книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения

были олень короткими и возникали примерно одновременно с ла­ зерными пилками. При использовании лазеров с миллисекундным импульсом и ярко выраженной пилковой структурой имеется полти полная корреляция между пилками лазерного излулепия и током электронной эмиссии. Возникает также некоторое соот­ ветствие между амплитудами лазерных пинков и амплитудами связанных с ними импульсов электронного тока. Однако некото­ рые пилки электронной эмиссии могут быть зналительно выше

Прозрачное

окно

Кнасосу

Фиг. 4.2.

Типичная экспериментальная установка для наблюдения электронной эмис­ сии под действием лазерного излучения.

Конкретный прибор для таких измерений может иметь самое различное конструктивное решение. Изображенная схема отражает основные особенности постановки большей части таких экспериментов.

среднего уровня. Относительно малым пилкам лазерного нзлуления могут соответствовать большие импульсы электронного тока, и наоборот [4].

При исследованиях электронной эмиссии обылно используют установку, схематилескн изображенную на диаграмме фиг. 4.2.

поблизости коллектором, который находится под положительным потенциалом относительно мишени. Обылно из соображений сим­ метрии лул лазера пропускают лерез открытую центральную ласть коллектора. Остатолное давление должно быть порядка 10-8 мм рт. ст. Импульсы тока снимаются с нагрузолного сопро­ тивления.

Даже при относительно умеренных мощностях лазерного излуления с облулаемого пятна можно снимать большие токи и в осо­

бенности большие плотности тока. Энергии 0,3 Дж в миллисе­ кундном лазерном импульсе оказывается достаточно для полу­ чения на танталовой мишени пиковой величины электронного тока в 10 А. Это соответствует плотности тока приблизительно105 А/см2 [5]. На вольфрамовых мишенях наблюдались плотности тока до 2-10‘* А/см2 [6].

Хотя очень высокая скорость нарастания электронной эмис­ сии напоминает импульс тока при фотоэлектрическом эффекте,, с самого начала было установлено, что наиболее вероятным меха­ низмом испускания электронов является термоэмиссия [1]. Экспе­ рименты, в которых изменяли работу выхода поверхности и энер­ гию фотона в лазерном луче, показали, что импульсы эмиссии не критичны к величине отношения работы выхода к энергии фотона, что имело бы место в случае действия механизма типа двухфотонного фотоэлектрического эффекта. Кроме того, вычис­ ления температуры поверхности в зависимости от времени (в соот­ ветствии с методами, описанными в гл. 3, которые учитывают форму импульса, характерную для пичкового режима генерации рубинового лазера) показывают, что очень быстрое возрастание температуры поверхности может вызывать наблюдаемую элек­ тронную эмиссию [1]. В дальнейшем при облучении твердых тел лазерным лучом была обнаружена и электронная эмиссия, обу­ словленная многофотонными эффектами, но ее наблюдали в дру­ гом реяшме генерации лазера. Ниже мы опишем это явле­ ние.

Однако доминирующим механизмом возникновения больших плотностей тока при облучении металлических поверхностей лазером с миллисекундным импульсом является нагрев поверхно­ сти и термоэмиссия.

В работе [7] с помощью классической теории теплопроводности было рассчитано увеличение температуры поверхности под дей­ ствием миллисекундного лазерного импульса и проведено сравне­ ние с наблюдаемой величиной электронной эмиссии. В этом эксперименте определение формы лазерного импульса и измерение тока электронной эмиссии осуществлялось с помощью цепей, имеющих такую постоянную времени, что микросекундная пичковая составляющая интегрировалась и в результате получались гладкие импульсы. Временное изменение электронной эмиссии из танталовой мишени показано на фиг. 4.3. Мишень была нагрета, электрическим током до температуры примерно 1700 К.

Увеличение температуры под действием лазерного излучения умеренной интенсивности составляло около 230° С; максимальная температура оставалась ниже 2000 К. Поэтому плотности элек­ тронного тока малы; для больших интенсивностей лазерногоизлучения и более высоких температур мишени плотность тока,, как отмечалось выше, может быть намного больше.

На фиг. 4.3 показана также расчетная кривая для тока. Она получена из уравнения Ричардсона, которое определяет темпе­ ратурную зависимость электронной эмиссии с поверхности. Тем­ пература вычислялась путем численного интегрирования класси­ ческого уравнения теплопроводности; предполагалось, что излуче­ ние равномерно распределено по поверхности полубесконечиого

1

з

з

3

>3

СЬ

§

I

е

*

£

Время, мкс

■Фиг. 4.3.

Вычисленный п наблюдаемый сигналы электронной эмиссии для мишенп

из тантала с начальной температурой 1700 К и показанной на рисунке формы лазерного импульса [7].

1 — лазерный импульс; 2 — вычисленный ток эмиссии; з — наблюдаемый ток эмиссии.

твердого тела, а форма лазерного импульса аппроксимировалась сглаженным выходным сигналом интегрирующей цепочки.

Уравнение Ричардсона, описывающее термоэмиссию, имеет вид

где / — плотность тока, ф — работа выхода поверхности, Т — температура, к — постоянная Больцмана и А — постоянная, для многих металлов равная 60,2 А/см2-град2 1). Результаты, пред­ ставленные на фиг. 4.3, показывают, что уравнение Ричардсона

х) Элементарная теория дает для постоянной А следующее выражение [158];

А= inmek2h~s = 120 А/см2-град2. Экспериментально измеренные зна­

чения А изменяются в очень широких пределах и сильно зависят от состоя­ ния поверхности. Для чистых поверхностей пределы изменения А остают­

ся еще достаточно широкими: от 160 А/см2 • град2 для цезия до 0,35 А/см2 • град2 для окиси циркония. Для серебра, молибдена, тантала и вольфрама

А — 60,2 [159].— Прим. ред.

выполняется и эмиссия возникает в результате увеличения темпе­ ратуры поверхности, которое можно вычислить по классической теории теплопроводности.

В другом исследовании [8] измерялась плотность электронного тока, вызванного импульсом рубинового лазера с длительностью около 100 мкс и полной энергией 0,2 Дж, сфокусированного на тонкие пленки из различных металлов. Измерялась зависимость плотности электронного тока от выходной мощности лазера. С увеличением выходной мощности от 0,8 до 2,4 кВт плотность электронного тока возрастала приблизительно от 10~6 до 10'3 А/см2. Результаты для всех металлов хорошо описываются простой экспоненциальной зависимостью с одинаковым для всех металлов, кроме золота, показателем. Эмиссия с вольфрамовой мишени, представляющей собой острие с радиусом около 2 мкм, имеет в общем те же характеристики, что и эмиссия с других мишеней под действием миллисекундных импульсов [9].

проводились с использованием лазеров с миллисекундным импуль­ сом. Чтобы исключить осложнения, связанные с пичковой струк­ турой таких импульсов, при исследовании механизмов электрон­ ной эмиссии в работе [10] был использован лазер с модулирован­ ной добротностью, генерирующий одиночные импульсы излучения большой мощности. Это позволило провести анализ данных, полу­ ченных в условиях высокой плотности потока в коротком одиноч­ ном импульсе. Экспериментальная установка была аналогична изображенной на фиг. 4.2. Мишенью служила металлическая пластина. Коллектор был установлен так, что лазерный луч проходил через его центральное отверстие и попадал в центр мпшени. Электроны собирались на коллекторе под действием приложенного постоянного электрического поля. Было исследова­ но влияние на ток величины напряжения, приложенного к коллек­ тору. При относительно низком напряжении на коллекторе и постоянной мощности лазера максимальная эмиссия электронов увеличивалась приблизительно пропорционально напряжению в степени три вторых. Это интерпретировалось как результат влияния пространственного заряда, которое становится несуще­ ственным при высоких напряжениях. Когда приложенное напря­ жение составляло примерно 150 В, все испускаемые электроны собирались на коллекторе.

Максимальная мощность рубинового лазера с модуляцией добротности составляла приблизительно 2 МВт, а полная ширина

ней, вычисленной в предположении однородного пространствен­ ного распределения.

Временная зависимость электронного тока, вызванного лазер­ ным излучением, а также результаты., приведенные на фиг. 4.5, позволяют сделать вывод, что основной вклад в электронную эмиссию в условиях высокой плотности потока дает термоэлек­ тронный механизм. Многофотоиный фотоэлектрический эффект* если ои и присутствует, обусловливает лишь небольшую часть тока электронной эмиссии.

C4J

Ф и г . 4 . 5,

Временная зависимость температуры поверхности торированиого вольфрама,, определенная из измерений электронной эмиссии и вычисленная в соответст­ вии с приведенной формой лазерного .импульса [10]-

1 — плотность мощности лазерного излучения; 2 — теоретическая зависимость темпе­ ратуры от времени; з — экспериментальная кривая.

Многочисленные наблюдения свидетельствуют о том, что элек­ тронная эмиссия под действием излучения лазера с модулирован­ ной добротностью может иметь сложную временную структуру.. Многне авторы наблюдали двойные импульсы [11—16]. Во всех этих исследованиях использовались лазеры с модуляцией добротно-' сти. Результаты измерения показывают, что импульсы электрон­ ной эмиссии состоят из двух компонент. Первая компонента, появляется сразу же после пика лазерного импульса и, вероятно, связана с термоэлектронной эмиссией. Более медленная компо­ нента, которая может запаздывать на время порядка сотен нано­ секунд относительно пика лазерного импульса, обычно интерпре­

электронов, образующихся при облучении лазером с модуляцией добротности, измерена в работе [12] методом задерживающегопотенциала. Эти измерения обнаружили наличие двух энергети­ ческих групп эмиттируемых электронов. Одна группа обладает максимальной энергией около 2 эВ, вторая — максимальной энергией приблизительно 14,5 эВ.

В работах [13, 18] наблюдалась эмиссия с обратной стороны металлической фольги, облучаемой лазером. Однако при повторе­ нии этого эксперимента электронную эмиссию с обратной поверх­ ности фольг толщиной от 25 до 250 мкм получить не удалось [19].

3. Источники электронов

Для некоторых применений требуются импульсныеисточники электронов с малой площадью и высокой' плотностью тока. Разработке таких источников, в которых используется электронная эмиссия под действием лазерного излучения, посвя­ щено несколько работ [20—22].

Устойчивая эмиссия с большими плотностями электронноготока получена на вольфрамовых и танталовых мишенях с приме­ нением аргоновых лазеров [20, 21]. Луч аргонового лазера, гене­ рировавшего периодические импульсы длительностью 12 мкс с пиковой мощностью 20 Вт, фокусировали в пятно с диаметром 15 мкм. Таким способом в течение нескольких часов можно было получать устойчивые импульсы электронного тока до 1 мА с ча­ стотой повторения 100 импульсов в секунду. Результаты полу­ чены в режиме, когда поверхность не нагревалась выше точки плавления.

При увеличении плотности потока лазерного излучения, падаю­ щего на мишень, до значений, при которых происходило разру­ шение поверхности, наблюдались импульсы электронной эмиссии гораздо большей величины. Амплитуда этих импульсов спадала в течение нескольких минут. Опыты проводили также с мишенями из гексаборида лантана, но они не дали таких же хороших резуль­ татов, как мишени из вольфрама и тантала. Эти результаты дают информацию, полезную для конструирования компактных и устой­ чивых импульсных периодических источников электронов.

В литературе описана также электронная эмиссия с поверхно­ сти металлов под действием импульсов излучения С02-лазеров [23]. Сфокусированный луч импульсного С02-лазера, работавшего с частотой повторения 120 Гц, направляли на катод с шероховатой поверхностью, находившийся первоначально при комнатной тем­ пературе. Импульсы электронной эмиссии с мишени полностью соответствовали импульсам лазера. Импульсы электронного тока начинались спустя приблизительно 1 мс после начала лазерного

импульса и достигали максимума за несколько сотен микросекунд до максимума лазерного импульса. Было предложено объяснение, состоящее в том, что испарение поверхности и взаимодействие падающего излучения с испаренным веществом уменьшают термо­ электронную эмиссию в середине и в конце лазерного импульса. Это согласуется с наличием видимых следов разрушения поверх­ ности.

При нагревании катода с гладкой поверхностью электронный ток имел постоянную составляющую. Разрушения поверхности не происходило. Импульс электронного тока достигал максимума спустя приблизительно 1,6 мс после пика мощности лазерного излучения. Это согласуется с термоэлектронным механизмом эмиссии.

4i Многофотонная эмиссия

Другой механизм электронной эмиссии с облучаемых лазером поверхностей обусловлен многофотолным фотоэлектриче7 скнм эффектом. Он наблюдается в том случае, когда интенсивность падающего лазерного излучения настолько мала, что заметного нагрева поверхности не происходит, а следовательно отсутствует п термоэлектронная эмиссия. Явление заключается в одновремен­ ном поглощении двух фотонов в веществе, работа выхода которого больше, чем энергия одного, но меньше, чем энергия двух лазер­ ных квантов. Электрой, поглощающий одновременно два кванта, "приобретает энергию, достаточную для преодоления потенциаль­ ного барьера, характеризующегося работой выхода, и вылетает пз вещества. Условия, при которых можно наблюдать это явле­ ние, являются довольно жесткими, и возникающий ток достаточно

■облучении светом лазера на неодимовом стекле с энергией кванта 1,17 эВ [24]. Фотоэлектрический ток представлен как функция интенсивности света в лазерном импульсе, падающем на поверх­ ность. Зависимость представляет собой прямую линию с тангенсом угла наклона., равным 2, что свидетельствует о двухбайтовом механизме фотоэмиссии.

Наблюдения проводились в условиях очень низкой темпе­ ратуры поверхности, при которой термоэлектронная эмиссия не возникает.

В другой работе [25] двухфотонная фотоэмисси.я наблюдалась при облучении поверхности металлического натрия с работой выхода 1,95 эВ светом от полупроводникового лазера на арсениде галлия (энергия квантов излучения 1,48. эВ). Двухфотонная эмиссия была обнаружена также на полупроводнике K 3Sb [26].