Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Плазма фемтосекундного лазерного импульса. обзор методов корпускулярной диагностики ФЛП 10
1.1 Формирование лазерной плазмы при воздействии импульса субрелятивистской интенсивности на поверхность твердотельных мишеней 11
1.2 Ионизация и ускорение ионов в лазерной плазме формируемой сверхинтенсивным фемтосекундным импульсом. Параметры ионных токов из ФЛП 14
1.3 Методы корпускулярной диагностики ионного тока из ФЛП 16
1.3.1 Ионная времяпролетная диагностика 18
1.3.2 Ионная масс-спектрометрическая диагностика 21
1.3.3 Детектор частиц на основе микроканальных пластин 27
1.4 Требования, предъявляемые к анализатору ориентированного на диагностику
частиц плазмы фемтосекундного импульса субрелятивистской интенсивности 35
Основные результаты Главы 1: 39
Глава 2. Времяпролетныи электростатический масс-спектрометр для регистрации заряженных частиц из фемтосекундной лазерной плазмы 40
2.1 Схема экспериментальной установки 41
2.2 Времяпролетный масс-спектрометр электростатического поля 45
2.2.1 Численный расчет масс-спектрометра электростатического поля 49
2.2.2 Пакет программного обеспечения для анализа времяпролетных спектров регистрируемых масс-спектрометром 53
2.3 Калибровка масс-спектрометра электростатического поля 55
2.3.1 Градуирование энергетической шкалы спектрометра с использованием квазимонохроматического источника 56
2.3.2 Определение чувствительности детектора ВЭУ-7 к частицам различных энергий (Градуирование шкалы чувствительности) 60
2.3.3 Взаимная градуировка коэффициента усиления сигнала детектора ВЭУ-7 и напряжения его питания 62
2.4 Масс-спектроскопическая диагностика электронного тока из ФЛП 63
2.4.1 Диагностика электронного тока из плазмы 63
2.4.2 Обсуждение результатов: Сравнение данных прямой диагностики электронного тока из плазмы с результатами её рентгеновской диагностики 68
2.4.3 Диагностика электронного тока плазмы, формируемой в модифицированных условиях эксперимента (случаи: {1} низкого энергетического контраста и {2}
большого угла падения излучения на мишень) 71
Основные результаты Главы 2: 73
Глава 3. Диагностика ионов из фемтосекунднои лазерной плазмы, формируемой на поверхности содержащей примесный слой 75
3.1 Диагностика ионного тока ФЛП. Плазма, формируемая импульсом с I ~ 10'6
Вт/см2 на поверхности твердотельных мишеней Si, Fe, Ті, DKDP 75
3.1.1 Регистрация массового и зарядового спектров ионов плазмы: Обнаружение примесных ионов в фемтосекундной лазерной плазме 77
3.1.2 Регистрация энергетических спектров ионов плазмы 82
3.2 Обнаружение отрицательных ионов в высокотемпературной ФЛП 90
Основные Результаты Главы 3: 100
Глава 4. Импульсная лазерная очистка мишени: диагностика ионов из фемтосекундной лазерной плазмы, формируемой на очищенной поверхности 102
4.1 Влияние поверхностного примесного слоя на процесс формирования ФЛП. Методика отчистки поверхности мишени 102
4.1 1 Схема эксперимента по импульсной лазерной очистке мишени 103
4.1.2 Результаты экспериментов по импульсной лазерной очистке мишени 105
4.2 Управление параметрами ионных токов из ФЛП посредством выбора параметров импульсной лазерной очистки 112
4.2.1 Схема эксперимента 112
4.2.2 Результаты эксперимента по исследованию возможности управления параметрами ионного тока ФЛП 113
Основные результаты Главы 4: 119
Заключение 121
Приложение 125
Определение чувствительности детектора ВЭУ-7 в зависимости от приложенного к
нему напряжения питания 125
Благодарности 128
Литература
- Ионизация и ускорение ионов в лазерной плазме формируемой сверхинтенсивным фемтосекундным импульсом. Параметры ионных токов из ФЛП
- Численный расчет масс-спектрометра электростатического поля
- Регистрация массового и зарядового спектров ионов плазмы: Обнаружение примесных ионов в фемтосекундной лазерной плазме
- Результаты экспериментов по импульсной лазерной очистке мишени
Введение к работе
І.
Актуальность темы
Последние два десятилетия сопровождались бурным развитием техники построения мощных лазерных систем, способных генерировать сверхкороткие импульсы с длительностью 30-300 фс и энергией до единиц Дж. Жесткая фокусировка такого излучения позволяет достигать интенсивностей световых
полей в перетяжке объектива на уровне -101' Вт/см" и выше. Это обстоятельство вызвало существенный научно-исследовательский интерес к вопросу поведения вещества (и особенно вещества находящегося в конденсированном состоянии) в столь интенсивном электромагнитном поле, поскольку его напряженность становится сравнимой с внутриатомным кулоновским полем в атоме водорода (-510 В/см).
Лазерная плазма, формируемая при взаимодействии столь интенсивного излучения с твердотельным веществом, принципиально отличается по своим характеристикам и возможным приложениям от плазмы, формируемой настолько же энергетичными (~1 Дж), однако менее интенсивными наносе-кундными импульсами, которая уже была широко исследована в 60-х-70-х годах прошлого столетия. В частности, такие уникальные характеристики фемтосекундной лазерной плазмы (ФЛП) как около-твердотельная ионная плотность, а также высокая кратность ионизации (соответствующая температуре порядка 1 кэВ), стимулировали проведение исследований в различных областях науки и техники, среди которых: физика лазерного термоядерного синтеза, инициирование реакций внутриядерных переходов, создание новых типов сверхинтенсивных импульсных источников (ионов, электронов, коротковолнового электромагнитного излучения) и т.п.
Появление уникальных энергетических характеристик ФЛП является, в свою очередь, результатом уникальных физических процессов, сопровождающих поглощение лазерной энергии веществом, которые не наблюдаются при меньших интенсивностях. Так, уже при интенсивностях на уровне 10 -10 Вт/см классические (столкновительные) механизмы поглощения световой энергии, ответственные в первую очередь за формирование так называемой тепловой электронный компонент плазмы, "перестают работать". Дальнейшее поглощение лазерной энергии осуществляется за счет дополнительных, бес-столкновительных механизмов, которые приводят к формированию так называемой горячей электронной компоненты. В целом, на их долю может приходиться до 10% лазерной энергии уже при субрелятивистском уровне интенсивности. При этом средняя энергия горячих электронов может на 1-2 порядка превосходить среднюю энергию тепловых.
Впоследствии на границе плазма-вакуум тепловые и горячие электроны образуют так называемое амбиполярное поле, которое приводит к ускорению тяжелой, ионной компоненты плазмы. При этом скорость, набираемая наиболее быстрыми из этих ионов, становится сравнимой с ионнозвуковой скоростью в
плазме ~V3z-Te/M.
Несомненно, важным аспектом задачи изучения физики высокотемпературной лазерной плазмы является диагностика параметров испускаемых ею частиц. При этом все известные методы диагностики плазмы можно разделить на две группы: оптические и корпускулярные. Оптическая диагностика плазмы может включать в себя регистрацию квантов света весьма широкого спектрального диапазона, начиная от вакуумного ультрафиолетового и рентгеновского излучения и заканчивая излучением видимого спектра.
В задачи корпускулярной диагностики лазерной плазмы входят: регистрация тока ионов, электронов, нейтральных частиц плазмы, кластерных структур и пр. с возможностью определения их энергий, скоростей и масс, зарядовых состояний, абсолютных величин токов, телесных углов разлета и пр. Среди существующих и широко используемых корпускулярных методов диагностики можно выделить такие методики как: времяпролетная, масс-спектро-метрическая, масс-спектрометрический анализ предварительно перезаряженных ионов, времяпролетные измерения тока ионов, ускоренных во внешнем электростатическом поле и пр.
В связи с тем, что до последнего времени в лаборатории сверхсильных световых полей физического факультета МГУ корпускулярные методы диагностики лазерной плазмы не были развиты в должной мере (в отличие от оптических методов), одной из основных задач настоящей диссертационной работы стало создание экспериментального масс-спектрометрического комплекса на базе масс-энергоанализирующего устройства.
Существенное влияние на процесс ускорения ионной компоненты плазмы оказывают искусственно созданные модификации структуры мишени и прежде всего, ее поверхностного слоя. К таким модификациям можно отнести: предварительное формирование рельефа поверхности мишени, использование многокомпонентных (двухслойных), а также тонкопленочных мишеней. В частности, использование двухслойных мишеней, в которых наружный тонкий слой представлен элементом с меньшим атомным номером, приводит к увеличению эффективности ускорения "легких" ионов. Напротив, "тяжелые" ионы, расположенные в нижнем слое мишени, ускоряются менее эффективно.
Весьма похожая картина наблюдается при использовании мишени, поверхность которой загрязнена углеводородными соединениями, покрыта окисным слоем либо содержит адсорбированные пары воды. В этом случае роль "легкого" внешнего слоя выполняют атомы Н, С и О. К сожалению, далеко не всегда желаемым оказывается эффективное ускорение примесных ионов с
одновременным уменьшением энерговклада в ионы основного материала мишени. Все это определило вторую из основных задач диссертационной работы: задачу изучения роли примесного слоя на параметры ионного тока формируемой лазерной плазмы, а также разработка методики очистки мишени от примесей.
Цели диссертационной работы
Создание экспериментальной установки для масс-спектрометрической диагностики заряженных частиц из лазерной плазмы, формируемой на поверхности твердотельной мишени фемтосекундным лазерным импульсом с интен-сивностью до 10 Вт/см . Установка должна обеспечивать регистрацию заряженных частиц с энергиями в диапазоне от сотен до десятков тысяч эВ при разрешающей способности по энергии не менее 10-20 и хорошей помехозащищенности от электромагнитного и корпускулярного излучения плазмы;
Разработка и оптимизация методики импульсной лазерной очистки мишени от содержащихся на её поверхности примесного и окисного слоев. Исследование влияния параметров импульсной лазерной очистки (плотность энергии импульса, время опережения по отношению к фемтосекундному импульсу) на параметры формируемого тока из плазмы;
Измерение энергетических, массовых и зарядовых спектров частиц из лазерной плазмы, формируемой фемтосекундным импульсом с интенсивностью свыше 10 Вт/см на поверхности твердотельной мишени, в зависимости от атомного состава поверхностного слоя мишени и параметров этого импульса (энергетический контраст).
Научная новизна работы
В струе ионов, вылетающих из горячей плотной плазмы, сформированной сверхинтенсивным фемтосекундным лазерным импульсом на твердотельной поверхности мишени, были зарегистрированы высокоэнергетические одно-кратно заряженные отрицательные ионы с высоким выходом до 10" относительно общего числа положительных ионов;
Путем прямого измерения энергетического спектра электронов из фемтосе-кундной лазерной плазмы, формируемой на твердотельной поверхности мишени импульсами с интенсивностью -10 Вт/см , подтверждено присутствие двух энергетических компонент, соответствующих тепловым и горячим электронам;
Показана возможность управления параметрами ионных токов (таких как средняя и максимальная энергия основных ионов плазмы, кратности ионизации ионов) путем изменения условий предварительной импульсной лазерной очистки.
Практическая ценность
Созданная экспериментальная установка на основе времяпролетного масс-спектрометра в дальнейшем может быть успешно использована в экспериментах по диагностики как ионного, так и электронного токов из фемтосекундной лазерной плазмы формируемой на поверхности твердотельной ми-шени импульсами с интенсивностью, не превышающей КГВт/см". Написанный пакет программного обеспечения позволяет осуществлять обработку данных регистрируемых масс-спектрометром с высокой степенью автоматизации;
Разработанная методика очистки мишени в дальнейшем может быть использована для эффективного удаления с поверхности мишени как углеводородного, так и оксидного примесных слоев;
Результаты, полученные в рамках настоящей диссертационной работы, позволяют утверждать о возможности управления параметрами ионных пучков из фемтосекундной лазерной плазмы посредством применения предварительной импульсной лазерной очистки мишени, а также посредством варьирования параметров этой очистки. Кроме того, существует возможность управления параметрами ионных токов из расширяющегося плазменного облака путем изменения величины энергетического контраста фемтосекун-дного лазерного импульса;
Обнаруженные в горячей фемтосекундной лазерной плазме высокоэнергетические отрицательные ионы примесных элементов позволяют говорить о фемтосекундной лазерной плазме как о возможном интенсивном источнике отрицательных ионов с энергиями не менее 34 кэВ и величиной общего выхода на уровне 0.1-1.0% за один лазерный выстрел при интенсивности светового поля на уровне Ю10 Вт/см .
Защищаемые положения
Созданная на основе электростатического масс-спектрометра диагностическая установка обеспечивает измерение энергетических, зарядовых, а также массовых спектров заряженных частиц из плазмы в диапазоне энергий, отнесенных на единицу заряда, от 100 эВ до 47 кэВ при разрешающей способности rE = 12;
Формирование тока быстрых ионов из плазмы, образуемой на поверхности твердотельной мишени в условиях вакуума на уровне 10" Торр при облучении фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью порядка 10 В/см , определяется наличием поверхностного примесного слоя. Наибольшую энергию на единицу заряда получают легкие примесные ионы,
в то время как ионы основного материала мишени набирают существенно меньшие скорости;
Предварительная импульсная лазерная очистка поверхности обеспечивает формирование ионного пучка, преимущественно состоящего из ионов основного материала мишени со средней энергией быстрых ионов, соответствующей энергии горячих электронов, и позволяет управлять параметрами сформированного ионного пучка: его энергетическим и зарядовым спектром;
Взаимодействие ионного пучка из плазмы, формируемой сверхинтенсивным лазерным импульсом, с молекулами остаточного газа при давлении в вакуумной камере на уровне 10" Торр, приводит к формированию высокоэнергетических отрицательных ионов на основе атомов, имеющих энергию сродства к электрону свыше 0.1 эВ. При этом энергетический спектр отрицательных ионов с высокой точностью совпадает с энергетическим спектром однократно заряженных положительных ионов. Существенное число отрицательных высокоэнергетических легких ионов, регистрируемых в эксперименте, обусловлено наличием примесного слоя на поверхности твердотельной мишени.
Апробация работы и публикации
По теме диссертационной работы опубликовано 9 статей в отечественных и зарубежных научных журналах. Среди них: 2 статьи в журнале "Applied Physics В" [1, 2], также по 2 работы в журналах "Письма в ЖЭТФ" [3, 4] и "Квантовая Электроника" [5, 6]. По одной публикации вышло в журналах "Plasma Physics and Controlled Fusion" [7], "Laser Physics" [8], а также "ЖЭТФ" [9].
Общее число публикаций с учетом статей в сборниках и трудах конференций, а также тезисов докладов составляет 42 штуки. В их числе 6 статей в "SPIE Proceedings" опубликованных по результатам докладов на международных конференциях по лазерной и нелинейной оптике [10, 11, 12, 13, 14, 15].
Основные результаты исследований, представленных в диссертации, также докладывались автором на ряде научных конференций: 2_ая межд. конф. молодых ученых и специалистов "Оптика-2001" (Санкт-Петербург, Россия, 2001); Межд. конф. по квантовой электронике "IQEC-2002" (Москва, Россия, 2002); 2_ая научная молодежная школа "Оптика-2002" (Санкт-Петербург, Россия, 2002); П_ая конф. по лазерной оптике "LO-2003" (Санкт-Петербург, Россия, 2003). Два устных доклада было сделано в рамках межд. конф. по нелинейной оптике "ICONO-LAT-2005" (Санкт-Петербург, Россия, 2005). Также диссертант является соавтором докладов, представленных на научных конф.: 17_ая конф. по когерентной и нелинейной оптике "ICONO-2001" (Минск, Беларусь, 2001); 3"ии итало-российский симпозиум по проблемам физики мощных сверхкоротких лазерных импульсов (Палермо, Италия, 2004), 10"и, Ц~ыи и 12"ыи межд. Симпозиумы по лазерной физике "Laser Physics" (Москва, Россия, 2001; Братислава,
Словакия, 2002; Гамбург, Германия, 2003), 5~ыи итало-российский симпозиум по проблемам лазерной физики и технологий (Москва, Россия, 2003); межд. конф. ALT-02 (Адельбаден, Швейцария, 2002); Гыи и 2"ои межд. симпозиумы по актуальным проблемам нелинейной волновой физики "NWP" (Нижний Новгород -Санкт-Петербург, Россия, 2003 и 2005); 2"ая межд. конф. по современным вопросам нелинейной физики "FNP-2004" (Нижний Новгород - Санкт-Петербург, Россия, 2004); 3"ии межд. семинар по вопросам плазмы и её взаимодействия с электромагнитным излучением (Москва, Россия, 2005); 2"ои симпозиум по лазерам и фотонике (Каяни, Финляндия, 2005); 4"ое совещание AFOSR по изомерным ядрам (Туссон, США, 2001); европейская конф. по лазерам и электрооптике "CLEO/EUROPE" (Мюнхен, Германия, 2005).
Кроме этого, полученные диссертантом научные результаты легли в основу двух докладов на семинарах в институте Нелинейной Оптики и Спектроскопии им. Макса Борна (Берлин, Германия) в 2004 и 2005 годах, а также одного доклада на семинаре в МЛЦ МГУ в 2004 году. Список опубликованных работ приведен в заключительной части настоящего автореферата на стр. 19-21.
Личный вклад автора
Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены лично автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялась разработка и создание диагностической аппаратуры, проведение экспериментальных исследований, а также обработка данных и интерпретация полученных результатов.
Структура и объем диссертации
Ионизация и ускорение ионов в лазерной плазме формируемой сверхинтенсивным фемтосекундным импульсом. Параметры ионных токов из ФЛП
Нагрев ионов на начальных этапах взаимодействия излучения с веществом (когда энергия тепловых электронов не превосходит 500 эВ) происходит за счет электрон-ионных столкновений [20]. Движения ионов при этом носит хаотический, тепловой характер, а их энергия невелика и составляет десятки - сотни эВ. В дальнейшем более легкие электроны в результате гидродинамического разлета формируют вдоль границы плазма-вакуум зарядовое облако. Электронное облако совместно с ионами плазмы создает, так называемое, амбиполярное поле, которое и ускоряет ионы плазмы. При этом движение ионов плазмы носит существенно поступательный характер. Разлет происходит преимущественно по нормали к мишени со скоростями v порядка скорости звука в плазме [8,20]. v 3Z-5 - 112 где Z - средний заряд ионов плазмы, Mj - масса иона.
Как следует из выражений 1.5 и 1.12, такой механизм ускорения ионов позволяет достигать энергий ионов до десятка кэВ и выше. Аналогичные значения могут быть получены также и из предположения, что вся вводимая в плазму энергия переходит в кинетическую энергию движения ионов. Так, если плотность потока излучения составляет 10 кДж/см2, а глубина плазменного слоя 1 мкм, то Ej 10-100 кэВ.
До настоящего момента мы не учитывали присутствия в плазме горячих электронов. Наличие же горячей электронной компоненты в спектре плазмы приводит к тому, что некоторая часть ионов приобретает скорости, в несколько раз превышающие скорости тепловых электронов (в 3 -10 раз). При этом скорость "горячей" ионной компоненты по-прежнему может быть рассчитана по формуле 1.12, в которой, однако, вместо температуры тепловых электронов плазмы, необходимо воспользоваться температурой горячей электронной компоненты. Доля, а также максимальная энергия быстрых ионов определяется эффективностью генерации горячей электронной компоненты и, следовательно, растет с увеличением интенсивности светового импульса. Так при взаимодействии излучения с интенсивностью порядка 10 Вт/см с твердотельной мишенью измерения ионного спектра показали, что скорость разлета быстрых ионов превосходит 108 см/с [69].
Оценим характерный заряд ионов плазмы, наблюдаемый в случае лазерных импульсов субрелятивисткой интенсивности 1016-1017 Вт/см2. В приближении равновесной плазмы, соотношения концентраций ионов различной кратности ионизации подчиняется уравнению Саха [8]: где nz - концентрация ионов с зарядом Z, gz - статистический вес, Uz - потенциал ионизации соответствующего уровня, пе - электронная концентрация. Система таких уравнений для различных Z приводит к распределению Саха, которое имеет форму коло кола5. Тогда для ионов с наиболее вероятным значением Z (соответствующих вершине колокола) уравнение 1.13 будет примерно равно единице. Далее, электронная концентрация в плазме может быть преобразована как Пе= n- Z . В итоге уравнение 1.13 принимает вид:
Оценки показьгоают [8], что для плазмы твердотельной плотности (п 5Т0 см ) уравнение 1.14 реализуется при:
С учетом, по-видимому, несколько завышенного соотношения 1.6, а также принимая во внимание уравнения 1.15, можно заключить, что при интенсивности порядка 1016 Вт/см2 потенциал ионизированных уровней в атоме не превышает величины:
Таким образом, на начальной стадии разлета плазмы (когда ее плотность все ещё близка к твердотельной) можно ожидать обнаружения ионов с зарядом вплоть до 12+ в случае использования мишени кремния, и до 16+ при использовании мишени из железа6.
Вернемся к вопросу ускорения ионов под действием амбиполярного электронного поля. Определяющими, в величине скорости набираемой ионом, является два фактора: {1} - отношение заряда иона к величине его атомного веса (что в частности следует из выражения 1.12), а также {2} - начальное локальное положение атома относительно поверхности мишени. При этом, чем больше окажется отношение Z/M, и чем ближе к поверхности мишени будет расположен ион, тем более эффективно он будет ускоряться амбиполярным полем. Так, в работе [47] было показано, что использование двухслойных мишеней с дополнительным тонким (1 2мкм) наружным слоем, состоящим из более легких водородосодержащих веществ, позволяет повысить эффективность ускорения протонной компоненты лазерной плазмы7. Для этого второй, глубинный слой должен состоять из элементов с большим атомным номером.
Аналогичная картина наблюдается при использовании мишени, на поверхности которой содержится окисный слой или же слой примесей, состоящий из углеводородных соединений. В этом случае роль "легкого" внешнего слоя выполняют атомы водорода, углерода или кислорода. При этом (по аналогии с результатами работы [47]) можно ожидать рост эффективности ускорения легких (и при этом "наружных") элементов, а также одновременное уменьшение эффективности ускорения тяжелых (и глубинных) ионов. В большинстве приложений, в которых бы использовалась фемтосекундная лазерная плазма (или ионные пучки, формируемые на ее основе), подобный эффект является нежелательным и, следовательно, должен быть ликвидирован.
В 70 х-90"х годах прошлого столетия в ряде работ были предприняты попытки лазерной очистки плоских загрязненных поверхностей при помощи излучения эксимерных лазерных систем [70, 71]. В большинстве из подобных экспериментов производилась очистка поверхности кристаллического кремния8, а плотность потока энергии греющего излучения составляла 1 Дж/см2. При этом контроль качества осуществленной очистки производился с использованием достаточно широкого круга методов, среди которых такие как: Оже спектроскопия, спектроскопия вторичных ионов (SIMS) и прочие. В работе [71] утверждалось, что используемый метод лазерной очистки позволяет удалить до 60% углеродных примесей, и до 40% веществ содержащих кислород. При этом до 0.4 монослоев углерода и 0.7 слоев кислорода оставались в опытном образце, перераспределяясь при этом внутри материала кремния.
Вопрос возможности применения аналогичных методов для очистки именно поверхностей мишеней, с последующим формированием на них фемтосекундной лазерной плазмы, в настоящее время является не исследованным. К тому же, весьма желательным оказалось бы увеличение качества лазерной очистки мишени, что, например, в количественных величинах могло бы выражаться в сокращении доли примесных элементов от 40 - 60% до 95 - 99%
Численный расчет масс-спектрометра электростатического поля
В заключение параграфов 1.1 и 1.2 были перечислены типичные энергетические параметры электронного и ионного токов из фемтосекундной лазерной плазмы формируемой на поверхности твердотельной мишени при воздействии сверхинтенсивного излучения. Для случая ионного тока также были приведены характерные зарядовые состояния, наблюдаемые обычно в ФЛП сформированной при аналогичных параметрах лазерного излучения. В свою очередь в параграфе 1.4, на основании этих характеристик были сформулированы общие требования, предъявляемые к масс-спектрометру с точки зрения способности обеспечить регистрацию токов заряженных частиц из плазмы в требуемом энергетическом диапазоне, с возможностью разрешения сигнала от различных типов ионов, а также в условиях хорошей помехозащищенности.
Основываясь на этих, а также других требованиях, изложенных в параграфе 1.4, был подобран наиболее соответствующий им электростатический масс-спектрометр. Чертеж спектрометра, а также его фотография представлены на Рис. 2.2. Чертеж сохраняет масштабы основных узлов анализатора, однако схемы электронной аппаратуры (осциллограф, блоки питания и пр.) показаны на нем условно.
Как видно из рисунка, электростатический масс-спектрометр состоит из отклоняющей системы, основанной на пространственном разделении заряженных частиц в поле электрического конденсатора, детектора частиц ВЭУ-7 расположенного непосредственно за ней и сконструированного на основе двух микроканальных пластин, а также ряда периферийных электрических схем. Среди них: делитель напряжения для питания детектора, схема электрического согласования детектора с сигнальным коаксиальным кабелем, а также набора блоков питания высокого напряжения.
Пластины конденсатора выполнены в виде двух концентрических цилиндрических поверхностей с углами по 180. Внешняя из двух пластин оснащена "щетками". Большой угол поворота пучка, а также наличие "щеток" обеспечивает надежную защиту от попадания оптического излучения плазмы на приемную часть спектрометра за счет возможных многократных переотражений излучения от внешней пластины конденсатора. На каждую обкладку конденсатора подается регулируемое разнополярное напряжение от отдельного высоковольтного источника питания постоянного напряжения. Максимальное напряжение отрицательного источника питания составляет -7 кВ относительно корпуса спектрометра, в то время как положительного - порядка +4 кВ. Таким образом, совместное использование двух источников питания позволяет создавать разность потенциалов между обкладками конденсатора до 11 кВ, при ширине зазора между ними не более 1 см и общей пролетной длине порядка 25 см.
Регулировка устройства детектора ВЭУ-7 (внизу), а также схема делителя напряжения для питания детектора (напряжения на выходе источника питания в пределах от 700 В до 2.7 кВ позволяет создавать разность потенциалов на каждой из пластин в интервале от 300 В до 1.3 кВ соответственно, что обеспечивает суммарный коэффициент усиления сиг-нала детектора по току от 10 до 10 соответственно. Приведенные цифры с одной стороны могут быть подтверждены материалом, изложенным в параграфе 1.3.3, (в частности данными для одиночной микроканальной пластины, представленными на Рис. 1.5); с другой стороны будут получены нами независимо далее в настоящей главе.
Проанализировав совместную схему работы вторичного электронного умножителя, осциллографа, а также цепочки согласования, можно указать на следующую физическую аналогию. Приход на входную часть детектора ВЭУ-7 одиночного электрона или иона вызывает протекание тока в электрической цепи, аналогичное разряду конденсатора при замыкании ключа в RLC-цепочке. Здесь роль конденсатора выполняет коллектор приемника, имеющий паразитную емкость порядка 80 пФ32. В этой связи отметим, что к сожалению, сигнал отклика детектора не является (и не может являться) мгновенным, то есть иметь вид 8-функции по времени. Напротив, длительность сигнала составляет порядка одной сотни наносекунд (значение было найдено экспериментально см. Рис. 2.46 далее), и имеет вид периодических затухающих колебаний, характерных для любых RLC-цепо-чек. В ходе продолжительных исследований работы детектора ВЭУ-7, направленных на сокращение времени отклика детектора, было найдено, что установка между двумя микроканальными пластинами дополнительного конденсатора емкостью в несколько! десятков нФ (обозначенного на Рис. 2.3 при помощи индекса С1) вызывает существенное сокращение времени затухания сигнала-отклика от значения 100 не до значения порядка 15 не. На Рис. 2.46 проведено сравнения форм сигналов-откликов детектора ВЭУ-7 на приход одиночного электрона. То, что основной выброс сигнала имеет отрицательную полярность, объясняется знаком заряда электронов сформированных на выходе из каналов МКП34.
Также в целях уменьшения времени отклика детектора была разработана дополнительная электрическая схема согласования коллектора с коаксиальным кабелем осциллографа, которая была собранна на базе транзистора включенного по схеме эмиттерного повторителя. Принципиальная схема согласующего устройства представлена на Рис. 2.4а.
Вернемся к обсуждению схемы питания МКП и поясним цель использования в ней двухполярного источника напряжения (см. Рис. 2.3). В ходе экспериментов было использовано две различных варианта питания детектора ВЭУ-7. В одном случае потенциал коллектора устанавливался равным нулю, что заставляло подавать отрицательное напряжение (до - 2.7 кВ) на входную микроканальную пластину детектора. В другом случае, напротив, нулевым выбирался потенциал входной пластины детектора, тогда как потенциал коллектора оказывался существенно положительным (также до +2.7 кВ).
Данное обстоятельство существенно в случае регистрации низкоэнергетических (Е 2.7 кэВ) и особенно низкоэнергетических отрицательно заряженных частиц, поскольку для них отрицательный потенциал на входе формирует непреодолимый энергетический барьер. Для высокоэнергетических, а также положительно заряженных частиц будет иметь место изменение времени их прихода на детектор. Отметим, что установка дополнительной заземленной сетки в непосредственной близости от входной пластины детектора позволяет ограничить область действия нежелательного поля и тем самым уменьшить побочную модификацию результатов времяпролетных измерений. При этом, чем ближе к пластине детектора будет располагаться сетка нулевого потенциала - тем меньшим окажется искажение.
Регистрация массового и зарядового спектров ионов плазмы: Обнаружение примесных ионов в фемтосекундной лазерной плазме
В параграфе 2.2.1 был описан алгоритм численной обработки времяпролетных спектров, благодаря которому могут быть рассчитаны массовые, зарядовые и энергетические спектры ионов плазмы. В качестве результатов подобных расчетов на следующих рисунках представлены: "количественный" (Рис. 3.2) и "качественный" (Рис. 3.3) массовые спектры ионов плазмы, а также распределение ионов по величине их заряда (Рис. 3.4).
Особенность так называемых "качественных" масс-спектров ионов плазмы состоит в том, что они представляют наглядную информацию абсолютно обо всех зарегистрированных типах ионов в плазме. При этом, к сожалению, амплитуду пиков, составляющих "качественный" спектр нельзя рассматривать как точную количественную характеристику доли тех или иных ионов в плазме, поскольку при их расчете не была произведена нормировка данных на количество лазерных выстрелов для каждого исследуемого энергетического интервала. "Качественные" массовые спектры были рассчитаны при помощи программы "MQektronix" в полностью автоматизированном режиме.
Напротив, "количественные" массовые, а также зарядовые распределения вычислялись на основании данных только о наиболее распространенных типах ионов (среди 15 -20 типов, чья доля в общем ионном токе была не менее 0.5%). Их расчет производился в "ручном" режиме в результате интерполяции энергетических спектров с последующим их интегрированием.
Один из наиболее значимых результатов, наблюдаемых как на времяпролетных ионных (Рис. 3.1), так и на массовых спектрах (Рис. 3.2), состоит в обнаружении в плазме наряду с ионами основного материала мишени, существенной доли (вплоть до 2/3 по концентрации) ионов водорода, углерода, а также кислорода. Вместе с тем, подчеркнем, что в основе любой из используемых в эксперименте мишеней (Si, Fe, Ті, DKDP) перечисленные элементы в явном виде не содержались. По нашему мнению, наличие ионов Н, С и О в струе плазмы фемтосекундного лазерного импульса объясняется неизбежным присутствием на поверхности мишени слоя примесей. Основу такого примесного слоя составляют: оксидные пленки, пары воды, машинное масло, попавшее в вакуумную камеру из системы вакуумных насосов (прежде всего из форвакуумного насоса) и пр. При этом механизм формирования примесного слоя состоит в непрерывной адсорбции поверхностью молекул газа, окружающего мишень.
Столь весомая доля примесных ионов (до 2/3 по количеству) может быть объяснена двумя обстоятельствами. Во-первых, измерения времяпролетных спектров проводились только в области энергий свыше 0.5 -1.0 кэВ. Следовательно, можно ожидать, что среди менее энергетичных частиц (а значит и среди всех частиц в целом), ионы основного материала мишени будут занимать несколько большую долю. Во-вторых, общая энергия в сверхинтенсивном лазерном импульсе в нашем случае не превышала значения 500 мкДж. Вследствие этого толщина твердотельного вещества мишени, на основе которого и формируется лазерная плазма оказывается сравнимой с характерной толщиной примесного слоя.
Обсуждение роли примесного слоя в формировании лазерной плазмы будет сделано в следующей главе диссертации. Вместе с тем, в качестве итогов к ряду параграфов данной главы будут обозначены основные проблемы, связанные с особенностью присутствия примесного слоя на поверхности мишени.
Перейдем к анализу зарядовых распределений, полученных при помощи электростатического масс-спектрометра. Как видно из Рис. 3.4, средний заряд ионов углерода, регистрируемых на удалении в 62 см от мишени составляет 2.9, а максимальный - 6 (ионы С + наблюдались в большинстве выстрелов (см. Рис 3.3), однако их общая доля не превышала значение 0.5%.). Средний заряд ионов кислорода оказался равным 2.6, при максимальном значении - 5. Наконец, средний заряд ионов основного материала мишени во всех случаях варьировался от значения 2.3 до значения 2.9. Сопоставляя средний заряд ионов того или иного элемента с потенциалом ионизации соответствующего уровня [81], можно констатировать, что ионы углерода и кислорода образуют "плазму", чья температура оказывается выше, чем температура "плазмы" ионов основного материала мишени. Так, для ионов углерода и кислорода указанный выше средний заряд соответствует потенциалу ионизации 50 эВ, тогда как для ионов основного материала мишени соответствующее значение не превышает 30 - 40 эВ. Приведем таблицу потенциалов ионизации для первых пяти электронных уровней рассматриваемых элементов (Таб. 3.1).
Отметим, что полученные ионные спектры представляют собою распределения заряда ионов не в момент формирования плазмы, а на длине разлета равном 62 см. Как уже отмечалось в первой главе диссертации, к этому моменту времени лазерная плазма успевает в значительной степени остыть и рекомбинировать. При этом, основными процессами, приводящими к рекомбинации плазмы считаются: столкновительная рекомбинация, а также фоторекомбинация [121].
Сопоставим результаты наших собственных экспериментальных измерений с численным расчетом для кремниевой мишени, выполненным в работе [79] с использованием адиабатической модели, а также в приближении среднего заряда. В работе [79] для заданных начальных условий (средний заряд Zsi o=+10, температура 100 эВ, концен-трация 10 см") рассчитанная зависимость среднего заряда от времени оказалась такой как представлена на Рис. 3.5а.
Приведенные на Рис. 3.5а данные соответствуют ионам составляющим передний фронт плазмы (Si); сама плазма формируется импульсами с интенсивностью 2-Ю16 Вт/см2 при длительности в 200 фс. Уточним, что использование приближения среднего заряда оказывается правомочным в указанных условиях, что также обосновывается в реферируемой работе. Из графика видно, что к моменту времени 3 не в разреженной области переднего фронта плазмы наступает хорошо известное из литературы явление "замораживания" ионизационного состояния [74, 75]. При этом средний заряд ионов кремния "останавливается" на значении, равном 3.54, что все же неплохо согласуется с данными нашего эксперимента ( Zsi = 2.96, см. Рис. 3.4).
Результаты экспериментов по импульсной лазерной очистке мишени
В результате проведенных исследований была выявлена достаточно высокая степень корреляции между энергетическими спектрами однократно заряженных положительных и отрицательных ионов. Так, в частности, аппроксимация высокоэнергетических "хвостов" спектров отрицательных ионов также как и положительных может быть успешно выполнена при помощи экспоненциальной функции с "температурой"55 в Т = 9 кэВ. На следующем рисунке совместно изображены спектры протонов и отрицательно заряженных ионов водорода из плазмы (Рис. 3.16).
До сих пор в диссертационной работе не было ничего сказано об абсолютной количественной величине отрицательных ионов в плазме. Вместе с тем, мы покажем, что сам по себе факт обнаружения отрицательных ионов в горячей лазерной плазме не является столь примечательным, нежели то, какое количество отрицательных ионов было зафиксировано в проводимых нами экспериментах. Ниже будет показано, что отрицательные ионы для многих химических элементов являются стабильными состояниями атома (т.е. обладают конечной величиной энергии уровня). Следовательно, однократно заряженные отрицательные ионы (например, углерода) становятся своего рода продолжением в ряду энергетически стабильных ионизационных состояний атома: ... С3+, С +, С1+, С0, С1". Таким образом, становится ясно, что, например, уравнение Саха (уравнение 1.13) не запрещает присутствием отрицательных ионов в лазерной плазме со сколь угодно высокой температурой, а также плотности. Актуальным остается лишь вопрос о количестве регистрируемых отрицательных ионов.
Один из примеров распределения Саха (для случая: ПІ= 1019 СМ 3, Т= 5.76 эВ) уже был представлен ранее в этой главе на Рис. 3.56. В том случае относительная доля56 всех отрицательных ионов водорода (среди всех ионов плазмы) составила 3-Ю"7, а относительная доля всех остальных отрицательных ионов - 6-Ю 9. В наших же экспериментах был зафиксирован чрезвычайно высокий (до 1% относительно выхода положительно заряженных ионов) выход отрицательных ионов Н, С, О, Si, Р, Fe, Ті с энергиями до нескольких десятков кэВ. Таким образом, главной задачей остается объяснение аномально высокого выхода отрицательных ионов, превышающего выход, предсказанный на основании распределения Саха более чем на 3-4 порядка.
Отличительной особенностью полученных в наших экспериментах результатов явилось и то, что по результатам измерений массовых спектров отрицательных ионов плазмы количество зафиксированных примесных ионов Н, С, и О намного превышало количество отрицательных ионов основного материала мишени Si, Р, Fe и Ті. Также следует отметить, что практически во всех экспериментах наблюдался относительно небольшой выход не идентифицированных частиц с массами 34 - 35 (Рис. 3.14).
Процессы формирования отрицательных ионов в низкотемпературной лазерной плазме изучались как экспериментально, так и теоретически в основном при облучения мишени низкоинтенсивными (1 1010 Вт/см2 и менее) лазерными импульсами нано-секундной длительности [128, 129, 130, 131, 132, 133]. При таких условиях лазерная плазма обладает плотностью менее критической и находится в состоянии близком к равновесному при температуре электронов порядка нескольких эВ. Оказывается, что при относительно малых температурах плазмы присутствие отрицательных ионов в ней становится термодинамически выгодным, а их количество определяется в основном соотношением между температурой электронов в плазме Те и величиной энергии сродства элек трона к атому єд [132]. Однако из-за малой величины температуры плазмы кинетическая энергия образовавшихся отрицательных ионов не превышает единиц электрон-вольт. При этом увеличение интенсивности лазерного импульса приводит к увеличению кинетической энергии отрицательных ионов плазмы с одновременным уменьшением эффективности их формирования. Максимальная скорость отрицательных ионов лазерной плазмы, зафиксированная в экспериментах такого рода, составляет величины порядка 105 см/сек [133].
Другой особенностью полученных нами результатов является наблюдение значительных потоков отрицательных ионов высоких энергий ( 10-40кэВ) при взаимодей-ствии интенсивного (I 2-Ю Вт/см ) лазерного излучения фемтосекундной длительности с веществом твердотельной плотности (см. Рис. 3.15 и Рис. 3.16). При этом появление отрицательных ионов в горячей лазерной плазме, сформированной на поверхности твердотельной мишени в экспериментах со столь высокими интенсивностями, уже не может быть объяснено в рамках описанных выше представлений. Дело в том, что при интенсивностях лазерного излучения 10 Вт/см и выше температура электронов в плазме составляет величины порядка 100 эВ, что приводит в свою очередь к высокой кратности ионизации вещества Z 10 [8]. Таким образом, формирование отрицательных ионов в горячей твердотельной лазерной плазме вблизи поверхности мишени оказывается невозможным как из-за малой эффективности их образования при высоких температурах частиц [131], так и благодаря малой (практически нулевой) доли нейтралов в плазме. Иными словами существование отрицательно заряженных частиц в высокотемпературной лазерной плазме высокой плотности оказывается термодинамически невыгодным. Предположения о том, что формирование отрицательных ионов в плазме происходит на этапе ее расширения в вакуум начиная с момента, когда температура электронов уменьшается до величин 1 эВ, также оказываются несостоятельными по причинам существенного уменьшения при этом плотности плазмы, приводящего к подавлению процессов захвата электронов при столкновениях. Кроме этого, влияние эффекта "заморозки" ионизационного состава расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы [74, 75] препятствует увеличению доли нейтралов в ней, необходимых для образования отрицательных ионов. Проведенный в работе [134] анализ показывает, что учет только процессов захвата свободных электронов при образовании отрицательных ионов в горячей лазерной плазме не объясняет величин выхода и характеристик энергетических спектров отрицательных ионов, зафиксированных нами в экспериментах. Таким образом, возникает необходимость в привлечении других механизмов образования отрицательных ионов в расширяющейся лазерной плазме.
Во второй главе диссертационной работы уже отмечалось, что для наблюдения ионов высокой кратности ионизации, сформированных при взаимодействии лазерного излучения с веществом необходимо обеспечение во всей системе от мишени до детектора высокого вакуума [36]. Это требование вызвано тем фактом, что расширяющаяся лазерная плазма достаточно быстро рекомбинирует в результате перезарядки на молекулах остаточного газа в камере [36, 73]. При этом известно, что, например, для наблюдения ионов А111+ необходимое давление в камере размерами 1 м должно быть лучше, чем 10" Торр. Отсюда следует, что наблюдаемый нами в эксперименте зарядовый состав плазмы не соответствует распределению ионов по кратностям ионизации вблизи поверхности мишени и определяется процессами перезарядки ионов во время пролета от мишени до масс-спектрометра. В проведенных нами экспериментах давление остаточного газа в камере составляло величины 104 -10"5 Торр, что очевидным образом должно привести к существенному уменьшению среднего заряда лазерной плазмы по мере ее пролета от мишени до детектора. Таким образом, можно заключить, что и зафиксированные нами отрицательные ионы, скорее всего, были сформированы в результате перезарядки положительных ионов и нейтралов плазмы (например, атомов водорода) на молекулах остаточного газа (А): Н+А— Н +А+.
