Physical Properties of a Low-Power Helicon Source Operating on a High-Frequency Discharge with a Capacitive Component

利用带电容元件的高频放电运行的低功率螺旋源的物理特性

abstract

本文介绍了对放置在纵向磁场中的低功率射频等离子体源（螺旋推进器）进行实验研究的结果，该等离子体源在电容射频放电和带有电容成分的感应射频放电中工作。结果表明，离子源的离子流和电子流特性与恒定磁场的感应有很大关系。在所研究的等离子体源中，电容性射频放电作为一种工作过程的基本适用性得到了证明。研究表明，随着放电中电容成分的出现，离子源出口处离子流的平均能量会略有增加。

introduction

伴随着航天工业的发展，所用航天器的功率和质量范围也在不断扩大，这反过来又使得开发新型高效机载电动火箭推进器（ERT）变得尤为重要。同时，由电子补偿离子束（即不需要补偿阴极）的 ERT 方案对许多实际应用特别有吸引力。特别是，低轨道（200-400 公里）的成功开发需要这种 ERT，因为那里有残余大气，而传统的阴极方案由于氧化过程而不适用。

有希望获得补偿离子通量的 ERT 设计是螺旋推进器（HT）。其工作原理详见文献[1-5]。在此，我们仅简要说明该装置基于纵向外磁场中的感应射频（RF）放电。在气体放电室（GDC）中产生的等离子体从出口流出，流经一个发散磁场区域，即所谓的 “磁性喷嘴”，在这里形成一个具有电位跃迁的双电层，等离子体被加速。根据具体科学论文作者对哪种加速机制的偏好，文献中出现了 “磁性喷嘴螺旋桨推进器”[6, 7]和 “双层螺旋桨推进器”[8, 9]等名称，但实际上人们谈论的是同一种装置。值得注意的是，在历史上，只有具有相当大的 GDC 长度（1 米或以上）和高于 1 kG 的外部磁场感应的足够强大的设备（高于 1 kW）才被称为螺旋推进器。在这类装置中，可以通过实验检测到螺旋波。不过，由于已有的传统，功率低（~100 W）、GDC 短（10-20 cm）和磁场感应低（<100 G）的类似装置也被称为低功率螺旋波推进器，尽管在大多数情况下，它们本身并不满足激发螺旋波的条件。这些装置，即低功率螺旋子推进器，是本研究的关注对象。

尽管 HT 有许多优点，包括设计简单、可对离子流进行补偿以及在 GDC 中没有与等离子体接触的金属电极，但目前，HT 并未用于发射到太空的航天器，这主要是由于它的一个重大缺点：流出离子的能量较低（在氩气环境中运行时约为 70-100 eV）[6,7,10-12]。能量低的后果是推力效率低。根据现代概念，高温热气流中离子成分的加速是通过转换磁性喷嘴中电子成分的热能来实现的 [6、7、12-16]。出射离子能量的多重增加似乎是一项棘手的任务，因为这要求 GDC 内部的温度和电子密度相应增加。在这种情况下，温度的大幅提高必然会导致等离子体粒子逃逸到 GDC 壁（根据玻姆公式）和发光造成的损耗增加，从而对等离子体的形成效率产生负面影响。因此，在传统 HT 方案中，将离子能量从 70 eV 提高到 300-400 eV（氩离子）的可接受水平似乎并不可行。

这项工作的作者考虑了增加 HT 中离子流能量的另一种方法：使用电容性射频放电。这种情况的逻辑如下。离子流的能量主要由 GDC 内部相对于接地电极的准静态（射频场振荡周期内的平均值）等离子体电势决定，而接地电极通常是推进器外壳或真空室壁。众所周知，在电容式射频放电中，等离子体相对于电极可能具有很高的准稳态电位[17]。同时，在组织电容式射频放电时，不需要在 GDC 中放置与等离子体接触的电极，否则会影响源出口处离子流量的补偿。从物理角度来看，可以通过额外的电容式射频功率输入节点来提高 GDC HT 中的等离子体电位。电容分量对放电特性的影响也是研究的重点，因为即使在传统 HT 电路中，也不可避免地存在电容分量，这是由于电感器的匝间电容和真空室中可能存在的由工作气体残压引起的非自持电容放电。

在这项工作中，我们通过实验测量了螺旋推进器实验室模型在四种模式下工作时的参数：电容性射频放电、电感性射频放电和两种混合放电（其中一种主要是电容性放电，另一种是电感性放电）。

experimental

为了使本研究报告中的结果能够与早先对高温热动力推进器在电感射频放电 “标准 “模式下运行时的参数进行直接比较[18]，对推进器的设计进行了最小限度的改动。电感器的匝间距减小了，因此现在只占 GDC 侧表面的一半，电容式射频放电电路的有源电极位于另一半。HT 实验室模型的示意图如图 1 所示。GDC 和气体分配器由石英制成，GDC 内部没有金属元件。恒定磁场的最大值落在推进器出口区域，在气体分配器或真空室方向距离出口 10 厘米处，磁场感应下降约三倍。

图 1.实验室 HT 方案：(1) GDC 石英壁，(2) 金属外壳，(3) 电磁铁，(4) 射频感应器，(5) 有源电极电容通道，(6) 气体分配器。H = 9 厘米，R = 5.6 厘米，r = 2.5 厘米，L1 = 3.5 厘米，L2 = 4 厘米。

混合放电有两种实现方式：放电的电容通道和电感通道由相同或不同的射频源供电。在这项工作中，我们优先考虑两个通道都由单个射频源供电的放电方案，因为这种方案可以更准确地跟踪电感放电中电容成分的影响，在电感放电中，射频功率会根据放电等离子体参数在通道之间自发地重新分配。除此之外，为不同来源的通道供电的方案实施起来比较困难，而且不太适用于打算安装在航天器上的等离子推进器。

需要注意的是，在所选频率（13.56 MHz）下，电容式射频放电的最佳匹配系统不同于电感式射频放电的匹配系统。因此，本研究中的混合放电意味着通过单一射频电源的电容和电感通道向放电等离子体输入功率，同时使用一个匹配系统，其方案如图 2 所示。通过断开电容 C3 或电感 L，可将这种电路转换为 C1 电路，用于电容式射频放电，或转换为 L 电路，用于电感式射频放电。

图 2.匹配系统方案：(1) 射频电源；C1、C2 和 C3 为可变真空电容；L 为电感；(a) 电容通道出口（有源电极）；(b) 电感通道出口（射频电感）。

如图 3 所示，实验室 HT 放置在一个宽 80 厘米、深 80 厘米、高 75 厘米的真空室中。在 HT 出口对面，有一个用于安装测量设备的平台，放置在线性传输装置的滑块上，能够沿着系统的轴线移动，定位精度为 0.3 毫米。实验的参数如下：射频电源的功率为 125 W（频率为 13.56 MHz），恒定磁场在其最大区域（推进器出口附近）的感应量在 0-70 G 范围内变化，工作气体（氩气）的流速为 10 mL/min。在所述流速下，真空室中的压力为 3×10-4 Torr，GDC 中的压力估计为 8×10-4 Torr。

图 3.实验装置图：(1) 射频电源；(2) 匹配系统；(3) 实验室 HT；(4) 测量设备平台；(5) 真空室壁；(6, 7) 分别为电感通道电路中的罗戈夫斯基线圈和电容分压器；(8, 9) 分别为电容通道电路中的罗戈夫斯基线圈和电容分压器。

通过电感和电容通道输入放电的射频功率是通过对相应通道的射频电流和电压在几十个射频振荡周期内的乘积进行积分，然后将积分结果除以积分时间间隔来确定的。罗戈夫斯基线圈和电容分压器用于测量射频电流和电压。对于电感放电，我们还使用了从电路中通过电感的射频电流读数估算输入功率的方法，该方法在文献[19]中有详细描述。

使用射频补偿探头沿 HT 实验室模型的轴线测量等离子体参数。为了进行射频补偿，在探针顶端附近固定了一个额外的电极，通过一个 1 nF 的陶瓷电容与探针相连，并在探针电路中加入了频率为 13.56 和 27 MHz 的谐振陷波滤波器。实验室模型 HT 的接地外壳和真空室壁被用作参考探头。获取和处理探头电流-电压特性的程序符合标准。空间电势根据探针电子电流对数与直线的偏差确定，等离子体密度则根据探针电势等于空间电势时的电子电流确定。由于恒定磁场会导致探针特性严重失真，因此所有探针测量都是在磁场最大值不超过 24 G 的情况下进行的。

为了获得实验室模型中出现的高温等离子体流的参数，在距离出口 30 厘米处的系统轴上安装了一台四栅能量分析仪。所选类型粒子（电子或离子）的能量分布是根据集电极电流 Ic 对延缓电压 Ur 的一阶导数（延时曲线）提取的：

其中，m、e 分别为所选粒子的质量和电荷，S 为入口面积，η 为网格系统的透明度系数，ε=eU_r。

电子束的各向异性是通过一个旋转的平面探针估算出来的，探针位于系统轴线上距离出口 10 厘米处。探针面积为 1 平方厘米，旋转角度由伺服电机调节，精度为 5°。

由于高温等离子体中可以激发出各种波，特别是斜朗缪尔波[1925]（Trivelpiece-Gould 波）和螺旋波[20, 21, 26-31]，在这项工作中，我们使用磁探针测量了射频磁场沿系统轴线的纵向 Bz 分量。磁探针放置在上述线性传输装置的可移动支架上，是一个等离子体浸没的螺旋体，由 6 圈直径为 0.3 毫米的钨丝组成。螺旋直径为 4 毫米，高度为 5 毫米。如文献[18]所述，使用初级绕组中心点接地的变压器隔离滤除电容拾波，探头本身通过两个各为 3 nF 的陶瓷电容与地直流隔离，使其在浸入放电等离子体时处于浮动电位下。

RESULTS AND DISCUSSION

所考虑的四种放电形式（电容式、电感式和两种混合式）从外观上看都非常相似：在 GDC 内有一个发光的等离子体，在出口磁场的作用下，发散的等离子体流进入真空室。放电照片见图 4。为简洁起见，今后将把电感成分占主导地位的混合放电称为混合放电 I，电容成分占主导地位的混合放电称为混合放电 II。

图 4 HT 出口运行时的照片。

值得注意的是，由于电压和电流的相位差接近 π/2，直接积分法无法获得与电感通道有关的输入功率，这导致误差比测量值大一个数量级。一个可行的解决方案是在电感通道的电路中串联一个阻抗与电感通道阻抗虚部大致相等的电容。这样，如果阻抗的虚部与实部的绝对值相当，相移就可以远离 π/2。事实上，电容的串联并没有达到预期效果，因为它严重影响了匹配和流过电感器的电流，进而导致通道阻抗的虚部和放电等离子体参数发生变化。因此，对于电感放电，我们只能采用根据流过电感器的电流在放电和不放电时的差异来估算输入的方法。

我们还注意到，在实验中无法实现放电燃烧模式，即通过电容和电感通道输入的功率彼此接近。在尝试从电容放电平稳过渡到电感放电时，我们发现在某一时刻会出现急剧的不匹配，放电过程也随之停止。因此，我们只考虑上述两种混合放电。

表 1 列出了 24 G 磁场中放电燃烧模式的功率输入参数。Px、Ux 和 Ix 分别表示功率输入、射频电压基谐波幅值和射频电流，其中 x 在电容通道中用索引 c 代替，在电感通道中用索引 i 代替。

表 1.考虑的排放类型参数

尽管在所考虑的混合放电中，通过次要通道输入的功率很小，但如图 5 所示，该通道对等离子体参数的影响不容忽视。图 5 显示了等离子体密度的纵向分布。从图中可以看出，在电感放电和混合 I 放电中，出口附近区域的等离子体密度急剧下降，而在电容成分占主导地位的放电中，等离子体密度沿 GDC 平稳下降。

图 5.等离子体密度 n 沿实验室 HT 轴的分布。x = 0 厘米坐标对应出口位置。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 感应式、(2) 混合式 I、(3) 混合式 II 和 (4) 电容式。

电容式放电的 GDC 内部等离子体密度较低，电子温度较高，为 9-11 eV，而电感式和混合式 I 放电的电子温度为 6-7 eV。混合 II 放电的电子温度介于 8-9 eV 之间。值得注意的是，电感放电也不乏电容成分，这与电感器的匝间电容有关。不过，在实验所考虑的 125 W 射频功率值下，这种放电处于 H 模式，在所研究的四种放电方案中，它的电容分量最小，因此，为了方便起见，本文将其称为感应放电。

由于进行这项研究的主要动机之一是希望找到一种方法来提高高温炉出口处离子流的能量，因此图 6 所示的准稳态等离子体势能沿系统轴线的纵向分布尤其引人关注。离子作为大质量粒子，在射频场频率为 13.56 MHz 时的受迫振荡振幅可以忽略不计，并在平均场中运动。因此，图 6 中的分布显示了决定系统中离子动态的电场。可以看出，对于所考虑的放电形式，该分布的主要形式大致相同，并且有三个不同的区域：GDC 内部电位约为 40 V 的区域、从出口向真空室方向 2 cm 处的电位最低点，以及随着向真空室方向的进一步推进而增加的电位。GDC 出口处的电位降为 25-30 V，对于离开 HT 的离子来说，电位正在加速下降。可以注意到，与密度下降相同，在电容式放电和混合 I 放电中，GDC 内部的电位下降更为平滑。

图 6.沿实验室 HT 轴线的射频振荡周期内平均等离子体空间势能 Us 的分布。x = 0 cm 坐标对应出口位置。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 感应式；(2) 混合式 I；(3) 混合式 II；(4) 电容式。

图 6 所示的电势分布模式应导致形成离开实验室 HT 的加速离子通量。我们考虑使用能量分析仪测量离子通量参数的结果。图 7 显示了典型的延缓曲线以及由此获得的离子能量分布。

图 7.在电容放电操作过程中，离子离开高温炉时的阻滞曲线（1，左轴）和由此得出的能量分布（2，右轴）。

获得的离子流平均能量与恒定磁场关系不大，电感式和混合式 I 放电的平均能量为 50-65 eV，混合式 II 放电的平均能量为 60-70 eV，电容式放电的平均能量为 70-80 eV。需要注意的是，本研究中使用的能量分析仪的外壳和外栅是接地的，这不可避免地会在能量分析仪附近形成空间电荷层。该层的准稳态电压跃变幅度与安装能量分析仪区域的等离子体空间电位接近。探头测量结果表明，对于所有放电类型，距离出口 30 厘米处系统轴线上的等离子体电位为 40-45 V。这意味着任何从周围等离子体进入能量分析仪电极系统的离子都会在空间电荷层中获得 40-45 eV 的额外加速度。如果在能量分析仪的位置有一个接地电极，那么进入该电极的离子的平均能量与能量分析仪测得的能量完全一致。然而，将其理解为实验室高温炉产生的离子流的平均能量是错误的。即使没有来自高温炉出口的离子流，将能量分析仪置于电势为 4045 V 的等离子体中，也会导致能量分析仪检测到能量分布在 40-45 eV 对应能量附近的离子。离子通量的证据是能量分析仪所在等离子体区域的空间电势（乘以离子电荷）的测量平均能量的过量。在我们的案例中，就记录了这样的过量，电容性放电的过量约为 35 eV，混合 II 放电的过量约为 25 eV，其他放电的过量约为 15 eV。在这种情况下，磁场的大小对这种过量的影响很小，也就是说，可以认为离子流在没有外部磁场的情况下也是存在的。

另一方面，外部磁场对能量分析仪的集电极电流有显著影响，但不产生阻滞电压，集电极电流与等离子体流向外部电网的总离子电流成正比。集电极电流曲线如图 8 所示。在曲线 1 附近的 20-25 G 区域有一个明显的最大值，与感应放电相对应。这一结果与之前获得的数据一致 [18]。其他曲线也有类似的最大值，但范围较小。

图 8.离子电流 Ici 对能量分析仪集电极的影响，不含磁场感应的抑制电压。数字表示不同类型放电的曲线：(1) 感应式，(2) 混合式 I，(3) 混合式 II，以及 (4) 电容式。

除了离子流参数之外，还使用了四栅能量分析仪来确定到达该仪器的电子的能量分布。为此，第三个栅格上的抑制电压和第二个栅格上消除相反类型粒子的电压的极性也相应改变（与等离子体接触的第一个栅格接地）。在记录电子流时，不需要第四个栅格上的电压，因为第四个栅格的作用是抑制集电极二次离子-电子发射导致的阻滞曲线畸变，因此第四个栅格与集电极相连。图 9 显示了所产生的缓滞曲线的典型视图以及相应的电子能量分布。

图 9.电子在电容放电过程中离开高温炉的延迟曲线（1，左轴）和由此产生的能量分布（2，右轴）。

与离子的情况不同，电子流只在磁场下记录。在这种情况下，记录的电子流平均能量取决于磁场感应，如图 10 所示。需要注意的是，对于电子来说，能量分析仪附近空间电荷层的电位跃迁速度会减慢。与在平均场中运动的离子不同，在 13.56 MHz 的驱动场频率下，电子按照瞬时电场强度矢量运动。因此，在射频振荡的不同阶段，电子离开真空室等离子体到达能量分析仪的有效阻滞电势从 ~0 V 到 80-90 V 不等。因此，能量分析仪获得的电子束参数是实验室 HT 在整个阻滞电势范围内产生的电子束实际参数的平均值。不过，所获得的结果可以被视为电子分布中高能量部分的定性特征，因为在更大的射频振荡相位范围内，高能量电子可以通过能量分析仪的外部网格。

图 10.到达能量分析仪的电子束平均能量 εe 与磁场感应的关系。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 感应式，(2) 混合式 I，(3) 混合式 II 和 (4) 电容式。

与离子的情况相同，集电极的电子流很大程度上取决于磁场的大小，如图 11 所示。在这种情况下，能量分析仪记录的电子流可能是定向的，也可能是热的（或两者的任意组合）。为了估算电子流的方向性，我们使用了一个平面旋转射频补偿探头进行测量。当探针平面法线沿实验室 HT 轴（纵向）定向时，探针的电子流应由两部分组成：各向同性的热分量和出口等离子体外流产生的定向分量。如果探头平面的法线方向垂直于系统轴（横向方向），则探头的电子通量仅由热分量表示。因此，通过探头电流-电压特性（CVC）在指定探头方向上的差异，可以估算出电子束的方向分量。图 12 显示了不同磁场感应值下平面探针横向和纵向的 CVC 系列。

图 11.能量分析仪集电极上电子电流冰的磁场感应相关性（无延缓电压）。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 感应式，(2) 混合式 I，(3) 混合式 II，以及 (4) 电容式。

图 12.平面探针纵向（浅色曲线）和横向（深色曲线）的 CVC 系列。曲线数字与磁场感应值相对应：(1) 0、(2) 15、(3) 24、(4) 36、(5) 48、(6) 60 和 (7) 72 G。

为便于数据展示，我们考虑空间电位下两个探针方向的电子电流（根据横向探针的 I-V 特性确定）与相同电位下横向探针的电子电流 Is 之差 Ib 的比值。该值等于纵向探针电子电流的定向分量与热分量之比。不同放电类型的相应磁场依赖关系如图 13 所示。在一般情况下，流向平面探针的电子流的各向异性自然与探针区域的磁场有关。在本次实验中，探针区域的磁场大约是出口区域磁场的三倍；因此，在研究的磁场范围内，探针附近的磁感应强度从 0 G 到 24 G 不等。然而，磁场的影响应导致 Ib/Is(B)的单调依赖性，而实验却得到了急剧的非单调性，图 12 和图 13 证明了这一点。此外，在所考虑的磁场范围内，当实验室 HT 在感应放电状态下工作时，没有观察到明显的电子束各向异性（Ib 值为零）。如果我们认为这些结果不是由探针区域的磁场影响造成的，而是由高温炉侧出现的定向电子流造成的，那么这些结果就可以得到解释。事实也证明了这一点，即观察到电子束对探针的各向异性的磁场范围大致对应于 Ic(B) 依赖性出现最大值的磁场范围。需要注意的是，当平面探针远离出气口时，Ib 值会减小，当出气口到探针的距离大于等于 30 厘米时，Ib 值会小于测量误差。

图 13.平面探针两个方向上的电流差 Ib 与空间电势下平面探针上的电子电流 Is 之比的磁场感应相关性。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 电容式，(2) 混合式 I 和 (3) 混合式 II。

假设探针在两个方向上的电子通量差异是由 HT 的定向流造成的，我们就可以写出定向探针的电子电流表达式：

其中，e、m 分别为电子电荷和质量，S 为探针面积，Up 为探针电压，fe 和 fb 分别为热电子和定向电子的能量分布。根据这一表达式，定向流的电子能量分布函数定义为

由此得出的能量分布图如图 14 所示。除了感应式放电（不存在定向流）外，所有放电类型的 f 低电子平均能量估计为 30-40 eV。

图 14.定向电子流的能量分布 fb。电容性放电。

尽管 GDC 与其外部区域之间存在电子阻滞电势，但电子加速机制仍会导致形成定向电子流，这就产生了一个问题。在实验室 HT 的出口处，有一个准静态电势最小的区域（图 6 中 -4 至 -2 厘米的 x 处），它可以作为快速电子的来源。然而，在这种情况下，所获得的定向流特性对磁场感应的依赖性并不明显：该最小值的参数对 B 没有明显的依赖性。

导致快速电子流的第二种可能机制是在 GDC 内部靠近有源电极（或靠近与匹配系统相连的电感器线圈）的近电极层中形成加速电子束。众所周知[17]，有源电极附近 GDC 壁上的二次离子电子发射会导致发射的电子在放电等离子体方向上被近电极层的场加速。在射频振荡阶段形成的电子能量最高，对应于有源电极附近的最大电压和 GDC 出口处的最小电子阻挡电压。在这种情况下，在磁场作用下，这些快速电子沿着磁场的力线从 GDC 的壁移动到出口，而不是撞击对面的 GDC 壁。因此，在没有外部磁场的情况下，电子通量的显著减少看起来非常自然。在这种情况下，GDC 出口处电子流参数的非单调 B 依赖性应该与 B 对近电极层参数或放电等离子体中束流弛豫的影响有关（例如，由于束流-等离子体不稳定性的发展）。

另一种选择是电子与系统中的等离子体波相互作用，例如，部分电子被电场纵向分量的波俘获。与电子相互作用的波的主要候选者是螺旋波和斜朗缪尔波。为了验证这一假设，我们沿着实验室 HT 的轴线测量了射频磁场的纵向分量 Bz。图 15 显示了所获得的感应放电 Bz 振幅和相位的纵向分布，包括没有放电等离子体的情况。虽然 Bz 分布的形式显示出对磁场感应的显著依赖性，但在Δφ(x) 的依赖性中没有发现行波或驻波的特征模式。其他研究的放电类型也得到了类似的结果，如图 16 所示。请注意，没有相位 Δφ(x)的特征波分布并不表示系统中没有上述波。遗憾的是，在实验中要获得 Br(x) 和 Bφ(x)的纵向分布极为困难，因为这些射频磁场分量无法在系统的轴上测量。

图 15.感应放电时射频磁场 z 分量的振幅 BRF (a) 和相移 Δφ (b) 的纵向分布。曲线 2 和 3 分别绘制了 0 G 和 24 G 的恒定磁场感应。曲线 1 描述的是没有放电时的分布（射频功率为 40 W）。

图 16.射频磁场 z 分量的振幅 BRF (a) 和相移 Δφ (b) 的纵向分布。数字表示不同放电类型的曲线：(1) 感应式、(2) 混合式 I、(3) 混合式 II 和 (4) 电容式。

我们将考虑上述所有实验结果的几个后果。首先，值得注意的是，当实验室 HT 在感应射频放电下工作时，其出口处没有定向电子流。在文献[18]中，记录了这种电子流。考虑到与文献[18]相比，实验室 HT 的设计元素中唯一发生重大变化的是电感器，因此很自然地将所获得的差异与电感器几何形状对放电特性的影响联系起来。其次，电容放电和介于电容放电和电感放电之间的混合放电可以在 GDC HT 中发挥电离和随后加速工作气体粒子的过程的作用（工作过程的作用）。第三，过渡到电容放电并不能显著提高离子束的平均能量。所研究的电容式放电的阻抗主要是负号的虚部，因此，有源电极和等离子体之间的介质间隙与放电一起构成了一个电容分压器。已知 GDC 石英壁的厚度（2 毫米）和电容放电回路中有源电极的面积，就可以利用测量到的电容通道电流和电压幅值 I0 和 U0 求出直接施加到放电等离子体上的射频电压幅值 Ud。

其中 C 是有源电极和放电等离子体之间的电容。将电容值 233 pF 和实验值 U0 = 524 V、I0 = 4.5 A 相加，得出 Ud = 297 V。

真空室的墙壁在电容放电电路中扮演接地电极的角色，这导致接地电极的有效面积大于有源电极的面积。众所周知（如文献[17]），在不对称程度较高的电容放电中，大部分射频电压会在小电极附近的层中下降，等离子体的电位接近于面积较大的电极的电位，实验结果也证明了这一点。从物理角度来看，利用电容放电在高温炉中获得高离子能量的可能性依然存在，但是，要实现这种可能性，有必要考虑组织电容射频放电的替代方法，在这种方法中，真空室壁不能有效地发挥接地电极的作用。

CONCLUSIONS

这项实验研究表明，可以使用电容和混合射频放电作为螺旋推进器的工作过程。与感应式射频放电的情况相同，在电容式和混合式射频放电的情况下，实验室高温高压模型的出口处会形成能量在 50 至 80 eV 之间的加速离子束，其密度与外部磁场感应呈非单调关系。在外部磁场和实验室高温炉的作用下，除感应式放电外，所有研究的放电类型都会形成平均粒子能量为 3040 eV 的定向电子束。鉴于电子在 GDC 出口处准静态电位的跃迁速度减慢，因此需要对电子加速机制进行额外研究。电子在从 GDC 到真空室的过渡过程中获得能量的一个可能途径是它们与系统中可能出现的等离子体波的相互作用。对射频磁场纵向分量 Bz 的振幅和相位沿系统轴线分布的研究表明，没有等离子体波（具有 Bz 分量）的长度与系统的线性尺寸相当。在实验室高温高压工作过程中过渡到电容式射频放电并不能显著提高从 GDC 中产生的离子的能量。原因在于大面积接地元件（真空室壁）作为电容式射频放电电路的接地电极的参与。为了提高离子流的能量，最好考虑在 GDC 中组织电容式射频放电的其他方法。