ТЕПЛОФИЗИКА ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР, 2004, том 42, № 3, с. 353-359
УДК 539
ЭВОЛЮЦИЯ ЛАЗЕРНОЙ ЭРОЗИОННОЙ ПЛАЗМЫ СУРЬМЫ
© 2004 г. А. К. Шуаибов, М. П. Чучман, Л. Л. Шимон
Ужгородский национальный университет, Украина Поступила в редакцию 12.03.2003 г.
Исследована временная зависимость заселенности возбужденных состояний частиц при воздействии на мишень из чистой сурьмы импульсного лазерного излучения (м = (3-5) х 108 Вт/см2; = 1.06 мкм; т =20 нс; / = 12 Гц). Проанализированы пути повышения точности измерений параметров лазерной плазмы методом эмиссионной спектроскопии. Исследована эволюция механизмов образования возбужденных атомов и ионов сурьмы в плазме лазерного факела при умеренной мощности действия инфракрасного лазерного излучения на мишень в вакууме.
ВВЕДЕНИЕ
Бурное развитие лазерных технологий в последние годы связано с качественной обработкой материалов для микроэлектроники, напылением тонких пленок, модификацией структуры поверхности, а также с расширением возможностей анализа параметров твердого тела, разработкой коротковолновых рекомбинационных лазеров, генерацией пучков частиц с заданными параметрами [1]. Поэтому актуальным является изучение процессов в плазме эрозионного лазерного факела бесконтактными диагностическими методами.
В данной работе проведен анализ механизма разрушения мишени и эволюции образования частиц эрозионного факела в возбужденных состояниях методом нестационарной эмиссионной спектроскопии. Сделан количественный анализ точности временных измерений параметров лазерной плазмы и повышения их информативности.
ЭКСПЕРИМЕНТ
Описание методики эксперимента. Лазерная плазма формировалась при воздействии на массивный образец из чистой сурьмы импульсным излучением неодимового лазера, работающего в режиме модулированной добротности. Длина волны генерации лазера составляла = 1.06 мкм, длительность импульса генерации - 20 нс, частота следования импульсов - 12 Гц. Лазерный луч при помощи поворотной призмы и линзы с фокусным расстоянием Р = 50 см фокусировался на мишень в пятно диаметром 0.3-0.5 мм, что позволяло получить удельную мощность на поверхности мишени м> = (3-5) х 108 Вт/см2. Плазма разлеталась в атмосферу с остаточным давлением воздуха 3-7 Ра.
Регистрация импульсного излучения осуществлялась на расстоянии г = 7 мм от поверхности образца, где плазма была достаточно растянута в пространстве и интенсивно излучала. Для регист-
рации применялся быстродействующий фотоумножитель "Фотон" и осциллограф С1-99, временное разрешение составляло 20 нс. Поверхность мишени располагалась под углом 60° к лучу лазера, а отбор излучения осуществлялся перпендикулярно к нему. Расшифровка спектров проводилась по данным работы [2]. Необходимые данные для вычислений были взяты из [3, 4].
Более детально техника эксперимента описана в [5]. Используя измеренные оптические характеристики и параметры плазмы [6, 7], а также их временные зависимости, можно расширить область применения методики и повысить ее точность.
Оценка погрешностей измерений. Существенные различия в значениях электронной температуры, измеренных авторами по отношениям ин-тенсивностей разных спектральных линий [7], и совпадения положений максимумов на их временных зависимостях заставили пересмотреть полученные результаты и проанализировать неточности формул, использующихся для обработки косвенных измерений, и формулы для оценки погрешностей
кТе =
Е2- Е1
11А2 §2
1п
12 А1 §1 ^2
А Те
кТе А( 11/12 ) Е1 - Е2 11/12
А Т-е Т
А(11/¡2)\2 , М(А2/А1)
11/12
Аг/А1
1п Г ¡хМ^ V12 ^2 А
(1)
(2)
(3)
Здесь АТе/Те - относительная погрешность определения температуры; /1//2, А(/1//2) - отношение
е
интенсивностей и абсолютная погрешность его определения; А1/А1, А(А2/Л1) - отношение вероятностей спектральных переходов и его абсолютная погрешность; Е1 2 - энергии верхних уровней переходов; g1 2 - их статистические веса; 2 -длины волн спектральных линий.
Формула (2) для погрешности электронной температуры, определенной по (1), выведена в [8]. Эта погрешность уменьшается при увеличении промежутка между верхними энергетическими уровнями спектральных переходов, а при заданном Е1-Е2 изменяется пропорционально погрешности определения отношения интенсивностей. При росте интенсивности погрешность ее определения уменьшается. Поэтому при определении временной зависимости Те по (1) минимальная погрешность должна получаться при максимальных значениях интенсивности и оптимально выбранной величине Е1-Е2. На практике наблюдается другая картина: положение максимумов достаточно стабильно, а абсолютное значение температуры для различных измерений выходит за границы соответствующих доверительных интервалов. Очевидно, что абсолютное значение температуры в каждом конкретном случае привязано к точности вычисления вероятности спектрального перехода и, как показывает усредненное распределение Больцмана [7], погрешность на временной развертке Те значительно больше.
Для объяснения данного несовпадения авторы, следуя [9], предложили формулу для оценки погрешности косвенных измерений (3), которая позволяет провести более детальный анализ. Следует отметить, что погрешность зависит от точности определения как интенсивности, так и вероятности перехода. Учитывая их реальные значения соответственно 5% и 30%, числитель в (3) дает возможность рассчитать относительную погрешность, которая в данном случае равна 43%. Знаменатель в формуле (3) позволяет выбрать такие спектральные переходы, при которых соотношение величин I, X, А, g для двух спектральных переходов будет уменьшать приведенную величину относительной погрешности. Условие £ < 43% с учетом того, что знаменатель является разностью заселенностей (N/g) верхних уровней для отобранных спектральных переходов (при отсутствии иных каналов расселения данного уровня), будет соблюдаться при
1п(N) -1п(М2/g2)> 1. (4)
Как видно из выражения (4), абсолютная температура и ее относительная погрешность зависят от значений заселенностей энергетических уровней. Заселенность данного энергетического уровня определяется балансом его образования и распада, что следует учитывать при выборе спек-
тральных линий для определения электронной температуры. Интенсивность спектральной линии очень чувствительна к параметрам плазмы, поэтому при изменении этих параметров может вноситься искажение в значение электронной температуры вследствие неоднородности плазмы, излучающей две спектральные линии. При этом для обеспечения однородности необходимо уменьшать энергетический промежуток между верхними энергетическими уровнями спектральных переходов, которые выбираются для определения электронной температуры. Очевидно, соблюдение этого условия приведет к увеличению погрешности согласно (2), но не повлияет на погрешность, определяемую по формуле (3), где основным является выполнение условия (4). При незначительной величине энергетического промежутка возникает вопрос, какие энергетические уровни целесообразно выбирать - ближе к границе ионизации или к основному состоянию.
Пути повышения точности измерений. Дальнейшее повышение точности налагает требования к проведению эксперимента в определенных условиях, которые следует учитывать при анализе результатов. Представляют интерес процессы именно в лазерной плазме, которая используется при напылении тонких пленок. Для мишени из сурьмы [7] такая плазма характеризуется высоким средним значением электронной концентрации и средней температурой 0.6 эВ. При этом значительную часть вещества в паровой фазе составляют молекулы, а основными каналами образования возбужденных состояний атомов являются трех-частичная и диссоциативная рекомбинации. Продолжительность и временной ход излучения в основном определяются испарением вещества и в меньшей степени - процессами в плазме.
Из-за того, что процессы в плазме начинают преобладать на значительных расстояниях от мишени, максимумы температуры электронов хорошо воспроизводятся при любом энергетическом промежутке, а значения температуры отличаются для разных максимумов. Физический смысл условия (4) заключается в слабом влиянии канала образования уровня на его заселенность, а определяющим фактором является зависимость от температуры. Если условие (4) не выполняется, то заселенность данных энергетических уровней определяется, в первую очередь, каналом заселения, а так как динамика излучения связана с чередованием различных процессов, то это и обусловливает различную величину максимумов температуры. Поэтому, исходя из формулы (3), температура в максимуме трактуется в основном как энергия возбуждения и связывается с конкретной интенсивностью спектральной линии и соответствующей заселенностью верхнего возбужденного состояния перехода.
ЭВОЛЮЦИЯ ЛАЗЕРНОЙ ЭРОЗИОННОЙ ПЛАЗМЫ СУРЬМЫ
355
Введение этой величины дает возможность контролировать температуру, энергию и эффективность образования атомов в определенных энергетических состояниях.
С учетом приведенных соображений и того, что в исследуемой плазме [7] заселение верхних энергетических состояний осуществляется преимущественно за счет рекомбинации атомарных ионов, заселение нижних энергетических состояний - вследствие диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов, а диффузия электронов по энергетическим состояниям вниз происходит вследствие кинетических реакций, можно с высокой точностью проследить изменение температуры электронов и определить канал заселения данного уровня в определенные промежутки времени. По известной температуре и отношению интен-сивностей спектральных линий атома и иона, применяя уравнение Саха, можно найти временную зависимость концентрации электронов [8]
ч 3/2
I! А 2 8 2 X! (2 п шкГе) = 2т—:------ехр
7 2 А181Х 2
К
Е 2 — Е1
(5)
где индекс 2 относится к иону, 1 - к атому, т -масса покоя электрона, к, к - постоянные Больц-мана и Планка. Снижением потенциала ионизации пренебрегается.
РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
На основе динамики излучения спектральных линий построен рис. 1. На рисунке хорошо видны несколько максимумов и значительные изменения величины N¡8, что свидетельствует о разнообразии ме
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.