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 q_z, 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 E_max от плотности потока лазерного излучения.

В [17] детально исследовалась зависимость максимальной энергии ионов E_max 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. E_max 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, 10^8 Вт/см^2	q2 10^9 Вт/см^2	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 E_max=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 E_max ~ q , вторую область – с q₁ ≤ q ≤ q₂ , в которой E_max ~ q , и третью область - с q₂ ≤ q ≤ 10¹¹, в которой E_max ~ 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 E_max ~ 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 E_max = 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 E_max~q и E_max~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, 10^3 кг/м^3	Ω, 10^7 дж/кг	σ, 10^– 4 м ^2/с	q^/1,10^8 Вт/см^2	q^/2,10^8 Вт/см^2
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 E_max), 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 E_max 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 E_max с ростом А. Для элементов с А > 20 E_max 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/z^α_max (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 z_max, 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:

N_уск/N_полн ~ r_D/r₀, (3)

где r_D – местный дебаевский радиус; r₀ – начальный радиус плазмы.

Для характерных при q ~ 10⁹ Вт/см², r_D ~ 10 ^–4 и r₀ ~ 10 ^–2 см, N_уск/N_полн ~ 10 ^–2, где N_полн - 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 Ē_max от заряда иона z к концу ускорения:

Ē_max ~ T_e z² [A(ξ_i) ln δ]², (4)

где A(ξ_i) - 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 E_i удовлетворительно описываются выражением

E_i = 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 (z_max = 4 при q = 10¹⁰ Вт/см² и z_max = 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.

Дата добавления: 2015-06-27