WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 2 04;07;12 Эмиссионные характеристики лазерной эрозионной плазмы свинца © А.К. Шуаибов, М.П. Чучман, Л.Л. Шимон Ужгородский национальный университет, 88000, Ужгород, Украина e-mail: ishev@univ.uzhgorod.ua (Поступило в Редакцию 19 июня 2003 г.) Исследованы спектры и динамика излучения спектральных линий лазерной эрозионной плазмы свинца на расстоянии 1 mm от мишени в вакууме (P = 3-12 Pa) при воздействии импульсно-периодического неодимового лазера ( = 20 ns, f = 12 Hz, W =(1-2) · 109 W/cm2, = 1.06 µm). Исходя из полученных данных сделан анализ динамики излучения и механизма формирования лазерного факела.

Широкое применение фотоэлектрических преобразо- ный вклад интенсивности в спектр — 12.4% на длине вателей на основе соединений свинца стимулирует их волны 280.2 nm PbI.

исследование [1]. Одним из способов оптимизации ра- Для более детального анализа на рис. 1 представлеы боты пленочных фотоэлементов, получаемых методом типичные осциллограммы излучения атомов и ионов импульсного лазерного напыления, является спектроско- свинца из лазерной плазмы. Дополнительной прямой пическая диагностика образования и разлета лазерной показано окончание действия лазера.

плазмы [2], а актуальность исследования физики явлеОсновная особенность осциллограммы — крутой рост ния еще шире: гидродинамика образования и разлета и спад интенсивности для излучения ионов, уже при факела мало изучена, но значительно влияет на ряд t = 70 ns интенсивность находится на уровне 10% от технологических процессов с применением лазеров [3].

максимальной, а также медленное нарастание и уменьДля получения более детальной информации о парамет- шение интенсивности излучения атомов. Для большей рах разлетающейся эрозионной плазмы нами проведено части осциллограмм четко видны два максимума, что спектроскопическое исследование излучения лазерного характерно и для других материалов [6], хотя для некофакела свинца на расстоянии 1 mm от мишени в вакуу- торых спектральных переходов атомов интенсивность ае (P = 3-12 Pa).

медленно возрастает, достигая лишь одного максимума Лазерная плазма формировалась при воздействии им- при времени, приблизительно совпадающем с минимупульсно-периодического неодимового лазера ( = 20 ns, мом для большинства осциллограмм.

f = 12 Hz, W = 1-2 · 109 W/cm2, = 1.06 µm). Исследо- Такое поведение интенсивности достаточно сложно вание излучения плазмы лазерного факела осуществля- для анализа, а если учесть близость зоны отбора излучелось в спектральной области 200-600 nm по двум ка- ния к поверхности мишени и низкую температуру плавналам: регистрация усредненных во времени спектров и ления материала, упрощается лишь тем, что основной исследование динамики излучения спектральных линий вклад в динамику излучения дает концентрация испаряматериала мишени. Точность измерения интенсивности ющихся частиц. Этим мы можем объяснить два максиизлучения составляла 5%, а погрешность временных мума на большинстве осциллограмм. Первый максимум измерений 1-2 ns. Более детально техника и методика излучения коррелирует с временем действия лазера, экспериента описана в наших работах [4,5].

второй может быть следствием испарения прогретых В таблице представлены относительные интенсивно- внутренних слоев материала при действии излучения сти наиболее выделяющихся спектральных переходов самой плазмы. Наблюдаемое отклонение наступления и их процентный вклад в линейчатый спектр плазмы. максимумов для разных спектральных линий может Интенсивность излучения приведена с учетом чувстви- быть связано с динамикой разлета плазмы и распретельности регистрирующей аппаратуры (I/k). Наибо- делением концентрации и температуры электронов, от лее интенсивным было излучение на длинах волн: чего зависят характеристики спектральных переходов, 220.4 nm PbII, 261.4 nm PbI, 280.2 nm PbI, 405.7 nm PbI спектроскопическое время жизни которых больше разс уровней, близких к узкому месту рекомбинационного решающей способности нашей аппаратуры. Ввиду появпотока атомарной составляющей плазмы E = 6.5eV, ления второго максимума на осциллограммах синхронно а также с нижних уровней атомов и ионов свинца. с уменьшением длины волны перехода нужно отметить Интенсивность, вносимая ими в спектр, составляла 41% значительный вклад безузлучательных переходов, роль которых убывает со временем.

от суммарной. Близкое расположение энергетических уровней способствует эффективному каскаду безызлу- Если привязать данный факт к динамике излучечательных переходов атомов вниз при трехчастичной ния спектральной линии 357.3 nm PbI (Eup = 6.13 eV) рекомбинации к уровню E = 5.74 eV (p6d3F3), излуча- с одним широким максимумом, то вследствие рекомтельные переходы с которого дают наибольший процент- бинационного механизма заселения короткоживущего 134 А.К. Шуаибов, М.П. Чучман, Л.Л. Шимон ходов. Такой механизм явления коррелирует с данными Распределение и процентный вклад интенсивности в спектр лазерной эрозионной плазмы свинца работы [7].

Таким образом, интенсивность излучения тем больше, Атом, Eup, I/k, I/k, чем выше вероятность спектрального перехода в данных, nm Терм ион eV a.u. % условиях и чем больше вероятность образования частиц в определенном энергетическом состоянии. Сравнивая 220.4 PbII 7s2S1/2 14.79 2.93 9.224.7 PbI p7d3D2 6.48 0.55 1.7 динамику эмиссии при переходе с одного верхнего 239.4 PbI p7d3F3 6.5 0.47 1.уровня (график 4, 5 на рис. 1), можно также утверждать, 244.4 PbI p8s3P0 6.04 0.36 1.что нагрев осуществляется исключительно переносом 244.6 PbI p8s3P1 6.036 0.44 1.излучения. На эффективность переноса значительно 247.6 PbI p7s3P2 5.97 0.48 1.влияют безызлучательные переходы. Так как нижние 257.7 PbI p7s1P1 6.13 0.95 3.состояния для обоих переходов метастабильны, причем 261.4 PbI p6d3D2 5.71 3.07 9.Elow(405.7nm) > Elow(364.0nm), то при переходах ато266.3 PbI p7s3P2 5.97 1.49 4.мов на нижних уровнях энергии вверх возможно более 280.2 PbI p6d3F3 5.74 3.92 12.выраженное самообращение для перехода 405.7 nm PbI, 283.3 PbI p7s3P1 4.37 2.06 6.287.3 PbI p6d3F2 5.63 1.57 5.326.1 PbII 10s3S1/2 21.29 0.50 1.357.3 PbI p7s1P1 6.13 1.32 4.364 PbI p7s3P1 4.37 1.51 4.368.3 PbI p7s3P0 4.34 1.62 5.374 PbI p7s3P2 5.97 1.18 3.401.9 PbI p6d3F3 5.74 0.31 1.405.7 PbI p7s3P1 4.37 3.03 9.427.5 PbII - 18.89 0.68 2.438.7 PbII - 18.89 0.50 1.478.8 PbII - - 0.07 0.500.5 PbI p7s1P1 6.13 0.11 0.520.1 PbI p8s3P1 6.04 0.25 0.530.7 PbII - 21.55 0.16 0.536.7 PbII - 18.88 0.27 0.560.9 PbII - 17 0.95 3.571.4 PbII - 21.39 0.18 0.576.8 PbII - 21.34 0.29 0.298.7 PbII - 20.79 0.39 1.верхнего уровня он будет смещен в сторону максимальной интенсивности излучения ионов. Максимум излучения на длине волны 280.2 nm PbI, напротив, четко выражен. Он наступает перед окончанием действия лазера и соответствует комбинации термов с запретом по суммарному орбитальному квантовому числу L:

6p2 3P2-p6d3F3. Возможость такого перехода требует внешнего воздействия и будет тем больше, чем выше плотность плазмы. Таким образом, можно заключить, что до начала уменьшения мощности действия лазера на мишень в плазме доминируют электрон-атомные столкновения. Проследить эффективность данного взаимодействия можно по интеркомбинационному излучению спектральной линии 520.1 nm PbI. Запрет по интеркомбинационному переходу менее строгий, а его осуществлению способствует действие свободных электронов. Первый максимум для интенсивности этого изРис. 1. Осциллограммы излучения лазерной плазмы свинца:

лучения хорошо повторяет форму лазерного импульса, 1 — 261.4 nm PbI, 2 — 520.1 nm PbI, 3 — 438.7 nm PbII, второй появляется на переднем фронте интенсивности 4 — 364.0 nm PbI, 5 — 405.7 nm PbI, 6 — 280.2 nm PbI, 7 — второго максимума незапрещенных спектральных пере- 424.5 nm PbII, 8 — 357.3 nm PbI, 9 — 368.3 nm PbI.

Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. Эмиссионные характеристики лазерной эрозионной плазмы свинца симум гидродинамического давления достигается под конец лазерного импульса и плавно уменьшается. Время рекомбинации двухзарядных ионов свинца составляет 12-15 ns, а однозарядных — 52-57 ns.

Полученные результаты представляют интерес для оптико-спектросопической диагностики излучения лазерной плазмы соединений на основе свинца, а также для оптимизации процесса их лазерного напыления.

Список литературы [1] Syrbu N.N., Cebotari V.Z. // J. Phys. 1998. Vol. 10. N 15.

P. 3467-3477.

[2] Wolf P.J. // J. Appl. Phys. 1994. Vol. 76. N 3. P. 1480–1487.

[3] Harilal S.S., Bindhu C.V., Tillak M.S., Najmabadi F., Рис. 2. Зависимость логарифма интенсивности излучения Gaeris A.C. // J. Phys. D. 2002. Vol. 35. P. 2935-2938.

нормированной на свое максимальное значение, которая [4] Шуаибов А.К., Шимон Л.Л., Дащенко А.И., Шевера И.В., аппроксимирована прямолинейными участками, от времени: Чучман М.П. // Физика плазмы. 2001. Т. 27. № 1. С. 85-88.

1 — 261.4 nm PbI, 2 — 520.1 nm PbI, 3 — 438.7 nm PbII, [5] Шуаибов А.К., Шимон Л.Л., Чучман М.П. // ЖТФ. 2001.

4 — 364.0 nm PbI, 5 — 405.7 nm PbI, 6 — 280.2 nm PbI, Т. 71. Вып. 5. С. 85-89.

7 — 424.5 nm PbII, 8 — 357.3 nm PbI, 9 — 368.3 nm PbI. [6] Chuchman M.P. // Conf. on Lasers, Applications and Technologies. Moscow, 2002. P. 67.

[7] Гноевой Я.Н., Петрухин А.И., Плешанов Ю.Е., Суляев В.А. // Письма в ЖЭТФ. 1970. Т. 11. С. 440-443.

хотя по динамике излучения также видно, что оба перехода имеют запрет по L.

Для анализа процессов на поздних стадиях разлета построен рис. 2, где приведена зависимость логарифма нормированной на свое максимальное значение интенсивности от времени, которая аппроксимирована прямолинейными участками. Оценка времени рекомбинации по приведенным зависимостям дает 52-57 ns для ионов Pb+ и 12-15 ns для Pb2+ на участке 50-100 ns.

До 50-й наносекунды на динамику спектральных переходов сильно влияет перенос излучения к поверхности мишени, после t = 100 ns снова наблюдается замедление изменения интенсивности, что особенно четко видно для верхних возбужденных состояний атомов свинца. После t = 200 ns наличие высоковозбужденных частиц резко уменьшается, а образование нижних возбужденных состояний происходит более стабильно. Такая ситуация, возможно, проявляется вследствие ассоциативно-диссоциативных процессов возбуждения в достаточно холодной и плотной лазерной плазме.

Таким образом, при лазерном напылении пленок на основе свинца значительную роль будут играть процессы с участием ионов и особенности перераспределения энергии в лазерном факеле, обусловленные многоэлектронной валентной оболочкой атома свинца и связанным с ней видом спектра, динамикой процесса испарения и переносом излучения.

На динамику излучения значительно влияют как динамика разлета, так и параметры разлетающейся плазмы, о виде временной зависимости которых можно судить по осциллограммам спектральных переходов. Согласно этому, концентрация электронов хорошо описывает вид лазерного импульса и повторно увеличивается на переднем фронте второго максимума испарения. МакЖурнал технической физики, 2004, том 74, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.