0.5. Уплотнение электронного газа и кулоновский взрыв в поверхностном слое проводника

Как уже было отмечено, обычно эксперименты проводят при плотностях энергии нагревающего излучения – не выше 10 мДж/см² (пиковая температура электронного газа порядка 10⁴ К значительно ниже характерной температуры Ферми 10⁵ К). В случае более высоких значений 0,1 Дж/см² (пиковые ) получены экспериментальные результаты, свидетельствующие о возможности реализации другого типа электрон-решеточного взаимодействия при субпикосекундном разупорядочивании кристаллической решетки металлов ("электронное плавление").

Приведем результаты экспериментов, проведенных по методике, использованной для обнаружения нетермического плавления, но при плотностях энергии значительно выше порога нетермического плавления ( 0,25 Дж/см²).

В качестве мишеней использовались пленки и (толщиной 30  40 нм) на стекле, а также оптически "толстые" металлические пленки расплава или толщиной до 20 нм, получаемые на поверхности объемных нелегированных образцов этих материалов ( ) под действием и в течение того же импульса накачки с эффективной плотностью энергии на образце выше порога нетермического плавления ( 0,25 Дж/см² и 0,15 Дж/см², соответственно).

Для всех указанных образцов экспериментально исследованы зависимости коэффициента самоотражения -поляризованного излучения накачки (для и  также -поляризованного) от его энергии. Полученные зависимости коэффициента самоотражения излучения накачки (для и - и ) от энергии импульса накачки были обработаны по методике, использованной при обработке данных в эксперименте по нетермическому плавлению. Напомним, что в основе упомянутой процедуры лежит предположение о зависимости величин и от вложенной в течение лазерного импульса мгновенной эффективной плотности , а не интенсивности , что достаточно справедливо при воздействии на металлы сверхкоротких импульсов с умеренными значениями 10 Дж/см². Результирующие зависимости и представлены на рис. 0.19 (вертикальная пунктирная линия показывает положение порога плавления и в течение импульса накачки, стрелка - начало аномалии оптических свойств (плато и ) для всех образцов).

Приведенные зависимости свидетельствуют, что при воздействии на все типы металлических пленок излучения с характерной 0,2 Дж/см² наблюдается плато величины в диапазоне значений 0,5  0,6. Аналогичный эффект ранее наблюдался для лазерно-индуцированного расплава пленок и при близких значениях и объяснялся в рамках двухтемпературной модели значительным уменьшением характерного времени электрон-электронного рассеяния  до 10^-16 с  при нагреве электронной подсистемы до 10⁵ К. Вместе с тем, отмечаемая на рис. 0.19 особенность зависимостей вблизи  резкое уменьшение глубины кратера до ширины скин-слоя  указывает на более сложный характер процессов, происходящих в скин-слое проводника при таких высоких степенях нагрева.

С использованием зависимостей и для проводящих пленок и были исследованы их оптические характеристики и вблизи (рис. 0.20).

Для указанных образцов выше порога плавления отмечается непрерывный рост величины при постоянстве , что указывает на неоднородность оптических свойств вещества в пределах скин-слоя. В то же время, превышение над при означает, что в пределах скин-слоя появляется диэлектрическая фаза с положительной величиной действительной части диэлектрической проницаемости. С целью выяснения природы наблюдаемых аномалий с использованием эффективных значений и были получены соответствующие зависимости эффективных значений плазменной частоты и от (рис. 0.20, вертикальная пунктирная линия показывает положение порога плавления и в течение импульса накачки, стрелка - начало аномалии оптических свойств для указанных образцов), показывающие, что при происходит резкий рост и падение .

Рис. 0.19. Зависимости коэффициента самоотражения и от мгновенной эффективной (поглощенной) плотности энергии накачки для образцов , , и и глубины (профиля) кратера от интегральной для образцов , и

Рис. 0.20. Зависимости оптических констант и , а также и от для образцов и (аналогичные оси для обоих образцов совмещены)

Падение при можно объяснить в рамках теории ферми-жидкости ростом и (рис. 0.20), причем последняя, как и соответствующие постоянные электрон-электронного рассеяния (2,5 и 1,5 фс^-1·эВ^-2 для и , соответственно), рассчитывались согласно выражениям

(0.18)

(0.19)

с использованием зависимостей и от (рис. 0.20, 0.21) и подгоночного параметра , оцениваемого при (то есть при ).

Поскольку для и измеренная оптическая масса электрона равняется единице, то наблюдаемый значительный монотонный рост можно связать с соответствующим ростом эффективной плотности электронов в скин-слое, а, следовательно, и эффективной энергии Ферми (рис. 0.21).

Зависимости , и от (рис. 0.21, стрелка показывает порог появления аномалии , и в течение импульса накачки) показывают, что, несмотря на значительный рост в течение импульса накачки, вырождение электронного газа в скин-слое металлических пленок и сохраняется вследствие роста его эффективной плотности , который, по-видимому, имеет термоэлектрическую природу. Так, с ростом в скин-слое пленок и возникают градиенты температуры и давления электронного газа , где

. (0.20)

В скин-слое на длине градиента происходит дрейфовый перенос электронного газа, причем по мере смещения распределения от поверхности образца происходит смещение в глубь скин-слоя "эффективной поверхности" последнего, то есть поверхности максимального энерговыделения, и обострение . Это приводит к еще более быстрому (по сравнению с лежащими глубже слоями движущегося распределения ) смещению в глубь скин-слоя его "эффективной поверхности", обострению и дальнейшему уменьшению реальной ширины скин-слоя (то есть сжатию электронного газа и соответствующему росту локального коэффициента поглощения). Очевидно, что задний фронт распределения , смещающегося в объем под действием , распространяется быстрее его переднего фронта, постепенно порождая нестационарную "ударную" волну сжимающую электронный газ у переднего фронта. Экспоненциальный характер нарастания зависимостей , и от мгновенной (рис. 0.21), представляющих собой набор мгновенных значений данных параметров в течение лазерного импульса, подтверждает предложенную выше нестационарную картину явления.

Вместе с тем, очевидно, что при распространении такой волны с ростом увеличение степени экранирования ионов электронным газом приведет к насыщению поглощения на "эффективной поверхности" скин-слоя при величине и дальнейшая эволюция "ударной" волны при наличии лазерного излучения будет происходить за счет увеличения пространственной ширины скачка уплотнения с амплитудой и, по-видимому, образования универсального "плазменного зеркала", наблюдавшегося для широкого круга материалов при  10¹⁵ Вт/см². Заметим, что для пленки достигается двадцатикратное уплотнение электронного газа без каких-либо признаков насыщения зависимости (рис. 0.21).

Рис. 0.21. Зависимости , и от для образцов и

Очевидно, что по мере пробега "ударной" волны в пределах скин-слоя может образоваться двойной электрический слой из "поверхностного" слоя положительно заряженных ионов и "подповерхностного" слоя сверхплотного и "холодного" вырожденного электронного газа. Толщина слоя ионов с плотностью и зарядовым состоянием , а также электронного слоя оценивается из условия электронейтральности , где и 210²³ см^-3 – равновесная плотность электронов для пленок и .

Для средней объемной плотности энергии в скин-слое при около 10 эВ/атом, близкой к величине первого потенциала ионизации атомов , , , и (8,2, 6,0, 9,8, 6,0 и 7,7 эВ), имеем и , где  фактор уплотнения слоя электронного газа.

При достигнутых уплотнениях электронного газа около 10 – 20 величина составляет ~ 1 нм и уменьшается с ростом , тогда как возрастает, соответственно, до . Для непосредственно после окончания импульса накачки напряженность внутреннего электрического поля двойного электрического слоя составляет согласно уравнению Пуассона 10¹³ В/м (разность потенциалов 10⁵ В), что качественно согласуется с экспериментальными данными.

Для в течение первой пикосекунды после импульса накачки отмечается падение величины для пленок и и ее рост для пленки (рис. 0.22, стрелки показывают положение порога субпикосекундного расширения двойного электрического слоя для указанных образцов), обусловленные, по-видимому, удалением нагретого скин-слоя пленок металлов и расплава с поверхности возбужденного кремния.

То есть, благодаря внутреннему электрическому полю разрушение двойного электрического слоя происходит путем "разгрузки" (кулоновского взрыва) неустойчивого поверхностного слоя положительных ионов, а уплотнение электронного газа исчезает вследствие межэлектронного отталкивания и электронной теплопроводности. Сравнение значений при (рис. 0.19) и толщины скин-слоя (8  12 нм) для пленок , и показывает, что время разрушения двойного электрического слоя, ограничивающее продолжительность процесса переноса энергии из скин-слоя в объем образца, достаточно мало для сохранения практически всей поглощенной энергии лазерного излучения в плазме двойного электрического слоя.

Рис. 0.22. Зависимости коэффициента отражения ( 3,12эВ, нормальное падение) от эффективной плотности энергии накачки для образцов , и и задержек от начала импульса накачки соответственно 0,3, 0,5 и 0,5 пс

Таким образом, на основании полученных экспериментальных данных можно выдвинуть предположение, что при сильном неоднородном нагреве скин-слоя проводящих материалов в течение лазерного импульса накачки в нем распространяется "ударная" волна электронного давления, создающая тонкий слой сверхплотного (10²³  10²⁵см^-3) вырожденного электронного газа в области границы скин-слоя под "поверхностным" слоем положительных ионов. Возникающий при этом поверхностный двойной электрический слой разрушается вследствие кулоновского взрыва и электронной теплопроводности в течение одной пикосекунды.

В заключение, говоря о механизмах лазерной абляции, следует отметить, что некоторые из них (тепловая модель, газодинамическая модель, двухтемпературная модель) получили надежное экспериментальное подтверждение. Возможность реализации других механизмов, например фотофизического, продолжает оставаться предметом теоретических и экспериментальных исследований.