- •Физические особенности взаимодействия лазерного излучения с поверхностью твердых тел и формирования лазерной плазмы (обзор литературы)
- •1.1. Общие сведения
- •Разлет лазерной плазмы в вакууме
- •1.3 Энергетические и пространственные спектры ионов лазерной плазмы
- •Относительный выход ионов химических элементов из лазерной плазмы
- •Однозарядные ионы
- •Многозарядные ионы
- •Использование лазерной плазмы
- •2.1.1 Нагревание поверхности непрозрачного тела
- •2.1.2 Отражение и поглощение излучения.
- •2.1.3 Нагревание поверхности металла.
- •2.2.Плавление и испарение металлов
- •2.2.1 Плавление металлов.
- •3.1. Экспериментальная установка и ее основные модули
- •Особенности лазерного излучения. Фокусировка лазерного излучения
- •Параметры лазерного излучения
- •Монохроматичность
- •Форма и расходимость луча
- •Фокусировка лазерного излучения
- •1.3. Разрушение прозрачных твёрдых тел
- •1.3.1. Разрушение идеально чистых тел
- •1.3.2. Разрушения, обусловленные локальными микроскопическими примесями
- •1.3.3. Эффект накопления
- •1.3.4. Форма микродефектов
- •2.1. Установка для лазерной обработки материалов
- •4. Исследование формы микродефектов и визуализация рассеяния света в зависимости от угла падения
1.3 Энергетические и пространственные спектры ионов лазерной плазмы
Для детального изучения энергетических спектров ионов лазерной плазмы наиболее удобно применять времяпролетный масс-спектрометр, снабженный энергетическим фильтром, например, в виде секторного электростатического или магнитного поля. Это позволяет изучать энергетические распределения ионов различных масс и зарядов с высоким энергетическим разрешением.
Рис. 2.5. Энергетические спектры ионов Al при различных значениях q (числа у кривых – кратность заряда ионов; Σ – интегральный спектр ионов)
На рис. 2.5 представлены энергетические спектры ионов, полученные с помощью времяпролетного масс-спектрометра с электростатическим анализатором [17]. Энергетические распределения снимались по десяти точкам на каждой энергии через 10 эВ в диапазоне до 100 эВ и через 100 эВ в диапазоне от 100 эВ и выше. Пиковая мощность лазера флуктуировала в пределах 7%.
Полученные в результате обработки энергетические спектры указывали на то, что: 1) при изменении q от 109 Вт/см2 расширение энергетического распределения в сторону больших энергий связано с появлением ионов больших зарядностей; 2) ионы определенной зарядности появляются при характерном для данного элемента значения qz, имея максимум распределения при определенной энергии. В дальнейшем при изменении q положение этого максимума изменяется слабо; 3) с ростом q появляются дополнительные максимумы, вызванные образованием ионов большей зарядности и их последующей рекомбинацией.
Применение указанной методики позволяет также детально исследовать зависимость максимальной энергии ионов Emax от плотности потока лазерного излучения.
В [17] детально исследовалась зависимость максимальной энергии ионов Emax от плотности потока лазерного излучения для материалов. Диапазон плотности потока лазерного излучения составлял 108 - 1011 Вт/см2. В отличие от [18], из [17] следует, что существует область возрастания максимальной энергии ионов с увеличением их массы при постоянных параметрах падающего излучения. Emax слабо зависит от массы иона для сравнительно тяжелых элементов.
Табл. 2.1. Экспериментальные значения плотности потока излучения q1 и q2 и коэффициенты γ1 , γ2, γ3 в зависимости E max = f (q)
Элемент |
q1, 108 Вт/см2 |
q2 109 Вт/см2 |
γ1 |
γ2 |
γ3 |
Be |
3,0 |
2,4 |
1,0 |
0,04 |
0,64 |
Al |
2,5 |
1,6 |
0,7 |
0,04 |
0,64 |
Ti |
2,5 |
1,6 |
0,8 |
0,06 |
0,64 |
Cu |
2,8 |
1,3 |
0,7 |
0,10 |
0,60 |
Nb |
3,0 |
1,3 |
0,6 |
0,08 |
0,64 |
W |
3,0 |
1,5 |
0,8 |
0,04 |
0,50 |
Согласно результатам [17], в зависимости Emax=f(q) наблюдается три участка. Для материалов, представленных в табл. 2.1, имеются значения плотности потока q1 и q2, разделяющие три области: первую – с 10 8 ≤ q ≤ q1 , в которой Emax ~ q , вторую область – с q1 ≤ q ≤ q2 , в которой Emax ~ q , и третью область - с q2 ≤ q ≤ 1011 , в которой Emax ~ q . В области от 108 до q2 регистрируются ионы только первой зарядности, а начиная с q2 - с большим зарядом.
Интегрирование энергетических распределений позволило определить относительный вклад ионов каждой зарядности в полный энергетический спектр. Однозначных ионов при всех значениях плотности потока лазерного излучения присутствует в энергетическом спектре больше, чем ионов более высоких зарядностей.
Слабую зависимость Emax ~ q в диапазоне q1 ≤ q ≤ q2 для разных материалов можно объяснить режимом испарения с наличием фазового перехода. В таком режиме температура, скорость и степень ионизации паров слабо зависит от плотности потока лазерного излучения. Используя результаты [19], можно рассчитать граничные значения q/1 и q/2 интервала плотности потока лазерного излучения, в котором должен существовать режим фазового перехода (табл.2.2). Для висмута при плотности потока лазерного излучения 108 ≤ q ≤ 1011 Вт/см2 в [17] не была обнаружена область слабой зависимости Emax = f (q), что согласуется с вычисленными значениями q/1 и q/2.
Необходимо отметить, что сравнение теоретических значений q/1 и q/2 с экспериментальными может быть ограниченным из-за модельности рассмотрения [19].
Зависимости Emax~q и Emax~q в целом достаточно хорошо согласуются с результатами, полученными в различных работах, использующих диагностику лазерной плазмы на поздних стадиях ее разлета в вакууме.
Определенный интерес для понимания процессов формирования энергетического спектра ионов лазерной плазмы при ее разлете в вакууме представляет работа [20].
Табл.2.2. Расчетные значения плотности потока лазерного излучения, ограничивающие режим испарения с фазовым переходом
Элемент |
Ρ0, 103 кг/м3 |
Ω, 107 дж/кг |
σ, 10 – 4 м 2/с |
q/1,108 Вт/см2 |
q/2,108 Вт/см2 |
Be |
1,80 |
3,6 |
0,510 |
4,6 |
19,5 |
Al |
2,70 |
1,2 |
0,830 |
3,0 |
5,6 |
Ti |
4,50 |
1,0 |
0,062 |
1,1 |
7,0 |
Cu |
8,96 |
0,5 |
1,110 |
5,0 |
5,6 |
Nb |
8,60 |
0,8 |
0,210 |
3,1 |
9,5 |
W |
19,30 |
0,5 |
0,650 |
7,0 |
9,3 |
Bi |
9,80 |
0,1 |
0,079 |
0,3 |
0,5 |
Поскольку в [17,18] было выяснено, что на формирование энергетических спектров ионов лазерной плазмы влияют процессы ускорения ионов и их рекомбинация, т.е. понижение зарядности ионов при их неупругом взаимодействии с электронами лазерной плазмы, в [20] была предпринята попытка экспериментально разделить влияние процессов ускорения и рекомбинации на формирование энергетических спектров ионов. Ранее уже отмечалось, что с увеличением плотности потока лазерного излучения происходит в основном изменение той части спектра, в которой присутствуют ионы высокой кратности (энергия порядка Emax), в то время как низкоэнергетическая область спектра меняется слабо и в этой части спектра наблюдается насыщение по числу регистрируемых ионов. В высокоэнергетической части спектра имеются и ионы первой зарядности, ускорившихся до более высокой энергии. Такой процесс приводит к появлению ″рекомбинационных″ максимумов на распределениях ионов с низкой зарядностью. Ранее указывалось, что ионы лазерной плазмы могут ускорится в процессе газодинамического расширения плазменного сгустка в вакууме за счет градиента давления, а также ускорения в самосогласованном электростатическом поле на границе плазменного сгустка. Возникновение такого поля связано с тем, что электроны, обладая существенно большими скоростями теплового движения, стремятся уйти из плазмы. Ясно, что при этом наиболее существенное нарушение нейтральности происходит на перефериии плазменного сгустка, где плотность плазмы ниже, а толщина образующегося слоя по порядку равна дебаевскому радиусу экранирования в плазме. Ионы, двигаясь в поле, ускоряются до скоростей, значительно превышающих тепловую. В [21] для углеродной плазмы при q =1011 Вт/см2 и r0 ≈ 60 мкм показано, что напряженность поля в двойном электрическом слое на границе плазмы на расстоянии 5 мм от мишени составляет 1900 В/см.
Согласно механизму электростатического ускорения, максимальная кинетическая энергия ионов Emax должна зависеть от заряда иона z и слабо изменяться с массой иона m. На самом деле результаты [17] показывают, что при постоянной плотности потока лазерного излучения для элементов с атомной массой А ≤ 20 имеется возрастание Emax с ростом А. Для элементов с А > 20 Emax практически постоянна. В то же время для элементов с А ≤ 20 при постоянной плотности потока излучения наблюдается возрастание максимального заряда регистрируемых ионов, а для более тяжелых элементов максимальная зарядность одинакова. Отношение E max/zαmax (где α = 1÷2) не зависит от атомной массы элемента во всем диапазоне исследованных элементов и плотностей потока лазерного излучения, т.е. E max действительно слабо зависит от массы иона и является функцией максимальной зарядности ионов zmax , что говорит о сильном влиянии электростатического ускорения на формирование энергетического спектра ионов лазерной плазмы.
Отношение числа ускоренных ионов к полному в предположении, что ускорение вызвано электростатическим полем, можно оценить как:
Nуск/Nполн ~ rD/r0, (3)
где rD – местный дебаевский радиус; r0 – начальный радиус плазмы.
Для характерных при q ~ 109 Вт/см2, rD ~ 10 –4 и r0 ~ 10 –2 см, Nуск/Nполн ~ 10 –2, где Nполн - число испаряемых атомов с поверхности облучаемого твердого тела. Если учесть, что степень ионизации в лазерной плазме на поздних стадиях ее разлета в вакууме составляет 0,1 – 0,01, то число ускоренных в самосогласованном поле ионов к полному числу ионов, регистрируемых на поздних стадиях разлета, равно 10 – 1 - 1,0.
Для сравнения можно привести результаты ряда экспериментальных работ, в которых определялось отношение числа регистрируемых ионов к полному числу испаренных атомов мишени.
Для случая электростатического ускорения модельные расчеты [22] дали следующее выражение для зависимости средней максимальной энергии ионов Ēmax от заряда иона z к концу ускорения:
Ēmax ~ Te z2 [A(ξi) ln δ]2, (4)
где A(ξi) - фактор, учитывающий зарядовый состав плазмы; δ – размер плазмы в дебаевских радиусах.
Экспериментальные исследования ускорения ионов плазмы, полученные при облучении ряда мишеней (Cd, СdTe, Si, SiO, SiO2, SiC, Al и Al2O3), показали, что средние энергии ионов Ei удовлетворительно описываются выражением
Ei = E0 +36.5 [1-1.77 exp (- 0.09m)] z2, (5)
где m - масса иона, а.е.м.; z – заряд иона.
Авторы заключили, что энергия E0 определяется ускорением за счет градиента давления и составляет E0 = (40 ± 5) эВ для ионов Cd+, Te+, Si+ и Al+, а для ионов О+ и С+ - 60 ± 3 эВ. Второе слагаемое учитывает ускорение в двойном электрическом слое. Кроме того, авторам [21] удалось установить, что характер энергетических спектров однозарядных ионов данного элемента в лазерной плазме не претерпевает существенных изменений, если рассматривать плазму, образованную при действии лазерного излучения на однокомпонентную и многокомпонентную мишень, содержащую данный элемент, что находится в согласии с результатами [13].
Таким образом, можно считать, что наблюдаемые энергетические спектры ионов лазерной плазмы на поздних стадиях ее разлета в вакууме определяются действием обоих механизмов ускорения, а электростатический механизм ускорения формирует высокоэнергетическую часть спектра ионов, что объясняет зависимость энергии ионов от их заряда [17,18,21].
Не менее важной характеристикой ионной компоненты лазерной плазмы, позволяющей выяснить аспекты разлета лазерной плазмы в вакууме, и процессов, происходящих в ней, и определяющей реализацию ионного источника, является пространственное распределение ионов лазерной плазмы на поздних стадиях ее разлета.
Исследования выброса материала при воздействии лазерного излучения показывают, что выброс материала происходит преимущественно в направлении, перпендикулярном мишени вне зависимости от направления лазерного луча. Угловое распределение выброшенного материала приблизительно описывается зависимостью cos θ, где θ – угол, отсчитываемый от нормали к облучаемой поверхности [20]. При измерении углового распределения ионов с вольфрамовой мишени при облучении рубиновым лазером, работающим в режиме модулированной добротности, был получен закон распределения, близкий к cos2θ [19].
Сравнение углового разлета ионизированной компоненты лазерной плазмы с угловым разлетом всего выброшенного вещества показывает их существенное различие.
В работе [18] получены регистрограммы разлета углеродного факела, снятые спектроскопическим методом по свечению линии CVI (λ = 529,2 нм), при изменении угла между щелью монохроматора и нормально к мишени. Эти регистрограммы показывают, что свечение ионов CVI локализовано в конусе с вершиной в точке фокусировки, осью которого является лазерный пучок. Свечение ионов СIII, которое появляется после окончания лазерного импульса, при изменении угла регистрации от 0 до 90˚ практически не изменяется со временем, что свидетельствует о сферической симметрии разлета ионов CIII (двухзарядные ионы С 2+).
Результаты работы [17] позволяют отметить закономерности угловых распределений ионов лазерной плазмы:
а) угловые распределения ионов с энергией в интервале от 50 до 300 эВ изотропны в пределах углов, в которых регистрируются ионы при всех использованных значениях плотности потока лазерного излучения;
б) при плотности потока лазерного излучения 1010 и 1011 Вт/см 2 ионы с энергией больше 250 – 300 эВ имеют анизотропное угловое распределение; при этом для ионов с зарядом z, равным 1 и 2, наблюдаются характерные выбросы по направлениям, отличным от нормали. Угловые распределения ионов с максимальным зарядом (zmax = 4 при q = 1010 Вт/см2 и zmax = 5 при q = 1011 Вт/см2) имеют вид узкого ˝лепестка˝, вытянутого по нормали. Чем больше заряд ионов, тем в меньшем телесном угле происходит разлет;
в) при всех значения плотности потока лазерного излучения, зарядности, энергии ионов и неизменном угле падения луча лазера на мишень наблюдается симметрия углового распределения относительно нормали к образцу;
г) на энергетических распределениях, снятых при углах 0˚, 30˚, 60˚ к нормали, отмечено наличие нескольких максимумов на распределениях одно- и двухзарядных ионов (см. рис.2.6). Максимальная энергия уменьшается с увеличением угла регистрации.
Рис.2.6. Энергетические распределения ионов Al при различных значениях α
Авторы делают вывод, что характер угловых и энергетических распределений ионов лазерной плазмы хорошо объясняется процессами ускорения и рекомбинации.