2011 ТВТ - фс поток

ТЕПЛОФИЗИКА ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР, 2011, том 49, № 3, с. 415–425

415

ИССЛЕДОВАНИЕ ГАЗОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ ФЕМТОСЕКУНДНЫХ ОПТИЧЕСКИХ РАЗРЯДОВ С АБЛИРУЮЩЕЙ

ПОЛИМЕРНОЙ СТЕНКОЙ В АТМОСФЕРНЫХ И ВАКУУМНЫХ УСЛОВИЯХ

© 2011 г. Е. Ю. Локтионов1, А. В. Овчинников2, Ю. Ю. Протасов1, Д. С. Ситников2

1Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана, МоскваE*mail: [email protected]

2Объединенный институт высоких температур РАН, МоскваПоступила в редакцию 28.12.2009 г.

Представлены результаты экспериментального исследования динамики формирования и макроструктурыоптических разрядов при воздействии фемтосекундных (τ0.5 ~ 45–70 фс) импульсов (I0 ~ 1013–1015 Вт/см2)УФ–БИК лазерного излучения (λ ~ 266, 400, 800 нм) на конденсированные среды полимерного ряда((C2F4)n, (CH2O)n) в атмосферных и вакуумных (p ~ 10–2 Па) условиях. При осуществлении прецизионнойимпульсной лазерной микроинтерферометрии с высоким пространственным и временным разрешениемвпервые определены распределения концентрации электронов в приповерхностной зоне оптического раз'ряда, скорости разлета паров и распространения ударно'волнового фронта. Показано соответствие значенийспектрально'энергетических порогов лазерной абляции, определенных методами интерференционноймикроскопии и интерферометрии газово'плазменного потока. Впервые предложена и осуществлена мето'дика оценки полного импульса светоэрозионного газово'плазменного потока в субнаноньютоновом диа'пазоне. Приводятся результаты сравнительного анализа эффективности преобразования энергии лазер'ного излучения на различных стадиях фемтосекундных оптических разрядов.

УДК 536.37,536.331

ВВЕДЕНИЕ

Исследования фемтосекундных оптических раз'рядов с аблирующей стенкой представляют несо'мненный общефизический и технологический инте'рес как для решения актуальных задач физики нерав'новесной пространственно'неоднородной плазмывысокой плотности, так и в связи с многочисленны'ми задачами, связанными с разработкой новых мето'дов генерации и ускорения газово'плазменных по'токов в плазменно'лазерных ускорителях и ин'жекторах, лазерных ракетных микродвигателях иплазменно'пучковых технологиях высокой плот'ности мощности [1].

Как известно, экспериментальное исследованиеплазмы фемтосекундных оптических разрядов всверхсильных лазерных полях связано с существен'ными методическими трудностями, с недостаточ'ной разработкой инструментальных методов диа'гностики малоразмерных плазменных структур ипротекающих в них сверхбыстрых оптогазодинами'ческих процессов, в том числе методов сверхско'ростной лазерной микроинтерферометрии и спек'троскопии [2].

В данной работе приводятся результаты экспери'ментального исследования газо' и плазмодинами'ческих процессов в фемтосекундных оптическихразрядах с аблирующей полимерной стенкой. Впер'вые получены количественные данные о простран'ственно'временном распределении концентрацииэлектронов, удельном механическом импульсе отда'

чи, необходимые для количественной характериза'ции динамики формирования и развития фемтосе'кундных оптических разрядов и для определенияэффективности преобразования энергии лазерногоизлучения на его различных стадиях, а также о ско'ростях распространения ударных волн и фронта пароввещества аблирующей стенки. Проводятся результатысравнительного анализа динамики и макроструктурыприповерхностного плазменного образования в зави'симости от спектрально'энергетических характери'стик воздействующего лазерного излучения, давлениябуферного газа, длительности лазерных импульсов ихимического состава аблирующей среды.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ УСЛОВИЯ

Для экспериментального исследования динами'ки приповерхностного плазменного образованияфемтосекундного оптического разряда с аблирую'щей стенкой'мишенью в наносекундном диапазонезадержек (Δτ ~ 10–9–10–7 с) после воздействия лазер'ного импульса, как правило, используются диагно'стические методы, основанные на регистрации ин'тенсивности излучения из объема газово'плазмен'ной среды в широком [3–5] или узком [6, 7]спектральных интервалах, при этом оптическаяось регистрирующего прибора параллельна по'верхности облучаемой мишени, что позволяет ре'гистрировать пространственно'временное рас'пределение параметров (концентраций ионов,

416

ТЕПЛОФИЗИКА ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР том 49 № 3 2011

ЛОКТИОНОВ и др.

электронов, скоростей разлета) по радиусу и осиприповерхностного плазменного образования.Применение таких оптических методов при мень'ших (пико' и фемтосекундных) задержках ограни'чено тем, что осевое удаление фронта плазменногообразования от поверхности мишени мало для осу'ществления схем регистрации с оптической осью,параллельной поверхности облучаемой мишени, вэтом случае могут быть использованы методы им'пульсной лазерной интерференционной микроско'пии поверхности мишени [8, 9], которые позволяютрегистрировать динамику фронта приповерхност'ной плазмы. Азимутальное распределение скоро'стей разлета ионов в вакууме может быть также заре'гистрировано с использованием времяпролетныхдатчиков [10, 11]. Информативными методикамидля количественной характеризации динамики имакроструктуры оптического разряда являются им'пульсная лазерная интерферометрия и тенеграфия.В [12] лазерная интерферометрия газово'плазмен'ного потока использована для качественного описа'ния динамики приповерхностной плазмы, генери'руемой в результате воздействия фемтосекундныхимпульсов лазерного излучения на коническую по'верхность без количественной обработки экспери'ментальных данных.

Экспериментально'диагностический модуль дляисследования динамики и макроструктуры фемто'секундного оптического разряда с аблирующейстенкой состоит из ряда основных блоков (рис. 1):блока генерации фемтосекундных лазерных им'пульсов, блока транспортировки излучения и пре'образования его параметров, блока диагностики па'раметров излучения, блока генерации и контролявакуума. Лазерное излучение тераваттного фемтосе'кундного (τ0.5 ~ 45–70 фс) комплекса (Coherent) 1после прохождения оптического блока 2 разделяетсяна греющее и зондирующее и преобразуется для по'лучения требуемой длины волны (λ1 ~ 800 нм, λ2 ~~ 400 нм, λ3 ~ 266 нм); зондирующее излучение ис'пользуется для лазерной интерференционной мик'роскопии поверхности 3 мишени 5 (схема Майкель'сона) и микроинтерферометрии газово'плазменногопотока 4 (схема Маха–Цендера); греющее излучениефокусируется на поверхности мишени 5 (угол паде'ния ϕ ~ 45°), установленной на трехкоординатнуюэлектромеханическую платформу, в пятно фокуси'ровки размером r0 ~ 20 мкм, обеспечивая следующиемаксимальные значения плотности энергии и мощ'ности лазерного излучения: W1, 800 = 42.5 Дж/см2,I1, 800 = 9.4 × 1014 Вт/см2; W2, 400 = 15 Дж/см2, I2, 400 == 2.5 × 1014 Вт/см2; W3, 266 = 1.5 Дж/см2, I3, 266 = 2.1 ×× 1013 Вт/см2 – на длинах волн λ1 ~ 800 нм, λ2 ~~ 400 нм, λ3 ~ 266 нм соответственно. Для предот'вращения засветки интерферограмм рассеяннымизлучением, длина волны зондирующего импульсавыбирается отличной от греющего, а тепловое излу'чение плазмы предварительно монохроматизирует'

ся установленным перед ПЗС'матрицей 7 интерфе'ренционным светофильтром с пропусканием надлине волны зондирующего излучения. Для измене'ния величины временной задержки между греющими зондирующим лазерными импульсами использу'ется комбинированная методика: многопроходнаяоптическая схема, обеспечивающая большой шагизменения задержки Δt ~ 6 нс, в сочетании с мотори'зованной подвижкой (8MT160'300, Standa, диапа'зон изменений Δt ~ 0–1.8 нс) позволяет изменять ве'личину задержки в диапазоне значений Δt ~ 0–75 нсс точностью Δτ < 100 фс, определяемую длительно'стью лазерного импульса подсветки. Регистрацияинтерферограмм приповерхностного плазменногообразования производилась при определенныхфиксированных задержках относительно импульсалазерного воздействия: Δτ1 ~ 12 нс, Δτ2 ~ 27 нс, Δτ3 ~~ 42 нс, Δτ4 ~ 58 нс, Δτ5 ~ 75 нс. Блок регистрацииспектрально'энергетических параметров когерент'ного излучения 6 – калиброванный по калориметру(J'10MT'10kHz, Coherent) фотоэлектронныйумножитель (H6780'04, Hamamatsu) – и широкоди'апазонный спектрометр с волоконным сопряжени'ем 9 (S'150, Solar LS) установлены в цилиндриче'ской вакуумной камере 10 (диаметр – 400 мм, высо'та – 300 мм), откачиваемой безмаслянымвакуумным агрегатом 8 (TSH 071, Pfeiffer vacuum)до давления p ~ 10–2 Па. Оптический разряд как в ат'мосферных, так и в вакуумных условиях осуществ'ляется в результате воздействия импульсов лазерно'го излучения, остро сфокусированного непосред'

7

7

10

5

1

2

9 6

8

4

3

Рис. 1. Блок'схема экспериментально'диагностиче'ского модуля: 1 – тераваттный фемтосекундный ла'зерный комплекс, 2 – блок транспортировки и преоб'разования излучения, 3 – интерферометр Маха–Цен'дера, 4 – интерферометр Майкельсона, 5 – мишень,6 – блок регистрации параметров излучения, 7 –ПЗС'камера, 8 – блок вакуумирования, 9 – спектро'метр с волоконным сопряжением, 10 – вакуумная ка'мера.


ИССЛЕДОВАНИЕ ГАЗОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ 417

Рис. 3. Тенеграммы и интерферограммы приповерхностного плазменного образования через Δτ ~ 75 нс после лазер'ного (λ ~ 800 нм, W ~ 38 Дж/см2) воздействия на (CH2O)n' (а) и (C2F4)n'мишень (б) в атмосферных условиях (масштаб'ная линейка соответствует 200 мкм).

800

600

400

800мкм

мк

м

(а) Δφ, рад

400 600

–4.0–3.5–3.0–2.0–1.001.02.03.0

1000 1200

600

400800

мкм

мк

м

(б)Δn

400 600

1.00 × 10–6

1.95 × 10–5

3.80 × 10–5

7.50 × 10–5

1.12 × 10–4

1.49 × 10–4

1.86 × 10–4

2.23 × 10–4

2.60 × 10–4

600

400

800

мк

м

(в)lgne [см–3]

400 600

16.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7518.0018.25

1000

Рис. 2. Этапы обработки интерферограмм: (а) – распределение фазового сдвига волнового фронта; (б) – распределе'ние показателя преломления; (в) – распределение концентрации электронов.

(а) (б)

7

418



ственно на поверхности конденсированныхполиформальдегидных ((CH2O)n – Delrin® 500NC'010) и политетрафторэтиленовых ((C2F4)n –Ф'4) мишеней толщиной δ ~ ~ 1.5 мм. Более по'дробное описание экспериментально'диагности'ческого комплекса и методики микроинтерферо'метрических измерений приведено в [13]. Основноеотличие развитой в настоящей работе эксперимен'тальной методики и технологии импульсной лазер'ной микроинтерферометрии заключается в ее пре'цизионности – сочетании высокого временного(τ~ 10–13 с) и пространственного (δ~ 10–6 м) разре'шения – и возможности проведения исследованийпространственно'временного распределения пара'метров среды (концентрация электронов) как на на'чальной стадии генерации плазменного образования[14], так и на стадии последующего свободного рас'ширения.

Обработка микроинтерферограмм производи'лась в несколько этапов: количественные данные осдвиге фазы волнового фронта и коэффициентепропускания приповерхностного плазменного об'

разования получены с использованием программыPhase Measurement (ВНИИОФИ); далее по сдвигуфазы в рамках приближения геометрической опти'ки и при условии малости рефракции для осесим'метричных неоднородностей по уравнению Абелярассчитывалось распределение показателя прелом'ления; на заключительном этапе с использованиемданных о показателе преломления по методике,описанной в [15], производился расчет простран'ственно'временного распределения концентрацииэлектронов (рис. 2), исходя из модели Друде:

где ne – концентрация электронов, с – скорость светав вакууме, ε0 – электрическая постоянная, me – массаэлектрона, n0 – показатель преломления буферногогаза, λ – длина волны зондирующего излучения, е –заряд электрона, Δn – изменение показателя прелом'ления в среде (все размерности в СИ).

Наряду с изучением динамики, пространствен'но'временной структуры и изменения профиля по'

2 2150 0

2 2 2

82.23 10 ,e

ec m n nn n

e

π ε Δ≈ Δ ≈ ×

λ λ

600

500

400700600500

мкм

мк

м

(а)lgne [см–3]

016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7518.00

900

700

500

1100600500мкм

мк

м

(б)lgne[см–3]

015.7516.0016.2516.5016.7517.0017.2517.50

800

600

700 900800 1000

III II I

700

500

400300мкм

мк

м

(в)

lgne [см–3]

016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7517.50

600

400

500 700600

III II I800

600

400

800300мкм

мк

м

(г)

lgne [см–3]

700

500

400 600500 700

III II I

18.00

016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7517.5018.00

300

Рис. 4. Динамика концентрации электронов в приповерхностном плазменном образовании в результате оптическогоразряда на поверхности (C2F4)n'мишени в атмосферных условиях: (а) – Δτ ~ 42 нс, λ ~ 400 нм, W ~ 11 Дж/см2; (б) –Δτ ~ 75 нс, λ ~ 400 нм, W ~ 13 Дж/см2; (в) – Δτ ~ 42 нс, λ ~ 800 нм, W ~ 40 Дж/см2; (г) – Δτ ~ 75 нс, λ ~ 800 нм, W ~~ 39 Дж/см2.



казателя преломления и электронной концентрациифемтосекундных оптических разрядов были выпол'нены оценки величины удельного механическогоимпульса отдачи. Как известно, важным парамет'ром, характеризующим эффективность преобразо'вания энергии лазерного излучения в энергию газо'во'плазменного потока на разных стадиях развитияоптического разряда, является удельный механиче'ский импульс отдачи Cm, определяемый как отноше'ние полного импульса газово'плазменного потока(интеграл реактивной силы F по времени в первомприближении может быть определен как произведе'ние массового расхода Δm и среднемассовой скоро'сти частиц ) к энергии лазерного импульса E [16]:

(1)

По существу, этот критериальный параметр свя'зывает эффективность выхода массы с поверхностиаблирующей мишени и эффективность использова'ния энергии лазерного излучения при генерации га'зово'плазменного потока. В отличие от энергетиче'ского КПД лазерной абляции η = Δm 2/E и удель'

v

( )2

1

1 .mm

C F t dtE E

τ

τ

Δ= ≈∫

v

v

ного импульса Isp = (Σm )/Δmg, не зависящего вконечном итоге от величины массового расхода,процессы на поверхности мишени и в приповерх'ностном плазменном образовании вносят равныйвклад в значение критериального параметра Сm.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫИ ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 3 приведены характерные участки мик'роинтерферограмм и тенеграмм приповерхностногоплазменного образования в результате воздействиялазерного излучения λ1 ~ 800 нм, W ~ 38 Дж/см2 наконденсированные полимерные мишени. По срав'нению с результатами обработки интерферограмманализ тенеграмм развития разряда дает только ка'чественную информацию о макроструктуре припо'верхностного плазменного образования, при этомколичественно могут быть оценены лишь скоростираспространения ударно'волнового фронта и фрон'та паров мишени; кроме того, теневая фотореги'страция оказалась мало информативной при анали'зе динамики и макроструктуры оптического разрядав вакууме из'за малого коэффициента поглощения

v

900

600

500900500400

мкм

мк

м(а)

lgne [см–3]

015.7516.0016.2516.5016.7517.0017.2517.50

900

700

500

1200600мкм

мк

м

(б)lgne [см–3]

800

600

800 1000

(в)

600

400

800300мкм

мк

м

(г)lgne [см–3]

700

500

400 600500 700

016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.5018.00

300

700

800

600 700 800

015.7516.0016.2516.5016.7517.0017.2517.50

400

600

400

800мкм

lgne [см–3]700

500

400 600500 700

016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7518.00

мк

м

Рис. 5. Динамика концентрации электронов в приповерхностном плазменном образовании в результате оптического раз'ряда на поверхности (CH2O)n'мишени в атмосферных условиях: (а) – Δτ ~ 42 нс, λ ~ 400 нм, W ~ 11 Дж/см2; (б) – Δτ ~ 75 нс,λ ~ 400 нм, W ~ 13 Дж/см2; (в) – Δτ ~ 42 нс, λ ~ 800 нм, W ~ 39 Дж/см2; (г) –Δτ ~ 75 нс, λ ~ 800 нм, W ~ 40 Дж/см2.

7*

420



18

17

16

15

5004003503002001000 15050 250 450мкм

lgn e

[см

–3 ]

18

17

16

15lgn e

[см

–3 ] Δτ = 42 нс

(а)(в)

Δτ = 75 нс(б)(г)

III

III

II

II

I

I

Рис. 6. Распределение концентрации электроноввдоль оси приповерхностного плазменного образова'ния в результате оптического разряда на поверхности(C2F4)n'мишени в атмосферных условиях (обозначе'ния – в соответствии с рис. 4).

18

17

16

15

3503002001000 15050 250мкм

lgn e

[см

–3 ]

18

17

16

15lgn e

[см

–3 ]

Δτ = 42 нс

(а)(в)

Δτ = 75 нс

(б)(г)

III

III

II

II

I

I

Рис. 7. Распределение концентрации электроноввдоль оси приповерхностного плазменного образова'ния в результате оптического разряда на поверхности(CH2O)n'мишени в атмосферных условиях (обозна'чения – в соответствии с рис. 5).

40

0

90

50

10

10

20

30

80

70

60

10151014 I0, Вт/см2

1234

v2 ,

км

2 /с2

W0, Дж/см2

I a7

.70.

6±

()

13×

10В

т/см

2~W

a3.

4 0/

3 Д

ж/с

м2

±~

0

20

10

10

30

1015I0, Вт/см2

1234

v2 ,

км

2 /с2

W0, Дж/см2

I a1.

3514

×10

Вт/

см2

~Wa

6.4

Дж

/см

2~

(a) (б)

Рис. 8. К методике определения спектрально'энергетического порога лазерной абляции с использованием данных обудельной энергии ударной волны и паров (C2F4)n'мишени (а), (CH2O)n'мишени (б), λ ~ 800 нм, Δτ ~ 42 нс, после ла'зерного воздействия: 1 и 2 – соответственно радиальная и осевая компоненты скорости ударной волны, 3 и 4 – ради'альная и осевая компоненты скорости фронта паров мишени.

светоэрозионных паров мишени. Рис. 4, 5 иллю'стрируют пространственно'временную динамикуполей концентрации электронов в приповерхност'ном плазменном образовании при оптическом раз'ряде с (C2F4)n и (CH2O)n аблирующими стенками со'ответственно. По этим данным устойчиво выделяютсянесколько характерных областей, ограниченных по'верхностями разрыва – провалами концентрацииэлектронов (рис. 6, 7). За ударно'волновым фронтомнаблюдается резкий рост (скачок) концентрацииэлектронов в ударно сжатой воздушной плазме I, зна'чение ne уменьшается по направлению к аблирующей

мишени до границы фронта паровоздушной смеси II,в которой изменение концентрации электронов вдольоси приповерхностного плазменного образованияносит аналогичный характер. Ближе к поверхностимишени расположено облако светоэрозионных паровматериала мишени III, концентрация электронов вкотором уменьшается от центра к периферии. Привоздействии лазерного излучения первой гармони'ки Ti : Al2O3'лазера (λ ~ 800 нм) с высокой плотно'стью мощности (I0 ~ 2.5 × 1014 Вт/см2

на поверхностимишени) перед ударно'волновым фронтом (рис. 4в,4г) наблюдается появление двух сходящихся вытя'



нутых вдоль оси разряда зон с повышенной концен'трацией электронов, вероятно образующихся приоптическом пробое воздуха. При воздействии вто'рой гармоники лазерного излучения (λ2 ~ 400 нм,W ~ 12 Дж/см2) перед ударной волной (рис. 5а, 5б)вдоль его оси наблюдаются небольшие (~50 мкм)изолированные области с повышенной концентра'цией электронов (ne ~ 1016 см–3). Возможно, их фор'мирование связано с прорывом некоторыми частица'ми ударно'волнового фронта, аналогично показанно'му в [17] при наносекундной лазерной абляциитриазиновых полимеров.

Зависимость удельной энергии ударной волны исветоэрозионных паров мишени от плотности энер'гии воздействующего лазерного излучения показанана рис. 8. Если интерполяционно определить значе'ние спектрально'энергетического порога фемтосе'кундной лазерной абляции в предположении, чтоv

2 ∝ ln(W/Wa), возникающем при анализе рис. 8, ре'зультат окажется в хорошем соответствии со значе'нием, полученным при анализе данных о формекратера на поверхности той же (C2F4)n'мишени [13].Осевые компоненты скорости распространенияударно'волнового фронта при отношении воздей'

ствующей плотности энергии лазерного излучения кзначению спектрально'энергетического порога ла'зерной абляции W/Wа (I/Iа) ~ 6 для (C2F4)n'мишенисоставляет v ~ 7 км/с, а для (CH2O)n'мишени –v ~ 5 км/с, осевые компоненты скорости распро'странения фронта паров v ~ 4 км/с и v ~ 3 км/с соот'ветственно (значения спектрально'энергетическихпорогов, полученные в [13], приведены в таблице).Для оценки эффективности преобразования энер'гии лазерного излучения в энергию ударной волныиспользуется уравнение Тэйлора [18–21]

где γ и ρ – показатель адиабаты и плотность бу'ферного газа, Es – энергия источника возмущения,t – в нашем случае время после оптического разряда.Эффективность преобразования энергии лазерногоизлучения Elas в энергию ударной волны равна ηsw == Es/Elas. Результаты анализа полученных данныхдля случая оптического разряда на (C2F4)n'мишенипредставлены на рис. 9а. По известным соотноше'ниям [22] также могут быть оценены давление и тем'пература ударной волны. Поскольку распростране'

( ) ( )

( )

1/52 275 1 1 2,

16 3 1sE t

R⎛ ⎞γ − γ +

= ⎜ ⎟π γ − ρ⎝ ⎠

Спектральные пороги абляции полимеров (верхние значения – атмосфера, нижние – вакуум; в числителе – Wa,

Дж/см2, в знаменателе – Ia, ТВт/см2)

Мишень λ ~ 266 нмτ0.5 ~ 70 фс

λ ~ 400 нмτ0.5 ~ 60 фс

λ ~ 800 нмτ0.5 ~ 45 фс

(С2F4)n 0.25/3.570.23/3.29

1.35/22.51.15/19.2

3.34/74.22.1/46.7

(CH2O)n >0.8/>11.4>0.8/>11.4

2.04/34.01.6/26.7

6.4/1425.7/127

Рис. 9. Эффективность преобразования энергии лазерного излучения в энергию ударной волны в соответствии с тео'рией Тэйлора (а), давление и температура ударной волны (б) через Δτ ~ 75 нс после оптического разряда. На (C2F4)n'мишени: 1 – λ1 ~ 800 нм, 2 – λ2 ~ 400 нм, 3 – λ3 ~ 266 нм; на (CH2O)n'мишени: 4 – λ2 ~ 400 нм, 5 – λ1 ~ 800 нм; темныесимволы соответствуют радиальному распространению ударной волны, светлые – осевому).

8

7

6

5

4

3

2

1

0e2e0 e1

4

3

2

1

0

1234

1234

(a) (б)

W/Wa(I0/Ia)

p sw,

МП

а

Tsw

, к

К

10–1

e2e0 e1

W/Wa(I0/Ia)

ηsw

10–2

100

101

422



ние фронта вдоль оси разряда заметно отклоняетсяот теории, расчет выполнен только для радиальнойсоставляющей его движения с учетом истиннойэнергии источника возмущения (рис. 9б). Результа'ты расчета показывают, что в случае (C2F4)n'мише'ни, несмотря на меньшую эффективность преобра'зования энергии лазерного излучения, при воздей'ствии λ1 ~ 800 нм достигаются большие значениядавления и температуры ударной волны по сравне'нию с λ2 ~ 400 нм и λ3 ~ 266 нм, для которых получе'ны достаточно близкие величины; для (CH2O)n'ми'шени давление и скорость ударной волны большезначений, полученных для (C2F4)n'мишени при ана'логичных режимах воздействия за счет большей аб'солютной энергии источника возмущения.

Рис. 10 иллюстрирует распределение концентра'ции электронов в приповерхностной зоне при облу'чении полимерных мишеней (рис. 10а, 10б) и метал'лов (рис. 10в, 10г) в вакууме. В результате лазерноговоздействия на (CH2O)n'мишень (рис. 10а) скоростьфронта паров достигает ~ 2 км/с. В структуре газо'во'плазменного потока наблюдаются две области сповышенной (до ne ~ 1018 см–3) концентрацией элек'

v

тронов, скорости перемещения их центров состав'ляют 1.33 км/с и 0.33 км/с (через Δτ ~ 75 нс после ла'зерного воздействия W ~ 13 Дж/см2 с длиной волныλ2 ~ 400 нм). Такое разделение потока, наиболее ве'роятно, обусловлено различием массы летящих ча'стиц. Если предположить, что более быструю об'ласть составляют мономеры CH2O, то их средняякинетическая энергия при скорости 1.33 км/с соот'ветствует уровню ~ 0.275 эВ. При облучениифемтосекундными лазерными импульсами метал'лических мишеней осевая компонента скоростифронта ионизованных паров меди (рис. 10в) ~~ 25 км/с, Ti (рис. 10г) ~ 22 км/с. Таким образом,энергии частиц на фронте составляют ECu ~ 209 эВ и

ETi ~ 121 эВ; среднемассовые скорости ( == (Σnev)/Σne, где ne и определены для элементар'ных объемов в результате обработки интерферо'грамм, полученных с разными временными задерж'ками) для обоих металлов равны ~ 3.6 км/с, т.е.средняя кинетическая энергия атомов Сu составляет

~ 4.27 эВ, Ti – ~ 3.23 эВ при данных усло'виях воздействия. Такая разница скоростей и энер'

кE

Cuv

Tiv

v

v

v

CuE TiE

600

550

450550450350

мкм

мк

м(а)

lgne [см–3]016.6016.8017.0017.2017.4017.6017.8018.00

600

550

500

400мкм

мк

м

(б)

lgne [см–3]016.2516.5016.7517.0017.2517.5017.7518.00

450 550500

900

700

700500мкм

мк

м

(в)lgne [см–3]

016.7517.0017.2517.5017.7518.0018.2518.50

800

600

900 13001100

800

600

400400

мкм

мк

м

(г)lgne [см–3]

700

500

600 1000800 1200

016.5016.7517.0017.2517.5017.7518.0018.25

500

650

400 500

900

1000

Рис. 10. Распределение концентрации электронов вдоль оси приповерхностного плазменного образования в резуль'тате оптического разряда на поверхности различных мишеней в вакуумных условиях: (а) – (CH2O)n, Δτ ~ 75 нс,λ ~ 400 нм, W ~ 13 Дж/см2; (б) – (C2F4)n, Δτ ~ 75 нс, λ ~ 400 нм, W ~ 14 Дж/см2; (в) – Cu, Δτ ~ 27 нс, λ ~ 800 нм,W ~ 5 Дж/см2; (г) – Ti, Δτ ~ 42 нс, λ ~ 800 нм, W ~ 21 Дж/см2.



гий частиц при воздействии на металлические и по'лимерные мишени соответствует известным особен'ностям поглощения энергии лазерного излучениячастицами – в отличие от металлов в полимерныхсредах часть энергии затрачивается на образованиесвободных электронов, уменьшая энергию светоэро'зионного потока.

Кроме анализа данных по энергии тепловогодвижения нейтральных частиц, распределение тем'пературы ионов в газово'плазменном потоке можетбыть получено по результатам анализа простран'ственно'временной динамики коэффициента по'глощения приповерхностного плазменного образо'вания на длине волны зондирующего излучения. Всреднем эти значения для полимерных сред соста'вили κ

ν ~ 20 см–1, что дает оценку температуры, вы'

полненную с использованием программного ком'плекса ТОТ МГТУ [23], для (CH2O)n'мишени науровне T ~ 2 эВ.

На основании данных о средней скорости разле'та частиц и об удельном массовом расходе, опреде'ленных для одного и того же однократного оптиче'ского воздействия, для (CH2O)n'мишени в вакууме ипредположения, что импульс отдачи на поверхностимишени равен полному импульсу светоэрозионногогазово'плазменного потока, значение удельного ме'ханического импульса отдачи определено как Cm ~~ (1.2–3.6) × 10–4 Н с/Дж в зависимости от плотно'сти энергии. Достигая максимального значения присоотношении W/Wа (I/Iа) ~ e3/2 (это соответствуетпредположениям о том, что удельный массовыйрасход m/E ~ ln(W/Wа), а скорость v ~ (ln(W/Wа)

1/2)),эти значения близки к полученным при воздействиинаносекундных импульсов излучения CO2'лазера на(CH2O)n'мишень [24], на длине волны которого (λ == 10.6 мкм) полиформальдегид обладает наиболь'

шим в УФ–ИК спектральном диапазоне коэффи'циентом поглощения. В единственной работе, по'священной определению удельного механическогоимпульса отдачи при фемтосекундной лазерной аб'ляции полимеров [11], полученные с использовани'ем торсионного маятника значения Cm для глици'дил'азид полимера (GAP) в 3–4 раза меньше приве'денных выше, что может быть связано с различиямикак химического состава использованных материа'лов, так и режимов лазерного воздействия и методикизмерения критерия Cm. Как показано в [13], привоздействии ультракоротких лазерных импульсов наполимерные конденсированные среды существенновозрастает значение эффективного линейного ко'эффициента поглощения в ВИД–БИК'областиспектра. Таким образом, использование фемтосе'кундных импульсов лазерного излучения позволяетобеспечить более эффективное преобразованиеэнергии лазерного излучения в импульс газово'плазменного потока (коэффициент полезного дей'ствия лазерной абляции, определяемый как отно'шение кинетической энергии газово'плазменногопотока к энергии лазерного импульса, достигаетзначения η ~ 30% с максимумом при соотношенииW/Wа (I/Iа) ~ e2). Удельный импульс, характеризую'щий отношение полного импульса газово'плазмен'ного потока к весу вовлеченных в него частиц, со'ставляет Isp ~ 130–500 с и изменяется пропорцио'нально энергии импульса лазерного излучения.Зависимость удельного механического импульса от'дачи и КПД преобразования энергии для (C2F4)n'мишени приведены на рис. 11, откуда следует, чтокритериальный параметр Cm возрастает пропорцио'нально энергии кванта когерентного излучения.Аналогичная тенденция наблюдается и для зависи'мости КПД от соотношения W/Wа (I/Iа).

50

45

40

35

25

20

10

5

0100 2

123

(a) (б)

W/Wa(I0/Ia)

η,

%

2W/Wa(I0/Ia)

Сm

, Н

× с

/Дж

10–5

10–4

4 6 8 10 12 14

30

15

123

4 6 8 12 14

Рис. 11. Зависимость удельного механического импульса отдачи (а) на поверхности (C2F4)n'мишени и эффективностипреобразования энергии лазерного излучения в кинетическую энергию газово'плазменного потока (б) от спектраль'но'энергетических параметров воздействия: 1 – λ1 ~ 800 нм, 2 – λ2 ~ 400 нм, 3 – λ3 ~ 266 нм.

424



Для решения ряда прикладных задач, использу'ющих явление импульсной лазерной абляции, важ'ным параметром является также бит импульса – ми'нимальное регулируемое значение импульса, сооб'щаемого в результате однократного лазерноговоздействия на конденсированную мишень. Оценкаполученных параметров массового расхода и сред'немассовой скорости разлета светоэрозионных па'ров показывает, что при воздействии фемтосекунд'ных импульсов лазерного излучения на полимерныематериалы достигаются значения бита импульсаIbit ~ 10–12 Н с. Проблема чувствительности методовизмерения импульса отдачи на поверхности твердо'тельной мишени в результате лазерного воздействияособенно трудно разрешима при использовании ла'зерного излучения с низкой энергией импульсов.Для большинства материалов удельный механиче'ский импульс отдачи при оптимальных параметрахи режимах лазерного воздействия не превышает зна'чения Cm ~ 5 × 10–4 Н с/Дж (для специальных энерге'тических (экзотермических) полимерных материаловэта величина может быть на порядок выше [25]). Чув'ствительность баллистических маятников для измере'ния импульса отдачи и тензометрических датчиковсоставляет величину порядка ΔI ~ 10–6–10–5 Н с [26],торсионных маятников (крутильных весов) – ΔI ~~ 10–9–10–8 Н с [27], использование интерферомет'рии для анализа колебаний баллистического маят'ника [28] позволяет увеличить дискрет измеренияимпульса до ΔI ~ 3 × 10–9 Н с. При облучении поли'мерной конденсированной мишени фемтосекунд'ными импульсами лазерного излучения, энергиякоторых, как правило, не превосходит E ~ 10–4 Дж,максимальное значение импульса отдачи составляетI ~ 10–8 Н с, а разрешающая способность измери'тельной методики, таким образом, должна быть нехуже ΔI ~ 10–9 Н с. Предложенная и примененнаянами оптическая схема комбинированной импульс'ной лазерной микроинтерферометрии, позволяю'щая регистрировать массовый расход аблирующеймишени уже при однократном оптическом воздей'ствии с точностью до Δm ~ 10–11 г, а среднемассовуюскорость частиц с точностью не менее Δ ~ 100 м/с,открывает возможность для измерения импульса от'дачи с точностью (с учетом инструментальных и ме'тодических погрешностей) не менее ΔI ~ 10–11 Н с.Существенной особенностью лазерного интерферо'метрического измерения оптомеханических харак'теристик абляционных потоков является также вы'сокое пространственное и временное разрешение, вотличие от измерений с использованием баллисти'ческих и торсионных маятников или пьезоэлектри'ческих датчиков силы, дающих интегральный ре'зультат и обладающих низким (на 8–9 порядковбольше длительности ультракоротких лазерных им'пульсов и на 3–5 порядков больше характерных вре'мен газодинамических процессов) временным раз'решением Δτ > 10–5 с. Кроме того, при регистрации

v

импульсов в диапазоне I < 10–8 Н с с использованиеммаятников и датчиков силы регистрируется сигнал,суммированный по результатам нескольких после'довательных лазерных воздействий, т.е. измеряетсясреднее значение импульса отдачи, а разброс значе'ний единичных импульсов (так называемый шум)остается неопределенным; применение предложен'ной методики комбинированной интерферометриипозволяет исследовать такие особенности генера'ции сверхмалых импульсов отдачи.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Инструментальное осуществление сверхско'ростной комбинированной микроинтерферомет'рии позволило впервые с микронным разрешениемполучить пространственно'временное распределе'ние концентрации электронов в газово'плазменныхпотоках фемтосекундных оптических разрядов с аб'лирующей стенкой, необходимые для количествен'ной характеризации динамики его формирования иразвития, а также определения эффективности пре'образования энергии лазерного излучения на егоразличных стадиях. Впервые предложен и экспери'ментально осуществлен комбинированный интер'ферометрический метод оценки полного импульсасветоэрозионных газово'плазменных потоков сдискретом ΔI ~ 10–11 Н с. Показано, что использова'ние фемтосекундных импульсов лазерного излуче'ния для генерации газово'плазменных потоковсложного химического и ионизационного составасоответствует наиболее эффективным режимам, до'стигаемым при воздействии излучения с энергиямиквантов, на которые приходятся максимумы спектровпоглощения полимерных материалов, при этом зна'чение бита импульса достигает значений I ~ 10–12 Н с.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Ввод'ный том (в 4'х книгах) / Под ред. Фортова В.Е. М.:Наука, 2000.

2. Букин О.А., Ильин А.А., Кульчин Ю.Н. и др. Взаимо'действие лазерных плазм при оптическом пробое внормальной атмосфере // Квант. электрон. 2006.Т. 36. № 3. С. 553.

3. Alloncle A.*P., Bouffaron R., Hermann J. et al. Experi'mental Study of Front and Back Ablation of Metal ThinFilm Using Ultrashort Laser Pulses // High'Power La'ser Ablation VI. Taos, NM, USA: SPIE, 2006.P. 626127.

4. Amoruso S., Ausanio G., Barone A.C. et al. UltrashortLaser Ablation of Solid Matter in Vacuum: a Compari'son вetween the Picosecond and Femtosecond Re'gimes // J. Phys. B. 2005. V. 38. № 20. P. L329.

5. Kurata*Nishimura M., Kato T., Matsuo Y. et al. Depen'dence of Femtosecond Laser Ablation for OrganicMolecules on Chosen Substrate // J. Phys. 2007. V. 59.P. 360.



6. Axente E., Noel S., Hermann J. et al. Correlation Be'tween Plasma Expansion and Damage Threshold byFemtosecond Laser Ablation of Fused Silica // J. Phys.D. 2008. V. 41. № 10. P. 105216.

7. Claeyssens F., Ashfold M.N.R., Sofoulakis E. et al.Plume Emissions Accompanying 248 nm Laser Abla'tion of Graphite in Vacuum: Effects of PulseDuration // J. Appl. Phys. 2002. V. 91. № 9. P. 6162.

8. Geindre J.P., Audebert P., Rousse A. et al. Frequency'Domain Interferometer for Measuring the Phase andAmplitude of a Femtosecond Pulse Probing a Laser'Produced Plasma // Opt. Lett. 1994. V. 19. № 23.P. 1997.

9. Volkov R.V., Gordienko V.M., Magnitskiy S.A. et al.Evolution of a High'Temperature Femtosecond Sur'face Plasma, Recorded with Time Resolution // Quant.Electron. 1995. V. 25. № 9. P. 877.

10. Pakhomov A.V., Roybal A.J., Duran M. Ion Dynamicsof Plasmas Induced in Elemental Targets by Femtosec'ond Laser Irradiation // Appl. Spectroscopy. 1999.V. 53. № 8. P. 979.

11. Phipps C., Luke J., Funk D. et al. Laser Impulse Cou'pling at 130 fs // Appl. Surf. Sci. 2006. V. 252. № 13.P. 4838.

12. Waugh J., Gregory C., Wilson L. et al. A Jet ProductionExperiment Using the High'Repetition Rate AstraLaser // Astrophys. Space Sci. 2009. V. 322. № 1. P. 31.

13. Локтионов Е.Ю., Овчинников А.В., Протасов Ю.Ю.и др. Исследование оптико'теплофизических и га'зодинамических характеристик фемтосекунднойлазерной абляции конструкционных материаловполимерного ряда // ТВТ. 2010. T. 48. № 5. C. 766.

14. Иногамов Н.А., Жаховский В.В., Ашитков С.И. и др.О наноотколе после воздействия ультракороткоголазерного импульса // ЖЭТФ. 2008. Т. 134. № 1.С. 5.

15. Kasperczuk A., Pisarczyk T. Application of AutomatedInterferometric System for Investigation of the Behav'iour of a Laser'Produced Plasma in Strong ExternalMagnetic Fields // Opt. Appl. 2001. V. 31. № 3. P. 571.

16. Phipps C.R., Turner T.P., Harrison R.F. et al. ImpulseCoupling to Targets in Vacuum by KrF, HF, and CO2Single'Pulse Lasers // J. Appl. Phys. 1988. V. 64. № 3.P. 1083.

17. Urech L., Hauer M., Lippert T. et al. Designed Polymersfor Laser'Based Microthrusters: Correlation of Thrustwith Material, Plasma, and Shockwave Properties //High'Power Laser Ablation V. Taos, NM, USA: SPIE,2004. P. 52.

18. Taylor G. The Formation of a Blast Wave by a Very In'tense Explosion. I. Theoretical Discussion // Proc. R.Soc. Lond. A. 1950. V. 201. № 1065. P. 159.

19. Cristian P., David A.W. Time'Resolved Dynamics ofNanosecond Laser'Induced Phase Explosion //J. Phys. D. 2009. V. 42. № 15. P. 155503.

20. Choi T.Y., Grigoropoulos C.P. Plasma and Ablation Dy'namics in Ultrafast Laser Processing of CrystallineSilicon // J. Appl. Phys. 2002. V. 92. № 9. P. 4918.

21. Hauer M., Funk D.J., Lippert T. et al. Time ResolvedStudy of the Laser Ablation Induced Shockwave //Thin Solid Films. 2004. V. 453'454. P. 584.

22. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Гидродинамика. Теоре'тическая физика. Т. 6. М.: Наука, 1986. 735 c.

23. Термодинамические, оптические и транспортныесвойства рабочих веществ плазменных и фотонныхэнергетических установок. В 3'х томах / Под ред. Про'тасова Ю.С. М.: Изд'во МГТУ им. Н.Э. Баумана,2001–2003.

24. Sinko J.E., Pakhomov A.V., Millen S. et al. Delrin forPropulsion with CO2 Laser: Carbon Doping Effects //Fifth Int. Symp. on Beamed Energy Propulsion.Kailua'Kona (Hawaii): AIP, 2008. P. 254.

25. Phipps C.R., Luke J.R., Helgeson W. Laser'PoweredMulti'Newton Thrust Space Engine with Variable Spe'cific Impulse // High'Power Laser Ablation VII. Taos,NM, USA: SPIE, 2008. P. 70051X'8.

26. Sinko J. Vaporization and Shock Wave Dynamics forImpulse Generation in Laser Propulsion: Dissertation.Hunstsville: University of Alabama, 2008. 249 p.

27. Ketsdever A.D., D’Souza B.C., Lee R.H. Thrust StandMicromass Balance for the Direct Measurement ofSpecific Impulse // J. Propulsion and Power. 2008.V. 24. № 6. P. 1386.

28. Kremeyer K. Ultrashort Pulse Lasers Applied to Propul'sion/Control in Space' and Atmospheric'Flight //High'Power Laser Ablation VII. Taos, NM, USA:SPIE, 2008. P. 700506.

2011 ТВТ - фс поток

Documents

Transcript of 2011 ТВТ - фс поток