ČASOPIS ZA VAKUUMSKO ZNANOST, TEHNIKO IN TEHNOLOGIJE, VAKUUMSKO METALURGIJO, TANKE PLASTI, POVRŠINE IN FIZIKO PLAZME LJUBLJANA, DECEMBER 98 LETNIK 18, ŠT. 4,1998 UDK 533 5.62:539.2:669-982 ISSN 0351-9716 SCAN d.o.o., zastopniško servisno podjetje Breg ob Kokri 7, 4205 Preddvor, Slovenija Tel. +386 64 451 383, Fax +386 64 451 050 balzers Instruments Nov standard na področju helijeve detekcije netesnosti m Omogoča enostavno in prijazno delo - Pogon preko menujev - Možnost prikaza na zaslonu v domačem jeziku - Kompaktna izvedba merilnika - Hitri in zanesljivi rezultati skupaj s protokolom - Možnost delovanja v vakuumski ali sledilni (sniffer) izvedbi - Optimalna zadušitev ozadja - Hitro odkrivanje netesnosti - Visok vhodni tlak in velika hitrost črpanja helija omogočata hitre meritve PFEIFFER ► VACUUM Pfeiffer Vacuum Austria GmbH Diefenbachgasse 35 A-1150 Wien Tel. +43-1-894-1704 Fax +43-1-894-1707 lnternet:http://www.pfeifer-vacuum.de VSEBINA J Metoda za oceno stopnje neravnovesnosti kisika pri nizkem tlaku (M. Mozetič, K. Požun, L.Koller, M. Bizjak) □ Ionski izviri za pogon vesoljskih plovil (P. Panjan, M. Čekada) □ Osnove liofilizacije (I. del) (B. Povh) □ Izračun koeficienta razprševanja (A. Vesel, M. Mozetič, J. Kovač) □ Optična polarizacijska mikroskoopija za analizo struktur v tekočih kristalih (M. Ambrožič) □ Zgodovina raziskovanja plazme - Magnetohidrodinamika (II. del) (S. Južnič) □ NASVETI (J. Gasperič, A. Pregelj)_ □ DRUŠTVENE NOVICE Slika na naslovni strani prikazuje ksenonova ionska izvira. Takšni izviri so alternativa klasičnim pogonskim sistemom na kemijsko gorivo, ki se uporabljajo npr. za popravljanje orbite komunikacijskih satelitov. V ta namen so jih prvi uporabili ruski znanstveniki. Primerni so tudi za vesoljske odprave, kjer potrebujemo veliko energije (npr. pot do asteroidov, kometov). Pred kratkim (novembra 1998) so Američani poslali v vesolje sondo Deep Space 1 (DS1), ki jo poganja ionski izvir. Slika na naslovni strani je iz revije "The Industrial Physicist", junij 1998. Fizikalne osnove pogonskih sistemov z ionskimi izviri so opisane v članku "Ionski izviri za pogon vesoljskih plovil", avtorjev P. Panjana in M. Čekade. Obvestilo SPONZORJI VAKUUMISTA: Ministrstvo za znanost in tehnologijo Ministrstvo za šolstvo in šport PFEIFFER Vacuum Austria GmbH Naročnike Vakuumista prosimo, da čim prej poravnate naročnino za leto 1999. Cena štirih številk, kolikor jih bo izšlo v letu, je 2000,00 tolarjev. □ VAKUUMIST : Izdaja Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije □ Glavni in odgovorni urednik: dr. Peter Panjan □ Uredniški odbor: mag. Andrej Demšar, dr. Jože Gasperič (urednik za področje vakuumske tehnike in sistemov), dr. Bojan Jenko, dr. Monika Jenko (urednica za področje vakuumske metalurgije), mag. Stanislav Južnič. Janez Kovač. dipl. ing., dr Ingrid Milošev, dr, Miran Mozetič, dr Vinko Nemanič, Marjan Olenik. dr. Boris Orel, mag. Andrej Pregelj, dr. Vasilij Prešern in dr. Anton Zalar □ Lektor dr. Jože Gasperič U Korektor: Mina čekada. dipl. ing. □ Naslov: Uredništvo Vakuumista. Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije, Teslova 30, 1000 Ljubljana, tel. (061 )177 66 00 □ Elektronska pošta: DVTS.group@guest.arnes.si □ številka žiro računa: Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije, 50101 -678-52240 □ Grafična obdelava teksta: Jana Strušnik □ Tisk: PLANPRINT, d o.o. - Littera picta. Rožna dolina, c. IV/32-36.1000 Ljubljana □ Naklada 400 izvodov METODA ZA OCENO STOPNJE NERAVNOVESNOSTI KISIKA PRI NIZKEM TLAKU Miran Mozetič, Inštitut za tehnologijo površin in optoelektroniko, Teslova 30, 1000 Ljubljana, Karol Požun in Lidija Koller, Inštitut za elektroniko in vakuumsko tehniko, Teslova 30, 1000 Ljubljana, Martin Bizjak, Iskra - stikala, Savska Loka 4, 4000 Kranj A method for estimation of the degree of non-equilibrity of oxygen at low pressure POVZETEK Opisujemo preprosto napravo za oceno stopnje neravnovesnosti kisika Termodinamsko neravnovesno stanje plina dosežemo pri prehodu le-tega skozi šibkoionizirano kisikovo plazmo, ki jo ustva-I mo v stekleni vakuumski komori z induktivno vezanim RF generatorjem. V plin namestimo nikljevo katalitično sondo in merimo časovni odvod temperature sonde po vklopu generatorja. Ob predpostavki, da se sonda ogreva predvsem zaradi rekombinacije nevtralnih kisikovih atomov na njeni površini, izračunamo stopnjo neravnovesnosti plina in temperaturo, ki bi jo imel plin s tolikšno koncentracijo vzbujenih delcev v ravnovesnem stanju. Stopnjo neravnovesnosti smo ocenili pri različnih tlakih med 4 in 200 Pa in ugotovili, da je ustrezna ravnovesna temperatura plina reda 10000 K ABSTRACT A simple tool for estimation of the degree of non-equilibrity of oxygen is described Thermodinamic non-equilibrium state of the gas is obtained by drifting the gas through a weakly ionized oxygen plasma, which is created in a glass vacuum chamber by an inductively coupled RF generator. A nickel catalytic probe is immersed in gas and its first time derivative after turning on the RF generator is measured. Assuming the probe is heated mainly due to recombination of neutral oxygen atoms on its surface, the degree of non-equilibrity is calculated The temperature, corresponding to the concentration of excited particles in thermodinamic equilibrium, is calculated as well The degree of non-equilibrity of gas is estimated at different pressures between 4 and 200 Pa. and the corresponding equlibrium temperature is of the order of 10000 K. 1 Uvod V naravi se plin navadno nahaja v termodinamskem ravnovesju. To pomeni, da zanj veljajo zakoni ravnovesne termodinamike. Delež molekul, ki se nahajajo v različnih vzbujenih stanjih, je enolično odvisen od temperature plina in ga izračunamo iz Boltzmannove porazdelitve: kjer je Na število delcev v nekem vzbujenem stanju, N število vseh delcev. Wa aktivacijska energija, k Boltzmannova konstanta in T temperatura, izražena v kelvinih. Aktivacijska energija je odvisna od vrste vzbu-jenosti. Če nas na primer zanima delež molekul, ki se nahajajo v 4. vibracijskem vzbujenem stanju, je Wa energijska razlika med osnovnim in 4. vibracijskim vzbujenim stanjem, če pa nas zanima delež enkrat ioniziranih molekul, je Wa ionizacijska energija molekule. Pri izračunu stopnje disociiranosti molekul je Wa disociacijska energija in tako naprej. Značilna vrednost aktivacijske energije za vzbujanje rotacijskih stanj molekule kisika je reda velikosti 103 eV, za vibracijska stanja reda 10'1 eV, enoelektronsko vzbujenih stanj nekaj eV, disociacijska energija molekule kisika je 5,12 eV, ionizacijska pa 12,07 eV /1/. Za večkratno ionizacijo je potrebna energija reda 100 eV. Pri sobni temperaturi (300 K) je povprečna energija molekul pri termičnem gibanju 0,026 eV. V ravnovesnem stanju se torej pretežni del molekul nahaja v nekem rotacijskem vzbujenem stanju, molekul v vibracijskih vzbujenih stanjih je že bolj malo, medtem ko je koncentracija disociiranih, ioniziranih in enoelektronsko vzbujenih stanj zanemarljivo majhna. Z naraščajočo temperaturo deleži različno vzbujenih molekul eksponentno naraščajo, vendar pa je še pri temperaturi 1000 K stopnja disociiranosti molekul krepko pod 1010. Stopnjo disociiranosti okoli 1% dobimo šele pri plinu s temperaturo 10000 K. Mnogi tehnološki procesi v sodobni industriji temeljijo na sodelovanju kisikovih atomov s površino trdnih snovi /2,3/. Atomi kisika so namreč kemijsko zelo aktivni, zato jih uporabljajo na primer pri aktivaciji površin polimernih materialov /4,5/. Ker je pri termodinamsko ravnovesnem plinu stopnja disociiranosti znatna šele pri temperaturi nekaj tisoč K, je treba za tovrstno obdelavo uporabiti termodinamsko neravnovesno stanje plina. Za dosego takšnega stanja navadno uporabljamo nizkotlačne razelektritve /6/. Delež molekul v različnih vzbujenih stanjih v tem primeru ni odvisen od temperature plina, ampak od vrste razelektritve, tlaka, prostornine in snovnih lastnosti razelektritvene komore itd. Za dosego visoke stopnje ioniziranosti molekul so najprimernejši nizkotlačni oblok, razelektritev z votlo katodo, ECR mikrovalovna razelektritev, pa tudi različne razelektritve v močnem magnetnem polju. Visoko stopnjo disociiranosti molekul je najlažje doseči v visokofrekvenčnih razelektritvah, visok delež molekul v enoelektronskih vzbujenih stanjih pa lahko dobimo tudi v različnih vrstah tlivne razelektritve. Za merjenje koncentracije delcev v različnih vzbujenih stanjih so v preteklih letih razvili različne bolj ali manj natančne metode, ki temeljijo na uporabi bolj ali manj dragih naprav. Najcenejša naprava za merjenje stopnje disociiranosti molekul je katalitična sonda. S to napravo na primer dokaj natančno izmerimo stopnjo disociiranosti vodika, o čemer smo že poročali /7/. V nadaljnjem besedilu bomo pokazali, da lahko takšno sondo uporabimo tudi za oceno disociiranosti kisika, ali bolj natančno, za določanje stopnje neravnovesnosti kisika. 2 Opis poskusa Poskuse smo opravili v vakuumskem sistemu, ki je bil načrtovan na Inštitutu za tehnologijo površin in optoelektroniko, izdelan pa na Inštitutu za elektroniko in vakuumsko tehniko v Ljubljani. Sistem črpamo z dvostopenjsko rotacijsko črpalko s črpalno hitrostjo 16 m3/h, tlak pa merimo s kalibriranimi Piranijevimi merilniki. Glavni del sistema je razelektritvena cev notranjega premera 3,6 cm in dolžine 60 cm. Komora je izdelana iz stekla vrste Schott 8250, ki je na obeh straneh vezan na kovarsko cev enakega premera in dolžine 2 cm. Kovarski cevi sta na drugi strani privarjeni na prirobnici KF 40. Na eni strani cevi je nameščen kovinski sistem za doziranje plinov, drugi del pa je vezan na preostali vakuumski sistem. Na tem delu je nameščen tudi nosilec gibljive sonde. Tisti del razelek-tritvene komore, na katerega je nameščen sistem za doziranje plinov, smo ovili s tuljavo dolžine 15 cm, ki je priklopljena na RF generator z nazivno močjo 700 W in frekvenco 27,12 MHz. Razelektritvena komora je prikazana na sliki 1. Pri večjih tlakih je plazma omejena le na notranjost tuljave, medtem ko se pri nižjih tlakih raztegne v smeri proti sondi. Neostra meja je pri tlaku 60 Pa. < črpalki sonda - , ;••,*.". •■• ■■.M piowiav; - K FCO J \ Vpust Ч5ЕН Slika 1. Shema razelektritvene komore zelo slabo rekombinirajo kisikove atome, zato lahko pričakujemo, da prispe do sonde mnogo nevtralnih atomov kisika, ki nastanejo v plazmi. Stanje plina na koncu razelektritvene komore merimo z nikljevo katalitično sondo, ki je prikazana na sliki 2. Kot smo že omenili, prispejo do sonde poleg termali-ziranih molekul še nevtralni atomi kisika in nevtralne molekule ozona, ki so tudi termalizirani, pri nizkem tlaku pa tudi negativni ioni. Na površini sonde se v splošnem odvijajo različne vrste rekombinacij, ki so po definiciji eksotermni procesi. Sonda se zato ogreje preko temperature okolice. Iz meritve časovne odvisnosti temperature sonde lahko torej ocenimo stopnjo neravnovesnosti plina v njeni okolici. v _ \ / k-.v \ \ . "J V razelektritveni komori generiramo nizkotlačno kisiko-vo plazmo. Pri neelastičnih trkih hitrih elektronov z molekulami kisika v plazmi nastajajo različni vzbujeni delci. Njihova gostota v plazmi je odvisna od pogostnosti določenih neprožnih trkov in verjetnosti za relak-sacijo. Nastale delce lokalni gradient tlaka, ki je posledica stalnega vpuščanja plina na eni strani komore in črpanja na drugi strani, potiska iz plazme proti sondi. Delež različnih vzbujenih stanj kisika na mestu sonde je v splošnem različen od vrednosti znotraj tuljave in je odvisen od njihove "življenjske dobe". Enoelektronsko vzbujeni atomi in molekule ter vibracijsko vzbujene molekule preidejo v osnovno stanje z električnim dipolnim sevanjem, tako da je njihova trajnost manj kot 10"5s. Do sonde torej ne dospe praktično noben delec te vrste. Električno nabiti delci se pri visokem tlaku lahko rekombinirajo v plinu, pri nizkem pa je verjetnost za ta proces majhna (zato pri višjem tlaku nastane plazma le znotraj tuljave, pri nižjem pa se nekoliko razširi vzdolž cevi). Električno nabiti delci se zato v glavnem rekombinirajo na steni razelektritvene komore. Rekombinacija pozitivnih atomarnih in molekularnih ionov poteka že na površini komore znotraj tuljave. Negativno nabiti ioni pa ne morejo doseči te površine, saj jim dostop preprečuje potencialna razlika med plazmo in steno komore. Negativni ioni lahko torej nadaljujejo pot proti sondi vse dotlej, dokler je absolutna vrednost produkta naboja iona in potenciala plazme večja od njihove kinetične energije. Pri visokem tlaku torej negativni ioni ne morejo prispeti do sonde, pri nizkem pa vsaj del lahko. Tudi za nevtralne atome kisika, ki nastajajo v plazmi, velja, da se pri nizkem tlaku ne morejo rekombinirati v plinu, ampak zgolj na steni razelektritvene komore. Pri tem je verjetnost za rekombinacijo močno odvisna od lastnosti površine, najbolj od vrste materiala, pa tudi od morfologije in temperature stene. Mnoge vrste stekel Slika 2. Nikljeva katalitična sonda. 1 - nikljeva ploščica premera 2 mm in debeline 0,2 mm, 2 - žici termočlena chromeI alumel premera 0,125 mm, 3 - steklena cev premera 1,5 mm in debeline stene okoli 0,1 mm, 4 - kovarski nosilec premera 1 mm, 5 - steklena cev premera 7 mm Časovni potek temperature plina po vklopu RF generatorja smo merili v vakuumskem sistemu pri različnih tlakih med 4 in 200 Pa. Končni tlak je bil vselej 0,8 Pa. Barva plazme pri končnem tlaku je pokazala, da je večji del residualne atmosfere vodna para. Pri vsakem izbranem tlaku smo opravili po tri zaporedne meritve, da bi dobili informacijo o ponovljivosti meritev. Časovna odvisnost temperature sonde pri treh različnih tlakih je prikazana na slikah 3, 4 in 5. 3 Rezultati Iz meritev temperature sonde prvo minuto po vklopu RF generatorja izluščimo dve pomembni veličini: ravnovesno temperaturo sonde in prvi odvod temperature sonde takoj po vklopu RF generatorja. Ravnovesna temperatura sonde v odvisnosti od tlaka je prikazana na sliki 6. Pri nizkem tlaku ravnovesna temperatura sonde narašča z naraščajočim tlakom, doseže največjo vrednost 580 K pri tlaku 80 Pa, potem pa naglo pade. Pri ravnovesni temperaturi je ogrevanje sonde enako ohlajanju. Ker go mehanizmi ohlajanja sonde znani (sevanje, toplotna prevodnost plina, odvajanje toplote po žicah termočlena), bi lahko iz ravnovesne temperature izračunali energijski tok na sondo, ki je posledica neravnovesnega stanja plina Vendar pa je račun zapleten, vsebuje pa tudi več slabo poznanih konstant, zato se mu na tem mestu izognemo. Stopnjo neravnovesnosti plina rajši ocenimo iz meritve odvoda temperature sonde po vklopu RF generatorja. Ker je prvih nekaj sekund temperaturna razlika med sondo in okolico še majhna, lahko ohlajanje zanemarimo. Ker je energijski tok na sondo konstanten, temperatura sonde spočetka narašča linearno, kar lahko opazimo tudi na sliki 3. Vrednosti odvoda temperature sonde po vklopu RF generatorja pri različnih tlakih so zbrane na sliki 5. Tudi v tem primeru je signal na sondi močno odvisen od tlaka. Pri nizkih tlakih odvod temperature sonde po času najprej narašča z naraščajočim tlakom, doseže največjo vrednost 25 K/s pri tlaku okoli 90 Pa, z nadaljnjim naraščanjem tlaka pa naglo pade. Iz odvoda temperature sonde takoj po vklopu RF generatorja izračunamo moč, ki se sprošča na površini sonde zaradi relaksacije neravnovesnega plina v njeni okolici: P = m cp dT/dt (2) kjer je m masa sonde in cp specifična toplota materiala, iz katerega je izdelana sonda. Delci, ki dosežejo površino sonde, prinašajo le tej v povprečju energijo: Wx = P/G 2ЛГ2) (3) Čas [s] Slika 3 Časovni potek temperature nikljeve sonde pri tlakih 8, 80 in 200 Pa. Prikazane so tri zaporedne meritve. 550 500 * 2 -5 SO 3 m I 400 « t- 350 300 1 10 100 1000 tlak [Pa] Slika 4. Ravnovesna temperatura nikljeve sonde pri različnih tlakih v vakuumskem sistemu kjer je j gostota toka delcev na površino in 2irr2 površina ploščice. Če se vsak delec na površini sonde idealno relaksira, lahko stopnjo neravnovesnosti izračunamo kot Л0 = 1 + Wx/kT (4) V naravi ni nič idealnega, zato se tudi delci nikoli idealno ne relaksirajo na površini sonde. Verjetnosti za površinsko relaksacijo različnih termodinamsko nerav-noves-nih delcev, ki lahko dosežejo sondo, v splošnem ne poznamo, prav tako pa tudi ne vemo, kolikšen je delež različnih vrst delcev. Za oceno stanja plina v okolici sonde zato v prvem približku vzamemo, da večji del energije prispeva rekombinacija nevtralnih kisikovih atomov. Proces je v literaturi dobro opisan, izmerjene pa so bile tudi vrednosti rekombinacijskega koeficienta za različne vrste materialov, posebej za površine stekel, kovin in kovinskih oksidov /8/. Za nikelj oksid, ki je prisoten na površini naše sonde, je rekombinacijski koeficient y = 0.04 /9/. Ob predpostavki, da je verjetnost za relaksacijo katerihkoli neravnovesnih delcev na površini sonde približno enaka verjetnosti za rekombinacijo nevtralnih kisikovih atomov na njej, je torej stopnja neravnovesnosti plina v okolici sonde: П = П0У (5) y> 25 20 ■o 10 5 0 1 10 100 10M tlak [Pa] Slika 5. Časovni odvod temperature nikljeve sonde takoj po vklopu RF generatorja 40000 30000 r 20000 1GOOO 0 4—----i-1 1 10 100 1000 tlak (Pa! Slika 6. Notranja temperatura plina v okolici sonde pri različnih tlakih Iz zgornjih enačb izpeljemo končni izraz za stopnjo neravnovesnosti: 4 = 7 1+ _ (6) Na sliki 6 prikazujemo odvisnost temperature, ki bi jo imel takšen plin v ravnovesnem stanju, od tlaka v vakuumskem sistemu. 4 Diskusija rezultatov Podatki za stanje kisika po prehodu skozi plazmo, ki jo generiramo v stekleni razelektritveni komori, pokažejo, da se plin v okolici sonde nahaja v termodinamsko izredno neravnovesnem stanju, saj je delež vzbujenih stanj plinskih delcev za dva velikostna reda večji kot bi bil v ravnovesnem. Dejanska temperatura plina je sicer natanko enaka sobni (300 K), temperatura, ki smo jo izračunali iz vedenja sonde, pa je reda velikosti 10000 K. Pri tem se pojavi vprašanje smiselnosti uvajanja dveh temperatur. V ravnovesni termodinamiki je temperatura ena sama in je določena z Boltzmannovo enačbo. V neravnovesnem stanju pa temperatura načelno ni dobro določena veličina. Da bi se izognili zagati, so nekateri avtorji vpeljali dve vrsti temperatur: kinetično in notranjo temperaturo plina. Kinetična je tista, ki jo izračunajo iz povprečne kinetične energije delcev, ki jo imajo zaradi termičnega gibanja, notranja pa tista, ki jo imajo delci zaradi tega, ker se nahajajo v različnih vzbujenih stanjih. Obe temperaturi se lahko med seboj močno razlikujeta, pač odvisno od stopnje neravnovesnosti plina. V limitnem primeru, ko gre stopnja neravnovesnosti proti 1, gre razlika obeh temperatur proti 0. V termodinamskem ravnovesju sta obe temperaturi seveda enaki. Poseben komentar si zasluži enačba (6). Za verjetnost za relaksacijo delcev na površini sonde smo vzeli kar podatek za rekombinacijski koeficient atomov kisika na oksidirani površini niklja. Če imamo v okolici sonde res samo termodinamsko ravnovesne molekule in dobro termalizirane atome, enačba dobro opisuje dejansko stopnjo neravnovesnosti. Vendar pa moramo v splošnem upoštevati, da imamo lahko v okolici sonde tudi druge vrste delcev. Poskusimo vsaj kvalitativno upoštevati še njihov prispevek k ogrevanju sonde. Na stenah razelektritvene komore se tvorijo tudi molekule ozona Оз. Le-te dosežejo tudi površino sonde, kjer lahko reagirajo z atomi kisika: O3 + O ->2 O2. Tudi ta reakcija je eksotermna, vendar pa ne poznamo verjetnosti za tovrstno rekombinacijo na oksidirani površini niklja. Ozon pa tudi nastaja na površini sonde: O2 + O -> O3. Tudi verjetnost za ta proces nam ni poznana. Vsekakor obe reakciji prispevata k ogrevanju sonde. Kolikšno napako smo s tem zagrešili pri oceni stopnje neravnovesnosti plina, bi lahko ocenili le, če bi poznali verjetnosti za obe reakciji. Pri nizkem tlaku se šibko ionizirana plazma razširi vse do sonde. V tem primeru moramo upoštevati dodatne mehanizme ogrevanja sonde, ki so posledica reakcij sicer kratkoživih plazemskih delcev na površini sonde. Najpomembnejša je rekombinacija pozitivnih ionov in elektronov. Pri tem lahko sonda prevzame celotno ionizacijsko energijo, verjetnost za rekombinacijo pa je v vsakem primeru velika. Ogrevanje sonde zaradi re kombinacije te vrste bi lahko ocenili, če bi poznali gostoto molekularnih in atomarnih pozitivnih ionov in elektronov. Žal obstoječa eksperimentalna naprava teh meritev ne omogoča. Znaten prispevek k ogrevanju sonde lahko prispevajo tudi drugi plini v razelektritveni komori. Končni tlak v sistemu je le 0,8 Pa, residualna atmosfera pa vsebuje pretežno molekule vode, pa tudi drugih plinov. Tudi te molekule v plazmi razpadejo in prispevajo k neravnovesnosti plina. Prispevek k ogrevanju sonde zaradi površinske relaksacije teh delcev je očitno največji pri najnižjem tlaku. 5 Sklep Ocenili smo stopnjo neravnovesnosti kisika v okolici nikljeve katalitične sonde, ki je nameščena na koncu steklene razelektritvene komore. Ugotovili smo, da se plin, ki ga črpamo skozi plazmo, vselej nahaja v termodinamsko neravnovesnem stanju. Njegova notranja temperatura je za okoli dva velikostna reda višja, kot jo ima plin v termodinamskem ravnovesju. Odvisnost notranje temperature plina od tlaka smo ugotovili iz meritev časovnega odvoda temperature sonde takoj po vklopu RF generatorja, s katerim smo vzbujali plazmo. Notranja temperatura je bila izračunana ob predpostavki, da je verjetnost za relaksacijo različnih delcev na površini sonde enaka rekombinacijskemu koeficientu za atome kisika na površini nikljevega oksida. Zaradi nepoznavanja vseh drugih mehanizmov relaksacije, je opisana metoda uporabna le za grobo oceno stopnje neravnovesnosti plina. Natančnost rezultatov narašča z naraščajočim tlakom v sistemu, ker se z zviševanjem tlaka manjša relativni prispevek nam nepoznanih mehanizmov relaksacije. Zahvala Opisane raziskave je financiralo Ministrstvo za znanost in tehnologijo RS v okviru nacionalnega raziskovalnega programa. 6 Literatura /1/ P. K. Huber, G. Herzberg, Constants of diatomic molecules. Van Nostrand ReinhoJd Co.. New York. 1979 12] I. Šorli. W Petasch, B. Kegel, H. Schmidt, G. Uebel, Inform. Midem 26.1996, 35 /3/ L. I. Belič. M. Mozetič. K. Požun. Fizika A5.1996. 79 /4/ I. Šofli. W. Petasch, B. Kegel. H. Schmidt, G. Uebel. G. Reis. Inform. M »d em, 26,1996,113 /5/ L. Koller. M. Mozetič. K. Požun. M. Bizjak, S. Vrhovec. Kovine zlitine, tehnologije. 32.1998. 255 /6/ M. Mozetič. M. Drobnič. A. Pregelj, Vakuumist 17,1.1997 17 m M. Mozetič. M. Drobnič. A Pregei* pri trkih K lih ko laaguhi v tuli Vpadni ion lahko ubla!i O O O O OO O fion ЛЛО o O O O CO O O O O O O OO O O O O OO O O O o O OO O M<4« tpitntiisU- 1 eruktari InaMantk t tunine ali »rinjerKfca Uma) Slika 1. Interakcije ionov s površino (6) Vpadni ion lahko izbije enega ali več atomov iz katode. To odnašanje (erozijo) atomov s površine trdne snovi, kot posledico obstreljevanja površine z energijskimi ioni, imenujemo razprševanje (sputtering). Le-to povzročajo tako neposredni trki vpadnih ionov z atomi trdne snovi, kot tudi trki atomov trdne snovi med seboj - trkovne kaskade. 3 Razprševanje 3.1 Mehanizem in kinematika razprševanja Osnova za opis razprševanja in izračun koeficienta razprševanja je nastanek in razširjanje trkovnih kaskad. Atom, v katerega trči ion, povzroči vrsto zaporednih trkov, ki ji pravimo kaskada trkov. Pri trkih se prenaša energija iz enega atoma na drugega. Kaskada trkov lahko vodi v notranjost tarče, lahko pa tudi nazaj do površine, kar lahko povzroči izbitje atoma na površini tarče. Interakcijo vpadnega iona z atomom tarče lahko interpretiramo kot trk dveh delcev /4/. Iz kinematike trkov (ohranitve energije in gibalne količine) sledi, da je po sipanju vpadnega iona z začetno energijo (E) in maso (Mi) na atomu tarče z maso (M2) njegova energija enaka: 1 Г / 9 \1'2 :' =-T cose, ± (M2 / M, ) - sin2 0,) (UM2/M,)2l (1) pri čemer je 61 kot, za katerega se odkloni ion v laboratorijskem sistemu (slika 2). Tm = (M1 + M2)2 (3) Tedaj je prenos energije (Tm) največji. Izbitje atoma je odvisno od energije, ki jo dobi atom na površini pri trku. Če je energija višja od površinske vezavne energije Uo, atom zapusti svoje mesto. Količino razpršenega materiala določa koeficient razprševanja S, ki je definiran kot število atomov tarče, ki jih razprši en vpadni ion. Iz našega modela binarnih trkov sklepamo, da bo ta koeficient odvisen od mase vpadnega iona (Mi) in atoma tarče (M2). od energije vpadnega iona (E), vpadnega kota a ter od atomskih značilnosti (Zi, Z2). Upoštevati pa moramo tudi verjetnostno porazdelitev odbitih delcev po prenosu energije T, ki jo dobimo iz sipalnega preseka do(E.T). Le-ta je odvisen od interakcijskega potenciala med delcema. Problem pa se pojavi pri izbiri ustreznega potenciala. Trke ionov in atomov opisujemo bistveno drugače pri nizkih energijah kot pri visokih. Razlika je v stopnji zasenčenosti atoma z elektronskim oblakom. Pri viso-koenergijskih trkih je senčenje majhno, zato je sipanje coulombsko, sipalni presek pa izračunamo po znam Rutherfordovi formuli. Pri nizkoenergijskih trkih je senčenje veliko in trk lahko opišemo s preprostim modelom dveh togih krogel. V srednjem energijskem področju ni trk niti čisti coulombski niti ne trk dveh krogel. Splošen interakcijski potencial za opisovanje atomskih trkov je z elektronskim oblakom zasenčen coulombski potencial jedra, to je Thomas-Fermijev potencial. Zato pri računanju verjetnostne porazdelitve uporabimo Thomas-Fermijev sipalni presek /2/: da = Cm Em Т1чл dT (4) • M>.E Cm je konstanta, ki je: (M, m / t \ 2Z,Z2e IM2. a v. / 2m (5) pri čemer je a Thomas-Fermijev radij senčenja m >.m brezdimenzijska konstanta, m je število med 0 in 1. Izbira m je odvisna od energije. Če je m = 1, dobimo Rutherfordovo sipanje pri visokih energijah. V področju nizkih energij se izkaže, da je primernejši Born-Mayer-jev potencial: Slika 2. Sipanje iona na površinskem atomu. V(r) = Ae -r/a (6) Atom tarče, ki je na začetku miroval, dobi pri trku energijo: T= 4(M2/Ml) qs2 cqs2 (2) (1 + M2/M,) ki je v posebnem primeru, če je cos2 Ö2 = 1, enaka: toda tudi v tem primeru je enačba (4) še vedno dobra, le da moramo vzeti vrednost m=0. Za srednje energije (reda ~keV) pa vzamemo vrednost m = 1/2. Najbolj znan model za izračun koeficienta razprševanja je Sigmundov /2/. Ker lahko zapuščajo trdno snov le atomi na površini snovi, je koeficient razprševanja odvisen od deleža energije, ki se pri kaskadah prenese v površinsko plast. Prostorsko in energijsko porazdelitev trkovnih kaskad je dobil na osnovi transportne teorije, pri čemer je privzel naslednje: • opraviti imamo samo z dvodelčnimi trki • trkovne kaskade se razširjajo v vseh smereh • porazdelitev energije pri trkovnih kaskadah opišemo s porazdelitveno funkcijo, ki jo izračunamo z Boltzmannovo transportno enačbo • ločimo visoko- in nizkoenergijske trke. Na osnovi tega je dobil naslednji rezultat za koeficient razprševanja /2/: S(E) = AF(x.E) (7) kjer je F(x,E) funkcija, ki pove, koliko energije se sprosti v globini x pod površino. Nas seveda zanima vrednost funkcije F(x,E) na površini, torej na mestu x=0, ki je enaka* F(O.E) = aNSn(E) (8) Sn(E) = 4^Z1Z2e2a Ml M, + M2 S„(E) (14) pri čemer je Sn(e) funkcija, ki jo najdemo v tabelah /2/, e pa je: e = MoE M, + M2 Z,Z2e2 a je Thomas-Fermijev radij senčenja, ki je enak: a = 0,8853 ao (Zi2^ + Z22/3)"1/2 (15) (16) kjer je a0 Bohrov radij. Koeficient razprševanja pri visokih energijah se sedaj glasi: pri čemer je N številska gostota atomov v tarči in a. parameter, odvisen od razmerja M2/M1. Sn(E) je upočasnjevalni presek, ki nam pove, kolikšna je izguba energije pri sipanju. Parameter л je: A = 1 4*2 NC0U0 (9) Co je konstanta, ki nastopa v sipalnem preseku za m=0. Enačbo (7) lahko sedaj zapišemo v obliki: (10) Končen izračun funkcije Sn(E) zahteva uporabo Thomas-Fermijevega sipalnega preseka za elastično sipanje: Sn(E)=fTda = -i-CmY,-mE J 1 - m 1-mr-l-2m (11) Sn(E> je pri obstreljevanju z ioni z nizko energijo (m=0) enčiK* Sn(E) = CoyE = CoTm (12) in torej sorazmeren z maksimalnim prenosom energije Tm. Tako dobimo za koeficient razprševanja pri nizkih energijah naslednjo vrednost: 3« 4M,M2 E 4д2 U0 Лк2 (M, + M2)2 U0 8- 301 Tm (13) Iz izraza (13) je razvidno, da koeficient razprševanja narašča linearno z energijo. Eksperimenti kažejo, da velja to samo za nizke energije, medtem ko pri višjih postane konstanten ali pa začne celo padati. Zato moramo pri visokih energijah upoštevati naslednji izraz za Sn(E): S « a ZlZ; M, Sn(e) z^3+z22/3 m,+M2 u0 (17) Z upoštevanjem izrazov za nizko in visokoenergijske trke dobimo dobro ujemanje z eksperimentalnimi podatki (slika 3). § " to f'5 S.10 1 5 4 Dvipp Л V lijfmgnii ( 1 V66l • W*ii»cnfcld 1I9AM 1 Southern 11 a) 1' VM 1 / e « — / f^r^o 0 0 '^-rrrt I J . •. 10' 10' 10* Energija vpadnega iona (keV) Slika 3.Primerjava eksperimentalnih podatkov za koeficient odprševanja in teorije pri bombardiranju Cu z Ar' ioni, če uporabimo nizkoenergijsko (črtkano) in visokoenergijsko formulo (polna črta). Navedeni izrazi za koeficient razprševanja S veljajo samo v primeru pravokotnega vpada ionov (a=0). Ce je smer vpadnega iona nagnjena za kot tx glede na nor-malo, je tudi globina, do katere prodrejo ioni. manjša za faktor 1 /cosa. Celotna kaskada trkov je zato koncentrirana bolj pri vrhu in koeficient razprševanja se poveča za faktor 1/cosa. Pri zelo velikih kotih začne koeficient padati, saj se ioni sipljejo pod zelo ostrimi koti in je energija, ki jo oddajo atomi tarče, premajhna /3/. 3.2 Monte Carlo-simulacija trkovnih kaskad 3.2.1 Predstavitev programa TRIM Teoretičen opis trkovnih kaskad se še najbolj posreči, če z računalniškim programom korak za korakom izračunavamo količine, s katerimi opišemo razširjanje kaskade. Eden izmed takih programov je IBM-ov program SRIM/11/. SRIM je skupina programov za računanje dosega ionov v snovi med obstreljevanjem, pri čemer lahko poljubno spreminjamo začetne parametre (energijo vpadnega iona, vpadni kot, vrsto vpadnih ionov, vrsto tarče,...). Tarča je lahko grajena tudi kompleksno; sestavljena iz več plasti različnih materialov. Trki med ioni in atomi so obravnavani kvantnomehansko z uporabo statističnih algoritmov. Najobsežnejši sestavni del SRIM-a je program TRIM. TRIM je Monte Carlo-simulacija interakcij ionov s tarčo, ki nam omogoča tridimenzionalen prikaz gibanja ionov v snovi, informacijo o izgubi energije ionov pri sipanju, detajlne podrobnosti o vsakem trku ionov in atomov, prerazporeditev atomov v tarči ter seznam drugih spremljajočih efektov (število razpršenih atomov, kakšne spremembe nastanejo v materialu...). Opisani program smo uporabili za simulacijo razprše-vanja vzorcev titana. Titanove katode se namreč uporabljajo v naprševalnih ionskih črpalkah. Pri simulaciji smo izbrali ione Ar+, Ог+ in N2+. Energijo ionov smo spreminjali med 1 in 6 keV, ker so to značilne kinetične energije ionov, ki nastanejo v Penningovih celicah vakuumskih črpalk. Spreminjali smo tudi kot ionov glede na pravokotnico na površino. Tako izračunani koeficienti razprševanja so zbrani na slikah 4, 5 in 6, na sliki 7 pa prikazujemo število titanovih atomov, ki jih v povprečju izbijejo dušikovi ioni iz tarče hidrogeniranega titana. Na slikah 8,9 in 10 je prikazana kaskada trkov, ki nastane po vpadu Ar+, Ог+ in N2+ iona. Slika 4.Odvisnost koeficienta odprševanja titana od vpadnega kota za različne energije Ar~ ionov Slika 5.0dvisnost koeficienta odprševanja titana od vpadnega kota za različne energije O2 ionov Slika 6.Odvisnost koeficienta odprševanja titana od vpadnega kota za različne energije A/24 ionov Slika 7. Primerjava koeficienta odprševanja pri bombardiranju čistega titana in titana z 20% oz. 30% deležem vodika z N2^ ioni z energijo 3keV ,i>4 .f- . ч.. • ävf ; • t, . . . , V ■ . ■ Ä v -.' ■.'«.. .. ?v XV ■ 0 0,012 Globina (цш) Slika 8. Računalniška simulacija trkovne kaskade za Ar' ion z energijo 10 keV pri pravokotnem vpadu na titanovo tarčo. Debelejše pike označujejo mesta, na katerih je prišlo do trka iona z atomi titana, manjše pikice pa označujejo nastalo kaskado trkov med titanovimi atomi. 'Ш & 0 0,017 Globina (цт) Slika 9. Računalniška simulacija trkovne kaskade za Ог" ion z energijo lOkeVpri pravokotnem vpadu na titanovo tarčo. Debelejše pike označujejo mesta, na katerih je prišlo do trka iona z atomi titana, manjše pikice pa označujejo nastalo kaskado trkov med titanovimi atomi. 0 0.019 Globina (цт) Slika 10. Računalniška simulacija trkovne kaskade za Л/2+ ion z energijo 10keV pri pravokotnem vpadu na titanovo tarčo. Debelejše pike označujejo mesta, na katerih je prišlo do trka iona z atomi titana, manjše pikice pa označujejo nastalo kaskado trkov med titanovimi atomi. 3.2.2 Rezultati simulacij Računalniške simulacije razprševanja titana pri jedkanju z ioni dušika, kisika in argona so pokazale, da je koeficient razprševanja pri pravokotnem vpadu ionov okoli 1. Načeloma se zelo spreminja z vrsto in kinetično energijo ionov. Z naraščajočim kotom vpadnih ionov koeficient razprševanja monotono narašča, kar je skladno s teoretičnimi napovedmi in eksperimentalnimi rezultati drugih avtorjev. Pri posebej velikih vpadnih kotih opazimo tudi močno odvisnost koeficientov razprševanja od kinetične energije vpadnih ionov. Skladno s teoretičnimi napovedmi in eksperimentalnimi podatki je največji koeficient razprševanja pri obstreljevanju površin z argonovimi ioni. Koeficient razprševanja za kisikove ione je nekoliko večji kot za dušikove, pač zaradi večje mase molekule kisika, saj povzroči večjo kaskado trkov. Zanimivo je, da se koeficient razprševanja titana z dušikovimi ioni nekoliko zmanjša, če v titanovo tarčo predhodno implantiramo vodik. 4 Sklep Opisali smo osnovno teorijo razprševanja in rezultate računalniške simulacije. Ugotovili smo, da računalniške simulacije s paketom SRIM dobro opisujejo proces razprševanja. Računalniški program je zatorej primerno orodje za hitro oceno koeficienta razprševanja pri jedkanju vzorcev z različnimi ioni. Opisane rezultate bomo uporabili pri razvoju ionske črpalke. 5. Literatura /1/ B Chapman. Glow discharge processes. J. Willey & Sons. New York. (1980) 178-184 121 P. Sigmund. Theory of sputtering. Phys. Rev., 184(2), (1969) 383-415 /31 D P. Woodruff. T A. Deichar, Modern Techniques of Surface Science. Cambridge University Press. (1994) 266-355 /4/ R. Behrisch. Sputtering by Particle Bombardment I. Springer- Verlag. Berlin. Heidelberg, 1981 /5/ P. Panjan, Diplomsko delo. Univerza v Ljubljani. FNT. 1980 /6/ J.F. Zeigler. The Stoping and Range of Ions in Matter, IBM-Research. 1998 П1 G. Carter, J.S. Colhgon, Ion Bombardment of Solids, Heine- mann Educational Books Ltd, London, (1968) /8/ N.W Ashcroft. N.D Mermin. Solid State Physics. Holt, Rinehart and Winston, 1975 /91 G.L. Saksaganskii. Getter and Getter-ion Vacuum Pumps. Har-wood Academic Publisher, (1994) 177-204 /10/ H. Goldstein, Classical Mechanics, Addison-Wesley Cambridge, Mass., 1950 /11/ J.F Zeigler. J.P. Biersack. U Littmark. The Stopping and Range of Ions in Solids. Pergamon Press, New York. 1985 OPTIČNA POLARIZACIJSKA MIKROSKOPIJA ZA ANALIZO STRUKTUR V TEKOČIH KRISTALIH Milan Ambrožič, Institut "Jožef Stefan", Jamova 39, 1000 Ljubljana Optical Polarizing Microscopy for the Analysis of Liquid Crystal Structures ABSTRACT Optical polarizing microscopy is a useful tool for investigates of liquid crystal structures in confined geometry, for instance in glass thin cells or capillary tubes. Experimental microscope textures are usually compared to theoretically simulated textures. Such comparison allows checking of the agreement between the theoretically predicted liquid crystal structures and the actual structures obtained in experiments. POVZETEK Optična polarizacijska mikroskopija je uporabna za raziskave struktur tekočih kristalov v omejeni geometriji, na primer v tankih steklenih celicah ali v steklenih kapilarah. Eksperimentalne mikroskopske sJike navadno primerjamo s tistimi, ki jih izračunamo teoretičr>o S tako primerjavo lahko preverjamo ujemanje med teoretično napovedanimi strukturami tekočih kristalov in dejanskimi v eksperimentih. 1 Uvod Pri razvoju novih generacij tekočekristalnih prikazal-nikov, optičnih preklopnikov, vmesnikov med optičnimi kabli in drugih naprav na osnovi tekočih kristalov je pomembno, da vemo, kako se struktura tekočih kristalov spreminja s temperaturo, električnim in magnetnim poljem, velikostjo in obliko celic s tekočim kristalom itd. Optične lastnosti namreč niso odvisne samo od vrste tekočega kristala, ampak tudi od njegove strukture, to je notranje razporeditve leg in smeri molekul. Na primer, pri nematskih tekočih kristalih, ki jih največ uporabljamo, je najpomembnejša razporeditev smeri podolgovatih molekul. Te smeri nikoli niso popolnoma enotne, tako da bi bile vse molekule po smereh popolnoma poravnane. Pri tem sta značilna dva pojava: 1) Termične fluktuacije. Tudi če pripravimo celico s tekočim kristalom tako, da so povsod v njej dolge osi molekul v povprečju poravnane v isto smer, obstajajo majhni lokalni odmiki od povprečne smeri. Le-ti se časovno spreminjajo in so posledica osnovnih termodi-namskih zakonov. Odmiki - termične fluktuacije postajajo z višanjem temperature izrazitejši. Zato je nesmiselno pričakovati, da bomo v trenutni sliki našli vse molekule poravnane, ampak raje vpeljemo nemat-ski direktor. To je enotski vektor, vzporeden s povprečno usmerjenostjo dolgih osi molekul; ta se seveda v homogenem vzorcu s stalnimi fizikalnimi razmerami časovno in krajevno ne spreminja. 2) Lokalno spreminjanje nematskega direktorja. Če je vzorec nehomogen, se nematski direktor 7notraj celice krajevno spreminja. Nehomogen vzorec dobimo npr. takrat, ko se smer električnega polja krajevno spreminja, ali če celica ni v obliki kvadra, ampak je npr. valjna ali krogelna. Nehomogenost lahko nastopi tudi zaradi kemijske sestave tekočega kristala: na primer, pri kiralnih tekočih kristalih se lokalni nematski direktor vrti okrog izbrane osi. Z optično polarizacijsko mikroskopijo lahko posredno ugotovimo lokalno spreminjanje nematskega direktorja /1-5/. Največkrat opazujemo prehod polarizirane vidne svetlobe skozi tekočekristalno celico v obliki kvadra značilne debeline 1-100 цт. Brez težav opazujemo tudi strukturo tekočih kristalov v tankih steklenih cevkah. 2 Opis optične polarizacijske mikroskopije Svetlobni žarek opišemo z valovnim vektorjem k, ki kaže v smeri širjenja žarka in je njegova velikost povezana z valovno dolžino svetlobe: k=2к/Х. Svetloba je elektromagnetno valovanje, pri katerem v prostoru nihata jakost električnega polja E in gostota magnetnega polja B. V vsaki točki prostora in v vsakem trenutku so vsi trije vektorji, E, B in k pravokotni med seboj, tako da opišejo desnosučni trirob. To pomeni, da če sukamo desni vijak po najkrajši poti od vektorja E proti vektorju B, leze vijak v smeri k (si. 1). Če se sveloba širi premo (kar je značilno za svetlobni žarek), opišemo spreminjanje polj kot ravno valovanje, na primer: E = (Eo cos (cot - kz),0,0) B = (0,B0 cos(o)t - kz),0) (1) k = (0,0,k). x, E у>в Slika 1. Smeri električnega in magnetnega polja ter valovnega vektorja Koordinatni sistem smo izbrali tako, da je os x v smeri električnega polja, os y v smeri magnetnega, os z pa v smeri potovanja žarka. Amplitudi obeh polj sta povezani med seboj: Bo=Eo/c, kjer je c svetlobna hitrost. Polarizacijo (enotski vektor e) opredelimo kot smer električnega polja: e = E,/E. Ta ni predpisana vnaprej, vemo le, da leži e v ravnini, pravokotni na valovni vektor k. Ko poznamo k in e, pa je smer magnetnega polja z njima enolično določena. Lastnosti svetlobnega žarka (ali pa curka) so torej določene s tremi podatki: valovnim vektorjem k, polarizacijo e in intenziteto I, ki je sorazmerna z Eo2. Glede polarizacije imamo več možnosti. Pri nepolarizirani svetlobi, kot jo sevajo navadne žarnice, se smer polarizacije v vsaki točk^ svetlobnega žarka spreminja popolnoma naključno. Časovno povprečje vektorja e v izbrani točki je nič. Pri delno polarizirani svetlobi, ki jo na primer dobimo pri odboju nepolarizirane svetlobe od ravne površine, je povprečna polarizacija različna od nič. Pri polarizirani svetlobi lahko opišemo časovni potek polarizacije v izbrani točki. Najpomembnejši tipi polarizirane svetlobe so linearno, krožno in eliptično polarizirana svetloba. Pri linearno polarizirani svetlobi je smer e stalna, na primer e=(1,0,0), kot v enačbah (1). Pri krožno in eliptično polarizirani svetlobi e s časom enakomerno kroži. Če je kroženje tako, da bi lezel desni vijak pri istosmernem vrtenju v smeri valovnega vektorja, potem gre za desnosučno polariziranost svetlobe, v obratnem primeru pa imamo levosučno polarizacijo. Pri krožni polarizaciji se velikost električnega polja v izbrani točki ne spreminja, pri eliptični polarizaciji pa določata največjo in najmanjšo vrednost polja eliptični polosi (ki sta med seboj pravokotni in seveda tudi na valovni vektor). Za optično polarizacijsko mikroskopijo v glavnem uporabljamo linearno polarizirano svetlobo. To je lahko laserska svetloba ali pa svetloba iz drugih svetil, ki jo polariziramo s polarizatorjem. Pri prehodu skozi polari-zator se intenziteta svetlobe sicer zmanjša, ker ta prepušča le svetlobo s polarizacijo v izbrani smeri, vendar je za optične slike intenziteta še vedno dovolj velika. Vzorec damo med polarizator in analizator; analizator je polarizator, katerega prepustna smer za polarizacijo je pravokotna na prepustno smer prvega polarizatorja (slika 2). Če med polarizatorjema ni ničesar, ali pa je vmes vzorec, ki ne spreminja smeri polarizacije, potem taka celica ne prepusti nič svetlobe. Drugače je, če je med polarizatorjema optično aktivna snov: ta suka smer polarizacije. Zato svetloba, ki doseže analizator, ni več polarizirana v pravokotni smeri glede na prepustno smer analizatorja. Nekaj svetlobe pride skozi celico in jo lahko opazujemo. Zasuk polarizacije je odvisen od valovne dolžine svetlobe, optičnih lastnosti vzorca in od njegove debeline. Če ima vzorec v celici zelo raznoliko strukturo, potem je tudi optična slika na drugi strani celice precej razgibana. ш pecfcićcnc nrtk.be i a) ornO-o AKTIVNA pfepuVJree snov »cilotu i 4 b) Slika 2. Prehod svetlobe skozi celico med prekriža-nima polarizatorjema 3 Matematična opredelitev optične slike 3.1 Polarizator in analizator Izberimo koordinatni sistem, kot smo ga imeli v enačbah (1). Svetlobni curek prihaja iz negativnega poltraka osi z. Pri vstopu skozi optično celico z vzorcem preide skozi polarizator s prepustno smerjo x. Tako je začetna polarizacija svetlobe pri prehodu skozi prozorni vzorec ег = ep e (1,0). Koordinate z polarizacij-skega vektorja nam ni treba pisati, saj je v našem primeru vedno nič. Najprej si mislimo celico v obliki kvadra, tako da svetloba vpada pravokotno nanjo. Pri prehodu skozi vzorec potuje izbran svetlobni žarek (pri določenih vpadnih koordinatah x in y; slika 2) premo in se njegova polarizacija zavrti za kot б, ko žarek doseže analizator. Končna polarizacija je tedaj ek=(cos5,sinÖ). Prepustna smer analizatorja je ед=(0,1), kot med vektorjema ek in ед pa je 90° - б. Zato je intenziteta svetlobe, ki jo prepušča analizator: Ia=I sin2 б. Tu je I intenziteta svetlobe pred prehodom skozi analizator. Če predpostavimo, da je vzorec dovolj tanek in lahko zanemarimo absorpcijo svetlobe v njem, potem lahko izrazimo intenziteto Ia z začetno intenziteto svetlobe lo pred vstopom v celico. Če je vstopna svetloba nepo-larizirana, potem velja: lA = Isin2 б = sin2 б (2) S faktorjem 1/2 smo upoštevali, da se del svetlobe izgubi pri vstopu skozi polarizator. Intenziteta prepuščene svetlobe je v splošnem odvisna od koordinat X in y, kjer žarek vstopi v celico, saj je lahko struktura vzorca v celici nehomogena. 3.2 Lomni količnik Poglejmo natančneje, kaj povzroči vrtenje polarizacije svetlobe pri prehodu skozi vzorec. Za nazornejši opis pojava se omejimo na obravnavo optično enoosnih snovi. Pri njih v nasprotju z izotropnimi snovmi lomni količnik ni enak za vse smeri žarkov. Lomni količnik je razmerje med svetlobno hitrostjo v vakuumu co in tisto v snovi c: n=co/c. Pri tem je co ^3-108 m/s. Ker je hitrost svetlobe v snovi vedno manjša kot v vakuumu, je lomni količnik večji od 1. Za steklo je n=1,5, za zrak pa je n praktično enak 1. Pri enoosnih snoveh je lomni količnik odvisen od valovnega vektorja, optične osi in polarizacije. V izbrani smeri, ki jo imenujemo optična os, ima lomni količnik vrednost ni (indeks i je oznaka za "izredni"). V pravokotnih smereh (to je v ravnini, pravokotni na optično os) ima lomni količnik vrednost nr (indeks r je oznaka za "redni"). V splošnem prehod svetlobe med dvema snovema (npr. iz zraka v optično enoosno snov) ni pravokoten na mejo snovi. Tedaj se žarek lomi, in sicer dobimo zaradi različnih lomnih količnikov v snovi dva žarka: rednega in izrednega. Čeprav se ime redni (izredni) v tem primeru nanaša na smer žarka, pa je lomni količnik določen s polarizacijo. Poglejmo nekaj zgledov. V vseh vzamemo k=(0,0,k), to je žarek v smeri osi z. 1) Optična os o=(0,0,1) je vzporedna z žarkom (si. 3a). Polarizacija je torej pravokotna na optično os, zato imamo "redni" lomni količnik nr. 2) Optična os o=(1,0,0) je pravokotna na žarek. Tedaj imamo več možnosti, odvisno od polarizacije. Če je e=(0.1), potem gre za redni žarek: n=nr (si. 3b). Pri polarizaciji e=(1,0) imamo izredni žarek: n=m (si. 3c). V primeru e=(cos a, sin a) pa razstavimo polarizacijo na pravokotni smeri (x in y) in nastopita obe komponenti: redna in izredna (si. 3č). V skladu z dogovorom smo spet pisali polarizacijo kot vektor z dvema komponentama, x in y. 3) Smer žarka oklepa ostri kot 0 z optično osjo. V tem primeru je obravnava nekoliko bolj zapletena. Naj leži optična os v ravnini (x.z): o=(sin 6,0,cos 6). Za polarizacijo spet izberimo e=(cos a, sin a) (si. 3d). Tedaj obravnavamo komponento y polarizacije kot redno, saj je pravokotna na optično os. Komponenta x polarizacije je izredna. Vendar njen lomni količnik ni ni, temveč nekakšno povprečje med nr in m, odvisno od kota 8: 1 cos2 ö sin2ö —— =--— + —— ■ef ni Ta enačba za efektivni lomni količnik nef izhaja iz dejstva, da se pri transformaciji (zasuku) koordinatnega sistema polarizacijska matrika (in ne lomni količnik!) vede kot tenzor. Polarizacijsko matriko si bomo ogledali v naslednjem razdelku. Iz gornje enačbe izrazimo efektivni lomni količnik: nQ< = nrn, ©f — yjr\r2 sin2 0 + n,2 cos2 G (3) 3.3 Polarizacijska matrika Kako vplivata različna lomna količnika za različne komponente polarizacije na svetlobo, ki potuje skozi optično enoosno snov? Če se spet omejimo na pravokoten vpad svetlobe iz zraka na optično celico, potem se redni žarek v snovi v celici ne lomi, izredni pa v splošnem se. Vendar se izkaže, da lahko v primeru tekočih kristalov to lomljenje zanemarimo. Bolj pomembno je to, da nastane zaradi različne fazne hitrosti za obe pravokotni komponenti polarizacije na določeni poti žarka fazna razlika med komponentama. Posledica te fazne razlike je zasuk polarizacije okrog osi, vzporedne z valovnim vektorjem. Faza pri izbrani polarizaciji se spreminja časovno in krajevno: =kz-cot. Krožna frekvenca valovanja oj=2kv je neodvisna od lomnega količnika (pri vstopu svetlobe v optično celico se ne spremeni). Zato je za fazno razliko med obema komponentama polarizacije pomemben samo krajevni del faze: ф=кг. Valovni vektor se namreč pri vstopu svetlobe iz zraka v snov spremeni: k 2д 27tv ~ X ~ c 2Kvn = k0n (4) kjer je no velikost valovnega vektorja svetlobe v zraku oz. vakuumu. Za redno in izredno komponento polarizacije veljata enačbi za fazo: <}>r =nrk0z = nelk0z (5) (6) V primeru 6=0 seveda dobimo nef=nr (redni lomni količnik za komponento x polarizacije) in v primeru 6=90" je nef=nj (izredni lomni količnik). 4) Še težji je zgled, kjer optična os ne leži v ravnini (x,z), ampak ima tudi komponento y. Tedaj moramo pri obravnavi uporabiti zasuk koordinatnega sistema okrog osi z, tako da v novem koordinatnem sistemu optična os leži v ravnini (x,z) (si. 3e). X. o k. o —e Časovno in krajevno spreminjanje električnega polja smo v (1) zapisali s kotno funkcijo kosinus, ki ima za argument fazo. Vendar za računanje raje uporabljamo eksponentno funkcijo z imaginarnim eksponentom, saj zanjo veljajo enostavnejši adicijski izreki. Tako npr. izrazimo krajevno spreminjanje izbrane komponente električnega polja takole: E(z)=E(0)e'o. Nazadnje, pri izračunu intenzitete prepuščene svetlobe, moramo upoštevati, da imajo fizikalni pomen le realne količine. e, o У b> X c) k d) e) Slika 3. Različne smeri polarizacije in optične osi Vzemimo, da imamo v smeri osi x izredni lomni količnik nef, v smeri y pa rednega nr. Optična os naj bo spet o=(sin 6,0,cos 0). Začetna polarizacija v izbrani točki naj bo (exz,eyz). Polarizacija se na razdalji z (v smeri žarka, to je v smeri osi z) od te točke spremeni takole: = e eyk =e _ o'n.M. (7) (8) Pri tem izračunamo nef z enačbo (3). Sistem teh dveh enačb zapišimo v vektorski obliki: ek = Pez, kjer je polarizacijska matrika E enaka: (9) P = g"i„|k0z (10) Razmerje med komponentama x in y polarizacije se spremeni, zato je končna polarizacija ek zasukana glede na začetno ez. V splošnejšem primeru, ko optična os ne leži v ravnini (x,z), moramo polarizacijsko matriko (10) transformi-rati, preden jo uporabimo v enačbi (9). Pri zasuku koordinatnega sistema za kot \\i okrog osi z (zasuk osi X proti osi y, tako da optična os leži v ravnini (x,z) novega koordinatnega sistema), se matrika E transfor-mira po enačbi: E->ier\ Sučna matrika I je enaka: cos \j/ sin \|/ T = -siny cosy (11) (12) 4 Optična slika pri tekočih kristalih Recimo, da poznamo ali pa predpostavimo krajevno odvisnost nematskega direktorja v celici s tekočim kristalom. Optična os ni enako usmerjena v vsej celici, ampak je v vsaki točki vzporedna z lokalnim nematskim direktorjem. Obravnavamo namreč le enoosne tekoče kristale in zaradi simetrije optična os sovpada z nemat- Slika 4. Slike optične polarizacijske mikroskopije za različne strukture vijačnega nematskega tekočega kristala v valju s polmerom 5 џт. skim direktorjem. Pri vstopu v celico ima svetloba polarizacijo v prepustni smeri polarizatorja, npr. (1,0). Po dogovoru je os z v smeri žarka in pravokotna na celico. Poglejmo, kaj se dogaja s polarizacijo izbranega žarka, ki gre skozi celico pri koordinatah (x.y). V splošnem se smer nematskega direktorja (od sedaj naprej bomo rekli smer optične osi o) spreminja z vsemi tremi koordinatami. Zato moramo pot žarka skozi celico (po osi z) razdeliti na majhne odseke dolžine dz. Na vsakem odseku ugotovimo (po potrebi z linearno interpolacijo) smer optične osi o. Na poti po odseku dz se spremeni polarizacija po enačbi (9), kjer zdaj vzamemo v eksponentu v enačbi (10) dz namesto z, ter za začetno polarizacijo trenutno polarizacijo na začetku odseka. Pri izračunu polarizacijske matrike na odseku dz pri koordinatah (x,y,z) uporabimo enačbe (3) in (10-12). Ta postopek ponavljamo, dokler žarek ne doseže analizatorja. Intenziteto prepuščene svetlobe izračunamo z enačbo (2). To naredimo za različne pare koordinat (x,y) in dobimo dvodimenzionalno optično sliko, ki jo primerjamo z eksperimentalno. Če se ujemata, potem smo pravilno predpostavili krajevno spreminjanje nematskega direktorja v celici. Optično polarizacijsko mikroskopijo (in ustrezno teoretično simulacijo) lahko npr. uporabimo tudi za tekoče kristale v steklenih cevkah z radijem reda velikosti nekaj цт ali več. V tem primeru res pride tudi do loma svetlobe zaradi ukrivljenosti mejne površine zrak-tekoči kristal, vendar je vpliv loma na optične slike zanemarljiv. Tudi uklon svetlobe lahko zanemarimo Slika 4 prikazuje slike numerično simulirane optične polarizacijske mikroskopije za različne strukture vijačnega tekočega kristala v valju. Radij valja je 5 цт. valovna dolžina svetlobe pa 435 nm (živosrebrni svetlobni izvir). Redni in izredni lomni količnik za izbran tekoči kristal (E7) in izbrano valovno dolžino sta nr=1,544 in ni= 1,821. Prepustna smer polarizatorja je v smeri osi x, geometrijska os valja pa v smeri y. Žarek je usmerjen v smeri osi z, pravokotno na ravnino slike. Zavedati se moramo, da je odvisnost intenzitete prepuščene svetlobe od koordinate x odvisna tako od strukture tekočega kristala kot od poti, ki jo mora žarek prepotovati skozi valj. Ta pot je najdaljša v sredini valja, na skrajnem robu pa je nič. Nematski direktor (in z njim optična os) ne leži v smeri geometrijske osi valja, drugače ne bi bilo nič prepuščene svetlobe. Za tekoče kristale, ograjene v geometriji z dimenzijami, veliko manjšimi od enega mikrometra, pa je optična polarizacijska mikroskopija neuporabna, ker pride do izraza valovni značaj svetlobe. Spomnimo se, da so valovne dolžine v vidni svetlobi med 0,4 in 0.8 цт, s tem je omejena tudi ločljivost pri mikroskopiji. Za preučevanje struktur, kjer se nematski direktor močno spreminja na značilnih razdaljah, precej manjših od mikrometra, uporabljamo jedrsko magnetno resonanco. 5 Viri /1/ F Lequex and M Kleman. J. Phys. (Paris) 49.(1988) 845 /2/ G. P. Crawford. J. A Mitcheltree. E. P. Boyko, W. Fritz, S. Žumer. and J. W. Doane, Appl. Phys. Lett 60. (1992) 3226 /3/ R. D Polak. G. P Crawford. B. C. Kostival. J. W Doane. and S. Žumer. Phys Rev. E 49. (1994) R978 /4/ H. Schmiedel. R. Stannarius. G. Feller and CH. Cramer, Liq. Cryst. 17. (1994)323 /5/ H. S. Kitzerow, B. Liu, F. Xu. and P P Crooker, Phys. Rev. E 54.(1996)568 ZGODOVINA RAZISKOVANJA PLAZME - MAGNETOHIDRODINAMIKA (II del) Stanislav Južnič* History of Plasma Research -Magnetohydrodynamics ABSTRACT The article describes the discovery of pinch effect and the development of magnetohydrodynamics, a new field of scientific research that had to push hard to get its place in scientific world POVZETEK V drugem delu razprave opisujemo odkritje "pinch"- efekta in razvoj magnetohidrodinamike. nove panoge znanosti, ki si je le stežka utirala pot. 1 Uvod Fizika plazme je že hitro dala slutiti, da bo pomembna tako pri raziskovanju vesolja kot pri simulaciji tamkajšnjih razmer v laboratorijih. Osnovna težava ni bila ustvarjanje plazme, temveč njeno zadrževanje v omejenem prostoru. Podobno kot pri elektronskem mikroskopu v začetku tridesetih let so se tudi raziskovalci plazme odločili, da jo bodo z elektromagnetnim poljem raje zadrževali dovolj daleč od sten posode, saj ni bilo verjetno, da bi katerikoli material lahko zdržal tako visoke temperature. 2 Slovenski prispevek k raziskovanju plazme v magnetnem polju: Sirkovo raziskovanje pred prvo svetovno vojno Boltzmannove transportne enačbe so temelj raziskovanja plazme, pri katerem pa sam Boltzmann ni več aktivno sodeloval, razen kot mentor raziskav na dunajskem fizikalnem institutu. Tam so za raziskovanje katodnih žarkov uporabljali ogromen elektromagnet. Tako je Boltzmann 18.3.1906 ocenil disertacijo Rada-kovitsa o meritvah prevodnosti ioniziranega zraka pri različnih tlakih kot "ne čisto brez znanstvenega interesa". Radakovits je opisal tudi zgodovino raziskovanja lastnosti segretega zraka in še posebej Nahrwoldovo delo /1 /. Zagovora disertacije 28.4.1906 pa Boltzmann ni več dočakal. Tlivne razelektritve je raziskoval tudi Hugo Sirk, rojen 11.3.1881 v Gradcu, poznejši univerzitetni profesor v Ljubljani. Fiziko je študiral pri Leopoldu von Pflaun-dlerju (1839-1920) v Gradcu, saj je bil Paul Czermak (1857-1912) izredni profesor eksperimentalne fizike na Univerzi v Gradcu le do 30.3.1898 in je odšel pred začetkom Sirkovega študija. Teoretično fiziko je Sirku predaval Anton Wassmuth (1844-1927), ki je leta 1893 po dvakratni neuspešni kandidaturi le prešel iz Prage v Gradec in je od tam bržkone prinesel tudi Pulujevo in Gintlovo zanimanje za katodne žarke. Wassmuthu je * Stanislav Južnič je profesor fizike in računalništva na srednji šoli v Kočevju Leta 1980 je diplomiral iz tehnične fizike na Fakulteti za naravoslovje in tehnologijo, magistriral pa leta 1984 iz zgodovine fizike na Filozofski fakulteti v Ljubljani. pomagal tudi Franz Streinz (1855-1922), ki je bil obenem tudi profesor na Visoki tehniški šoli v Gradcu od leta 1892. Na teorijski katedri univerze v Gradcu sta bila tudi docent Victor Hausmaninger (1855-1907) ter izredni profesor Simon Šubic (1830-1903), ki je bil upokojen septembra 1902, sredi Sirkovih študijev Graški fizikalni institut, kjer je Sirk leta 1904 doktoriral in delal v naslednjih letih, je bil dobro opremljen za raziskovanje razelektritev v plinih, saj sta tam kmalu po odkritju snemala rentgenske fotografije tako Pflaundier kot Czermak /2/. Pflaundier je že 21.1.1896 na seji dunajske akademije objavil lastno rentgensko fotografijo igle v dlani za potrebe kirurgije z ekspozicijo 15-20 min, 8 dni za Boltzmannovim poročilom /31. Sirk je 29.4.1909 na Fizikalnem institutu v Gradcu nadaljeval Rutherfordove raziskave radioaktivnosti torija v vakuumski cevi. Z elektrolizo je raziskoval aktivnost raztopine v odvisnosti od njene koncentracije v solni kislini in dokazoval, da kemijski pojavi ne vplivajo na radioaktivnost, ki je jedrski proces /4/. Po prehodu na novo ustanovljeni Inštitut za preučevanje radija na Dunaju je Sirk 13.3.1913 objavil razpravo o padcu tlaka tlivne razelektritve pod vplivom transverzalnega magnetnega polja. Nadaljeval je raziskovanje Eugena Goldsteina (1850-1930) 15/, ki se je edini ukvarjal tudi s prenosom delcev plina pri tlivni razelektritvi, čeprav je imel premalo natančne naprave /6/. V teorijskem delu razprave je Sirk pokazal, da je povprečna prosta pot v plinu veliko manjša od velikosti vakuumske posode, kar je po Štefanovi teoriji dokazoval že Puluj v nasprotju s Crookesom (1879) in Stokesom /7/. Obenem z raziskovalnim delom se je Sirk uveljavljal tudi na univerzi, tako da ga je pot zanesla celo v Ljubljano. Prvi redni profesor za fiziko na Univerzi v Ljubljani je postal v juliju leta 1920 V. Rubinowicz. vendar je marca 1922 odšel na tehniko v Lvov. Tečaj teorijske fizike je za njim nadaljeval profesor na realni gimnaziji Poljane Valentin Kušar. Leta 1924 je postal redni profesor na tehniški fakulteti, kjer je že od leta 1920 vodil tečaj eksperimentalne fizike. Predavanja iz eksperimentalne fizike so bila na realni gimnaziji do spomladi 1925, ko je tehniška fakulteta dobila za svoj fizikalni in matematični inštitut visoko pritličje v vzhodnem traktu glavnega univerzitetnega poslopja. Tam je domovala nadaljnjih dvajset let. Po Kušarjevi smrti je leta 1927 honorarno predaval fiziko Julij Nardin (1877-1959) s tehniške srednje šole, med letoma 1928-1934 pa kot pogodbeni redni profesor dunajski privatni docent Sirk. Kljub slovenskemu poreklu je slovenščino obvladal le na pol. Poučeval je tudi Antona Peterlina (1908-1990) in leto dni starejšega Miroslava Adlešiča, ki sta diplomirala leta 1930. Peterlin je leta 1933 postal Sirkov asistent in je mesto obdržal tudi po Sirkovem imenovanju za docenta na dunajski univerzi leta 1934. ko je predavanja fizike na tehniški fakulteti prevzel Anton Kuhelj (1902-1980), docent za mehaniko /8/. Sirk je leta 1940 napredoval do izrednega profesorja na Dunaju saj ni bil v posebnih sporih s fašističnim režimom, zaradi katerega je leta 1938 Erwin Schrödinger (1887-1961) zapustil univerzo v Gradcu. Leta 1952 je bil Sirk upokojen in je 15.12.1959 umrl na Dunaju. 3 "Pinch"-efekt Američan Benett je leta 1932 domneval 19/, da preboj pri mrzli emisiji povzročajo majhni tokovi pozitivnih ionov iz plina, ki se vzdolž toka elektronov gibljejo proti hladni katodi. Vendar Benett ni znal razložiti pojava, zato je dve leti pozneje na državni univerzi Ohio raziskoval vzroke za preboj pri hladni emisiji in regulacijo plazme z magnetnimi polji in odkril "pinch"-efekt: "Tok hitrih elektronov, ki lahko zbere dovolj pozitivnih ionov, da približno dosežejo linearno gostoto elektronov, postane magnetno samofokusirajoč, ko tok preseže vrednost, določeno z začetnimi razmerami v toku... Samofokusiranje delce približuje osi v vedno večjem delu toka elektronov... Ta vrsta procesa se lahko nadaljuje v neskončnost, če je le zadoščeno pogojem za magnetno samofokusiranje v vsakem delu toka, ki je dolg v primerjavi s svojim premerom... Opisani proces je verjetno le kratkotrajen, reda velikosti 104 ali 10-5 s. Pozneje tokovi prenehajo biti samo-fokusirajoči, ker transverzalne energije elektronov ob ostrih robovih kraterjev na katodi postanejo prevelike ali pa blizu katode gostota snovi toliko naraste, da trkov ne moremo več zanemarjati." /10/ jakosti, pri kateri nastopa preboj, stečejo močni nenadni curki elektronov skozi elektronko (Town-sendova razelektritev). Ti tokovi so podobni tokovom ob samem preboju, vendar njihova frekvenca pada s časom 4) Preboj lahko preprečimo ali vsaj močno zmanjšamo verjetnost za njegov nastanek z razplinjanjem elektrod ali s povečanjem upornosti zaporedno vezanega reostata, do vrednosti, ki za 10'3, 10'4 ali manj omeji največjo vrednost toka 5) Pred porušenjem "pinch-efekta" je tok postal zelo nestalen 6) Ob porušenju je Benett opazil majhne bliske svetlobe tako na anodi kot na katodi /11/ Naštetega ni bilo mogoče pojasniti z dotedanjimi ide jami o trganju nečistoč ali kosov kovine iz katode s poljem, medtem ko je bila ideja o magnetnem samo-fokusiranju zelo ustrezna. Willard Harrison Benett je bil rojen leta 1903 v Findleyju. Leta 1926 je končal univerzo v Wisconsins Med letoma 1928-1930 je delal na CalTech. nato pa do leta 1938 na univerzi Ohio. Med letoma 1946-1950 je raziskoval v Nacionalnem biroju standardov. Sledile so akademske službe: med letoma 1951-1961 je predaval na univerzi v Arkansasu. nato pa na univerzi v Severni Karolini. Odkril je "pinch"-efekt in razvil princip tandemskega pospeševal-nika. b Slika 1: Shema "pinch"-efekta Pred Benettom so sicer raziskovali fokusiranje počasnih elektronov zaradi ostankov plina, niso pa preučevali fokusiranja zaradi magnetnega privlaka med deli toka elektronov, ki postane pomembno pri visokih napetostih. Benett je dokazal, da preboja pri hladni katodi ne povzročijo strukturni defekti na površini katode, temveč razmere v toku plazme. Naštel je šest eksperimentalnih dejstev, opaženih ob preboju pri hladni emisiji: 1) Porušenje je bilu izrazitejše pri elektrodah, iz katerih so izločili pline 2) Poliranje površine katode ni imelo vpliva, razen na začetne majhne tokove 3) Če je pri razplinjenih elektrodah po preboju poljska jakost na katodi malo manjša od poljske Benett je domneval, da curek nabitih delcev vodika tvori električni tok, ki lahko inducira svoje lastno magnetno polje. Ta potem tišči plazmo skupaj, tako_da spravi posamezne ione k medsebojnim trkom. Čim močnejši in pogostejši so trki, torej čim večji je tlak in temperatura plina, tem večja je verjetnost, da bo prišlo do zlivanja jeder /12/. 4 Kinetika plazme Lev Davidovič Landau (1936 in 1946) ter A.A Vlasov (1938) sta raziskovala kinetiko plazme. Landau je odpravil Langmuirjevo in Tonksovo omejitev na ničelno temperaturo /13/. Pokazalo se je, da Langmuirjeva frekvenca ni edina frekvenca tlačnih vibracij, temveč le spodnja meja vibracijskih frekvenc, s katerimi je povezano najmanjše dušenje difuzijskega tipa. Spekter vibracij je urejen z disperzijskim zakonom, ki povezuje frekvenco in valovno število EM motnje. Kot dodatek spodnji limiti, ki jo daje Langmuirjeva frekvenca /14/, je Landau dobil tudi zgornjo mejo frekvenčnega spektra z enačenjem valovnih dolžin oscilacij z Debyjevo dolžino, ki jo je Nizozemec Peter Debye (1884-1966) definiral že leta 1912. Landau je prvi pojasnil, da v razredčeni plazmi ni trkov, pride pa do dušenja valov. Elektroni se v plazmi gibljejo kaotično in imajo različne hitrosti. Med njimi so tudi takšni, ki se gibljejo skupaj z valovi plazme, saj imajo takšno hitrost, da ostanejo vseskozi v fronti valov. Ti elektroni se vseskozi nahajajo pod vplivom istega elek- tričnega polja in se zato vsi enako pospešujejo in ustavljajo. Pojav so imenovali "dušenje Landaua". Vendar so bili raziskovalci desetletja prepričani, da dušenje Landaua ni praktično uporabno, saj je v vroči plazmi premalo hitrih elektronov, ki bi ustvarili dovolj toka glede na vloženo moč. Do spremembe je prišlo leta 1978 po teoretičnih raziskavah plazme v tokamak-u na MIT. tako da danes z dušenjem Landaua dodatno grejejo plazmo pri uravnavanju termojedrskih reakcij /15/. 5 Magnetohidrodinamika Že Andre Marie Ampöre (1775-1836) je raziskoval gibanje prevodne tekočine Hg v magnetnem polju. Delal je tudi poskuse z "moulinet electrique", kjer se je magnetna igla vrtela na gladini Hg. Vendar so bili zaradi nizke prevodnosti Hg hidromagnetni pojavi šibki in jih še celo stoletje niso opazili /16/. Stefan je v svojih raziskavah transportnih pojavov v tekočinah uporabil enačbe hidrodinamike zvezne snovi pri problemih kinetične teorije plinov. S tem se je leta 1886 izognil določitvi sile med molekulami, katere odvisnosti od razdalje ni z gotovostjo poznal /17/. Pol stoletja pozneje je dovršena matematika klasične hidrodinamike ponovno pomagala fizikom iz zagate, ko je Alfven leta 1942 pojasnil vrsto pojavov v kozmični plazmi z enačbami magnetohidrodinamike /18/. Objavil je njene osnovne domneve, idejo o zamrznjenosti magnetnega polja v plazmi in opisal magnetohidrodi-namične valove kot novo vrsto valovnega gibanja prevodnega medija v magnetnem polju. Šved Hannes Olof Gosta Alfven se je rodil leta 1908. Študiral je v Uppsali. Med letoma 1937-1940 je delal v Nobelovem institutu fizike v Stockholmu, nato pa je predaval na univerzi prav tam. Kot Skandinavec je bil naravnost namenjen pojasnitvi severnega sija. Nadaljeval je raziskovanja Norvežanov Kristiana Birkelanda in Carla Stormerja s konca 19. in z začetka 20. stoletja, ki sta severni sij povezovala s "katodnimi žarki" po vzoru Aragovega opisa Davyjeve obločnice /19/. Alfven je leta 1939 zasnoval teorijo magnetne nevihte in severnega sija, ki je temeljila na ideji "zamrznjenja" magnetnih polj v plazmi. Leta 1943 je razvil planetno kozmogonijo s Prason-cem, ki je med potovanjem skozi galaktično meglico povzročilo ionizacijo v njenem plinu. Ioni naj bi se nato po spiralah gibali okoli silnic magnetnega polja Sonca in se kasneje zgostili v planete. Tako je Alfvčn zasnoval novo vedo. imenovano kozmična elektrodinamika, ki pa je potrebovala dolga leta do priznanja, tako da je moral svoje razprave sprva objavljati v drugorazrednih revijah. Leta 1970 je dobil polovico Nobelove nagrade za fiziko. Da bi lahko opisali najenostavnejše vedenje plazme, je bilo treba uporabiti klasično transportno teorijo Boltzmanna s konca 19. stoletja. Dotedanje teorije prevodnosti so bile razvite le za delno ioniziran plin, zato so bile le približne za popolnoma ioniziran plin iz nabitih delcev v plazmi. Po koncu 2. svetovne vojne se je Spitzer vrnil na Yale in prav s tem problemom nadaljeval svoja raziskovanja medzvezdne snovi iz obdobja pred vojno. Zaradi pomanjkanja eksperimentalnih rezultatov se je Spitzerju še po prehodu na Slika 2: Hannes Olof Gosta Alfven (B.M. Ševarli) univerzitetni observatorij v Princetonu razvijanje poglobljene teorije zdelo jalovo. Leta 1948 se je med Alfvenovim obiskom v ZDA seznanil s temelji magnetohidrodinamike, ki jo je v naslednjih letih tudi sam razvijal. Leta 1950 je s sodelavci izračunal termično in električno prevodnost popolnoma ioniziranega plina z upoštevanjem vpliva posameznih elektronov na porazdelitev hitrosti kot difuzije v hitrostnem prostoru. Tri leta pozneje so objavili natančnejšo teorijo, predvsem za potrebe astrofizike /20/. Zgodaj je spoznal pomembnost določitve toplotne in električne "Spitzer-jeve" prevodnosti ter mehanskih transportnih koeficientov v povsem ioniziranem plinu. Spitzerjevo pionirsko raziskovanje fizike plazme je kronala monografija "Physics of Fully Ionised Gases" leta 1956, ki so jo ponatisnili 6 let pozneje. Slika 3: Lyman Spitzer z ameriškim astronomom in direktorjem univerze Princeton Henryjem Norrisom Russelom (1877-1957), kije leta 1929 spektroskopsko dokazal, da je Sonce večinoma sestavljeno iz vodika Lyman Spitzer je bil rojen leta 1914 v Toledu, Ohio. Po diplomi na Yale leta 1935 je med letoma 1935-1936 študiral na koledžu St. John's v Cambridge kjer je bil njegov mentor Eddington. Spitzer ga je občudoval, čeprav je bil nad osebnimi stiki z njim razočaran /21/. Študij je končal med letoma 1936-1938 pri Russelu v Princetonu in nato poučeval na univer2ah Harvard, Yale in Kolumbija. Leta 1947 je nasledil Russela kot profesor astronomije in direktor observatorija v Princetonu. ki ga je vodil četrt stoletja do leta 1979. Leta 1985 je dobil Crafoordovo nagrado švedske kraljevske akademije znanosti, ki je na ravni Nobelove nagrade za tista področja, ki jih ta ne pokriva. Spitzerjeva dela pokrivajo štiri velika področja: medzvezdno snov, zvezdno dinamiko, astronomijo in fiziko plazme, ki jo je raziskoval do leta 1966. Američan Rosenbluth in sodelavci z Radiacijskega laboratorija Kalifornijske univerze v Berkeleyju so Boltzmannovo transportno enačbo po Chandrasekhar-jevi ideji iz leta 1943 razvili za opis trkov dveh teles z izotropno porazdelitveno funkcijo v prostoru in v hitrostnem prostoru. Pri tem so uporabili enostavno konservativno osno simetrično enačbo Fokker-Plancka za Newtonovo silo, ki pada obratno sorazmerno s kvadratom razdalje, in dobili Chandrasekharjev in Spitzerjev način kot posebna primera. Pri numeričnem reševanju Fokker-Planckove enačbe so že 31.8.1956 predložili uporabo računalnika /22/. Postopek je bilo mogoče izpeljati dovolj korektno v limiti nizkotlačne plazme, kjer je povprečna prosta pot dolga v primerjavi z Debyjevo dolžino. Drugače povedano, potencialna energija med delci je veliko manjša od produkta med Boltzmannovo konstanto in temperaturo. Podaljšanje do limite močnih interakcij pa je zahtevalo bolj zapleteno statistično mehaniko /23/. 6 Nadaljevalci Langmuirjevega raziskovanja nihanja v plazmi Nihanja plazme niso omogočila posebne praktične uporabe, razen "plazemskega oscilatorja", ki ga je opisal G.Wehner leta 1950. Preučevanje nastanka nihanja pa ima velik znanstveni pomen /24/. Leta 1952 je Denis Gabor (1900-1979) izračunal hitrost izmenjave energije med posameznimi elektroni in celotnim spektrom oscilacij plazme v razelektritvi ob domnevi o ekviparticiji energije med različnimi načini nihanja plazme /25/. Dobil je premajhen prenos energij, da bi lahko pojasnili pojave, zaradi katerih je bil koncept nihanj plazme sploh vpeljan. Izkazalo se je, da spremenjena teorija pojasni mnogo manj od prvotne Lang-muirjeve. Zato se je Gabor vrnil k prvotni domnevi o obstoju močnih koherentnih, skoraj enotnih frekvenčnih nihanj znotraj razelektritve. Domnevo so Gabor, E.A. Ash in D. Dracot leta 1955 preverili s pošiljanjem curka elektronov skozi razelektritev na fluorescenčni zaslon /26/. Ugotovili so, da obstajajo presenetljivo visoka nihanja amplitude v mejni plasti, ki loči plazmo od izolirane stene. Takšnih nihanj ni v sami plazmi. Zato je bilo treba upoštevati vpliv mejne plasti na nihanje. To sta David Joseph Böhm (rojen 1917) in E.P. Gross že leta 1949 na Princetonu vključila v svojo teorijo /27/, ki je dopolnila starejše domneve Vlasova /28/. Ena izmed napovedi Bohmove in Grossove teorije je bila, da nihanje povzroči curek elektronov, poslan skozi homogeno plazmo. Njuno domnevo so potrjevali deset let starejši poskusi H.J. Merilla in H.W. Webba /29/, ki sta z izboljšano tehniko lokalizirala nihanja v plazmi in določila zvezo med nihanjem in močnim sipanjem, kar se Langmuiru in Tonksu leta 1929 ni posrečilo. Rezultate Merilla in Webba je analiziral R.Q.Twis leta 1951. Vendar sovpadanje med poskusi in teorijo ni bilo nesporno, saj je v Merillovi in Webbovi meritvi elektronski curek prišel v plazmo skozi curek ionov. Da bi obšla dvome, sta D.H. Looney in S.C. Brown med letoma 1952-1954 eksperimentirala brez curka ionov. Nista dobila nihanj v plazmi, kar se je zdelo nasprotno teoriji Bohma in Grossa. Zato so sistematično analizirali in interpretirali disperzijske zakone, med drugim J.E. Dru-mond in D.B. Chang leta 1958, ki sta pokazala, da Bohmov in Grossov zakon sipanja napoveduje bolj ojačenje kot nihanje. Do enakih sklepov je že pred njima leta 1944 prišel John Robinson Pierce (rojen 1910) z drugačnimi metodami. Looney in Brown verjetno nista opazila ojačenj zaradi izgub v merilnem sistemu. V podobno zastavljenem poskusu je R. Demirkanov dobil močno interakcijo med moduliranim curkom in plazmo. Sturrock je pokazal, da je bil premer curka elektronov v poskusu Looneya in Browna veliko manjši, kot bi bila valovna dolžina v plazmi, in tako ni bilo zadoščeno pogoju Bohma in Grossa o neskončno ozkem curku. Teorijo o disperziji valov in o končnem curku v plazmi je objavil G.J. Budker leta 1956 pri CERN-u. OlClIlmiOfrt |S itrcngnl i» MpOtitiOK B anod« -1H--V a rod c lik A1 'B low KOtlf-nJ 15 JO ,25, 30 «kctron v«locity (vol»)—♦» Slika 13: Poskusi Merilla in Webba z lokalizaci/o nihanja v plazmi leta 1939 Osnovni problem fizike plazme je bila interakcija posameznih elektronov z drugimi v ioniziranem plinu. D. Böhm in P. Pines sta leta 1951 in 1952 pokazala, da lastnosti vplivajo na nihanja plazme /30/. Ta osrednji problem raziskovanja plazme pokriva tudi "pobegle" elektrone v termojedrskih napravah, kjer hitri elektroni močno reagirajo s plazmo in povzročajo visokofrekvenčne nestabilnosti: ojačenja ali nihanja. Če je prvi problem fizike plazme interakcija oscilacij plazme s posameznimi elektroni, je drugi problem interakcija nihanj plazme s poljem EM sevanja. Ta drugi problem je skoraj prav tako star kot prvi. Nihanja plazme so predpostavili za pojasnitev nepravilnosti, povezanih z vedenjem elektronov v obločnicah. Obstoj teh nihanj je podprlo odkritje radijskih valov približno ustrezne frekvence, ki jih oddajajo obločnice. Vendar je teorija nihanja pokazala, da so ta valovanja longitu- dinalna, torej brez sevanja. Tonks in Langmuir sta sicer predpostavila obstoj transverzalnih valov v plazmi, vendar ti načini širjenja niso bili speti z drugimi načini nihanja plazme. Zato je bilo nujno upoštevati vpliv robov ali nehomogenosti, ki združijo oba tipa valov v teorijah N.G. Danisova (1954), G.B. Ferlde (1956) in V.V. Zhelezmakova (1956). Drugi važni način sklaplja-nja energij nihanja plazme s sevalnim poljem omogoča nastanek statičnega magnetnega polja v plazmi. 7 Plazma v ionosferi: magnetohidrodinamika poveže raziskovanje plazme v astrofiziki in jedrski fiziki Magnetohidrodinamika ali, bolje, magnetofluidodina-mika obravnava gibanje prevodnih tekočin v magnetnih poljih in tako združuje elektrodinamiko in hidro-dinamiko. Astrofiziki so se z magnetohidrodinamiko ukvarjali že od začetka fizike radiofrekvenčne plazme. Raziskovali so "hidrodinamiko Sonca" ter vir magnetnih polj Zemlje in Sonca. Plazma sestavlja 90% vse snovi v zvezdah in med njimi, na Zemlji pa je redka. Strelo in iskro pri navadnem tlaku so dobro pojasnili šele sredi 20. stoletja. Prevajanje elektrike skozi razredčene pline, ki se v visokih delih atmosfere kaže kot severni sij, so začeli intenzivno raziskovati v drugi polovici 19. stoletja /31/. Že Newton je določil višino severnega sija med 33 in 281 angleških milj. Večina raziskovalcev je soglašala, da severni sij povzročajo dvigajoči se električni naboji, vendar so ponujali različne modele. Severni sij je vzbujal zanimanje tudi med Slovenci, čeprav je bil na naših zemljepisnih širinah viden bolj redko, konec preteklega stoletja 24. in 25.10.1870 ter 14.2.1892 /32/. Faraday je leta 1850 obravnaval odvisnost severnega sija od magnetnih lastnosti atmosfere in objavil veliko meritev svojih sodelavcev /33/. "Magnetna sestava kisika in magnetno stanje atmosfere" ter njene letne in dnevne spremembe so se Faradayju zdele posebno pomembne. Čeprav majhne, naj bi gotovo vplivale tudi na magnetizem Zemlje, kot je sočasno leta 1850 domneval tudi A.E. Becquerel (1820-1891) v Parizu /34/. Vpliv atmosferskih nabojev na kazalec kompasa je še posebno zanimala britanske pomorščake viktorijanske dobe, zato so njihovi rojaki razvili Faradayjeve ideje. V času burnih razprav o Crookesovem 4. agregatnem stanju je Stewart leta 1878 in 1882 objavil, da vodoravni električni tokovi visoko v atmosferi povzročajo dnevne spremembe smeri in jakosti magnetnega polja Zemlje reda 10'8 T. Podobno domnevo je leta 1887 objavil njegov nekdanji študent Schuster, vendar se je ideja v tistem času zdela pretirana. Veliko problemov še ni bilo pravilno zastavljenih, tako da se je leta 1888 med nemškimi raziskovalci vnela razprava o tem, ali je atmosferski zrak sploh lahko statično naelektren /35/. Zanimanje za Stcwartovc električne naboje v ozračju je naraslo po 12.12.1901, ko se je Guglielmu Marconiju (1874-1937) in sodelavcem posrečilo poslati radijski signal iz Cornwalla v Angliji v Newfoundland v Ameriki. Večina raziskovalcev je po Ircu Georgu Francisu FitzGeraldu (1851-1901) menila, da uklon valov ob okroglini Zemlje omogoča širjenje čez Atlantik. To ni bila edina možnost, saj sta že leta 1902 dva angleška inženirja z matematično žilico pojasnila Marconijev uspeh s staro Stewartovo hipotezo. To sta bila v Bom-bayju rojeni Anglež Arthur Edwin Kennelly (1861 -1939) v ZDA in nekaj mesecev pozneje junija 1902 neodvisno njegov rojak Oliver Heaviside (1850-1925) /36/. Kennelly je bil sprva telegrafist, podobno kot Edison, in je med letoma 1877-1894 delal kot njegov asistent, a se je pozneje osamosvojil kot inženir svetovalec. Škot Balfour Stewart (1828-1887) se je po študiju v Dundeeju in Edinburghu zaposlil na observatoriju Kew. Leta 1858 je pri RS v Edinburghu. leto dni pred Gustavom Robertom Kirchhoffom (1824-1887), objavil poskuse s toplotnim sevanjem in absorpcijo na steklu in sljudi Ugotovil je, da je "za vse vrste toplotnih žarkov absorpcija plošče enaka njenemu sevanju". Leta 1859 ie postal direktor v Kewu. Pri astronomskih raziskovanjih je sodeloval z Angležem Warrenom De la Ruejem (1815-1889). Leta 1870 je odšel na Owens College v Manchestru, kjer je med drugimi poučeval tudi Nemca Arthurja Schusterja (1851-1934) in J.J. Thomsona (1856-1940). Schuster je leta 1873 doktoriral pri Kirchhoffu in Bunsenu v Heidelbergu. leta 1875 je dobil britansko državljanstvo in pozneie prevzel Stewartovo katedro v Manchestru. Heaviside je zapisal junija 1902 v kratki opombi ob prispevku o "teoriji električne telegrafije" za Britansko enciklopedijo: "Nekaj podobnega nastane pri "tele-grafiji brez vodnikov". Morska voda. čeprav prozorna za vidno svetlobo, je povsem dovolj prevodna, da prevaja Hertzove valove. Prevodna je tudi Zemlja, čeprav slabo. Zato Hertzovi valovi sledijo prevodnejši površini morja. Brez dvoma nepravilnosti ovirajo širjenje valov, vendar glavni valovi sledijo ukrivljenosti Zemlje in ne prehajajo vanjo. Je pa tudi druga pot, saj morda obstaja dovolj prevodna plast v zgornjem delu atmosfere. Če to drži, bodo valovi, tako rekoč, bolj ali manj zajeti v tej plasti. Tako po eni strani valove prevaja morje, po drugi pa vrhnja plast atmosfere" /37/. Heaviside je tudi pravilno domneval, da je prevodnost plasti posledica ionizirajočega sevanja Sonca /38/. Računi uklona radijskih valov v ozračju so bili dovolj zapleteni, da se je bilo težko odločiti med obema domnevama, dokler ni nizozemski radiofizik B. van der Paul dal prednost Heavisidu pred FitzGeraldom. Heavi-sidovo hipotezo so podrobneje razvili leta 1912 /39/. Ionosfero sestavlja nekaj Heaviside-Kennellyjevih plasti različne sestave in stopenj ionizacije, ki niso v stalni medsebojni legi. Njihovo število in medsebojna oddaljenost se med vrtenjem Zemlje spreminja z jak-ostjo ultravijoličnega sevanja. Decembra 1924, poldrugi mesec pred Heavisidovo smrtjo, sta Heaviside-Kennellyjeve plasti prva izmerila Anglež Appleton s Cambridga in 19 let starejši Američan Samuel Jackson Barnett s Tehnološkega instituta Carnegie, Washington. Rezultate Barnettovih meritev odboja elektromagnetnih valov od ionosfere sta leta 1926 potrdila njegova naslednika na Tehnološkem institutu Carnegie Gregory Breit (rojen 1899) in dve leti mlajši Merle Anthony Tuve z oddelka za magnetizem Zemlje. Naziv ionosfera se je udomačil namesto "Heavisidovih plasti" po predlogu Škota Roberta Wattsona-Watta, rojenega leta 1892. Edward Victor Appleton (1892-1965) je do leta 1913 študiral pn J.J.Thomsonu in Rutherfordu v Cambridgu. K izbin raziskovalne usmeritve ga je gotovo usmeril vojni čas, ko je služil kot radijski oficir. Med letoma 1920-1924 je bil asistent demonstrator v Cambridgu, nato pa do leta 1936 profesor fizike na univerzi v Londonu. Po začetkih komercialnih radijskih postaj v Veliki Britaniji leta 1922 je imel možnost preučevati mnogo radijskih signalov. Leta 1924 je eksperimentiral na razdalji med sprejemnikom in oddajnikom okoli 70 milj z različnimi valovnimi dolžinami. Ponoči je zaznal interferenco med direktnim valom in odbojem od Heaviside-Kennellyjeve plasti na višini okoli 90 km, po zori pa je pojav oslabel. Ove leti pozneje je Appleton opazil še nabito plast, ki je podnevi odbijala valove z višine okoli 200 km in jo včasih imenujemo po njem. Leta 1927 je razvil magnetno-ionsko teorijo visokih plasti atmosfere. Tam ioni nastajajo pod vplivom sončne svetlobe in kozmičnih žarkov /40/ ter močno vplivajo na magnetno polje Zemlje. Leta 1947 so mu raziskovanja ionosfere prinesla Nobelovo nagrado za fiziko. Leta 1926 je petintridesetletni Harold Jeffreys s Cam-bridga iz opazovanja potresov domneval, da je "kovinska sredica Zemlje v resnici kapljevina". Skozi sredico so namreč z zelo majhnim dušenjem prehajali longitudinalni valovi, transverzalni pa ne. Leta 1928 sta G. Angenheiser in J. Bartles pokazala, da večina magnetnega polja Zemlje nastane zaradi električnih polj, ki segajo skozi sredico Zemlje. Vendar so raziskovanja z raketami in sateliti v začetku šestdesetih let pokazala tudi vpliv tokov okoli Zemlje. Dva tokova so zaznali na območju magnetnega ekvatorja na višini okoli 100 km s tokom od zahoda proti vzhodu ter od severa proti jugu. Druge tokove pa so rakete križale na višini 22.000 km. Pasove naelektrenih delcev kozmičnega izvira, ujetih v nehomogeno magnetno polje Zemlje, je skupina Jamesa Alfreda Van Allena z univerze Iowa, rojenega leta 1914, odkrila s sateliti Explorer I, III in IV, izstreljenimi januarja, marca in julija leta 1958 /41/. V zadnji četrtini stoletja jih intenzivno raziskujejo v zvezi s kozmičnimi poleti in izboljšavami radiokomunikacije. Obravnava tokov skozi sredico Zemlje se je razvila v raziskovanje gibanja nestisljivega prevodnega polja v magnetnem polju, ki je postalo osnovni problem mag-netohidrodinamike. J.Hartmann je 20.11.1931 opisal zanimivo interakcijo med povsem nepraktično astrofi-zikalno magnetohidrodinamiko in zelo praktičnimi problemi, kot je "vrtenje curka živega srebra". Druga praktična uporaba magnetohidrodinamike so bili "magnetni samo-fokusirajoči sistemi", ki jih je, kot smo že opisali, raziskoval Benett leta 1934 in je danes temelj delovanja fuzijskih reaktorjev. 8 Sklep Tako kot večina odkritij v fiziki 20. stoletja se je tudi fizika plazme razvila iz raziskovanja električne razelektritve v vakuumu. Kmalu se je pokazalo, da njena odkritja zadevajo predvsem snov v vesolju in je zato posehnn zanimiva za astrofizike, ki jih dotlej raziskovanje katodnih elektronk ni izrecno zanimalo. Tako se odkritja fizike plazme dotikajo samih temeljev spoznanj o svetu, ki nas obdaja. Z uporabo v reaktorjih na zlivanje jeder, ki jih bomo opisali v nadaljevanju, pa fizika plazme obeta praktično rešitev energijske krize in obenem zmanjšanje onesnaževanja okolja. 1 Johann Radakovits. Ionisierung der Gase durch Galvanisch glühend Drähte, Wien. Ber. IIa 114 (11.9.1905) str.759-768; Nahrwold, Ueber die Elektricilätsentwickerung an einen glühenden Platindrahte, Ann Phys. 35 (1888) str 107-121; Höflechner, n.d., 1994,1, str.238 2 S. šubic, Fotografirovanje nevidnih stvarij, Dom in Svet. 1896 Str. 187 3 Otto Glasser. Wilhelm Conrad Röntgen. Springer-Verlag, 1959. str 186 4 Versuche über die kathodische Ausfällung der Thoriuminduktion aus ihren salzsauren Lösungen, Wien 8er 118 (29.4.1909) str.363-371 5 Ann Phys. 12 (1881) str 262 6 Sirk, Ein Druckgefälle im Glimmstrom bei Einwirkung eines transversalen Magnetfeldes. Wien Ber. 122 (13.3.1913) str. 417 7 Puluj. prevod 1889; Wilson. 1987, str. 201 8 Marion. 1991. str. 285 9 Phys.Rew 40 (1932) Str. 416 in 1934, str. 896 10 Benett. Magnetically Self-Focussing Streams. Phys. Rev. 45 (1934) str 890 in 896 11 Benett. n.d.. str 896-897 12 angleško, pinch 13 J Phys. (U S S R ) 10(1946)25 14 Langmuir in Tonks. Phys. Rev.. 33 (1929) str. 198 15 Manja Bessarab, Stranice žizni Landau. Moskovskij raboti 1971, str, 58-59; Phys Today (marec 1992) str. 20 16 Ampere v razpravah, prebranih pred akademijo v Parizu 10.6.1822. 24.6.1822 in 16 9.1822 Ponatis v Collection des memoires ralatifs la physique publics par la Societe frangaise de physique. Tome II. Gauthier-Villars, Paris. 1885. str 289. 291 in 330: Faraday. Experimental researches, n.d., 1952 1581 in str. 810-811; Alfven. n.d., 1963. str. 106-107 17 Bernard Pourprix in Robert Locqueneux. Josef Stefan (1835 1893) et les phenomenes de transport dans les fluides; la jorvction entre l'Hydrodmamique continuiste et la theorie cinetique des gaz, Archives internationales d 'histoire des sciences, 38 (1988) str 110 18 T G Cowling je predložil naziv Magnetohydrodmamics (Inter-science publishers, New York. 1957), ki ga je sprejel tudi Spitzer (n.d.. 1956, str.vi) 19 Franqois Arago (1786-1853). 1820. ponatis v Collection n.d . 1885. str.61. Alfven, 1963, n.d.. str. 18; Janez Strnad. Polarni sij. Proteus 56 (1993-1994) str. 51 20 Spitzer, n.d.. 1997. str 409; Spitzer in R. Härm, Transport Phenomena in a Completely Ionised Gas, Phys. Rev. 89 (1953) str. 977 in 981, ponatis s komentarjem v Spitzer, n.d 1997. str 434-443 21 Spitzer, n d . 1997. str. 3 in 505 22 Marshall Nicolas Rosenbluth (rojen 1927), MacDonald m Judd, Fokker-Planck Equation for an Inverse-Square Force, Phys. Rev. 107 (1957) str. 1.2 in 5. Rosenbluth je pozneje, leta 1965. vodil program fizike plazme na International Centre for Theoretical Physics v Trstu, po prvi odmevnejši dejavnosti ICTP. mednarodnem seminarju o fiziki plazme med 5. in 31.10.1964 23 S. Ichimaru, S. Tanaka in H lyetomi. Screening Potential and Enhancement of the Thermonuclear Reaction Rate in Dense Plasmas, Phys Rev A 29 (1984) str. 2033-2035 H.Henry Stroke (urednik), The Physical Review The First Hundred Years. American Institute of Physics Press. New York Maryland. Plasma physics str. 723 24 Gabor, n.d . 1950. str. 209 25 Proc Roy Soc. (London) A213 (1952) str 73 26 Nature 176(1955) str 916 27 Phys Rev. 75 (1949) Str. 1851 in 1864; 79 (1950) str 992 28 Gabor, n d.. 1951. str. 216 29 Phys. Rov. 55 (1039) str. 1191 30 Phys Rev. 82 (1951) str. 625. Phys. Rev 85 (1952) str 338 31 F.M. Penning, Electrical discharges in gases. Philips technical library. 1957. str. 1 32 Josip Križan (1841-1924), Severni sij, Letopis SM. str 360. Simon Šubic. Temelji vremenoznanstva. Zbornik SM. 1900. str 70; Strnad. n.d.. 1993-1994, str.51 33 Faraday. Experimental researches, n.d.. 2796 (2 8.1850) in 2957(14.9.1850) 34 Faraday. Experimental researches, n.d., 2442, 2847 in 2968 (14.9.1850); Hannes Alfven in Carl-Gunne Fälthammar, Cos-mical electrodynamics. Oxford University Press, 1963. str.207 35 R Nahrwold. Ueber Luftelektricität. Ann. Phys. 31 (marec 1887) 448 474. Bemerkungen zu der Abhandlung des Hm. F. Narr; "Uber die Leitung der Elektricität durch Gase", Ann. Phys. 34 (1888) str. 170-171; W. Giese. Ann. Phys. 37 (1889). Prevod v Abraham (ur.), n.d., 1905. str. 238 36 Podobno hipotezo je v patentnem spisu 24.6.1899 in v The Century Magazine junija 1900 opisal tudi Nikola Tesla (Slavko Bokšan. Nikola Tesla, Wien, 1932. str. 243 in 264; Nikola Tesla, Moji pronalasci. ŠK, Zagreb. 1981. str.75 in 97) 37 B.M. Bolomovskij, Oliver Heavyside. Moskva Nauka. 1985 Str. 172 in 250-251 38 E.J. Hellund, The plasma state. Reinhold Publishing Company. New York. 1961. str. 4 39 Bolomovskij, n .d., 1985, str. 176 40 Odkril jih je leta 1911 dunajski fizik Viktor Franz Hess (1883-1964) in za odkritje leta 1936 dobil Nobelovo nagrado 41 Allan A. Needeil. Preparing for the space age University-based research. 1946-1957. HSPS 18/1 (1987) str 106 Poročilo predsednika o delovanju DVTS in o delu I.O. društva za obdobje med občnima zboroma 11.12. 97 in 17.12.98 V obdobju med občnima zboroma so bile aktivnosti DVTS naslednje: - izdali smo štiri številke revije Vakuumist izvedli oz. soorganizirali smo naslednje konference: - 5. srečanje s hrvaškimi kolegi 20. maja v Zagrebu - 6. posvetovanje o materialih in tehnologijah. 3.-4. nov. v Portorožu. V tem okviru je bilo tudi naše 18. slovensko vakuumsko posvetovanje izdali smo knjigo "Netesnost sistemov in naprav" - januarja je bilo naše društvo vpisano v register RS -Upravna enota Ljubljana pod št. 836 - jeseni je DVTS pridobilo status ustanove, ki deluje v javnem interesu na področju znanosti in tehnologije - izvedli smo tečaj iz retorike za naše člane, ker se zavedamo, da je za skupno dobro pomembno poleg stroke obvladati tudi govorne sposobnosti. Udeležilo se ga je 19 naših članov - izdelana in urejevana je bila domača stran DVTS na in-ternetu - oddani so bili podatki o DVTS za domačo stran Mednarodne zveze za vakuumsko znanost, tehniko in uporabo (IUVSTA) - popolnih smo seznam naslovov članstva DVTS s podrobnejšimi podatki (elektr. pošta) - organizirali smo dva tečaja (tečaj za vzdrževalce v Trati-Danfoss, Ljubljana Stegne (14 udel.) in standardni tečaj Osnove vakuumske tehnike na IEVT (11 udel.)) - naši člani so aktivno sodelovali na večih znanstvenih konferencah v tujini - nadaljevali smo sodelovanje z IUVSTA (v mednarodni zvezi je naša predstavnica M. Jenko aktivno delovala predvsem v odboru za napredek vak. tehnike v manj razvitih deželah) - organizirali smo strokovno ekskurzijo v Bazovico pri Trstu, kjer smo si ogledali sinhrotron. Še nekaj misli o naših prizadevanjih in smernicah za naprej. Zelo pomembna izkaznica za našo stroko v slovenski znan-stveno-tehniški sferi je revija Vakuumist. ki povezuje naša strokovna področja in nas razveseli vsake 3 mesece. V podporo nam zelo prav prideta dotaciji MZT in Mšš, s katerima pa le delno pokrivamo stroške izdajanja. V bodoče želimo njen nivo še dvigniti. Zaželeno je, da bi aktivneje sodelovalo več strokovnjakov pri pisanju člankov za promocijo vakuumske znanosti in tehnike. Zaželena je vsaka pobuda ali predlog, ki bi pripomogel k nadaljnjemu razvoju naše panoge in k dvigu splošnega ali specialnega vakuumskega znanja v Sloveniji. Da čas teče neusmiljeno nas občasno spomnijo tudi smrti bivših sodelavcev • v letošnjem letu: dr. Franceta Laha in Lojzeta Viranta. število tečajev je v zadnjih letih zelo padlo, in za DVTS skoraj ni več dotoka sredstev iz tega naslova, kar je bilo še običajno pred 10-15 leti. Zato smo se usmerili na pridobivanje reklam in sponzorjev. Tudi tu so ideje in napotki zaželeni, saj je jasno, da na obseg dejavnosti lahko finance bistveno vplivajo. In kakšni so načrti? Na sejah IO si stalno postavljamo najrazličnejše cilje v smislu izboljšanja naše dejavnosti in seveda tudi preverjamo, kaj še ni izvršeno. Tako ni težave sestaviti načrta za naslednje obdobje. V letu 1999 poteka 40 let od ustanovitve našega društva. Bilo bi prav. da bi se vsi potrudili, da bi ta jubilej dostojno proslavili Za leto 1999 predlagamo naslednji načrt dejavnosti DVTS (na občnem zboru 17.12.98) - izdali bomo štiri številke Vakuumista - organizirali bomo naslednje tečaje (vsakega bomo razpisali 2-krat letno): - osnove vakuumske tehnike (OVT) - OVT za vzdrževalce - OVT za srednješolske predavatelje - netesnost sistemov in naprav - izvedli bomo posebne tečaje v delovnih organizacijah - pripravili bomo nove tečaje (npr.: o postopkih za analizo površin, o čistoči površin, čistih prostorih, tehnologijah in vakuumski higieni, o konstruiranju vakuumskih sistemov) - natisnili bomo novo knjigo "Osnove vakuumske tehnike" - zbrali material za učbenik o tankih plasteh - sodelovali v organizaciji IUVSTA - sodelovali z vakuumskimi društvi sosednjih držav - nadaljevali urejanje laboratorija za vaje - proslavili 40. obletnico ustanovitve DVTS - organizirali 19. slovensko vakuumsko posvetovanje jeseni 1999 v Portorožu (v okviru 7. posvetovanja o materialih in tehnologijah, podobno kot v preteklih letih) - organizirali 6. slovensko-hrvaško srečanje (verjetno združeno s konferenco v Portorožu) - podpirali udeležbo članstva še na drugih konferencah - organizirali strokovno ekskurzijo (možne ekskurzije so: Tungsram Madžarska. MG-Ruše, ACRONI-Jesenice. NE Krško. Bush-ZRN itd.) - organizirali vsaj eno poljudno strokovno javno predavanje - nadaljevali stike s fakultetami (ERI v Mariboru ter NFT, strojna in elektro fakulteta v Ljubljani) - izdali prospekt in nov plakat oz. pano o društvu - pripravili in sprejeli pravilnike o: - Kanskyjevi nagradi za mlade raziskovalce - uredniškem odboru Vakuumista in drugih publikacij - častnih in zaslužnih članih - podpora aktivnostim za standardizacijo in ustanovitvi nacionalnega merilnega laboratorija za nizke tlake - prizadevali si bomo pridobiti nove sponzorje in oglaševalce v Vakuumistu - razširili zamenjavo Vakuumista za druge revije - pritegnili mlajše in nove sodelavce v aktivnosti DVTS - sodelovali pri pripravi razstave o zgodovini vakuumske tehnike, skupaj s Tehničnim muzejem Slovenije. Na koncu se zahvaljujem za trud in sodelovanje vsem članom IO, pa tudi drugim, ki niso pomišljali spoprijeti se s pogosto suhoparnimi opravili in so za naše akcije žrtvovali marsikatero svojo prosto uro. mag. Andrej Pregelj, predsednik DVTS NASVETI SUHE VAKUUMSKE ROTACIJSKE Čl Suhe vakuumske črpalke, ki jih že dolgo poznamo, so npr. membranske, batne, Rootsove in tudi turbo-molekularne. V zadnjih letih je vse bolj poudarjeno varovanje okolja, pa tudi vakuumske tehnologije postajajo čedalje bolj zahtevne in ne dovoljujejo onesnaženja vakuumskih posod, v katerih se odvija tehnološki proces, z oljnimi parami oz. ogljikovodiki. Oboje je pospešilo razvoj novih "brezoljnih" rotacijskih črpalk. Če smo nekoliko bolj natančni, moramo razlikovati med njimi tiste, ki sicer nimajo v vakuumskem prostoru nobene tekočine (olja, vode), ki bi lahko onesnaževala vakuumsko okolje, imajo pa znotraj tega prostora, ločeno, npr. mazanje ležajev ali hlajenje črpalke. Imamo pa tudi take suhe rotacijske črpalke, ki nimajo mazanja, niti hlajenja in so torej zares popolnoma suhe. Proizvajalci prvih navedenih črpalk zelo radi prikrijejo ta dejstva, ali pa skušajo zmanjšati njihov pomen, ki je povezan z ekologijo, ne pa z vakuumskim tehnološkim procesom. Kljub temu je danes še vedno v uporabi največ "oljnih" rotacijskih črpalk, pri katerih nam olje rabi za mazanje vrtečih se ali drsečih delov (npr. rotor in lopatice z ohišjem oz. statorjem) in vakuumsko tesnjenje. Pri nekaterih procesih, predvsem v kemijski in farmacevtski industriji, pa se sproščajo plini in pare, ki so korozivni in "načenjajo" tako kovino (notranje dele črpalke) kot tudi mazalna oz tesnilna olja. Problem korozije je mogoče rešiti v nekaterih primerih npr. z nerjavnim jeklom ali grafitom (lopatice!) ali keramiko. Suhe rotacijske črpalke za grobi in srednji vakuum pa so med delovanjem vroče in se na njihovih notranjih stenah ne morejo kondenzirati korozivne pare. Suho črpanje je torej najboljša rešitev, tako za vakuumske izdelke oz. procese, kot za varovanje okolja, če je poskrbljeno, da ne pridejo v ozračje. Prednosti so torej: ni odpadnega olja, oljnih filtrov, ki bi jih bilo treba zamenjati ali čistiti, ni umazanih usedlin, ni obrabljanja lopatic itd. V nadaljevanju bomo kratko predstavili nekaj najnovejših izvedb suhih vakuumskih črpalk, ki pa jih še nismo preskusili ali pregledali (servisirali), zato se moramo pač zanesti na podatke in opise proizvajalcev, i » j J t Slika 1. Nekaj faz delovanja spiralne rotacijske črpalke (1 - mirujoča spirala, 2 - rotirajoča spirala, 3 ■ sesalna odprtina, 4 - izpušna odprtina, 5 - reža) ki pa so (razumljivo!) "navdušujoči". Obravnavali bomo spiralne (scroll), vijačne in kavljaste suhe rotacijske črpalke. Spiralne črpalke (Scroll pumps) Uporabljajo se pri čistih, suhih vakuumskih procesih. Niso primerne za črpanje eksplozivnih, vnetljivih, strupenih ali korozivnih snovi oz. tistih, ki vsebujejo prah, večje delce ali pare. V ohišju črpalke je stacionarna (fiksna) spirala; v njej pa orbitalna (obtočna) spirala. Slednjo poganja elektromotor preko ekscentra. Gibanje orbitalne spirale, ki je "ujeta" v stacionarni, tvori zapovrstno naraščajoče prostorni-ne, neke vrste žepkov (slika). Gibanje orbitalne spirale stiska te žepke in s tem plin, ki je vstopil skozi sesalno odprtino, tako da potuje proti središču stacionarne spirale in ga, komprimiranega. končno iztisne skozi izpuh, ki je blizu središča črpalke. Končni tlak spiralnih črpalk je okoli 1.10 2 mbar. črpalna hitrost dosedaj največjih črpalk je 30 m3/h (od atmosferskega tlaka do 10 mbar, nato pa enakomerno pada do končnega tlaka), glasnost nižja od 60 dB. Materiali, ki so v stiku z vakuumom: s PTFE (politetrafluoretilen) impregniran aluminij, nerjavno jeklo, jekleni ležaji, PFPE (perfluoropolieter)-mast, fluoroelastomerna tesnila. Servisiranje po enem letu delovanja. Vijačne črpalke Vijačne črpalke so najnovejša vrsta suhih vakuumskih črpalk. Razvile so se iz enako imenovanih kompresor- Slika 2. Presek vijačne rotacijske črpalke jev, ki v tehniki stiskanja večjih količin zraka že več kot desetletje veljajo za najuspešnejše tovrstne naprave. To so hitro se vrteči dvorotorski stroji, ki s parom specialno oblikovanih paralelno vležajenih vijakov v primernem ohišju na eni strani sesajo (doseči je možno področje 10*3 mbar) in nato izohorno (plin ima konstantno prostornino!) transportirajo plin proti atmosferi. Nova izvedba firme Sihi deluje "inteligentno", ker elektronsko sinhronizira vrtenje obeh vijakov tako, da je dotikanja (in obrabe) čim manj. Vgrajeni senzorji skupno z dodatno elektroniko skrbijo za samokontrolo ves čas delovanja, še posebej pa pri zagonu in ustavljanju. Vijačne črpalke se močno segrevajo (~250°C in več); zato so rotorji in stene ohišja izvotlene in hlajene. V kritičnih situacijah je možno v delovni prostor vpuščati, sicer na škodo končnega tlaka, tudi hladilni plin. Mazani so samo ležaji, ki se nahajajo izven vakuumskega predela stroja. Črpalke se da lepo krmiliti, tako da s sprotnim prilagajanjem potrebi v tehnološkem procesu ni težav. Kavljaste črpalke Kavljaste črpalke je prva razvila firma Edwards (claw=kavelj). Tudi te črpalke so dvorotorske, izvajajo pa kompresijo črpanega plina v štirih stopnjah. Vrteči se segmenti so oblikovani tako, da med vrtenjem stiskajo vsesani zrak in ga vsak par potiska proti izstopni odprtini, ki je povezana z vstopom v naslednjo stopnjo. Reže med relativno gibajočimi deli so minimalne, deli pa so iz materialov, ki dopuščajo blago drsenje brez mazanja. Odlika črpalke je, da se skozi dodatne ventile v drugo, tretjo in četrto stopnjo lahko uvaja izpiralni plin, s katerim zmanjšujemo koncentracijo črpanih plinov, sproščajočih se v atmosfero. Kavljaste črpalke so za zdaj le velikih zmogljivosti (okoli Slika 3. Delovanje kavljaste rotacijske črpalke (1 - rotor, 2 - zajeti volumen plina, ki se pomika proti izhodu, 3 ■ sesalni volumen, 4 - izpušna odprtina, 5 - sesalna odprtina) 100 m3/h), dosežejo pa končne tlake v področju 10 2 mbar. Proizvajalcev je sedaj že kar precej; poleg Ed-wardsa še Leybold, Stokes in Pfeiffer. Dr. Jože Gasperić Institut Jožef Stefan Jamova 39,1000 Ljubljana Mag. Andrej Pregelj Inštitut za elektroniko in vakuumsko tehniko Teslova 30, 1000 Ljubljana Obisk tovarne Saturnus Avtooprema, DVTS je 17. decembra 1998 organiziralo obisk tovarne Saturnus Avtooprema, d.d., v Ljubljani. Ogledali smo si novo proizvodnjo žarometov za avtomobile znamke Opel Astra. Celotno tehnologijo za to proizvodnjo je financiralo nemško podjetje Hella, ki je na tak način postalo večinski lastnik podjetja Saturnus Avtooprema. Pred ogledom proizvodne hale nam je dr. Teodor Kralj podrobneje razložil vse faze izdelave reflektorjev oz. žarometov. Še prej nas je pozdravil direktor podjetja g. Andrej Lazar in nam predstavil strategijo razvoja podjetja. Sledilo je predavanje dr. Mirana Mozetiča (Inštitut za tehnologijo površin in optoelektroniko), ki je govoril o fizikalnih osnovah nizkotlačne plazme. Po predavanju je potekal občni zbor DVTS. po njem pa smo si ogledali proizvodnjo žarometov od blizu. Prvi korak izdelave je brizganje in toplotna obdelava plastičnih reflektorjev iz surovine BMC, ki vsebuje nenasičene poliestrske smole, termoplastične smole, termoinicia-tor, inhibitor, polnila, steklena vlakna in ločilec. Površino reflektorjev nato zgladijo (t.j. povečajo odbojnost) tako, da jih lakirajo. Pred lakiranjem morajo .d. površino plazemsko očistiti (odstraniti ločilec, ki je ne-polaren) in aktivirati, da povečajo površinsko energijo in tako omogočijo razlitje laka. Lak po nanosu toplotno obdelajo tako. da se razlije in zamreži. Sledi nanos odbojnih plasti Al z naparevanjem in nanos zaščitnih plasti heksametil disiloksana (plašil) in SiO? v isti napravi. Plašil nanašajo s postopkom plazemske polimerizacije, Si02 pa z naparevanjem. Zadnja faza proizvodnje je montaža in kontrola optičnih lastnosti žarometov. Udeleženci ekskurzije smo bili navdušeni nad tehnološkim nivojem proizvodnje žarometov. Vodstvu tovarne se zahvaljujemo, ker nam je omogočilo izvedbo strokovnega predavanja, občnega zbora društva in ogled proizvodnje, dr. Kralju in njegovim sodelavcem pa za organizacijo obiska, prijazen sprejem in gostoljubje. dr. Peter Panjan Link Pentafet Plus Oxford instruments je v svetu vodilno podjetje na področju tehnologije x-žarkovnih detektorjev ter mikroanalitskih sistemov za elektronsko mikroskopijo. Zaradi nenehnega vlaganja v razvoj in raziskave ter odličnosti proizvodnje Oxford instruments pošilja na trg novo generacijo Si(Li) detektorjev, ki v celoti zadoščajo potrebam današnje analize. LINK PENTAFET PLUS generacija detektorjev združuje visoko resolucijo in občutljivost ter optimalno geometrijo. Vsi detektorji so proizvedeni v posebej za to prirejenih čistih sobah, kar zagotavlja optimalno delovanje ter dolgotrajno zanesljivost. Oxford instruments je tudi nosilec certifikata ISO 9001. OXFORD Scan, d.o.o. Breg ob Kokri 7, 4205 PREDDVOR Tel.: 064-458-020, Fax: 064-458-0240. elektronska pošta: scan@siol.net http://www.scan.si INSTITUT ZA ELEKTRONIKO IN VAKUUMSKO TEHNIKC VAKUUMSKI SISTEMI VAKUUMSKE KOMPONENTE Vaš partner za visoke tehnologije Naša znanja in storitve: - specialno varjenje (TIG, mikroplazma. lasersko in točkovno) različnih kovin, tudi zelo majhnih debelin, do 0,1 mm - konstruiranje in izdelava zahtevnih elementov iz nerjavnega jekla - odkrivanje netesnosti in atestiranje hermetičnosti - obdelava kovinskih elementov in zvarov po varjenju (peskanje s steklenimi kroglicami, UZ-čiščenje, razmaščevanje, elektropoliranje,...) - strokovno svetovanje pri nakupih in pri načrtovanju tehnoloških procesov, ki vključujejo vakuumske elemente - projektiranje in izdelava ročno vodenih in računalniško krmiljenih vakuumskih sistemov po željah naročnika - postavitev tehnoloških postopkov in priklop naprav - hiter servis ter vzdrževanje vakuumskih sistemov in naprav - dodatno izobraževanje vaših sodelavcev v organizaciji Društva za vakuumsko tehniko Slovenije ПШГ INSTITUT Teslova ulica M), FOB 59, 1001 Ljubljana, Slovenija ZA ELEKTRONIKO Tel.: (+386 61) 177 66 00, Faks: (+386 61)126 45 78 IN VAKUUMSKO Internet: http://www2.arnes.si/guest/ljievt TEHNIKO, d. d. e-mail: IEVT.group@guest.arnes.si MEDIVAK MEDIVAK. d.o.o. tel. fax Šolska ulica 21 GSM SLO - 1230 Domžale žiro račun 00386 61 720450 041 615 455 50120-601-114647 Poslovalnica: tel. Dolsko 11 GSM 1262 Dol pri Ljubljani fax 00386 61 372 659 041 615 455 00386 61 372 382 LEYBOLD Vakuumske komponente in naprave Vakuumske tehnologije, trde in tanke plasti, analitika Kontrola vakuumskih naprav in sistemov Odkrivanje netesnosti Izposoja vakuumskih komponent 24 urni servis ■ИМИИИИИИИИИИИИИИМИИИ№МИИМИИИИ1 II ■ .mг&т/»АШиа.: PRODAJNI PROGRAM "LEYBOLD" ZASTOPSTVO SERVIS SVETOVANJE Vakuumske črpalke • Rotacijske vakuumske črpalke s priborom • Eno in dvostopenjske (1 do 1200 m3/h) • Roots vakuumske črpalke - RUVAC (150 do 13000 m /h) • Membranske in ejektorske vakuumske črpalke - DIVAC 2.4 L • Difuzijske črpalke (40 do 50.000 l/s) • Turbomolekularne črpalke (50 do 4500 l/s) • Sorpcijske črpalke, kriočrpalke, ionsko-getrske in sublimacijske titanske črpalke Vakuumski črpalni sistemi • za kemijsko in drugo industrijo Vakuumski ventili • Varnostni, dozimi • Kroglični, loputni in UW • Prehodni in kotni KF. ISO-K. ISO-F Vakuumski elementi in prirobnice - Serije KF, ISO-K. ISO-F in UHF Mehanske in električne prevodnice Merilniki vakuuma in kontrolni instr. - Absolutni medtlaki in merilec delnih tlakov (od 1.10-12 do 2000 mbar) Procesni regulatorji Detektorji netesnosti (puščanja) - Helijski in freonski detektorji Masni spektrometri s priborom Vakuumska olja, masti, rezervni deli LEYBOLD Turtoo-Drag-Pumpen der MCtf-Relhe EKOLOŠKE VAKUUMSKE TEHNOLOGIJE V KEMIČNI INDUSTRIJI Vakuum čiste, suhe črpalke EDWARDS High Vacuum International je vodilni svetovni proizvajalec vakuumskih suhih rotacijskih črpalk. Te vrste črpalk so vgrajene v več kot 40.000 vakuumskih naprav, ki delujejo po vsem svetu. EDWARDS je tudi svetovni proizvajalec drugih vakuumskih črpalk in sestavnih delov. Zastopnik TERVAK Slavko Sulčič R. Manna 20, 34134 Trst. Italija Dutovlje 37/B Tel: 0039 336 442 780 6221 Dutovlje. Slovenija e mail: slavko.sulcic@siol.net fax: 386 (0)67 645 12 MWx EDWARDS Vsestranska linija mikrovalovnih naprav za raziskave in kontrolo kvalitete MIKROVALOVNI RAZKLOP / EKSTRAKCIJA MEGA Mikrovalovna laboratorijska enota za vsestransko pripravo vzorcev za AA, ICP, 1СР-МС - vakuumsko sušenje — kislinski razklop — vakuumsko odparevanje kislin po končanem razklopu MIKROVALOVNI SEŽIG PYRO Čas sežiga se skrajša iz ur na minute PYRO SA Hiter sežig organskih in anorganskih snovi z žveplovo (VI) kislino PYRO FLOW Hiter sežig raznih polimernih materialov MIKROVALOVNO DOLOČANJE VODE/SUHE SNOVI micro FAST Mikrovalovni vakummski sistem za določanje vode/suhe snovi 3-6 vzorcev v 6 minutah MIKROVALOVI V ORGANSKI KEMIJI ETHOS MR 2.5 Mikrovalovni reaktor Delovni volumen: 420 ml Tlak: 2,5 bar (35 psig) Temperatura: 250°C ETHOS MR 30 Mikrovalovni reaktor za reakcije pri visokih tlakih Delovni volumen: 375 ml Tlak: 30,0 bar (427 psig) Temperatura: 240°C ETHOS CFR Mikrovalovni reaktor s kontinuirnim pretokom Pretok: 10-50 ml Tlak: 40 bar (570 psig) Temperatura: 220°C ultra CLAVE Mikrovalovni avtoklav za reakcije pri visokih tlakih do 200 bar (2900 psig) in temperaturi 30°C ... PRIHAJAJO ŠE NOVE INOVACIJE pft NEAflQ PODROBNEJŠE INFORMACIJE BOSTE DOBILI V PODJETJU DR. NEMO, d.o.o. proizvodnja, zastopstvo, tehnična podpora in svetovanje Strekljeva 3, Ljubljana tel.: 061/125-11-05, fax: 061/125-11-10 elektronska pošta: dr-nemo@dr-nemo.si