Una plataforma de laboratorio para estudiar los flujos rotacionales de polvo en un cristal de plasma irradiado por un haz de electrones de 10 keV.

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 940 (2023) Citar este artículo

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Se ha diseñado y construido una novedosa plataforma de laboratorio para la irradiación de un cristal de plasma (PC) con un haz de electrones (haz de electrones) con una energía de unos 10 keV y una corriente de decenas de miliamperios. El haz de electrones pulsado colimado en un punto de unos pocos milímetros se dirige a un cristal hecho de partículas de polvo levitadas en un plasma de radiofrecuencia (RF). La plataforma consta de tres cámaras de vacío conectadas en línea, cada una con diferente utilidad: una para generar electrones libres en una descarga de Penning de ánodo hueco pulsada, otra para la extracción y aceleración de electrones a \(\sim 10\) kV y para enfocar el haz de electrones en el campo magnético de un par de bobinas circulares, y el último para producir PC sobre un electrodo accionado por RF. El principal desafío es obtener un haz de electrones y un PC estables asegurando presiones de gas apropiadas, dado que el haz de electrones se forma en alto vacío (\(\lesssim 10^{-4}\) Torr), mientras que el PC se produce a presiones mucho más altas (\(\gtrsim 10^{-1}\) Torr). Los principales diagnósticos incluyen una cámara de alta velocidad, una copa de Faraday y una sonda Langmuir. Se presentan dos aplicaciones relacionadas con la creación de un par de vórtices de flujo de polvo y la rotación de una PC por la fuerza de arrastre del haz de electrones que actúa sobre las partículas de polvo fuertemente acopladas. El flujo de polvo puede volverse turbulento, como lo demuestra el espectro de energía, que presenta vórtices en diferentes escalas espaciales.

Los cristales de plasma (PC) son colecciones de micropartículas (o polvo) cargadas inmersas en un plasma de baja temperatura dispuestas periódicamente en planos horizontales y verticales1,2,3,4,5. En una configuración de laboratorio típica, las partículas de polvo levitan en la vaina de plasma de un electrodo horizontal, donde la fuerza eléctrica que actúa sobre ellas es proporcional al campo de la vaina y se opone a la fuerza de gravedad. Sin embargo, se obtiene un cristal de plasma estable cuando se combinan las fuerzas repulsivas del polvo de Coulomb apantallado, la fuerza de fricción del gas (o arrastre ejercido por los átomos neutros), la fuerza de arrastre iónico y una fuerza de confinamiento que mantiene unidas las partículas de polvo. equilibrio6,7. Dado que las partículas de polvo están cargadas negativamente y situadas entre sí a distancias del orden de la longitud de Debye del plasma, están fuertemente acopladas8.

El cristal de plasma puede estar sometido a fuerzas externas como las generadas por campos eléctricos y magnéticos9,10,11,12, fuerzas centrífugas13, chorros de plasma14, rayos láser15,16,17, haces de partículas cargadas inyectadas18,19,20,21 o combinaciones. de algunas de estas fuerzas, por ejemplo, el láser y el campo magnético22. En todos estos casos, la compleja dinámica de las partículas de polvo dentro del cristal conduce a la observación de fenómenos físicos interesantes como la acústica del polvo o las ondas longitudinales de la red de polvo23, las transiciones de fase sólida a líquida5,17,24, los flujos de polvo inducidos por cizalla16, emisión secundaria25, emisión de campo26, hipercarga de las partículas de polvo18,19,27, vórtices de polvo20 y rotación de la estructura del polvo28,29,30.

En este trabajo presentamos una novedosa técnica de irradiación de PC con un haz de electrones (e-beam) que nos permite estudiar la interacción de electrones energéticos con partículas de polvo fuertemente acopladas inmersas en plasma. El voltaje de aceleración de los electrones en el haz se puede variar en el rango \(\sim 8\) a 14 kV, mientras que la corriente del haz de electrones obtenible determinada por el rendimiento de una fuente de electrones (es decir, una descarga de Penning de ánodo hueco) es en el rango \(\sim\) 1–30 mA. El haz de electrones tiene un punto circular con un diámetro de unos pocos mm. La energía de los electrones en el haz de electrones es 4 órdenes de magnitud mayor que la energía térmica de los electrones que se originan en el plasma de RF (que es de unos pocos eV) donde reside el cristal de polvo. En un plasma de RF, la fuerza de arrastre sobre una partícula de polvo ejercida por estos electrones del plasma de baja temperatura es débil, mucho menor que la fuerza eléctrica que levita la partícula de polvo y, por lo tanto, puede despreciarse31. Por el contrario, un haz de electrones con energía al nivel de \(\sim\) keV puede empujar las partículas de polvo y acelerarlas hasta grandes velocidades terminales \(\sim\) 1–10 mm s\(^{- 1}\), induciendo efectos cinéticos interesantes20,21.

Presentamos aquí dos aplicaciones novedosas de la irradiación con haz de electrones de una PC. En el primero mostramos la formación de dos grandes vórtices de flujo de polvo simétricos inducidos por el haz de electrones dentro de la PC. También demostramos que el flujo de polvo puede volverse turbulento, especialmente con corrientes bajas de haz de electrones. La segunda aplicación se refiere a la rotación completa de un ordenador que mantiene su simetría, irradiado lateralmente por el haz de electrones.

Los plasmas generados por la irradiación de haces de electrones son de interés en varias áreas de la física aplicada y fundamental que abarcan desde procesos industriales como el grabado de semiconductores utilizado en la fabricación de obleas de silicio32,33,34,35,36 hasta plasmas de laboratorio y espaciales37,38,39 ,40. El haz de electrones es una herramienta importante para la manipulación de partículas de polvo en plasma que puede inducir dinámicas con algunas propiedades únicas, como flujos de polvo cizallados, laminares y turbulentos20. También puede ayudar a comprender mejor la física de nuevos fenómenos colectivos observados en fluidos cargados fuertemente acoplados, como la generación de vórtices simples y múltiples que eventualmente pueden conducir a turbulencias41,42,43,44,45,46,47,48. 49.

En la Fig. 1 se presenta una descripción de la técnica de irradiación de PC, mientras que en la imagen de la Fig. 2 se muestra la plataforma de laboratorio completa. La configuración consta de tres cámaras de vacío conectadas en línea, cada una con un propósito específico. La primera cámara de vacío alberga una descarga de Penning pulsada donde se producen electrones libres. La segunda cámara de vacío es el canal del haz donde el haz de electrones se forma y se acelera mediante un potencial de alto voltaje (HV) (\(\sim 10\) kV) en relación con un electrodo de extracción. Este electrodo está al potencial de tierra, pero la propia descarga de Penning está polarizada al HV necesario para acelerar los electrones50. La tercera cámara de vacío sirve para producir PC en una descarga de RF entre dos electrodos de placa paralelos. El haz de electrones se traslada e inyecta en esta última cámara y se dirige a las partículas de polvo levitadas. A continuación describimos las peculiaridades de cada cámara de vacío y las principales características operativas.

Detalles de la plataforma del laboratorio (no a escala): de derecha a izquierda, la primera cámara de vacío es para producir electrones libres en una descarga de Penning pulsada, la segunda cámara de vacío (el canal del haz de electrones) es para la formación del haz de electrones y la tercera cámara de vacío está dedicada a la producción de cristales de polvo (PC) en un plasma de RF. Los electrones libres extraídos y acelerados de la descarga de Penning se enfocan en un haz que luego pasa a través del orificio de 0,5 mm hacia la cámara de plasma de RF y se dirige a las partículas de polvo levitadas.

La descarga de Penning utiliza aire a una presión \(\approx 10^{-3}-10^{-1}\) Torr introducido a través de una válvula de aguja. El plasma se produce entre dos cátodos en forma de discos y un ánodo cilíndrico hueco insertado entre ellos50. La configuración del electrodo se dibuja en la Fig. 1, mientras que en las Figs. 1 se muestran imágenes de la unidad para producir electrones libres y de los electrodos. 2 y 3, respectivamente.

La plataforma de laboratorio para estudiar los flujos rotacionales de polvo en una PC irradiada por un haz de electrones \(\sim 10\) keV.

El ánodo hueco está rodeado por una bobina que produce un campo magnético que limita las trayectorias de los electrones, como se muestra en el lateral de la figura 3a. El campo magnético axial puede alcanzar 650 Gauss con una corriente constante de 150 mA que pasa a través de la bobina. Los dos cátodos están provistos cada uno de un orificio, uno de 1 mm de diámetro utilizado para introducir aire desde la válvula de aguja y el otro de 3 mm de diámetro para extraer los electrones, presentado en las Figs. 3b,c, respectivamente.

El sistema Penning consta de dos cátodos y un ánodo. Los cátodos están polarizados con la polaridad negativa de una fuente HV Glasmman (por ejemplo, a −10 kV). Se coloca un electrodo de anillo dentado conectado a tierra a \(\sim 2\) mm del cátodo para extraer los electrones de la descarga y acelerarlos, como se muestra en la figura 3c. Los electrones se aceleran en el campo eléctrico entre el cátodo polarizado y el electrodo anular puesto a tierra, que es del orden de 50 kVcm\(^{-1}\).

Las partes principales de la descarga de Penning pulsada: (a) ánodo hueco hecho de latón amarillo con aisladores de teflón insertados en sus extremos. Los dos cátodos se instalan sobre estos anillos de teflón. La bobina (mostrada en marrón) se inserta axialmente y está contenida por las varillas de fijación; (b) primer cátodo con orificio de 1 mm para inserción de aire, en un extremo de la configuración del electrodo; (c) segundo cátodo con orificio de 3 mm (en el centro de la imagen iluminada) y electrodo extractor dentado cónico: a través de este orificio se extraen los electrones libres de la descarga de Penning. Los electrones se aceleran entre el cátodo (sesgado en la polaridad “-” del HV, por ejemplo − 10 kV) y el electrodo dentado puesto a tierra.

El plasma se forma aplicando un voltaje pulsado con un valor máximo entre 0,6 y 1,5 kV desde un generador construido internamente. En la figura 4 se presenta una característica típica I-V de la descarga de Penning. Una vez que el voltaje ha alcanzado \(\sim ~1\) kV, la descarga se enciende y la corriente aumenta rápidamente hasta un valor máximo de 1,7 A. Luego, el voltaje cae gradualmente en el tiempo en aproximadamente 0,5 ms, mientras que la corriente cae a cero. después de 150 \(\upmu\)s. El impulso se restablece después de 21,7 ms, lo que corresponde a la frecuencia de repetición de 46 Hz. La duración FWHM del pulso es \(\approx 30~\upmu\)s mientras que su frecuencia se puede cambiar a varios valores preestablecidos, entre 46 y 180 Hz.

Pulsos de voltaje y corriente de la descarga de Penning establecidos a una frecuencia de 46 Hz. El haz de electrones se forma durante el intervalo de tiempo marcado con la flecha.

Los electrones extraídos se pasan a una cámara de vacío tubular grande (\(\sim 10\) cm de diámetro interior) bombeada a una presión base de \(10^{-5}\) Torr. A lo largo de esta cámara se instalan dos grandes serpentines externos (FC1 y FC2) y se colocan a 20 cm entre sí, medidos desde sus centros. Cada uno de ellos produce un campo magnético axial de hasta 200 Gauss. Al alimentar estas bobinas con corrientes de entre 1 y 5 A y voltajes de aproximadamente 3 a 10 V, la configuración del campo magnético garantiza que los electrones extraídos colimen a lo largo del eje de la cámara.

En el otro extremo, el canal del haz de electrones está acoplado a la cámara de plasma de RF a través de una brida dedicada. El haz de electrones formado pasa a la cámara de plasma de RF a través de un orificio de 0,5 mm de diámetro (ver Fig. 1). La brida fue diseñada de tal manera que su parte central pueda ser reemplazada para acomodar orificios de diferentes diámetros o formas. El diámetro del haz de electrones en sección transversal antes de entrar por este orificio lo establecen los campos magnéticos de enfoque. Un buen enfoque permite obtener corrientes del haz de electrones más allá del orificio con valores máximos de hasta 30 mA en la cámara de plasma de RF, mientras que toda la corriente del haz de electrones dentro del canal puede llegar a 150-200 mA.

El diámetro del orificio debe ser limitado y no puede aumentarse demasiado por encima de 0,5 mm debido al alto requisito de vacío dentro del canal del haz de electrones; de lo contrario, el gas de la cámara de plasma de RF llenaría el canal. La presión en la cámara de plasma de RF puede ser hasta 3 órdenes de magnitud mayor. Una forma alternativa de mantener el alto vacío es hacer pasar el haz de electrones a través de una fina membrana separadora, aunque esta posibilidad no se ha probado en nuestra configuración51. En este caso se debe evaluar bien la resistencia a la tracción de la membrana debido a la diferencia de presión en ambos lados de la misma. Además, el poder de frenado de los electrones en el material necesita una evaluación cuidadosa; de lo contrario, la membrana podría bloquear el haz de electrones (por ejemplo, el rango después del cual un haz de electrones con energía de 14 keV se atenúa completamente en una muestra de Al es \(\aprox\ ) 3–4 micras).

El haz de electrones entrante se dirige al cristal levitado producido en un plasma de RF acoplado capacitivamente entre dos electrodos de placas paralelas, como se muestra en la Fig. 5a. Las micropartículas que forman el cristal se iluminan con un rayo láser rojo con una potencia de 20 mW (a \(\lambda =680\) nm) y se obtienen imágenes con una cámara CCD de alta velocidad Photron a través de ventanas de visualización horizontales o verticales. El electrodo inferior es un disco de 50 mm de diámetro provisto de un corte redondo poco profundo de 1 mm de altura como se muestra en la Fig. 5a, conectado a través de una red coincidente a una fuente de alimentación de RF que entrega un alto voltaje a 13,56 MHz. El rango de potencias de RF que se pueden alimentar al electrodo está entre 1 y 100 W. El electrodo superior con un diámetro de 71 mm tiene forma de anillo y está conectado a tierra. Las partículas de polvo se liberan en el plasma de RF a través del corte (de 30 mm de diámetro) en el electrodo superior utilizando un gotero y forman un cristal de plasma en la funda del electrodo inferior accionado por RF. Se pueden utilizar partículas de polvo esféricas o cilíndricas de melamina formaldehído (MF) u otros materiales como sílice, PMMA, etc. En el caso de esferas de polvo monodispersas, el diámetro puede variar desde un nivel submicrónico hasta decenas de micras, con una pequeña desviación estándar de aproximadamente 0,04 a \(0,14~\upmu\)m para las esferas más pequeñas y más grandes, respectivamente. El plasma de RF se produce en argón a presiones entre 50 y 200 mTorr.

El corte poco profundo en el electrodo inferior tiene la función de confinar las partículas de polvo que pueden moverse libremente en el plano horizontal, dentro de la vaina de plasma. Cerca del corte, la vaina de plasma es curva y el campo eléctrico tiene una ligera componente horizontal que apunta hacia el centro del electrodo. Se ejercerá una fuerza eléctrica radial sobre las partículas de polvo cercanas manteniéndolas dentro del área situada encima de la parte central del electrodo. La altura del corte se eligió para que fuera lo suficientemente pequeña (más pequeña que la altura de levitación) para permitir que el haz de electrones llegue a la PC y también para permitir la visualización de las partículas desde un lado.

El vacío en todo el sistema de cámaras conectadas se realiza mediante un sistema de bombeo conectado al canal del haz de electrones. Consiste en una bomba scroll seca que funciona a 5,4 m\(^3\)h\(^{-1}\) acoplada a una bomba turbomolecular con una velocidad de bombeo de 250 L\(\textrm{s}^{-1} \). El sistema de bombeo garantiza el régimen de presión adecuado para la producción simultánea de un haz de electrones colimado en alto vacío y de un PC a una presión mucho mayor en una cámara separada.

Para colisionar el haz de electrones con la PC levitada, se implementó un procedimiento de alineación que utiliza una pantalla de alta luminosidad para obtener imágenes del haz de electrones. Se colocó un detector de fósforo (ZnS:Ag Tipo 1330 - P22 azul) cerca del electrodo accionado por RF como se muestra en la Fig. 5b. El haz de electrones produjo un punto brillante en la pantalla con un diámetro de unos 5 mm. Después de retirar la pantalla, el haz de electrones cruzó toda la extensión del electrodo de RF a unos pocos milímetros de altura, lo que coincide con la posición de levitación de la nube de polvo. El eje del haz de electrones se alineó con el centro del electrodo impulsado por RF. Para la irradiación desigual de una PC, por ejemplo, la exposición de la región lateral de una PC, podríamos usar un corte redondo poco profundo y ligeramente asimétrico con respecto al centro del electrodo que confina la PC en una ubicación fuera del eje.

(a) Electrodo superior conectado a tierra y electrodo inferior (aislado con teflón que agrega 10 mm adicionales al tamaño total) impulsados por la señal de RF dentro de la cámara de plasma de RF. El haz de electrones ingresa a la cámara llena de Ar a 100 mTorr y pasa entre los electrodos, donde la PC (no se muestra) levita. El rectángulo delgado indica la posición de levitación del cristal de polvo. En el lado izquierdo, el brazo del gotero hecho de teflón bloquea el haz de electrones y se vuelve fluorescente cuando se irradia; (b) Vista axial a lo largo de la dirección del haz de electrones: se coloca una pantalla de fósforo cerca del electrón impulsado por RF y se utiliza para obtener imágenes del haz de electrones para ajustar su altura con respecto a la superficie del electrodo.

Uno de los principales desafíos de esta configuración experimental es producir simultáneamente un haz de electrones estable acelerado a \(\sim\) 8–14 kV y una PC, teniendo en cuenta que las presiones del gas en la descarga de Penning, la e El canal del haz y la cámara de plasma de RF difieren en varios órdenes de magnitud. Esto se puede lograr estableciendo valores de presión adecuados en las cámaras de vacío que se comunican a través de pequeños orificios. El régimen de trabajo óptimo está marcado con un rectángulo, como se muestra en la Fig. 6.

En el paso operativo inicial, se utilizó la turbobomba para bombear todo el sistema de cámaras de vacío. En el segundo paso, se generó el haz de electrones y luego se produjo el cristal en el plasma de RF. La densidad \(n_e\) y la temperatura \(T_e\) de los electrones en el plasma de RF se midieron con una sonda Langmuir disponible comercialmente (Impendans Ltd.). La sonda fue compensada por la frecuencia de 13,56 MHz y su primer y segundo armónico. Dependiendo de la potencia de RF suministrada a la descarga, los valores medidos estaban en el rango \(n_e\approx 1\times 10^{14}-6\times 10^{14}\) m\(^{-3}\ ) y \(T_e\approx 3\)–4 eV para potencias de RF de 1 a 5 W, respectivamente.

Presiones dentro de la fuente Penning \(P_{Penning}\) y la cámara de plasma de RF \(P_{RF}\) versus la presión dentro del canal del haz electrónico \(P_{e-beam}\). El régimen de trabajo óptimo es marcado por el rectángulo.

Se adquirieron los pulsos del haz de electrones y se resolvió su perfil temporal. La corriente es una medida de la carga eléctrica transportada por el haz de electrones. La forma estándar de medir la corriente del haz se basa en una copa de Faraday (FC)52. En nuestro experimento se ha utilizado un modelo Kimball Physics FC-72A. Se colocó dentro de la cámara de RF, al lado del electrodo de RF. La posición exacta de la abertura de entrada del FC correspondía aproximadamente al borde del electrodo de RF. El diámetro de apertura del FC era de 11,3 mm, aproximadamente el doble que el diámetro del haz de electrones. La señal del FC se envió a través de una interfaz BNC de aire/vacío a un osciloscopio con una impedancia de 50 ohmios, mientras que la forma de onda del pulso del haz de electrones se podía monitorear en tiempo real.

Los pulsos del haz de electrones medidos se presentan en las Figs. 7 y 8, mostrándose sólo un pulso seleccionado. En las Figs. 7a – c, las formas de onda del pulso del haz de electrones corresponden a voltajes de aceleración de 10, 11, 12 y 13 kV, respectivamente. Estos se obtuvieron para configuraciones particulares de campos magnéticos dentro de las dos bobinas FC1 y FC2 polarizadas con voltajes variables. Por lo tanto, la forma de onda a 10 kV se obtuvo para \(B_{FC1}=29\) G y \(B_{FC2}=126\) G. Las formas de onda a 11 y 12 kV se obtuvieron para un campo magnético relativamente constante en el primera bobina y campo magnético ligeramente mayor en la segunda bobina: \(B_{FC1}=25\) G, \(B_{FC2}=136\) G y \(B_{FC1}=27\) G, \( B_{FC2}=145\) G, respectivamente. En el caso de 13 kV, los electrones de mayor energía necesitaban un campo magnético más alto en la primera bobina para quedar confinados: \(B_{FC1}=65\) G y \(B_{FC2}=145\) G. La duración del pulso del haz de electrones en FWHM fue de aproximadamente \(40~\upmu\) s. En los cuatro casos, la corriente máxima estuvo entre 13 y 29 mA. La frecuencia de repetición del pulso se estableció en 46 Hz, mientras que la presión del gas en la cámara de RF era \(3,5\times 10^{-4}\) Torr.

La corriente del haz medida con el FC cerca del borde del electrodo de RF para diferentes voltajes de aceleración: (a) 10 kV, (b) 11 kV, (c) 12 kV y (d) 13 kV, en la cámara de vacío de RF a una presión \(3.5\times 10^{-4}\) Torr. La frecuencia del pulso fue de 46 Hz.

En las Figs. 8a-ca se muestra el segundo conjunto de formas de onda de haz de electrones pulsados, pero producidas con una frecuencia de repetición más alta de 93 Hz. La presión del gas en la cámara de vacío de RF fue \(1,6\times 10^{-2}\) Torr, en este caso. La duración del pulso fue la misma que en las mediciones anteriores, sin embargo, la amplitud fue menor, alcanzando el valor máximo de corriente pico 12 mA a 10 kV. El campo magnético tenía valores relativamente cercanos para los pulsos de 9 y 10 kV que se muestran en las Figs. 8a,b: \(B_{FC1}=15\) G, y \(B_{FC2}=124\) G y \(B_{FC1}=18\) G, \(B_{FC2}=134\ ) G, respectivamente. En el caso de pulsos de 11 y 12 kV se necesitaba un campo magnético más alto en la primera bobina para obtener haces de electrones estables: \(B_{FC1}=67\) G, \(B_{FC2}=128\) G y \(B_{FC1}=63\) G, \(B_{FC2}=136\) G, respectivamente.

La corriente del haz medida con el FC cerca del borde del electrodo de RF para diferentes voltajes de aceleración: (a) 9 kV, (b) 10 kV, (c) 11 kV y (d) 12 kV, en la cámara de vacío de RF a una presión \(1.6\times 10^{-2}\) Torr. La frecuencia del pulso fue de 93 Hz.

En trabajos anteriores hemos demostrado por primera vez que un haz de electrones que incide sobre una PC puede inducir un flujo de polvo en el cristal mediante el arrastre de los electrones que actúan sobre las partículas de polvo individuales. Los vectores de velocidad del flujo han sido mapeados en 2D y su evolución en el espacio y el tiempo ha llevado a la formación simultánea de múltiples pequeños vórtices de velocidad20,21. El flujo de polvo se disipó hacia el límite espacial del cristal. La fuerza de arrastre ejercida por el haz de electrones fue suficiente para imprimir una aceleración hasta una velocidad terminal del orden de unos pocos mms-1. Las principales fuerzas opuestas eran la fricción con el gas neutro y la repulsión de Coulomb ejercida por las partículas vecinas. En esos casos, la corriente del haz de electrones era tan pequeña como \(\sim 4\) mA. El arrastre de las partículas de polvo por el haz de electrones provocó un desorden local en el cristal que implicaba colisiones de polvo con polvo. Este efecto, junto con la carga estocástica del polvo en el plasma, parcialmente influenciada por la inyección de nuevos electrones del haz de electrones, obligó a las partículas de polvo a moverse en trayectorias más aleatorias que eventualmente formaron vórtices a lo largo de la dirección del flujo.

El haz de electrones de keV induce una carga insignificante en las partículas de polvo grandes (con diámetros \(\sim 10~\upmu\)m) por emisión de electrones secundarios (SEE), o por electrones dispersos por partículas vecinas, que se termalizan aún más y quedan atrapados en la superficie. La corriente SEE es del orden \(10^{-11}-10^{-10}\) A, mientras que la corriente de carga de electrones extraída del plasma es al menos un orden de magnitud mayor (\(\approx 10^{ -9}\) A)21. Teniendo en cuenta que el tiempo de carga de las micropartículas en plasma es del orden de unos pocos \(\upmu\)s, el pulso del haz de electrones tiene una duración de 40 \(\upmu\)s y el periodo entre pulsos es de decenas de ms, la variación de carga inducida por SEE y por dispersión de electrones se restablece rápidamente al valor de equilibrio establecido por las corrientes de plasma, de modo que las micropartículas no modifican su altura de levitación por encima del electrodo inferior21. Sin embargo, es interesante estudiar la interacción del haz de electrones también con pequeñas partículas de polvo con diámetros \(\lesssim\) 2–3 \(\upmu\)m levitadas en plasma. En este caso, el SEE puede desempeñar un papel más importante en el proceso de carga de partículas. Al mismo tiempo, se espera que los electrones energéticos del haz atraviesen las partículas de polvo que salen por el lado opuesto.

Aquí demostramos que un haz de electrones más intenso con una corriente máxima de 30 mA puede inducir un flujo de polvo laminar mucho más largo, sobre toda la sección de una PC, como se muestra en la Fig. 9. Los electrones en el haz se aceleraron a 13 kV. y la frecuencia del pulso fue de 93 Hz. La vista superior de un cristal cuasi-2D se muestra en la Fig. 9a. El cristal era 2D (es decir, tenía una sola capa de partículas de polvo), excepto por una pequeña cantidad de partículas de polvo atrapadas aleatoriamente debajo de la capa superior, que no influyeron en las observaciones. Se utilizaron partículas de polvo hechas de MF con un diámetro de \(11,8~\upmu\)m. Se puede ver la formación de dos grandes vórtices simétricos a ambos lados del eje de irradiación, que básicamente dividen el cristal en dos, como se muestra en la Fig. 9b. La imagen proporcionada por velocimetría de imagen de partículas (PIV) muestra la dirección del flujo, mientras que las líneas de corriente indican las trayectorias cerradas de las partículas de polvo arrastradas. La velocidad máxima del flujo de polvo se midió a lo largo de la dirección del haz de electrones y alcanzó 5,8 mms\(^{-1}\). Descubrimos que las propiedades del flujo de polvo, como la velocidad y la estructura, dependían de los parámetros del haz de electrones (corriente, voltaje de aceleración, ancho y dirección).

Nuestra plataforma experimental es versátil en el sentido de que tenemos la capacidad de ajustar los parámetros del haz de electrones por un lado, pero también podemos modificar las propiedades de la PC por el otro. Podemos ajustar la corriente del haz de electrones, su energía e incluso su sección transversal (por ejemplo, variando el orificio de entrada del haz de electrones en la cámara de PC). También podemos modificar la densidad de electrones del plasma y la densidad del gas neutro, junto con el perfil del campo eléctrico dentro de la vaina de plasma donde reside el cristal. Además, siempre podemos utilizar diferentes tipos de partículas de polvo con diferente densidad de masa (dada por diferentes materiales) y con tamaños monodispersos o polidispersos.

Una PC puede sufrir una transición de fase de un estado sólido a un estado líquido bajo la acción de una restricción externa, como la reducción de la presión del gas, lo que lleva a una reducción de la fricción con el gas neutro53. Durante el proceso de fusión, el parámetro de acoplamiento de Coulomb \(\Gamma\) disminuye de \(\Gamma \sim 10^3\) para un cristal fuertemente acoplado a \(\Gamma \lesssim\) 100–200 para el cristal fundido. En nuestro caso, el cristal puede fundirse localmente cuando es irradiado por el haz de electrones. Se ha demostrado que el fluido de polvo cargado no es newtoniano y presenta adelgazamiento por cizallamiento, particularmente a velocidades de cizallamiento bajas, y su viscosidad varía fuertemente con \(\Gamma\)54. Se pueden lograr velocidades de corte bajas con corrientes de haz de electrones más bajas, por ejemplo, a 4 mA, cuando observamos la formación de múltiples vórtices en diferentes escalas espaciales y con una amplia gama de vorticidades20. Ajustar la viscosidad del flujo de polvo cargado significa que se puede modificar su número de Reynolds, que es un activo clave de nuestra plataforma. Esto permite un acceso directo para estudiar la aparición de turbulencias en experimentos con fluidos de polvo cargados, lo que, por supuesto, está influenciado por muchos parámetros.

El flujo de polvo cargado se comporta como un fluido viscoelástico, con un carácter elástico más pronunciado a una longitud de pequeña escala (del orden de la distancia entre partículas, es decir, unos pocos cientos de micrones) y con un carácter más viscoso a gran escala55. Se ha demostrado que la turbulencia en fluidos viscoelásticos surge con números de Reynolds mucho más bajos que en los newtonianos56. Este es el caso de nuestro flujo de polvo compuesto por partículas de polvo cargadas monodispersas con un diámetro de 11,8 \(\upmu\)m empujadas por el haz de electrones de 4 mA y 13 keV, a unos pocos vatios de potencia de RF y a 84 mtorr neutros. presión del gas: el número de Reynolds es \(\textrm{Re}\simeq 50\)20. Este flujo de polvo es turbulento y presenta vórtices con grandes vorticidades, en el rango \(\approx -10...10\) s\(^{-1}\), que se crean y disipan constantemente a lo largo de su longitud. En la Fig. 10 se presenta un análisis de la energía turbulenta espectral del flujo utilizando los vectores de velocidad 2D obtenidos por PIV en el plano del cristal, a lo largo del eje del flujo y en un momento específico en el tiempo. Se puede ver claramente que la El espectro presenta un rango inercial bien ajustado por la ley de potencia de Kolmogorov con pendiente \(-5/3\)57.

(a) Vista superior de una gran PC cuasi-2D (b) Imagen PIV del flujo de polvo inducido por el haz de electrones que forma dos vórtices simétricos en relación con la dirección de irradiación. Las líneas de corriente muestran la geometría del flujo, mientras que la velocidad del flujo se infiere de la barra de color (consulte el archivo de película complementario con los vórtices del flujo de polvo).

Espectro de energía de turbulencia de un flujo de polvo inducido por un haz de electrones en un cristal de plasma cuasi 2D. La línea discontinua indica la pendiente teórica \(-\frac{5}{3}\) del rango inercial (ver archivo de película complementario con el flujo de polvo turbulento).

Un cristal cuasi 2D hecho de partículas de polvo similares a las del experimento presentado anteriormente fue irradiado con el haz de electrones que estaba ligeramente desalineado con respecto al centro del cristal, de manera similar a la presentada en la referencia 30. Por lo tanto, un lado del cristal estuvo más expuesto al haz de electrones que el resto, y el haz de electrones incidió en las partículas de polvo irradiadas colocadas en el borde. Aquí el haz de electrones se aceleró a 14 kV, la corriente del haz fue de 4,5 mA y la frecuencia fue de 46 Hz. Las partículas de polvo confinadas por el potencial de la vaina de RF se mantuvieron juntas gracias a su fuerte fuerza de acoplamiento, lo que dio como resultado la generación de un par que actúa sobre todo el PC. El resultado neto fue una rotación del cristal en la dirección del haz de electrones, como se presenta en la Fig. 11. La vista superior de la PC se muestra en la Fig. 11a. Las trayectorias de las partículas de polvo que componen el cristal irradiado se muestran en la Fig. 11b, obtenidas empleando la técnica de velocimetría de seguimiento de partículas (PTV) disponible en un paquete de software dedicado58,59. Los anillos de concentración muestran que la estructura del cristal se conservó en gran medida, excepto por algunos saltos representados por las líneas que se cruzan entre los anillos de concentración. Unas pocas partículas de polvo colocadas cerca del centro del cristal siguieron algunos saltos discretos e intercambiaron posiciones, girando aún más en sus nuevas ubicaciones sin destruir la simetría del cristal. La velocidad de las partículas varió desde \(\approx 0.2\) mm\(\textrm{s}^{-1}\) para las partículas de polvo internas cerca del centro del cristal hasta \(\approx 0.6\) mm\(\ textrm{s}^{-1}\) para las partículas de polvo del borde. La distancia promedio entre partículas fue de 0,52 mm, lo que resultó en una velocidad angular de rotación \(0,25\pm 0,05\) rad\(\textrm{s}^{-1}\).

(a) Vista superior de una PC cuasi 2-D (b) Rotación inducida por haz de electrones de las trayectorias de las partículas de polvo y cristal de plasma obtenidas mediante la técnica PTV. La trayectoria de cada partícula de polvo tiene un color diferente (consulte el archivo de película complementario con la rotación del cristal).

Presentamos las características principales de una nueva plataforma de laboratorio dedicada a estudiar la interacción de haces de electrones con partículas de polvo fuertemente acopladas que levitan en plasma. La plataforma combina varios elementos de forma unitaria, como la extracción de electrones libres de una descarga de Penning, su posterior aceleración a unos 10 kV, la colimación de estos electrones en un haz de electrones y la irradiación de un PC formado en un RF. descargar. Demostramos la capacidad de la plataforma presentando algunos resultados novedosos relacionados con la formación de vórtices de flujo de polvo dentro de una PC como resultado de la fuerza de arrastre ejercida sobre las partículas de polvo por el haz de electrones. También demostramos que una PC gira debido a la exposición desigual al haz de electrones circular debido a la creación de un par que empuja las partículas de polvo laterales más rápido. La plataforma es especialmente adecuada para estudiar las propiedades dinámicas únicas de los flujos cargados acoplados por Coulomb, la transición de sus estados laminares a turbulentos y la formación de vórtices de polvo. También se estudiarán otros fenómenos nuevos, como la inusual aceleración repentina de sólo unas pocas partículas de polvo a altas velocidades, mayores que la velocidad del flujo de polvo, muy probablemente relacionada con la carga adicional de las partículas de polvo por el haz de electrones, o la explosión de Coulomb de cúmulos de polvo irradiados.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio están incluidos en este artículo publicado y sus archivos de información complementaria que contienen 3 archivos de video, uno con el cristal de plasma giratorio, el segundo con el doble vórtice formado en el flujo de polvo y el tercero que muestra el polvo turbulento. fluir.

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Los autores agradecen el apoyo del Ministerio de Investigación, Innovación y Digitalización del contrato PN LAPLAS VI,VII 16N, 30 N (2018-2023).

Instituto Nacional de Física de Láseres, Plasmas y Radiaciones, 077125, Bucarest, Rumania

D. Ticoş, E. Constantin, ML Mitu, A. Scurtu y CM Ticoş

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DT y CMT concibieron la plataforma, DT, EC construyeron la configuración, DT, EC, MLM, AS y CMT realizaron los experimentos y analizaron los datos; CMT y DT escribieron el manuscrito. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a CM Ticoş.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Ticoş, D., Constantin, E., Mitu, ML et al. Una plataforma de laboratorio para estudiar los flujos rotacionales de polvo en un cristal de plasma irradiado por un haz de electrones de 10 keV. Informe científico 13, 940 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-28152-8

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Recibido: 25 de agosto de 2022

Aceptado: 13 de enero de 2023

Publicado: 18 de enero de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-28152-8

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