ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, 2013, том 115, № 5, с. 856-866
ЛАЗЕРЫ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ
УДК 535.212
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИКИ ЛАЗЕРНО-ИНДУЦИРОВАННЫХ ГАЗОВО-ПЛАЗМЕННЫХ ПОТОКОВ ПРИ ФЕМТОСЕКУНДНОЙ ЛАЗЕРНОЙ АБЛЯЦИИ МЕДИ В ВАКУУМЕ © 2013 г. Е. Ю. Локтионов, Ю. С. Протасов, Ю. Ю. Протасов
Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана, 105005Москва, Россия
E-mail: stcpe@bmstu.ru Поступила в редакцию 07.11.2012 г.
Экспериментально исследованы теплофизические и газодинамические характеристик и газово-плазменных потоков, индуцируемых ультракороткими лазерными импульсами при воздействии на тонкопленочную медную мишень в вакууме. С использованием методики комбинированной лазерной интерферометрии и комплексной обработки экспериментальных данных оценены удельный механический импульс отдачи и эффективность преобразования энергии лазерного излучения в кинетическую энергию, пространственно временные распределения концентрации и скоростей частиц, давлений и температур в газово-плазменном потоке. Приведен сравнительный анализ представленных данных с известными из литературы, полученными другими методами.
DOI: 10.7868/S0030403413110159
ВВЕДЕНИЕ
Как известно, воздействие ультракоротких импульсов лазерного излучения на металлы обладает рядом особенностей, связанных прежде всего с тем, что время оптического воздействия оказывается меньше времени электрон-фононной релаксации [1]. Это приводит к существенному уменьшению рассеяния тепла, а следовательно, и зоны термического воздействия [2], т.е. к повышению объемной плотности энергии в веществе мишени, что становится особенно важным для тугоплавких металлов и металлов с высокой теплопроводностью, существенно увеличивая эффективность микроразмерной обработки [3], генерации газово-плазменных потоков [4], разрешающую способность аналитических методов [5] и т.д. Поэтому исследование теплофизических и газодинамических процессов фемтосекундной лазерной абляции является актуальным как с общефизической, так и с прикладной точек зрения.
Экспериментальное исследование газово-плазменных потоков, индуцируемых при воздействии ультракоротких импульсов лазерного излучения на конденсированные среды, имеет ряд особенностей, связанных прежде всего с малостью значений энергии воздействующих импульсов лазерного излучения и, следовательно, с малостью характерных линейных размеров газово-плазменного потока и интенсивности испускаемого им излучения [6]. При использовании диагностического оборудования и методик с недостаточной чувствительностью или пространственно-временным разрешением количественная обработка ре-
зультатов измерений ограничена или невозможна [7]. Так, чаще всего это лишь качественные данные, получаемые фоторегистрационными методами [8, 9], или 0—1-мерные по пространству (и нередко фактически интегральные по времени, т.е. с длительностью экспозиции много больше длительности характерных процессов) результаты спектроскопии [10]. Интерференционные методы, обеспечивающие необходимое пространственно-временное разрешение, из-за своей сложности применяются редко. Обработка получаемых с их использованием экспериментальных результатов также сложна и поэтому часто не отличается полнотой [8, 11].
Корректное сравнение результатов численного моделирования, как правило, полученных для 2- или 3-мерного пространства, возможно только при наличии соответствующих экспериментальных результатов. Применение методики комбинированной импульсной лазерной интерферометрии поверхности облучаемой мишени и приповерхностной зоны [12] в сочетании с программным комплексом автоматизированной обработки экспериментальных результатов [13] позволило впервые количественно установить широкий ряд параметров газово-плазменных потоков, генерируемых при воздействии ультракоротких лазерных импульсов на различные материалы.
Медь является одним из наиболее технологически важных материалов, однако ее лазерная обработка затрудняется высокой теплопроводностью, что требует применения не только более мощных лазерных систем, но и снижает пространственное разрешение за счет большой зоны
термического воздействия. При фемтосекундной лазерной абляции в низкоэнергетических режимах зона термического воздействия сопоставима с глубиной абляционного кратера, а в высоко-энергетичных — оказывается меньше нее [14]. Для таких режимов лазерного воздействия на медные мишени исследованы эффективность генерации наночастиц [15], нанесения тонкопленочных покрытий, микроразмерной формообработки [16, 17], генерации реактивных газово-плазменных потоков и коротковолнового излучения и др., что делает экспериментальное исследование теплофизи-ческих и газодинамических процессов, инициируемых при воздействии ультракоротких импульсов излучения, актуальным как с общефизической, так и прикладной точек зрения.
Целью настоящей работы является исследование теплофизических и газодинамических процессов в газово-плазменных потоках, генерируемых при воздействии ультракоротких импульсов лазерного излучения на медные мишени в вакууме.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И МЕТОДИКА
Описание экспериментальной установки на основе тераваттного фемтосекундного лазерного комплекса (X ~ 266, 400, 800 нм; т0.5 ~ 70, 60, 45 фс; 10 до 2.1 X 1013, 2.5 X 1014, 9.4 х 1015 Вт/см2 соответственно), методики выполнения исследования и обработки его результатов подробно представлены в [12, 13, 18], аналогичные результаты для случая воздействия на полимерные материалы приведены в [19, 20]. Использование предложенной в [13, 18] методики комплексной обработки результатов интерферометрии поверхности (схема Май-кельсона) и приповерхностной зоны мишени (схема Маха-Цендера) позволило получить пространственно-временное распределение тепло-физических и газодинамических параметров приповерхностного газово-плазменного потока (концентрации электронов, статического и полного давления, температуры) и ряд интегральных параметров, характеризующих эффективность преобразования энергии лазерного излучения в кинетическую энергию и механический импульс, а также оценить среднюю степень ионизации. В качестве мишеней использованы как тонкие пленки (8 ~ 200—400 нм), нанесенные на стеклянные подложки методом магнетронного распыления, так и массивные механически полированные (Яа ~ 0.2) образцы технически чистой меди.
При обработке результатов комбинированной интерферометрии использовались следующие основные расчетные соотношения. Для концентрации электронов [21]:
где пе — концентрация электронов, с — скорость света в вакууме, е0 — электрическая постоянная, те — масса электрона, п0 — показатель преломления буферного газа, X — длина волны зондирующего излучения, е — заряд электрона, Ап — изменение показателя преломления в среде (все размерности в СИ). Как известно [22], изменение коэффициента преломления газово-плазменного потока определяется концентрацией как положительно и отрицательно заряженных, так и нейтральных частиц. При значительном преобладании одного из сортов частиц вкладом других пренебрегают. В наших оценках принималось, что преобладающим является вклад электронов, однако степень ионизации может существенно изменяться по мере удаления от поверхности мишени, что может сказаться на корректности анализа.
Одним из характерных параметров для импульсных процессов генерации газово-плазмен-ных потоков является их время жизни. Осевой размер лазерно индуцированного газово-плаз-менного потока превышал размер пятна фокусировки излучения (^ ~ 40 мкм) через Аt ~ 10-8 с после оптического воздействия на мишень. Время жизни газово-плазменного потока определяется, исходя конкретных процессов, происходящих в нем, или порогового уровня какой-либо из его характеристик. В нашем случае такой характеристикой являлась концентрация электронов (пе ~ ~ 1017 см-3), обеспечивающая регистрируемое методами интерферометрии изменение показателя преломления. Таким образом, время жизни газо-во-плазменного потока, анализируемого методами интерферометрии, составило А1 ~ 10-7 с.
Оценка температуры выполнена по интегральной формуле для линейного коэффициента поглощения к [23] (все размерности в СГС):
к = ■
2п
\ 1/2
V 3теквТ
2 6 Ъ е
Йетею,
3 ППе ехр
л
квТ.
(1)
где ю0 — частота поглощенного фотона, II — заряд иона, Т — температура электронов (в допущении локального термодинамического равновесия Т ~
~ Те ~ Т).
Среднемассовая продольная скорость частиц будет определяться выражением
«= х "кУкр/ х>
8п2е 2еотеПо дп X 2е2
2.23 х 1015 ^П,
X2
где КЛр = — средняя скорость частицы за время Ь — расстояние от мишени до частицы в момент
. к
времени I, пе — концентрация электронов в элементарном объеме. Аналогичность распределения по скоростям электронов и ионов в газово-плазменном потоке при воздействии фемтосе-кундных импульсов лазерного излучения экспе-
т/Е, г/Дж 10-"
10-
10-
10-
10
1-1
А А
IА I I I I I 11|_I I I I I I 11|_I I I I I I 11|_I I I I I I 11|_I Ж I I I I 11|
101
103
Ж9 Дж/см2
Рис. 1. Зависимость удельного массового расхода меди от плотности энергии фемтосекундных импульсов лазерного излучения X ~ 800 нм: ■ — т ~ 45 фс, N = 1; □ - т ~ 100 фс, N ~ 20, [15]; О - т ~ 200 фс, N ~ 200, [26]; А - т ~ 70 фс, N~ 104, [27]; * - т ~ 100 фс, [10]; V - т ~ ~ 120 фс, N ~ 20, [28]; О - т ~ 100 фс, N ~ 100, [29]; ^ -т ~ 200 фс, N ~ 100, [30]; © - т ~ 120 фс, N ~ 200-1000, [31]; н - т ~ 150 фс, N~ 104, [32]; V - X ~ 1053 нм, т ~ ~ 10 пс, N ~ 5, [33]; А - т ~ 150 фс, N ~ 102-104, [17]; ★ - т ~ 110 фс, [34]; х - т ~ 200 фс, N = 1, [35]; + -т ~ 170 фс, [36]; А - т ~ 200 фс, N= 1, [37]; О - т ~ ~ 120 фс, ~ 103, [38]; (81 - т ~ 100 фс, N~ 20-1000, воздух, [39]; * - т ~ 100 фс, N ~ 20 [40]; ^ - т ~ 120 фс, N ~ 1-10 [30] (для работ, где массовый расход или объем кратера не приведены в явном виде, принято т/Е = (0.5)рк/Ж, где к - глубина кратера).
риментально показана в [24]. Статическое и полное давление определялись соответственно как
Ре = пекТе и Р* = Ре + тепе у] /2.
Удельный механический импульс отдачи
ст=е | р с ^
А т(у)
где Е - энергия импульса лазерного излучения, Р - сила тяги.
Эффективность л
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.