Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

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

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

23.10.2023

Размер:

40.3 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 4817 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 > Следующая >>>

ЭМИССИЯ Ч АСТИЦ П О Д Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я

161

БылЬ проведено изучение многих других аспектов двухфо тонного фотоэффекта под действием лазеров. Исследовались объем ный эффект в металлическом натрии [27], фотоэффект с поверх


ности серебра [28], зави- ^
симость фототока от на
правления			поляризации
лазерного			луча		[29]		и
влияние		почти		касатель
ного	падения луча на по							г г
верхность [30].								10
В металлах и полупро								\
водниках наблюдался так
же трехфотонлый					фотоэф			•е.
фект [31, 32]. Для					возник
новения		фотоэмиссии					из
золота		(работа			выхода			10I-з
4,8 эВ) требуется одно
временное			поглощение
трех	квантов			излучения
рубинового			лазера с энер
гией	1,78		эВ	[31].		При
изменении			мощности				ла
зера	фототок			возрастает				10-к
как	третья степень интен								100
								ю
сивности		падющего света,						Интенсивность падающего излучения,
что	прямо		указывает				на	Bmjiт
наличие трехфотонного эф								Фиг. 4.7.
фекта [31, 32].				В работах
								Измеренный электронный ток с мтгшентг из
[33—35]		выполнены				тео		Cs3Sb, обусловленный двухфотонным	фото
ретические			расчеты			вели		электрическим эффектом [24].

чины тока при двухфотон ном фотоэффекте под действием лазера х). Для тока 7, вызванного

двухфотонным фотоэффектом, получено следующее теоретическое выражение (в единицах СГС) [33]:

7 = 5,60-10“

X (2 - B / A f 2[ ( 1 + 2А )42 - (24 - В)42) х
X {[(1 +	24)1/2-	2 (1 + 4 )1/2]2 + [(5 - А)V2	-4 1/2]2} х
X [(1 +	24)1/2 +	У2-1-1	(4.2)
		(2 + В — 2 4 )"

J)В цитированных работах расчет основан на теории возмущений и прове ден только для двухфотонного фотоэффекта. Когда число квантов велико, расчет по теории возмущений становится неэффективным. Удобный при ближенный метод для этого случая предложен в работе [162] и применен для вычисления тока многоквантовой фотоэмнссии в работе [163]. Очень близкая задача о рождении электронно-дырочной пары в полупроводнике в переменном электрическом поле решена в работе [164].— Прим. ред.

1 1 - 0 2 3

ГЛА ВА	4	162.
Здесь	B — (plEf, A = hciXEj,	ср— работа выхода материала,.

Ef — его энергия Ферми, N — плотность свободных электронов, X — длина световой волны, F — плотность потока фотонов, с — скорость света, т — масса электрона, е — заряд электрона и h — постоянная Планка. Еслн провести вычисления для тарированноговольфрама с ср = 2,8 эВ и Ef = 5 ,8 эВ, то при интенсивности падающего излучения рубинового лазера 20 МВт/см2 вычисленная плотность фототока будет составлять 25 мА/см2. Сравним эту величину с током термоэлектронной эмиссии, соответствующим тому же лазерному импульсу. Используя соотношение (3.7) для

температуры Т на поверхности полубесконечного	твердого тела.
Т = (2F/K) (xt/n)1/2,	(4.3)

где F — интенсивность падающего лазерного излучения, i — длительность импульса, К и к — соответственно теплопровод ность и температуропроводность, к концу импульса длительно стью 30 мс получаем приращение температуры 1920° С (или 2200 К). Уравнение Ричардсона дает для плотности тока зиачеиие364 А/см2. Таким образом, при этих условиях ток, возникающий вследствие двухфотонного фотоэффекта, невозможно было бы обнаружить на фоне тока термоэлектронной эмиссии. Поэтому ясно, что исследование двухфотонного фотоэффекта следует про водить при таких условиях, когда термоэлектронный ток мал. Это реализуется в следующих двух случаях.

1.Длительность импульса очень мала, так что полная погло щенная энергия, а следовательно, и увеличение температуры незначительны. Такие условия осуществляются в режиме пикосокундных импульсов, но в этом режиме исследования двухфотон ного фотоэффекта до сих пор не проводились *).

2.Интенсивность падающего лазерного излучения относитель но мала. По форме уравнений видно, что термоэмиссионный так экспоненциально уменьшается при понижении интенсивности падающего лазерного излучения, тогда как фототок, обусловлен ный двухфотонным процессом, уменьшается как квадрат интен сивности, поэтому при некоторой лазерной интенсивности фототок должен быть больше термотока. На опыте это происходит при таких уровнях интенсивности, когда фототок еще доступен наблю-

г) Многоквантовый фотоэлектрическая эффект под действием пикосекуидных лазерных импульсов экспериментально исследован в работах [165, 166]. Вопрос о конкуренции между термоэмпсспей и фотоэмиссией при умень шении длительности лазерного импульса рассмотрен в работе [167]. Расчет тока термоэлектронной эмиссии в случае пикосекундных импуль

сов проведен в работе [168]. Там показано, в частности, что нрн ультра коротких импульсах сильно уменьшается запаздывание термоэмпссшг относительно лазерного импульса, н способ разделения фото- и термотоков по их различной зависимости от времени становится малоэффективным.—

П р и м . р е д .

ЭМИССИЯ Ч А С Т И Ц П О Д Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я

163

деншо. Это и есть тот самый диапазон, в котором были выполнены описанные выше исследования.

Нелинейный фотоэффект можно отделить от термоэлектронных эффектов путем измерения времени задержки между максимумом лазерного импульса и максимумом вызванного им электронного импульса [36]. В случае нелинейного фотоэффекта временная задержка отсутствует, тогда как импульс тока термоэлектронной эмиссии запаздывает на несколько наносекунд. Время запаздыва ния импульса электронного тока относительно максимума лазер ного импульса в зависимости от плотности потока излучения было измерено в работе [36] для мишеии из золота при импульсе руби нового лазера длительностью 20 нс. Получен следующий резуль тат. Существует пороговая плотность потока, равная примерно 0,4 МВт/см2, ниже которой эмиссионный ток устанавливается мгновенно и обусловлен, по-видимому, двухфотонным фотоэффек том. При плотностях потока выше 0,4 МВт/сма электронная эмис сия обнаруживает заметное запаздывание и связана в основном с термоэмиссионными эффектами.

§ 2. ПОЛУЧЕНИЕ ИОНОВ

1. Термоионная эмиссия

Термоэмиссия положительных ионов с нагретых метал лических поверхностей была обнаружена давно [37, 38]. Образец, нагретый до температуры порядка 2000 К и выше, будет испускать ноны веществ, присутствующих на поверхности в качестве при месей, а также ионы самого металла. Лазерный нагрев вызывает точно такую же эмиссию положительных ионов. Количественные измерения ионной эмиссии с поверхности тантала и германия показывают, что отдельные импульсы тока положительных ионов длительностью от 0,1 до 1 мкс, возникающие под действием милли секундного лазерного импульса с энергией порядка 0,3 Дж, сфокусированного в пятно площадью около 10-4 см2, совпадают по времени с лазерными пичками [5]. Ионный ток с поверхности тантала составлял около 0,1 А, а с поверхности германия — около 0,01 А. Полное количество образующихся ионов было равно 2-1014 и 5>1012 соответственно для тантала и германия. Измерения производились с помощью простой двухэлектродной электрической цепи, аналогичной показанной на фиг. 4.2. Отличие заключалось в том, что полярность напряжения, приложенного к коллектору, была обратной. Такая схема типична для экспери ментальных установок, предназначенных для изучения ионной эмиссии.

Наблюдение эмиссии положительных ионов было проведено также в работах [8, 14, 16, 39] с использованием простого метода

1 1 *

ГЛАВА 4

164

сбора зарядов с помощью коллектора. Эти измерения дают возмож ность определить экспериментальные зависимости плотности ион ного тока от выходной мощности лазера. Ионный ток /+ можно оценить из уравнения Ричардсона — Смита [37]:

/+ = А ГТ2ехр (— срр/А-Г),								(4.4)
где А р — константа,	фр — работа выхода положительного							иона,
Т — температура и	к — постоянная Больцмана. Это					уравнение
			о п и с ы в а е т т е п л о в у ю э м и с с и ю
			п о л о ж и т е л ь н ы х и о н о в с м е
			т а л л и ч е с к о й		п о в е р х н о с т и .
			Р а б о т у в ы х о д а п о л о ж и т е л ь
			н ы х и о н о в м о ж н о п р и б л и з и
			те л ь н о о ц е н и т ь и з с л е д у ю
			щ е го э в р и с т и ч е с к о го , р а с с м о т
			р е н и я . Е с л и п о л о ж и т е л ь н ы й
			и о н и э л е к т р о н			р а з д е л ь н о
			у д а л и т ь и з в е щ е с т в а ,				то з а
			т р а ч и в а е м а я э н е р г и я р а в н а
			т о й , к о т о р а я т р е б у е т с я д л я
	2,4 '	2,8 3,2	У д а л е н и я	н а	б е с к о н е ч н о с т ь
Выходная мощность лазера, кВт			нейтрального		атома с его по
			следующей ионизацией.					Это
Ф Иг. 4.8.			приводит к соотношению
Зависимость плотности тока положи			ФР + Ф =	I -Ь Фо-				(4.5)
тельных попов от выходной мощности
рубинового лазера, работающего		в ре	Здесь фо — эпергия,				требуе
жиме миллисекундного	импульса	при
наличии фокусировки [8].			мая для удаления			нейтраль
			ной молекулы, I — потенциал
понизации п ср — работа выхода электрона. Величину						ф0	можно
приближенно получить из рассмотрения кинетики						испарения
вещества. Ионизационный потенциал и работа выхода						электрона
обычно известны.

На фиг. 4.8 показаны результаты измерения зависимости плот ности ионного тока от мощности выходного излучения лазера для мишеней из алюминия и меди [8]. Условия опыта: миллисекундный лазерный импульс; площадь фокусировки 0,017 см2; металлическая мишень помещалась в вакууме. Использование этих результатов вместе с данными по измерению тока термоэлектронной эмиссии при тех же условиях дает эффективные величины работы выхода положительных ионов для алюминия и меди 5,3 эВ и 7,25 эВ соответственно. Если воспользоваться равенством (4.5), подставив известные значения параметров, то получатся значения фр, равные 5,7 эВ и 6,7 эВ для алюминия и меди соответственно. Описанные выше измерения проводились в условиях, когда эмиссия имела термоионное происхождение.

ГЛАВА 4

166

6 МВт; луч фокусировался на площадку примерно 0,08 см2 на вольфрамовой мишени. Полная длительность импульса тока на ионном коллекторе составляла около 100 нс. Ионный ток на коллекторе соответствовал плотности тока с облучаемого пятна, приблизительно равной 750 мА/см2. Эта величина, согласно

уравнению	Ричардсона — Смита, соответствует	температуре
поверхности	около 5300 К.
Из уравнения (3.7), в котором учтен коэффициент отражения R
света от поверхности, имеем
Т = [2 (1 - R) F/IC] (хг/я)1/2.		(4.7)

Подставляя значение коэффициента отражения R для вольфра ма на длине волны 6943 А, равное примерно 0,5 [42], получаем приращение температуры 5800° С.

Согласие является достаточно хорошим, если учесть, что на опыте изучается нестационарный процесс. В этом эксперименте температура не превышала температуру кипения; плотность потока лазерного излучения была слишком мала для образования кратеров на поверхности.

В целом измерения ионной эмиссии под действием лазера при интенсивностях падающего излучения порядка нескольких десят ков мегаватт на квадратный сантиметр свидетельствуют о наличии коротких импульсов ионного тока, текущего от облучаемой мише ни к коллектору. Предположение о том, что ток, возможно, обу словлен электронами, вылетающими с коллектора, опровергается опытами с использованием магнитных полей. Измерения при этих условиях указывают на термоэмиссионную природу ионного тока.

2. Интерпретация	формы импульсов	ионного тока
Для измерений эмиссии ионов под действием лазерного
излучения часто используют	двухэлектродную	конфигурацию,

в которой’ионы притягиваются к коллектору под действием напря жения, приложенного между ним и мишенью. Это напряжение достаточно велико, так что пространственный заряд не играет роли и на коллектор собираются все испущенные ионы. Собранный заряд измеряют на нагрузочном сопротивлении, через которое заземлен коллектор. Типичная схема такой экспериментальной установки показана на фиг. 4.2.

Все обсуждаемые в этом разделе результаты получены на уста новках типа изображенной на фиг. 4.2. Следует также отметить, что эти данные получены в ситуациях, когда полная величина

заряда относительно	мала.	Другими словами, плотная плазма
не образуется. Все	ионы	могут быть вытянуты приложенным

к коллектору напряжением как отдельные заряженные частицы.

ЭМ ИССИЯ Ч АСТИЦ ПОД Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я

167

Кроме того, интенсивность лазерного излучения относительно мала, так что заметного испарения поверхности не происходит,

и все ионы, как положительные, так и отрицательные, возникают

врезультате термоэмиссии с нагреваемой поверхности. В этих условиях при помощи лазера с модулированной добротностью получают импульсы тока положительных ионов типа показанных на фиг. 4.9.

Когда электроны собираются с помощью двухэлектродной

•системы подходящего размера, время пх пролета от мишени

.до коллектора мало. Как правило, оно меньше времени разрешения измерительной цепи. Однако время пролета ионов может и ие быть пренебрежимо малым. Это приводит к возможности измерений времени пролета, которые мы обсудим ниже. Отсюда следует также, что на форму импульса ионного тока могут оказывать влияние токи смещения.

В работе [43] было указано, что при интерпретации формы импульсов ионного тока, получаемых в любом двухэлектродном устройстве, следует проявлять осторожность. Обычно импульс ионного тока запаздывает относительно лазерного импульса на некоторое время. Если рассмотреть движение группы положи тельно заряженных ионов от мишени к коллектору при наличии на нем собирающего потенциала, то можно показать, что время пролета ионов равно времени нарастания ионного тока, наводи мого во внешней цепи.

Если положительный заряд движется через межэлектродный промежуток, то ток во внешней цепи появляется в тот момент, когда заряд покидает анод, и возрастает до максимальной вели чины в момент, когда заряд начинает приближаться к катоду. Чтобы убедиться в этом, рассмотрим движение заряда в направ лении оси х , которое совпадает с направлением от анода к катоду. Катод расположен в точке х = d. Заряд, находящийся в точке х в момент времени t, был испущен ранее, в момент времени [t —

— (2тх/еЕ)У*], где т и е — масса и заряд иона соответственно, а Е — приложенное поле. Рассмотрим случай короткого прямо угольного импульса тока на аноде с плотностью тока / 0 и длитель ностью tp. Плотность тока внутри промежутка дается соотноше ниями

J(x,t) = J0;	0 ^ . t — (2mx/eE)1/2^Ztp,
J (х, t) = 0;	t < (2mxleE)y 2,	(4.8)
и л и t > tp -j- ( 2 mx/eE)1/2,

Это выражение описывает конвективный ток, т. е. движение реального заряда в промежутке между электродами. Вследствие влияния токов смещения он не равен току во внешней цепи.

ГЛАВА 4	168
Чтобы найти соотношение,	связывающее конвективный ток

с внешними токами, которые наводятся в измерительных цепях, рассмотрим, две параллельные пластины, разделенные расстоя нием d, между которыми приложено поле Е. Если поместить

заряд q в точку х = 0, то работа dw,	совершаемая при перемеще
нии его на расстояние dx, есть
dw = qE dx.	■ (4.9)

Эта работа должна быть равна изменению энергии конденсатора —S (У@), где V — полное напряжение, Q — полный заряд:


	qE dx = - б			(F<?) =	— F6Q = —E'd&Q.					(4.10)
Следовательно,		ток t, текущий по проводнику, равен
нлп	i =	dQ/dt =		(—q/d) dx/dt,						(4.11)
нлп	i (i)	=	(—qld) v (t),							(4.12)
	i (i)	=	(—qld) v (t),							(4.12)
где	v (t) — скорость			заряда.	Если	теперь	вместо		одиночного
заряда мы рассмотрим импульс тока вида J							(0, t')	при х — 0, то
добавочный заряд, испускаемый за промежуток								времени		от t'
до t'	dt' , можно иайтп нз				(4.12).	Приращение		тока, соответ
ствующее этому заряду, равно
	бi (0	=	[—бд (О/Д v ( t — Г),							(4.13)
где бq (t') = J		(0,	t') A dt' , A		— поперечное сечение,				через	кото
рое течет ток. Таким образом,
	Ы (t)	=	{-Aid) J (0, t') v(t			— t') dt'.				(4.14)

Прежде чем произвести интегрирование, напомним, что мы рас сматривали работу по перемещению заряда, который еще не достиг электрода в точке х = d. Если ■td — время пролета через промежуток, то в качестве нижнего предела интегрирования принимаем шах (0, t — td):

i (/.) = (— А /d)	t	J{0,t')v{t — t’)dt'.
	J		(4.15)

max(0, i - (rf)

Предположим теперь, что время td пролета ионов через про межуток меньше длительности импульса эмиссии, т. е.

td= (2mdjeE)1/2< tp,

(4.16)

ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОД ДЕ Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я

169

что является разумным допущением для представляющих интерес случаев. Тогда для £ < td из (4.15) и (4.8) имеем

		(
	= Z=^ - 0TT J { t - t')d t' = ( - A J 0ld){eElm)i*;2.						(4.17)
	td	о
Для £ ;,> £ >	td
£(£) =		—A Jо еЕ	J		—AJ оеЕ 4/		(4.18)
£(£) =		г	J		dm	2	(4.18)
Для £ > tp >	td	l~tA
Для £ > tp >	td
		j	(£— £') dl' ■
		—A J qcE					(4.19)
		H i t	2	2 ‘	2 j ‘		(4.19)
			2	2 ‘	2 j ‘

Таким образом, ток во внешней цепи начинает течь в момент I = 0, т. е. еще до того, как каждый заряд фактически достигает коллектора. Ток становится максимальным в момент td, когда заряды начинают достигать коллектора, и остается неизменным

вплоть до момента £ =	£р. Затем ток уменьшается и обращается
в нуль при £ = tp +	td. Таким образом, ток во внешней цепи

не воспроизводит в точности импульса тока эмиссии. Разумеется, интеграл от тока во внешней цепи должен быть равен полному заряду, испущенному мишеныо.

Если такой же анализ провести для более сложной формы импульса эмиссии, характерной для реальных импульсов, исполь зуя при этом уравнение непрерывности, то результат оказывается аналогичным: как только мишень начинает испускать заряды, ток во внешней цепи начинает увеличиваться, возрастая до макси мальной величины, когда первые ионы достигают коллектора, и затем спадает [43]. Этот анализ был выполнен для случая, когда начальная скорость ионов равна нулю, но он применим также, если ионы первоначально имеют составляющую скорости в направлении коллектора. Вследствие очень короткого времени пролета электронов в типичной системе форма импульса электрон ного тока с большей точностью воспроизводит форму импульса эмиссии. Интерпретация формы импульсов ионного тока, реги стрируемых с помощью простой двухэлектродной системы, должна проводиться в свете изложенных здесь соображений.

ГЛ А В А 4

170

3. Измерения энергии ионов

Времяпролетные измерения энергии ионов, образую щихся под действием излучения лазеров с модулированной доброт ностью, часто производят, определяя время пролета в двухэлек тродной системе с малым напряжением на коллекторе. Измерения 144, 45] показали, что имеются ионы с высокой энергией, порядка 1000 эВ. Лазер, использовавшийся в этих экспериментах, гене рировал энергию около 0,2 Дж в импульсе длительностью 40 нс, площадь фокального пятна составляла приблизительно 10_3 см2. Энергия ионов рассчитывалась по времени пролета отрезка длиной

Амплитуда лазерного импульса, относит, ед.

Фиг, 4,10.

С к орость	и он ов м агн и я	к ак ф ун к ц и я вы ходн ой м ощ н ости л а зе р а с м о д у л и
р ов ан н ой	добротн остью	[46].

4,3 см. Измерения времени пролета, проведенные для ряда веществ, дали значения в пределах от 0,5 мкс для углерода до 1,2 мкс для свинца. Оцененная по этим измерениям энергия ионов составила около 1000 эВ, что является неожиданно высокой величиной, если принять во внимание, что ионы возникают при поглощении фотонов с энергиями порядка 1,78 эВ. Кажется мало вероятным, чтобы миогофотонные эффекты (одновременное погло щение сотен фотонов одним ионом) могли объяснить эти явления. Следует заметить, что при использовавшихся интенсивностях лазерного излучения (5 -109 Вт/см2) мишени частично испарялись. Мишени из алюминиевой фольги толщиной около 0,07 мкм прожи гались лазерным импульсом насквозь. В таких условиях прихо

<<< < Предыдущая 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 4817 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ