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

дится уже не просто иметь дело с термоэмиссией ионов, а прини­ мать также во внимание плазменные явления.

Из опубликованных данных не ясно, какая именно часть импульса ионного тока использовалась для оценки энергии ионов.

в работах [46, 47]. Скорость Ионов в зависимости от мощности лазера показана на фиг. 4.10. В качестве коллектора в этих изме­ рениях использовался электронный умножитель. Это позволило получать импульсы, форма которых точно воспроизводит форму ионного тока, приходящего на умножитель. Электроны испу­ скаются катодом умножителя только тогда, когда ион непосред­ ственно ударяется о катод. Такой приемник не подвержен влиянию токов смещения. Результаты измерения дают скорости ионов порядка 6 -10s см/с для мишени из магния, что соответствует

кинетической энергии, превышающей 400 эВ. Скорости ионов увеличиваются с ростом мощности лазера.

Похожие результаты получили авторы работы [48] при изме­ рении энергетического распределения ионов. В работе измерялась относительная плотность ионов в точке, удаленной на расстояние 40 см от мишени, как функция времени прохождения через точку измерения. Фотоумножитель регистрировал оптическое излучение, испускаемое единицей объема пролетающего вещества. Типичный результат представлен на фиг. 4.11, где показана зависимость квадрата скорости ионов углерода от максимальной интенсивности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью. Максимальные значения в правой части графика соответствуют энергиям ионов около 5000 эВ. Средняя квадратичная скорость ионов увеличивается приблизительно пропорционально квадрат­ ному корню из максимальной величины плотности потока лазер­ ного излучения для материалов с малым атомным весом и пропор­ ционально плотности потока в степени приблизительно 0,33 для веществ с большими атомными весами. Средняя кинетическая энергия ионов достигала 2000 эВ.

Энергетическое распределение ионов, получаемых при лазер­ ном облучении, измерялось также в работах [49—51], где были получены аналогичные результаты.

4. Масс-спектрометрические измерения

Для изучения ионов, испускаемых при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, ряд исследователей приме­ няли масс-спектрометры. В работе [52] квадрупольный массспектрометр в сочетании с лазером, работавшим в режиме пичкового миллисекундного импульса, был использован для измерения отношения заряда к массе частиц, испускаемых поверхностью вольфрама. Квадрупольный масс-спектрометр осуществляет разде­ ление частиц по массам. При данной настройке прибора ионы с заданным отношением заряда к массе детектируются независимо от их импульса в противоположность секторному спектрометру, который осуществляет анализ по импульсам.

Результаты измерений показывают, что ионы, испускаемые мишеиыо из вольфрама, являются однозарядными атомными ионами. Ни однозарядных ионизованных молекул, ии многозаряд­ ных ионов в этом эксперименте не обнаружено. Плотность потока лазерного излучения была достаточной, чтобы нагреть вольфрам до температуры кипения, равной приблизительно 5800 К. Посколь­ ку испаренный вольфрам не будет все время оставаться в газо­ образном состоянии, проведение этого эксперимента сопряжено со значительными трудностями. Пары вольфрама будут конденси­

зующихся ионов. Большая часть измерений на времяпролетных спектрометрах выполнена при относительно низких интенсивно­ стях лазерного излучения — порядка 20 МВт/см2 [54, 55]. При этих уровнях облучения электронную эмиссию можно объяснить на основе теплового механизма. Даже при таких умеренных интенсивностях лазерного излучения были обнаружены ионы с высокой энергией. В экспериментах использовался рубиновый лазер с модулированной добротностью с выходной энергией порядка ОД Дж и полной длительностью импульса 30 нс. Световой поток на мишени можно было варьировать от 20 до 70 МВт/см- в зависимости от положения линзы, используемой для фокуси­ ровки луча. Лазерный луч попадал на поверхность мишени через сапфировое окно в корпусе спектрометра и падал на мишень под углом 53° к нормали.

Ионы, испускаемые поверхностью мишени, ускорялись прило­ женным напряжением, проходили через никелевую сетку и попа­ дали в дрейфовую трубку длиной 1 м, в которой на ионы не дей­ ствовало электрическое поле. Выходя через сетку на другом конце дрейфовой трубки, ионы ускорялись приложенным отри­ цательным напряжением и попадали на катод электронного умнояштеля. Чтобы измерить энергию ионов, на них после выхода из дрейфовой трубки налагался задерживающий потенциал. Измерения энергии ионов, независимые от измерения их массы, были проведены путем определения потенциала, который необхо­ димо приложить к замедляющей сетке, чтобы исчез пик, соответ­ ствующий данной массе. Если энергия ионов в данном пике была известна, то масса, соответствующая этому пику, определялась по времени пролета. Расстояние между пиками с разной массой было велико по сравнению с шириной самих пиков, так что было получено хорошее разрешение.

Типичный спектр от вольфрамовой мишени показан на фиг. 4.12. Верхняя фотография получена без замедляющего потенциала. В спектре имеется несколько сортов ионов, из которых были

180 В. Тот факт, что два наибольших массовых пика все еще присутствуют, означает, что даже при таких относительно уме­ ренных интенсивностях падающего излучения в продуктах эмис­ сии с поверхности вольфрама имеются ионы с энергией, превы­ шающей 180 эВ. При увеличении задерживающего напряжения до 200 В все пики исчезают. Это свидетельствует о том, что сигналы действительно обусловливались заряженными частицами, а не были ложными. ЕГаложение тормозящего потенциала 180 В при­ водит к обрезанию задних крыльев ионных пиков, поскольку заднее крыло соответствует ионам с наименьшей энергией. Замед­

ляющий потенциал не оказывает существенного влияния на время пролета ионов с более высокой энергией, так как он приложен лишь на очень незначительной части полной длины пути. Число ионов калия в условиях этого эксперимента составляло около 109' в одном импульсе. Основную часть испущенных частиц составляли ионы щелочных металлов, поскольку эти металлы удаляются с поверхности вольфрама в ионизованном состоянии, в то время как другие простые вещества, присутствующие на поверхности, покидают ее главным образом в нейтральном состоянии. Это следует из уравнения Лэнгмюра — Саха. Десорбцию нейтральных частиц мы рассмотрим ниже. Основной вклад в вещество, эмиттируемое при интенсивностях лазерного излучения порядка 20 МВт/см2, дают атомы и молекулы, присутствующие на поверх­ ности мишени, поскольку сама поверхность при таких интенсивно­ стях заметно не разрушается.

При более высоких интенсивностях излучения поверхность испаряется и в выброшенном веществе преобладают атомы исход­ ного материала мишени.

Доля ионизованного вещества, образующегося в таком экспе­ рименте, оценивалась путем измерения полного заряда и полной массы испаренного вещества. Измерения производились на мишени из тонкой фольги. При описанных здесь условиях полное число собранных ионов составляет около 1% от полного числа атомов, выброшенных из фольги. В противоположность этому при более высоких плотностях потока происходит почти полная ионизация испаренного вещества [57].

Другие результаты [56] получены на рубиновом лазере с моду­ лированной добротностью, генерирующем энергию 10 мДж в им­ пульсе длительностью 30 нс. В случае фокусировки луча на тонкую медную пленку в пятно площадью 2 ПО-5 см2 при полном числе испаренных атомов 2-1013 образуется 6-1011 ионов. Это означает, что степень ионизации составляет приблизительно 0,03. На входе времяпролетного масс-спектрометра был применен электростатиче­ ский анализатор энергии. Комбинация электростатического ана­ лизатора и времяпролетного спектрометра дает возможность определить кинетическую энергию и скорость отдельно для каж­ дого ионного пика, что позволяет вычислить массу, соответствую­ щую каждому пику. Удается легко идентифицировать все состав­ ляющие элементы, входящие в материал тонкопленочных мишеней. Спектр масс, полученный от фольги, в состав которой входят алюминий, серебро и золото, показан на фиг. 4.13. Отсюда видно, как можно использовать лазер в качестве источника для время­ пролетного масс-спектрометра, чтобы производить массовый ана­ лиз образцов неизвестного состава.

Распределение начальных скоростей ионов можно получить из анализа формы импульсов, подобных тем, которые показаны

190 эВ); 2) хаотического распределения энергии, соответствующего тепловой энергии ионов, или энергии хаотического движения около центра масс. В частности, для рассматриваемого здесь случая энергия хаотического движения соответствует прнблпзи-

Ф и г. 4.14.

Распределение по скоростям ионов натрия, испущенных с поверхности воль­ фрама (кривая I). Для сравнения приведено максвелловское распределение, нормированное на ту же самую площадь и имеющее такую же среднюю ско­ рость (кривая^П).

Дг2з (w ) — число ионов натрия на единичный интервал скоростей; te — скорость.

тельно 13 эВ. Этот результат имеет важное значение: он показы­ вает, что температуру, соответствующую распределению, невоз­ можно получить просто из измерений времени пролета. Высокие скорости связаны скорее с направленным движением всей группы ионов, чем с тепловой энергией. Тепловая энергия, т. е. темпера­ тура ионов, обычно имеет на порядок меньшую величину.

Этот результат можно объяснить, рассматривая свободное расширение нагретого газа. Если газу, нагретому до высокой температуры, дать возможность свободно расширяться в вакуум,