龍建飛 張?zhí)炱?李娟 賈艷輝

(蘭州空間技術物理研究所,真空技術與物理重點實驗室,蘭州 730000)

離子推力器柵極透過率徑向分布特性研究?

龍建飛?張?zhí)炱?李娟 賈艷輝

(蘭州空間技術物理研究所,真空技術與物理重點實驗室,蘭州 730000)

(2017年3月18日收到;2017年6月8日收到修改稿)

柵極系統(tǒng)是離子推力器的主要組件,其透過率特性對推力器的效率和推力具有重要影響.為了進一步優(yōu)化柵極性能和有效評估離子推力器效率,對離子推力器柵極透過率徑向分布進行研究.采用particle-In-Cell-Monte Carlo Collision數值仿真方法對束流引出過程進行了模擬.分析了屏柵、加速柵以及柵極系統(tǒng)的透過率隨柵孔引出束流離子數量的變化關系,結合放電室出口離子密度分布,進而分別得到屏柵透過率、加速柵透過率和柵極系統(tǒng)透過率的徑向分布特性,最后進行實驗驗證.研究結果表明:屏柵透過率徑向分布具有中心對稱性,在推力器中心有最小值,從中心沿著徑向逐漸增大;加速柵透過率徑向分布與屏柵透過率變化趨勢相反;柵極系統(tǒng)透過率受加速柵透過率的影響很小,其徑向分布與屏柵透過率徑向分布相近;離子推力器柵極總透過率隨著束流增大而緩慢減小.研究結果可為離子推力器柵極優(yōu)化提供參考.

離子推力器,柵極系統(tǒng),透過率,粒子模擬

1 引 言

離子推力器具有高精度、高比沖等特點,是一種先進的電推進裝置[1?3].國內自主研發(fā)的20 cm離子推力器(LIPS-200)已于2012年成功實現了空間首次飛行實驗[4],目前該推力器仍在開展進一步的優(yōu)化研究.離子推力器性能優(yōu)化研究中,柵極透過率作為評價束流引出能力的參數而備受關注[5];離子推力器長壽命優(yōu)化[6]研究中發(fā)現,透過率的高低直接決定了柵極的腐蝕速度,是影響推力器壽命的關鍵因素之一.因此,開展柵極透過率研究對離子推力器的性能、壽命優(yōu)化研究具有重要意義.

柵極透過率的物理含義為單位時間內經由柵極系統(tǒng)引出束流離子數量與從放電室引入柵極離子數量的比值[7].在束流引出過程中,部分離子將被屏柵或者加速柵截獲,因此該物理參數反映了柵極的引出性能.研究人員針對柵極透過率開展了大量的仿真和實驗研究.1990年,Brophy[8]建立了束流引出經驗模型,根據放電室的電子溫度、離子密度以及柵極間距等參數推導出柵極透過率經驗公式.A rakawa等[9]以及Wirz和Goebel[10]通過對離子推力器束流進行數值仿真,分別研究了電荷交換碰撞、柵極間距等因素對柵極透過率的影響,并提出了柵極結構優(yōu)化建議.格林研究中心(G lenn Research Center)的Haag等[11]和Anderson等[12]分別針對NSTAR離子推力器、DS-1離子推力器進行柵極透過率測試,同時分析了柵極透過率對離子推力器性能的影響.西北工業(yè)大學的陳茂林等[13],蘭州空間技術物理研究所的李娟等[14]針對柵極束流引出進行了二維、三維等數值仿真,分別研究了柵極熱形變對屏柵和加速柵透過率的影響.王蒙等[15]開展了離子推力器柵極透過率實驗研究,建立了柵極透過率地面測試方法.

上述研究工作在離子推力器柵極透過率數值計算和實驗測試方法方面取得了豐碩的成果,同時對放電室等離子體參數、柵極熱形變等因素對柵極透過率的影響也開展了卓有成效的研究,而關于離子推力器柵極透過率徑向分布特性的研究則少有報道.

本文建立柵極束流引出數值模型,以LIPS-200離子推力器為研究對象,通過仿真計算分析柵極單孔透過率與引出束流離子數量的關系,結合放電室出口離子密度分布,進一步研究屏柵、加速柵以及柵極系統(tǒng)的透過率徑向分布特性,分析并討論計算結果,最后開展實驗驗證.

2 數值模型

2.1 仿真區(qū)域

圖1為仿真區(qū)域示意圖.離子推力器束流引出一般采用單孔進行仿真,考慮柵孔中心的對稱性,選取1/2柵孔作為仿真區(qū)域,其中:z為軸向位置,r為徑向位置,rsc為屏柵的柵孔半徑,tsc為屏柵厚度,rac為加速柵的柵孔半徑,tac為加速柵厚度,d為柵間距,Rmax為計算區(qū)域高度,Zmax為計算區(qū)域長度.計算區(qū)域的左下角定義為坐標原點,下邊界為柵孔中心線,左邊界位于屏柵上游放電室內,右邊界位于加速柵下游區(qū)域.

圖1 計算區(qū)域示意圖Fig.1.ScheMatic calcu lation area.

2.2 粒子模擬-蒙特卡羅模擬(particle in cell-Mon te Carlo,PIC-MCC)模型

針對離子推力器束流引出過程,本文采用PICMCC法進行數值模擬.PIC是模擬低溫等離子體的一種常用數值方法[16],在本文模型中主要用于求解自洽電場和描述離子運動,而MCC法可以較好地描述粒子間碰撞過程[17],模型中主要考慮離子與原子之間的彈性碰撞以及電荷交換碰撞.由MCC產生的交換電荷離子將代入下一步PIC計算中,直至模型達到收斂.

PIC模型中,電勢Φ由泊松方程求解:

式中,e為電子電量,ε0為真空介電常數,ni為離子密度,ne為電子密度.

進一步計算出電場E為

離子運動滿足牛頓洛倫茲定理,運動方程為[10]:

式中,m為離子質量,q為離子電荷,v為離子速度,x為離子位置,E和B分別為離子所在位置處的電場和磁場強度.

電子按照流體方法處理,其密度分布滿足Boltzmann分布.利用電子密度與其所在位置電勢之間的關系,即BoltzMann方程可以計算得到電子密度的分布.電子密度與所在位置電勢的關系可以表示為[13]

式中,ne,ref為參考點電子密度,Φref為參考點電勢,Te,ref為參考點電子溫度.其中計算屏柵上游電子密度時,參考點為推力器放電室;而計算加速柵下游電子密度時,參考點為下游羽流中和面.

MCC模型中,束流離子將與放電室未被電離的原子發(fā)生彈性碰撞以及電荷交換碰撞,碰撞概率P在?t時間內可以表示為[18]

2.3 初始條件

模擬中每個時間步都有一定數量的模擬粒子以特定的速度從計算區(qū)域的左邊界進入計算區(qū)域,同時在計算區(qū)域的右邊界每個時間步會有一定數量的模擬離子離開計算區(qū)域.當右邊界離開的離子數與柵極吸收離子數之和等于每個時間步進入的離子數時,認為系統(tǒng)束流離子引出達到平衡.每個時間步從左邊界進入到計算區(qū)域的離子數?N可

式中,ni為離子密度,vinc為離子與原子的相對速度,σ為碰撞截面,?t為時間步長,其中碰撞截面見參考文獻[19].以利用Child-Langmuir定律確定[20],

式中,n為柵孔位置對應放電室出口的離子密度,k為玻爾茲曼常數,Te為電子溫度,m為離子質量,rsc為屏柵孔半徑.

放電室離子進入計算區(qū)域的初始速度由Bohm準則確定.由于在計算區(qū)域左邊界選取時,邊界設置在等離子體鞘層位置處,因此模擬離子的軸線方向初始速度可取為Bohm速度[13],則離子軸向初始速度vz0為

徑向方向的初始速度假設滿足麥克斯韋速度分布.

進入計算區(qū)域的離子的初始位置設置在計算區(qū)域的左邊界上,也就是z=0的平面上,徑向方向的位置隨機給定,但要保證在圓形發(fā)射面上的均勻分布,圓形發(fā)射面指在左邊界以計算區(qū)域高度Rmax為半徑的圓面.因此離子進入計算區(qū)域的初始位置可表示為

式中ran為0—1之間的隨機數.

2.4 邊界條件

計算區(qū)域的左邊界為入流邊界,右邊界為出流邊界,模擬粒子由計算域左邊界進入,經過柵極間的電場加速后從右邊界離開計算區(qū)域.屏柵和加速柵為吸收邊界,當粒子撞到柵極上時就將其刪除.上邊界與下邊界為對稱邊界,下邊界是柵極孔的軸線,由于采用二維軸對稱建模,相當于只取了柵極孔的一半區(qū)域,因此從下邊界反射回來的模擬粒子相當于柵極孔的未模擬的另一半區(qū)域中的粒子進入到了計算區(qū)域,同樣,從上邊界反射回來的模擬粒子相當于相鄰的柵極孔中引出的粒子進入到了計算區(qū)域.

3 計算結果分析

以蘭州空間技術物理研究所自主研發(fā)的LIPS-200離子推力器為研究對象,模型計算參數如表1所列.

仿真計算中,收斂條件為電場變化小于0.1%.當程序達到穩(wěn)定時,對束流離子參數進行統(tǒng)計,包括單位時間內噴出的離子數量(右邊界)、每個離子噴出速度、屏柵截獲離子數量、加速柵截獲離子數量等.

表1 LIPS-200推力器主要參數Tab le 1.Main paraMeters of LIPS-200 thruster.

3.1 單孔引出束流離子的數量分析

放電室出口離子密度作為束流引出的輸入條件,對束流參數計算具有重要影響.由于放電室出口離子密度非均勻分布,將導致不同徑向位置處柵孔引出束流離子數量不同,因此,需要對推力器放電室出口離子密度進行估算.文獻[21]研究表明,環(huán)尖場離子推力器中放電室出口(屏柵上游)處離子密度分布規(guī)律與束流離子密度分布規(guī)律相近,因此,根據LIPS-200離子推力器束流密度實驗數據[22]計算出束流密度分布規(guī)律,將該分布近似為放電室出口離子密度分布規(guī)律,具體如圖2所示.從圖中可以看出,該推力器束流密度(放電室出口離子密度)徑向分布具有較好的中心軸對稱性,離子密度在中心(r=0 mm)處有最大值,從中心處沿著徑向r逐漸減小.

圖2 放電室出口離子密度分布Fig.2.Ion density distribu tion at the exit of the discharge chaMber.

LIPS-200離子推力器束流平直度為0.60,束流為0.80 A,可計算出放電室出口處最大離子密度約為2.66×1017m?3[5],結合離子密度徑向分布,可以定量計算出不同徑向位置的離子密度.

圖3為典型的單孔束流引出仿真結果.根據柵極束流引出PIC-MCC數值模型,結合放電室出口離子密度的徑向分布(圖2),可以對不同徑向位置的單孔束流引出進行數值模擬.以柵極中心(r=0mm)單孔束流引出為例進行仿真,該柵孔對應放電室出口最大離子密度約為2.66×1017m?3.圖3(a)結果顯示,電勢分布在計算區(qū)域主要沿著軸向z變化,徑向r變化相對很小.計算區(qū)域左邊界等勢線曲率朝向柵孔中心,產生指向柵孔中心方向的加速電場,從而使得放電室入射離子向柵孔中心運動,形成束流離子聚焦;屏柵與加速柵之間的電勢降較大,即產生大加速電場使得離子獲得較高的能量;在計算區(qū)域右邊界,電勢分布趨于平穩(wěn)(0 V),即離子已完成主要的加速過程,朝著軸向(z)噴出并形成穩(wěn)定的束流.圖3(b)結果顯示,離子密度沿著軸向在左邊界快速減小,而臨近右邊界時離子密度趨于穩(wěn)定.離子密度徑向分布主要集中在柵孔中心附近,加速柵附近離子密度幾乎可以忽略.仿真結果表明該柵孔束流引出具有較好的聚焦、加速和引出等特性.

圖3 (網刊彩色)典型單孔束流引出仿真結果 (a)電勢分布;(b)離子密度分布Fig.3.(color on line)Typ ical siMu lation resu lts of beaMex tracted in a grid:(a)Potential d istribu tion;(b)ion density distribution.

圖4為單孔引出束流離子數量與放電室出口離子密度的關系.根據圖2可以計算出LIPS-200離子推力器放電室出口離子密度范圍為2.0×1016—2.66×1017m?3,因此,依次統(tǒng)計了該范圍內多組離子密度下單孔引出束流離子數量,進而得到單孔引出束流離子數量隨放電室出口離子密度變化的規(guī)律.從圖中可以看出,隨著放電室出口離子密度從2.0×1016m?3增大到2.66×1017m?3,柵孔引出的束流離子數量從1.0 × 1015s?1近線性增長到1.2 × 1016s?1. 分析可以得到,放電室從計算區(qū)域左邊界流入柵孔的離子主要以束流離子形式噴出,而被柵極(屏柵和加速柵)截獲離子數量相對較小.

圖4 單孔引出束流離子數量與放電室出口離子密度的變化Fig.4.NuMber of ion ex tracted in a grid variousWith ion density in the d ischarge chaMber.

3.2 單孔透過率分析

由于放電室出口離子密度分布不均勻,使得不同徑向位置柵孔的輸入離子數量存在差異,進而導致各柵孔的透過率不一致.仿真中對各單孔透過率進行計算,分別統(tǒng)計單孔中的進入離子數量、截獲離子數量和引出離子數量,并將引出離子數量除以進入離子數量,則可以求出單孔透過率.

圖5為屏柵透過率與束流離子數量的變化關系. 結果顯示,隨著柵孔引出離子數量從1.0×1015s?1開始增大,屏柵單孔透過率先從0.88開始緩慢下降,在引出離子數量約為4.0×1015s?1時出現快速下降,當柵孔引出離子數量最大到1.2×1016s?1時,屏柵單孔透過率下降到最小約為0.84.這是因為隨著進入柵孔內的離子數量增加,屏柵上游鞘層區(qū)域將會減小[23],這導致了聚焦的離子數量相對減少(更多地離子轟擊屏柵上游面),從而使得屏柵透過率下降.

圖5 屏柵透過率與引出束流離子數量變化Fig.5.Screen grid transMittance variousWith nuMber of ion extracted.

圖6為加速柵單孔透過率與引出束流離子數量的關系.結果顯示,當引出束流離子數量較小時(小于1.0×1015s?1),加速柵單孔透過率隨著引出束流離子數量的增大而快速上升;當引出束流離子數量在1.0×1015—1.4×1015s?1范圍時,加速柵單孔透過率變化較為緩慢,而當引出束流離子數量大于1.4×1015s?1時,加速柵單孔透過率出現快速下降.分析認為,這主要是由柵極工作過程中束流聚焦特性導致,當離子數量低于交叉閾值時,束流將產生過聚焦效應,使得加速柵截獲離子數量增加(透過率相應減小),而當離子數量高于截獲閾值時,束流將產生欠聚焦效應,也使得加速柵截獲離子數量顯著增加,從而使得加速柵透過率快速下降.仿真結果顯示,該推力器加速柵結構設計的交叉閾值對應柵孔束流離子數約為1.0×1015s?1,截獲閾值對應柵孔束流離子數約為1.4×1015s?1,當柵孔束流離子數量在1.0×1015—1.4×1015s?1之間時,加速柵具有較好的透過特性.

圖7為柵極系統(tǒng)單孔透過率與引出束流離子數量的關系.從圖中可以看出,隨著引出束流離子數量增大,柵極系統(tǒng)單孔透過率先緩慢變化后快速下降.分析可知,推力器柵極系統(tǒng)單孔引出束流離子數量在1.0×1014—1.2×1015s?1范圍,對應加速柵有較好的聚焦性(透過率超過99.87%),使得加速柵對柵極系統(tǒng)透過率影響很小.由此可見,柵極系統(tǒng)透過率主要受屏柵透過率影響.

圖6 加速柵透過率隨引出束流離子數量的變化Fig.6.Accelerate grid transMittance various With nuMber of ion ex tracted.

圖7 柵極系統(tǒng)單孔透過率隨引出束流離子數量的變化Fig.7.Op tical grid transMittance various With number of ion extracted.

3.3 透過率徑向分布特性

圖8為屏柵透過率徑向分布計算結果.根據放電室出口離子密度分布,可計算出不同徑向位置單孔的引出束流離子數量,結合單孔透過率與引出束流離子數量關系,進而得到離子推力器透過率的徑向分布特性.仿真結果顯示,屏柵透過率徑向分布具有較好的中心軸對稱性,在推力器中間(r=0 mm)有最低透過率約0.84,而柵極邊緣附近(r=100 mm)有最高透過率約為0.88.分析認為,放電室中心附近有最大離子密度(圖2),根據圖4的關系可知,中心附近的柵孔引出束流離子數量相應最大,進一步結合圖5仿真結果可知,此時對應屏柵透過率有最小值.放電室離子密度從中心沿著徑向逐漸減小,使得柵孔引出束流離子數量也逐漸變少,從而使得屏柵透過率從中心沿著徑向反向增大.

圖8 屏柵透過率徑向分布Fig.8.Rad ial distribution of screen grid transparency.

圖9為加速柵透過率徑向分布計算結果.結果顯示,加速柵透過率徑向分布同樣具有較好的中心軸對稱性,其透過率從中心沿著徑向逐漸減小,與屏柵透過率徑向分布趨勢相反.離子推力器中間單孔有最大引出束流離子數量約為1.2×1015s?1,根據圖6結果計算,該值位于交叉閾值與截獲閾值之間,即當柵孔引出束流離子數量最大時,加速柵仍不會發(fā)生欠聚焦效應,因此,在該推力器放電室離子密度范圍內,加速柵透過率隨著柵孔引出束流離子數量單調增大.同時結合圖2和圖4的仿真結果,不難得出加速柵透過率從中心沿著徑向逐漸減少的變化趨勢.

圖9 加速柵透過率徑向分布Fig.9.Rad ial d istribu tion of accelerate grid transparency.

圖10為柵極系統(tǒng)透過率徑向分布計算結果.結果表明,柵極系統(tǒng)透過率徑向分布與屏柵透過率徑向分布相近,即從中心沿著徑向逐漸增大.根據計算結果,屏柵透過率在0.84—0.88之間,而加速柵透過率均超過了99%,相比可知,加速柵對柵極系統(tǒng)透過率的影響很小.因此,柵極系統(tǒng)透過率主要受屏柵透過率影響,即透過率徑向分布與屏柵透過率分布相近.

圖10 柵極系統(tǒng)透過率徑向分布Fig.10.Rad ial distribution of op tics transparency.

分析可知,柵極系統(tǒng)透過率徑向分布特性將有助于實現推力器束流的均勻性,并進一步影響推力器的推力面密度等性能.當放電室中心附近離子密度較高時,柵極系統(tǒng)透過率相對較低,可抑制引出束流離子數量.而當放電室邊緣的離子密度相對較低時,此時柵對應有較高的透過率,使得引出束流離子數量盡可能多,從而調節(jié)了束流的整體均勻性.由于束流引出過程中所有噴出離子速度相近(主要受屏柵電壓影響),因此,這種柵極系統(tǒng)透過率徑向分布也將改善推力器的推力性能,使其推力面密度更為均勻.

3.4 實驗驗證

為了驗證計算結果的正確性,對離子推力器透過率進行了實驗測試.實驗在蘭州空間技術物理研究所TS-6平臺進行,實驗中對LIPS-200離子推力器進行了內部機械結構和電氣結構改進,實驗連接以及測試細則見參考文獻[15],實驗中分別測試出屏柵電流、加速柵電流和束流電流.

由于本文采用單孔數值仿真,計算所得僅為單孔透過率.結合放電室出口等離子體分布特性,近似認為相同徑向位置r處柵孔透過率相同.因此,首先通過統(tǒng)計,依次計算出推力器柵極徑向范圍內(0—100mm)所有單孔的屏柵截獲電流、加速柵截獲電流、柵孔束流等,其次結合柵極小孔結構分布,通過等效擴展計算出整個柵極的透過率(η).具體計算公式如下:

式中,jsc為單孔屏柵電流,jacc為單孔加速柵電流,N為柵極結構中相同徑向位置對應的單孔個數.

圖11為柵極透過率數值計算與實驗測試結果的對比.從圖中可以看出,兩者具有相同的變化趨勢,即柵極系統(tǒng)透過率隨著束流增大而減小.進一步對比顯示,數值計算結果均大于實驗測試值,數值計算結果范圍約0.84—0.86,實驗測試結果僅為0.7—0.72.

圖11 柵極系統(tǒng)透過率隨束流電流變化Fig.11.Op tical systeMtransMittance various With beaMcurrent.

針對數值計算與實驗測試結果之間的差異,分析認為,本文建立的數值模型主要關注束流離子加速過程,忽略了放電室等離子體與柵極系統(tǒng)耦合作用下屏柵上游離子轟擊效應,因此計算結果整體偏高;同時離子推力器工作過程中,柵極系統(tǒng)存在熱形變效應使得其結構參數發(fā)生改變,從而影響到柵極的透過率特性,而數值模型中柵極結構參數為固定值,因而產生偏差.針對以上因素,后續(xù)將開展放電室等離子體與柵極耦合機理研究,并考慮柵極熱形變效應,進一步完善數值模型.

4 結 論

本文采用PIC/MCC方法對柵極束流引出過程進行數值模擬,分別計算出屏柵單孔透過率、加速柵單孔透過率以及柵極系統(tǒng)單孔透過率隨引出束流離子數量的變化關系.結合放電室出口離子密度分布,進一步對離子推力器透過率徑向分布特性進行了研究,得到如下結論:

1)屏柵透過率徑向分布具有較好的中心對稱性,在推力器中心有最小值,沿著徑向屏柵透過率逐漸增大,在柵極邊緣附近有最高透過率;LIPS-200離子推力器屏柵單孔透過率在0.84—0.88之間;

2)加速柵透過率徑向分布具有較好的中心對稱性,在中心有最大值,從中心沿著徑向逐漸減小,在柵極邊緣附近有最小值,該變化趨勢與屏柵透過率徑向分布規(guī)律相反;LIPS-200推力器柵加速柵設計參數在交叉閾值和截獲閾值之間,從而保證了加速柵具有較高的透過率;

3)柵極系統(tǒng)透過率在推力器中心為最低,沿著徑向方向逐漸增大,至柵極邊緣附近有最大值;由于加速柵透過率超過99%,相比而言對柵極系統(tǒng)透過率影響較小,柵極系統(tǒng)透過率徑向分布與屏柵透過率相近;

4)數值計算結果與實驗結果具有相同的變化趨勢,即離子推力器總透過率隨著束流增大而緩慢減小,這是隨著推力器束流增大,柵極系統(tǒng)單孔透過率將會減小,從而導致柵極系統(tǒng)的總透過率減小.

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PACS:29.27.–a,02.70.Ns,31.15.–pDOI:10.7498/aps.66.162901

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant No.61601210),the National Basic Research Pro ject of China(G rant No.61××34),and the Key Laboratory Fund(G rant No.9140C550206130C55003).

?Corresponding author.E-Mail:ljf510@163.com

Op tical transparency rad ial d istribu tion o f ion th ruster?

Long Jian-Fei?Zhang Tian-Ping Li Juan Jia Yan-Hui

(Science and Technology on VacuuMTechnology and Physics Laboratory,Lanzhou Institu te of Physics,Lanzhou 730000,China)

18 March 2017;revised Manuscrip t

8 June 2017)

The op tical systeMis one of the Main coMponents of an ion thruster,which consists of electrically biased mu ltiaperture grids.The grid design is critical to the ion thruster operation since its transparency has an iMportant in fluence on the thruster effi ciency and thrust.To further optiMize the op tical systeMperformance and evaluate eff ectively the effi ciency of ion thruster,the optical transparency radial distribution of ion thruster is analyzed and discussed in experiment and simulation.The process of beaMextraction is simu lated by the particleincell-Monte Carlo collision(PIC-MCC)method,and themovement of the ions is investigated by the PICmethod while the collisions of particlesare hand led by the MCC Method.Then the interdependency aMong the transparency of screen grid,the accelerator grid,op tics systeMand the number of ion extracted is analyzed.Taking into account the distribution of ion density at the exit of discharge chamber,the radial distribution of the screen grid transparency,accelerator grid transparency and optical systeMtransparency are acquired.An experiMent is perforMed to verify the simu lation based derivation,indicating the good agreement between experimental and simu lation results.The results shoWthat the radial distribution of screen grid transparency increases gradually along the radial direction and has a good centralaxial symMetry,and itsMinimuMvalue is located in the center of the thruster while the MaximuMvalue is near the Margin region of screen gird.The radial distribution of accelerator grid transparency is opposite to that of the screen grid transparency,which decreases along the radial direction,and itsMaximuMvalue is located at the axis of the thruster.The radial distribution of optical systeMtransparency is the saMe as that of the screen grid transparency.And itsMinimuMvalue is in the center of optics system,which indicates that the eff ect of accelerator grid transparency on the optical systeMtransparency is little.In addition,the study also finds that the total op tical transparency of ion thruster decreases sloWly as the beaMcurrent increases.This work Will provide a lot of support for the optiMal design of ion thruster optics system.

ion thruster,optics,transparency,particle in cell

10.7498/aps.66.162901

?國家自然科學基金(批準號: 61601210)、 國家重大基礎研究項目(批準號: 61××34)和重點實驗室基金(批準號:9140C 55026150C55013)資助的課題.

?通信作者.E-Mail:ljf510@163.com

?2017中國物理學會C h inese P hysica l Society

http://Wu lixb.iphy.ac.cn