Однозарядные ионы

В экспериментах изучали зависимость относительного выхода однозарядных ионов от плотности потока излучения. Использовали соединения CsI, GaAs и механическую смесь порошков олова и свинца. Выбор этих объектов исследования не случаен. CsI – ионный кристалл, прозрачный для лазерного излучения с λ=1,06 мкм и с сильноразличающимися первыми потенциалами ионизации цезия и иода (3,98 эВ для Cs; 10,45 эВ – для I). GaAs - полупроводник с шириной запрещенной зоны около 1,4 эВ и потенциалами ионизации 9,81 эВ у As и 6,0 эВ у Ga. Pb – Sn – гомогенизированная смесь порошков спектрально чистых металлов с сильно различающимися атомными массами элементов и теплотой испарения (181 кДж/моль - для Pb и 230 кДж/моль – для Sn).

Результаты исследований представлены на рис. 2.11. Каждая экспериментальная точка на рисунке – результат усреднения по 50-100 лазерным импульсам, а доверительный интервал соответствует коэффициенту надежности 0,95.

Представленные результаты показывают, что в интервале плотности потока излучения 5∙10⁹ - 5∙10¹⁰ Вт/см² относительный выход однозарядных ионов из лазерной плазмы не зависит ни от плотности потока лазерного излучения, ни от первого потенциала ионизации и равен примерно 1 для CsI и GaAs. При уменьшении плотности потока ниже 2∙10 ⁹ Вт/см² для CsI и GaAs увеличивается выход ионов элемента с меньшим потенциалом ионизации. Потенциалы ионизации Pb и Sn примерно одинаковы (7,42 и 7,33эВ), и изменение относительного выхода ионов при плотности потока излучения ниже 10⁹ Вт/см ² связано с различиями в теплоте испарения этих элементов. Отмечено, что при q > 2∙10⁹ Вт/см ² относительный выход однозарядных ионов около 1 только для элементов с близкими атомными массами. В случае смеси Pb – Sn различие в массах атомов Pb и Sn приводит к тому, что из лазерной плазмы выходит однозарядных ионов свинца больше, чем ионов олова.

Рис. 2.11. Зависимость относительного выхода однозарядных ионов от плотности потока лазерного излучения.

Для определения характера зависимости относительного выхода ионов из лазерной плазмы от масс использовали различные вещества. Результаты исследований представлены в табл. 2.3. Вся совокупность веществ подобрана таким образом, чтобы получить максимальное разнообразие физических свойств веществ и образующих их элементов. В таблице указано, для каких элементов определялся относительный выход однозарядных ионов. Все измерения проводили при q = 5∙10⁹÷10¹⁰ Вт/см ² и диаметре фокального пятна (2-6) ∙ 10 ^–3 см. Для сопоставления данные нормированы путем деления на отношение атомных концентраций в исходном веществе (приведенный выход ионов). В пределах погрешности измерений (не хуже 12%) относительный выход однозарядных ионов химических элементов для всех исследованных веществ определяется формулой:

<A⁺₁> / <A⁺₂> = (m₁/m₂)^1/2, (12)

где m₁ и m₂ – массы атомов соответствующих элементов.

Таблица 2.3. Относительный выход однозарядных ионов

Вещество	Определяемое отношение	Способы регистрации спектра	Приведенный выход ионов	Погрешность измерений,%	(m1/m2)^1/2
Sn + C	C^+: Sn^+	Фото, электрический	0,33		0,32
KBr	K^+: Br^+	Фото	0,80		0,72
CdSe	Se^+: Сd^+	Фото	0,82		0,82
ZrC	C^+: Zr^+	Электрический	0,37		0,37
CdS	S^+: Cd^+	Электрический	0,51		0,53
Sn + Pb	Sn^+: Pb^+	Фото, электрический	0,76		0,77
PbO	O^+: Pb^+	Электрический	0,28		0,28
GaAs	Ga^+: As^+	Фото	1,00		0,97
CsI	I^+: Cs^+	Фото	1,00		0,98
Gd3Ga5O12	O^+: Gd^+	Фото	0,30		0,32
Gd3Ga5O12	O^+: Ga^+	Фото	0,47		0,48
Gd3Ga5O12	Gd^+: Ga^+	Фото	0,70		0,67
NbZr	Zr^+: Nb^+	Фото	0,97		0,98

В дополнительных экспериментах с использованием образцов с известным содержанием примесей установлено, что отмеченная закономерность распространяется и на примесные элементы, по крайней мере, до концентрации порядка 10 ^-5 %.

Объяснить эту закономерность можно, рассмотрев процесс рекомбинации в разлетающейся лазерной плазме. Как уже отмечалось, характерное время обмена энергией между электронной и ионной составляющими лазерной плазмы меньше длительности импульса излучения, и можно считать, что плазма находится в состоянии ЛТР. Можно сделать вывод из сказанного ранее, что при высокой температуре в плазме должны преобладать одно или два максимальных состояния ионизации. Действительно, в спектре излучения плазмы вначале присутствуют линии, соответствующие ионам двух последовательных кратностей, а линии более низкой кратности появляются позднее на стадии разлета плазмы.

После окончания лазерного импульса происходит свободный разлет плазмы в вакууме под действием градиента давления. При этом плотность плазмы уменьшается, а внутренняя энергия переходит в кинетическую энергию разлетающихся частиц. На данном этапе основной процесс - рекомбинация ионов. При разлете плазмы происходит ее охлаждение и скорость процесса ионизации, которая зависит от температуры и времени по экспоненциальному закону, сильно замедляется. Между тем скорость обратного процесса рекомбинации зависит от плотности и температуры плазмы по степенному закону. Таким образом, ясно, что наступит момент, когда термодинамическое равновесие в разлетающейся плазме будет нарушено. Известно [20], что скорость процесса рекомбинации не зависит от массы иона и потенциала ионизации. Однако время, в течение которого этот процесс может продолжаться, ограничено. Падение плотности плазмы при разлете является причиной прекращения рекомбинации и ˝заморозки˝ ионизационного состояния. Характерное время расширения плазмы связано с асимптотической скоростью движения ионов τ ~ v ^-1_∞; для изотермического сгустка τ ~ m _i^1/2.

Дата добавления: 2015-06-27