода – катода. Для оценки толщины пленок использовалась интерференционная картина, полученная в отраженном свете. Пленки имеют хорошую круговую симметрию, что свидетельствует об азимутальной однородности разряда. Показано, что толщина пленок зависит от пропущенного заряда, давления и рода образования пленок с учетом неоднородного разогрева газа.

Установлено, что радиальный ход толщины полученных пленок лучше согласуется с результатами расчета вдали от центра.

[1] Вольпян О.Д., Кузмичев А.И., Самокин А.С. // Сб.

докладов Харьковской нанотехнологической ассамблеи– 2008. Харьков, 2008. Т.1. С.97–107.

[2] Kolobov V.I., Tsendin L.D. // Phys. Rev. A. 1992. Vol. 46. № 12.

P. 7837–7852.

[3] Платонов А.А., Слышов А.Г., Цендин Л.Д., Вагнер С.Д.// ЖТФ. 2006. Т. 76. Вып. 7. С. 22–26.

[4] Porokhova I.A., Golubovskii Yu.B., Holik M., Kudrna P., Tichy M., Wilke C., Behnke J.F. // Physycal Review E. 2003. Vol. 68.

016401.

[5] D. Czekaj, B. Goranchev, E.K. Hollmann, V.A. Volpyas, A.G.

Zaytsev // Vacuum. 1991. Vol. 42. № 1,2. P. 43–45.

[6] Знаменский А.Г., Марченко В.А. // ЖТФ. 1998. Т.68. Вып.7.

С.24–31.

[7] Козлов О.В., Электрический зонд в плазме. М.: Атомиздат, [8] Davis, W.D., Vanderslice, T.A. // Physical Review. 1963.

Vol.131. №1. P.219–228.

[9] Гиршфельдер Дж., Кертисс Ч., Берд Р. Молекулярная теория газов и жидкостей. М., 1961. Гл. 9.

[10] Физическая энциклопедия. М.: Советская энциклопедия.

Список работ, опубликованных по теме диссертации 1. Сасин А.В., Чернов И.А., Игнатьев Б.К., Вагнер С.Д.

Механизм образования углеродных пленок в разряде в скрещенных полях в неоне и аргоне // Письма в ЖТФ. 2009.

Т. 35. Вып.12. С. 38–44.

2. Сасин А.В., Вагнер С.Д., Платонов А.А. Структура магнетронного разряда постоянного тока в неоне при различных полярностях электродной системы// ЖТФ. 2010.

Т.80. Вып. 9. С.52–56.

Статьи в сборниках докладов конференций 1. Chernov I.A., Sasin A.V., Ignatiev B.K., Wagner S.D., Platonov A.A. Film growth in a discharge in crossed fields // Сб.

Материалов V International Conference Plasma Physics and Plasma Technology PPPT-5, Vol. 2, p. 665-667, Minsk, Belarus, 2006.

2. Сасин A.В. Формирование углеродных пленок в разряде в скрещенных полях // Материалы XLV международной научной студенческой конференции «Студент и научнотехнический прогресс» (10–12 апреля 2007, г. Новосибирск).

Новосибирск, 2007. С. 94–95.

3. Сасин А.В., Платонов А. А., Слышов A.Г., Вагнер С.Д., Влияние полярности электродов на характеристики тлеющего разряда // Сборник материалов всероссийской научной конференции по физике низкотемпературной плазмы ФНТП–2007., (24–28 июня 2007 г. Петрозаводск).

Петрозаводск, 2007. Т.2. С.129–131.

4. Сасин А.В., Платонов А.А. Влияние полярности электродов на характеристики тлеющего разряда со скрещенными полями // Материалы XLVI международной научной студенческой конференции " Студент и научно-технический прогресс" 26–30 апреля 2008 г. Новосибирск, 2008. С.75–76.

5. Сасин А.В., Чернов И.А. Формирование углеродных пленок в разряде в скрещенных полях в аргоне // Физика и химия высокоэнергетических систем: сборник материалов IV всероссийской конференции молодых ученых 22–25 апреля 2008 г. Томск, Россия. Томск, 2008. С.541–544.

6. Sasin A.V., Chernov I.A., Ignatiev B.G., Wagner S.D., Formation of Thin Carbon Films in a Crossed Field Discharge in Argon // Eleventh International Conference on Plasma Surface Engineering, PSE–2008, Germany, Garmicsh-Partenkirchen, 2008, P.550.

7. Platonov A.A., Sasin A.V., Slyshov A.G. The influence of electrode polarity on characteristics of a glow discharge in a crossed fields// PPPT–6. VI–int. conf. Minsk. Belarus. Sept. 28– Oct. 9. 2009. Vol.1. P. 55–58.

8. Sasin A.V., Chernov I.A., Ignatiev B.K., Wagner S.D.

Mechanism of formation of thin carbon films in a crossed fields discharge in argon// PPPT-6. VI-int. conf. Minsk. Belarus. Sept.

28–Oct. 9. 2009. Vol.1. P.358–361.