Skupina kosmické fyziky

Prachový úvod:
Značná část hmoty ve vesmíru je ve formě prachových zrn o velikosti desítek nanometrů až desítek mikrometrů. Můžeme je nalézt například v meziplanetárním a mezihvězdném prostoru, ve chvostech komet, v prstencích velkých planet a na površích i atmosférách planet a měsíců [Goertz, 1989]. Ve vesmíru jsou nejčastěji prachová zrna tvořena ledem, grafitem, karbidy, silikáty, křemíkem a různými skly. Tato zrna jsou nejrůznějšími procesy nabíjena na značné potenciály a elektrostatické nebo elektromagnetické síly tak podstatnou měrou ovlivňují jejich dynamiku. To se projevuje například v radiální struktuře prstenců velkých planet [Northrop 1992, Smith a kol., 1981, Hill, 1982], u prachových proudů objevených sondou Ulysses u planety Jupiter [Grün a kol., 1993] nebo při levitaci prachu na povrchu Měsíce či Marsu. Mezi základní nabíjecí procesy patří záchyt primárních částic (elektronů a iontů) na povrchu zrna, sekundární elektronová emise vyvolaná dopadem primárních elektronů, fotoemise způsobená UV složkou záření Slunce a další procesy, které se uplatňují méně, jako termoemise a autoemise. O tom, který proces v daném okamžiku nejvíce převáží, rozhodují jak vlastnosti obklopujícího prostředí, tak materiál a rozměry zrn, případně i historie nabíjení (tj. dvě stejná prachová zrna nemusí mít ve stejných podmínkách stejný povrchový potenciál). V meziplanetárním prostoru převládá fotoemise, která nabíjí zrna na kladný povrchový potenciál, který je typicky 5-10 V. Nicméně v magnetosférách planet mohou být prachové částice nabity záporně vlivem energetických elektronů až na hodnoty 1 keV [Whipple, 1981].

První obrázek znázorňuje prach ve chvostu komety. Na druhém obrázku jsou vidět nespojitosti ve struktuře Saturnových prstenců způsobené nabitým prachem.

Úkolem našich laboratorních simulací je stanovit základní nabíjecí charakteristiky prachových zrn z různých materiálů a určit jejich závislosti na rozměrech zrn. Jednou z možností je sledovat vývoj měrného náboje jednoho zrna. Toho je možné dosáhnout například pozorováním zrn, která prolétla daným prostředím (plazmatem, svazkem nabitých částic) nebo zachycením jednoho zrna v elektrodynamické pasti. To je také fyzikálním principem unikátní experimentální aparatury pro laboratorní simulaci mechanizmů nabíjení, která byla postupně vyvinuta na KFPP MFF UK. Tento experiment vychází z návrhu aparatury postavené na Univerzitě v Heidelbergu [Čermák, 1994]. Aparatura byla dále upravována, detailní popis lze nalézt například v [Žilavý a kol., 1998, Pavlů a kol., 2004]. Pro studium jsou používána nejrůznější prachová zrna jak z vodivých, tak i z nevodivých materiálů o velikostech řádově několika mikrometrů, a to především kulového tvaru. Důvodem pro používání kulových částic je možnost určení jejich povrchového potenciálu a tudíž i klasifikace výsledků.

Snímky melamin-formaldehydových (MF) respektive zinkových zrn používaných v laboratorních experimentech.

Sekundární emise:
Sekundární elektron-elektronová emise patří mezi základní nabíjecí procesy prachových částic. Elektron, který dopadne na pevnou látku (těmto elektronům se říká primární), může předat část své kinetické energie elektronu v látce, a ten může díky této energii látku opustit (těmto elektronům se říká pravé sekundární). O tom zda sekundární elektron látku opustí, rozhoduje to, v jaké hloubce pod povrchem přijal od primárního elektronu energii. K popisu se používá koeficient sekundární emise σ, definovaný poměrem všech vystoupivších elektronů z látky (pravé sekundární a rozptýlené primární elektrony) ku všem dopadlým (primární elektrony) a koeficient pravé sekundární emise δ, definovaný poměrem pravých sekundárních elektronů ku primárním elektronům. Tyto koeficienty jsou silně závislé na energiích primárních elektronů. Zatímco pro kovy bývá výtěžek sekundární emise blízký jedné, tak pro izolátory tuto hodnotu značně převyšuje. Pokud mají primární elektrony energie, pro které je výtěžek sekundární emise větší než jedna, tak se prachové zrno se začne nabíjet na kladný potenciál. Sekundární elektrony, které mají energii menší než je potenciál zrna, nemohou uniknout z jeho povrchu. Proto při vzrůstu náboje zrna klesá počet sekundárních elektronů, které částici skutečně opustí. V rovnováze potenciál zrna dosáhne hodnoty, kdy je výtěžek sekundární emise roven právě jedné. Rovnovážný povrchový potenciál byl měřen jako funkce energie primárních elektronů a rozměru prachových zrn. Pro skleněná zrna bylo maximum naměřeno pro energie primárních elektronů 400 eV a pro zrna stříbrná a zinková u hodnoty 700 eV [Velyhan a kol., 2001]. Poloha těchto maxim je nezávislá na rozměru prachových částic. Na rozdíl od rovinných vzorků nastává pro energie svazku větší než 5 keV opětovný nárůst povrchového potenciálu, který je dán emisí elektronů ze zadní strany [Pavlů a kol., 2001]. Se vzrůstem energie primárních elektronů jsou sekundární elektrony emitovány stále ve větší hloubce pod povrchem, a proto pro energie primárního svazku větší než několik stovek elektronvoltů, velikost rovnovážného povrchového potenciálu a také výtěžku sekundární emise klesá. Jelikož prachová zrna na rozdíl od rovinných vzorků mají konečný rozměr, tak se při přiblížení excitační oblasti k zadní straně prachové částice opět zvětšuje množství sekundárních elektronů jež zrno opustí. Systematické měření ukázalo, že sklon vysoko-energetického chvostu závislosti výtěžku sekundární emise na energii primárních elektronů nabývá různých hodnot. To je zapříčiněno spojováním jednotlivých částic do klastrů, kde se jednotlivé částice navzájem stíní [Pavlů a kol., 2001, 2002]. Sekundární elektron, který opustí jedno zrno z klastru může být opět zachycen jiným zrnem, a tím se výtěžek emise snižuje. Proto je pro klastry složené z většího počtu prachových zrn růst závislosti výtěžku sekundární emise nižší. Rozdílný sklon vysoko-energetického chvostu byl rovněž pozorován i u klastrů se stejným počtem zrn, hlavně pro klastry s malým počtem částic. To je dáno rozdílným prostorovým uspořádáním klastrů, kde dochází u některých k většímu a u jiných k menšímu odstínění primárních elektronů či opětovnému záchytu elektronů sekundárních.

První obrázek znázorňuje rozdílný sklon vyssoko-energetického chvostu závislosti výtěžku sekundární emise na energii primárních elektronů pro různě početné klastry. Druhý obrázek znázorňuje růst oblasti ze které jsou sekundární elektrony emitovýny v zavislosti na energii primárních elektronů. Na třetím obrázku je vidět vliv prostorového uspořádání klastru na výtěžek sekundární emise.

Model sekundární emise:
O tom, zda naše představa o jednotlivých procesech odpovídá realitě, nás přesvědčí model, který je na základě této představy vytvořen a jeho porovnání s experimentálními daty. Jelikož se existující model [Chow a kol., 1994] neosvědčil, byl vytvořen model nový [Němeček a kol., 2002, Richterová a kol., 2004]. V dalších pracích [Richterová a kol., 2005] byl déle rozšířen a porovnáván s naměřenými daty. Tento model je založen na pronikání primárních elektronů do prachové částice, kde po uražení střední volné dráhy, která závisí lineárně na energii primárních elektronů, dochází k excitaci nového elektronu. Pravděpodobnost, že tento elektron dosáhne povrchu částice, klesá exponenciálně s jeho vzdáleností od povrchu a energie, s jakou ho dosáhne ,je dána energetickým rozdělením. Pokud bude jeho energie větší než je povrchový potenciál zrna, pak zrno opustí a stane se sekundárním elektronem. Primární elektron utrpí při každé excitaci konstantní energetickou ztrátu a pokračuje dále náhodným směrem nebo dle kosinového rozdělení do doby než zrno opustí či jeho energie neklesne na nulu. Model [Richterová a kol., 2005] je upraven po popis sekundární emise se zrna pokrytého tenkou vrstvou vodivého materiálu. Konkrétně byl porovnán měřením na melamin-formaldehydových (MF) zrnech pokrytých tenkou vrstvou niklu. Velikosti energetické ztráty a střední volné dráhy primárních elektronů a dále koeficient útlumu excitovaných elektronů případně i teplota určující energetické rozdělení jsou volné parametry, které je nutno určit při porovnání modelu s  experimentálními výsledky. Tyto modely jsou v dobrém souladu jak pro rovinné vzorky, tak i pro naměřená data z mikronových částic.

Iontová polní emise:
Pro prachové částice nabité na vysoký kladný povrchový potenciál může mít na jeho rovnovážnou hodnotu vliv i iontová polní emise. Jde o proces, kdy kladné ionty opouští povrch vlivem silného elektrické pole. Emise kladných iontů je způsobena třemi hlavními procesy: polní desorpcí, vypařováním a polní ionizací. Všechny tyto procesy jsou založeny na tunelování elektronů z atomů, které jsou nad povrchem částice. Limit intenzity pole pro iontově polní emisi byl teoreticky stanoven na hodnotu 3*10¹⁰ V/m [Draine a kol., 1979]. Čermák a kol. [1995] ukázal anomální vybíjecí proud z kladně nabitých skleněných zrn. Přisoudil ho polní emise iontů při poli již 5*10⁸ V/m (o dva řády níže než se očekávalo). Proto může být iontová polní emise důležitý faktor limitující povrchový potenciál prachových zrn. V našich laboratorních experimentech jsou prachová zrna nabita ionty na vysoký kladná potenciál a poté, při vypnutí iontového děla, je sledován pokles náboje v čase, a tím i vybíjecí proud. Exponenciální pokles náboje ukazuje, že jde o iontově polní desorpci [Sternovský a kol., 2001]. Dále byly vyloučené další vysvětlení jako ionizace zbylé atmosféry polní ionizací, nárůst teploty částic či vliv absorbované vrstvy na částici. Práh polní emise byl pro skleněné částice naměřen na 5*10⁷ V/m, což je podstatně méně než předpovídá teorie pro kovy. Částice byly použity ze dvou různých zdrojů se stejnými výsledky. Je patrno, že dielektrika mají podstatně nižší hodnotu prahového potenciálu než kovy. Pro nepravidelná zinková zrna byl práh naměřen na 10⁸ V/m, což je však rovněž níže, než předpovídá teorie. Důvodem snížení prahu u kovových zrn byl v tomto případě jejich silně nepravidelní tvar. Bylo zjištěno, že kovová zrna mají řádově větší vybíjecí proud. Pavlů a kol. [2006/A] naměřil proud o dva řády větší pro niklem pokovená MF zrna než pro čisté MF. To potvrzuje i Pavlů a kol. [2006 /B]. Dále byla zjištěna nezávislost vybíjecího proudu na hustotě nabíjecího proudu. Jeřáb a kol. [2007] měřil iontovou polní emisi na zlatých zrnech. Ukázal také nezávislost vybíjecího proudu na druhu iontů užitých při nabíjení. Tento fakt potvrzuje dřívější předpoklad, že jde o polní desorpci. Měření ukázalo závislost vybíjení zrna na době nabíjení (odlišné množství implantovaných iontů). Difúze iontů k povrchu je velmi pomalá (desítky hodin pro He ionty o energii 5 keV), proto je vybíjení limitováno počtem atomů na povrchu dosažitelných pro desorpci a polní ionizaci. Z práce [Jeřáb a kol.,*] je patrna silná závislost vybíjecího proudu na čistotě povrchu. Po vyčištění zrna iontovým bombardem vzrostl proud o jeden řád. V této práci bylo také zjištěno, že vybíjení zrna se děje v několika krocích. Každý z kroků se dá aproximovat exponenciální křivkou a střídají se exponenciály s exponentem 1 až 2,5 a více než 10. Intenzita 10⁹ V/m je příliš nízká na emisi iontů z kovu. Nicméně tato energie je dostatečná pro slabě vázané atomy He na povrchu zrna. Na základě předchozích mechanizmů byl navržen následující scénář nabíjení a vybíjení prachových zrn.

-Primární iont rekombinuje s elektronem ze zrna a zůstane na povrchu.
-Pokud je vhodná pozice pro adsorpci zaplněná, iont rekombinuje a neutrál opustí zrno.
-Část neutrálů opouštějících povrch je ionizovaná silným polem a jejich polní ionizace snižuje náboj zrna.
-Pravděpodobnost polní ionizace roste exponenciálně s intenzitou pole a tento proces limituje dosažitelný povrchový potenciál.
-Pokud je iontové dělo vypnuto, tak desorpce a polní ionizace adsorbovaných iontů snižuje náboj zrna.
-Kroky ve vybíjecí charakteristice ukazují na několik absorpčních pozic lišících se ve vazebné energii.
-Počáteční vybíjení je převážně zapříčiněno polní ionizací atomů desorbovaných z pozic z nejnižší vazebnou energií.
-Pokud jsou tyto pozice prázdné vybíjecí proud klesá o řád a jeho zdrojem jsou ionty z míst s velkou vazební energií.
-Intenzivní iontové bombardování mění strukturu povrchu zrna. Nová struktura má pravděpodobně více vazebných pozic s nižší vazebnou energií.

Citace:
Jeřáb M. a kol., Influence of Charging Conditions on Field Ion Emission from Dust Grains, IEEE Trans. Plasma Sci., (2007)

Jeřáb M. a kol., The Study of Field Ion Emission from Gold Dust Grains,  (*)

Němeček Z. a kol., The Secondary Emission from Small Spherical Grains, Dusty Plasma in the New Millenium, edited by R.Bharuthram, M.Hellberg, P.Shukla, and F. Verheest (American Institut of Physics, Melville, Ney York, 2002)

Pavlů J. a kol., Secondary Electron Emission from Glass Microparticles, WDS 2001

Pavlů J. a kol., Charging Properties of Dust Grain Clusters, Dusty Plasma in the New Millenium, edited by R.Bharuthram, M.Hellberg, P.Shukla, and F. Verheest (American Institut of Physics, Melville, Ney York, 2002)

Pavlů J. a kol., Mass-Loss Rate for MF Resin Microspheres, IEEE Trans. Plasma Sci.,32(2), (2004)

Pavlů J. a kol., Impact of Surface Properties on the Dust Grain Charging, Adv. Space Res., (2006/A)

Pavlů J. a kol., Ion Beam Effect on Dust Grains: 2-Influence of Charging History, Vacuum, 80, (2006/B)

Richterová I. a kol., A Model of Secondary Emission from Dust Grains and Its Comparsion with an Experiment, IEEE Trans. Plasma Sci., 32(2), (2004) 

Richterová I. a kol., Secondary Emission from Dust Grains with a Surface Layer: Comparison between Experimental and Model Results, Adv. Space Res., (2005)

Richterová I. a kol., Model of Secondary Emission and its application on the Charging of Gold Grains, Phys. Rev. B, (2006) 

Sternovský Z. a kol., Ion Field emission from Micrometer-Sized Spherical Glass Grains, IEEE Trans. Plasma Sci., 29(2), (2001)

Velyhan A. a kol., Secondary Electron Emission from Small Metallic Grains, WDS 2001 

Žilavý P. a kol., Surface Potential of Small Particles Charged by the Medium-Energy Electron Beam, Vacuum, 139-142,(1998) 

Čermák I., Laboruntersuchung Elektrischer Aufladung Kleiner Staubtilchen, Dissertation, MPI-K Heidelberg, (1994)

Čermák I. A kol., New results in Studies of Electric Charging of Dust Particles, Adv.Space Res., 15,10, (1995) 

Drain B.T., Salpeter E.E., On the Physics of Dust Grains in Hot Gas, Astrophys. J., 231, (1979) 

Goertz C.K., Dusty Plasmas in the Solar System, Rev.Geophys., 27,2, (1989)

Grün E. a kol., Discovery of Jovian Dust Streams and Interstellar Grains by the Ulysses Spacecraft, Nature, 362, 1, (1993)

Hill J.R., Mandis D.A., The Dynamical Evolution of the Saturnian Ring Spokes, J. Geophys. Re., 87, A9, (1982)

Chow V.W., Mandis D.A., Rosenberg M.,  IEEE Trans. Space Sci., 22 (2), (1994)

Northrop T.G.,Dusty Plasmas, Physical Skripta, (1992)

Smith B.A. a kol., Encounter with Saturn: Voyager 1 Maging Science Results, Science 212, 10, (1981)

Whipple E.C., Potentials of Surfaces in Space, Rev. Prog. Phys., 44, (1981)