CC BY
23
УДК 533.95
УЛЬТРАЗВУКОВАЯ ДИАГНОСТИКА ОПТИЧЕСКОГО ПРОБОЯ И СУБКРИТИЧЕСКОЙ МИКРОПЛАЗМЫ В ЛАЗЕРНОМ ФАКЕЛЕ
А. А. Ионин, С. И. Кудряшов, Л. В. Селезнев
Оптический пробой и формирование горячей субкритической плазмы в лазерном факеле при на,посекундной лазерной абляции графитовой мишени исследованы контактным и бесконтактным методами ультразвуковой диагностики. Показано, что оптический пробой паров при образовании плазмы, привязан к пороговому около-критическому взрывному вскипанию перегретого расплава материала, а последующее нагревание субкритической плазмы, описывается, известными размерными соотношениями.
Ключевые слова: наносекундное лазерное излучение, графит, абляционный плазменный факел, оптический пробой, ударная волна, ультразвуковая диагностика.
Абляционная лазерная микроплазма является основным действующим фактором в процессах лазерного микро- и наноструктурирования поверхности материалов [1]. микропробоотбора при атомно-эмиссионном или масс-спектральном анализе твердых проб [2. 3], лазерного микрораспьтления с получением тонких пленок [4]. генерации рентгеновского излучения [5] и многих других. Однако микромасштабная диагностика быстрой динамики такой плазмы особенно в атмосфере воздуха трудоемка и затруднительна с помощью привычных спектральных или коллекторных методов в силу их недостаточного пространственного или временного разрешения [6]. Вместе с тем. недавно были продемонстрированы хорошие возможности в плане простоты, компактности и информативности измерений широкополосной ультразвуковой диагностики при исследовании схожей проблемы оптического пробоя и динамики субкритической плазмы, протекающих в жидкости под действием сфокусированного наносекундного лазерного излучения [7].
Учреждение Российской академии наук Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, 119991, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: [email protected].
В настоящей работе ультразвуковая (УЗ) диагностика в контактном и бесконтактном вариантах использовалась для изучения микромасштабной динамики лазерной абляции. оптического пробоя и развития плазмы при воздействии наносекундного лазерного излучения на мишень поликристаллического графита (плотность ~ 1.7 г/см3) пластинку толщиной около 1 мм. В качестве лазерного источника использовалась вторая гармоника Nd:YAG лазера (ЛТИПЧ-412) с длиной волны Aias ~ 532 нм, длительностью импульса по полувысоте (FWHM) rjas ~ 25 не и максимальной энергией в ТЕМоо моде ~ 50 мДж при частоте следования импульсов 10 Гц. Излучение подфоку-сировалось стеклянной линзой (f ~ 40 см) на мишень в пятна с радиусами в интервале w0 ~ 40 — 150 мкм (по уровню 1/е), а его энергия измерялась с помощью пироэлектрического измерителя. Контактные УЗ измерения проводились в одноимпульсном режиме при интенсивностях излучения Ipeak = 0.1 — 2 ГВт/см2 в ближней акустической
3
полоса Af < 20 МГц, чувствительность S ~ 1 мВ/атм) [8, 9], при этом графитовая пластина скользила от импульса к импульсу по защитному латунному диску толщиной 3 мм по тонкому притирочному слою вакуумной смазки. Фокальное пятно на мишени располагалось в центре активного элемента датчика. Гегистрируемьте УЗ сигналы при Ipeak > 0.15 ГВт/см2 имели однополярный характер (волна давления сжатия), характерный для давления отдачи Prec абляционного факела и плазмы [9, 10]. Смещение времени прихода на датчик переднего фронта УЗ сигнала At(N) в сторону меньших задержек позволило в многоимпульсном режиме лазерного воздействия (N импульсов)
Ipeak
импульс X = C/grapAt(N)/N с учетом известной продольной скорости звука в мишени Ci,grap ~ 2.3 км/с. Также, в диапазоне Ipeak = 0.01 — 50 ГВт/см2 были выполнены бесконтактные УЗ измерения времени прихода на датчик ttr и амплитуды Pair волн давления, возбуждаемых в воздухе при лазерной абляции этой митттени. В этом случае пьезоэлектрический датчик Miniwat-2 (пленка PVDF, Af < 30 МГц, S ~ 10 В/атм) [11] располагался в дальней зоне впереди мишени на расстоянии lair ~ 23 мм, а регистрируемые абляционные УЗ сигналы сжатия вследствие дифракции имели биполярный характер. В обоих вариантах УЗ диагностики сигналы подавались на 50-омньтй вход цифрового осциллографа Tektronix TDS-2024, запускавшегося через другой аналогичный вход электрическим импульсом с быстрого фотодиода DET-210 (Thorlabs), засвечиваемого бликом лазерного излучения. Дополнительно, с помощью оптического микроскопа, сфокусированного на лазерный факел вдоль поверхности митттени, осуществлялась его
оптическая визуализация с высоким пространственным разрешением.
Полученная в работе зависимость X (Ipeak) демонстрирует линейный рост скорости абляции при Ipeak < 0.15 ГВт/см2 (порог плавления графита ж 0.02 ГВт/см2 [9, 12]) и последующее скачкообразное увеличение этого параметра в узком интервале 0.15 ГВт/см2 < Ipeak < 0.2 ГВт/см2 (рис. 1). Данный скачок скорости абляции можно соотнести с околоспинодальным взрывным вскипанием перегретой жидкой фазы углерода выше порогового значения IPE ж 0.15 ГВт/см2 после ее предшествующего поверхностного испарения [9, 10], что проявляется в разбрызгивании микронных капель с поверхности мишени. Тогда насыщение данной зависимости при Ipeak > 0.2 ГВт/см2 можно связать с полным экранированием поверхности лазерным факелом - в частности, его парокапельной компонентой или непосредственно абляционной плазмой, которая визуально наблюдается в факеле при Ipeak > 0.3 ГВт/см2 (вставка на рис. 1).
Гис. 1: Зависимость средней скорости абляции за импульс X для графитовой мишени от интенсивности 1редк. Стрелки показывают положение порогов околоспинодально-го взрывного вскипания (1РЕ) и оптического пробоя 1ры3- Вставка: микрофотография свечения углеродного факела при 1реак ж 0.3 ГВт/см2 > 1р\аз-
Аналогично, зависимость Ргес (1реак) для давления отдачи на мишень имеет линейный участок в области 1реак < 0.15 ГВт/см2 (рис. 2) и затем резко возрастает при !реак ^ ж 0.15 ГВт/см2, четко коррелируя с зависимостью X(1реак). Однако, в отли-
Рис. 2: Зависимость давления отдачи Prec для графитовой мишени от Ipeak с порогами /ре и Ipias- Тонкая прямая и сплошная толстая линии - аппроксимация экспериментальной кривой в области Ipeak > Iplas линейной зависимостью, а также функцией
Ip>eak
{ln[Ipeak / Ipias ]}1/2-
чие от скорости абляции, при /реак > /РЕ давление отдачи не насыщается, а продолжает расти - практически линейно (гс /реак) - при увеличенпп /реак до 2 ГВт/см2 в силу нарастающего поглощения энергии лазерного излучения в лазерном факеле, экранирующем поверхность мишени.
Наблюдаемые тенденции развития лазерной абляции и формирования лазерного факела подтверждаются результатами бесконтактной УЗ регистрации возникающих при этом в воздухе сверхзвуковых (ударных) волн. В частности, зависимость Риг (1реак) имеет начальный участок нелинейного роста вблизи порога взрывного вскипания 1ре ж 0.15 ГВт/см2 (рис. 3), а затем - при /реак > 0.2 ГВт/см2 - растет в согласии с коренной зависимостью (гс ) для всех использованных условий фокусировки (пятна
с w0 = 40, 55 и 150 мкм). Известно, что такой коренной характер зависимости Ра\г(/реак) для ударных волн указывает на аналогичную зависимость для объемной плотности энергии е в источнике ударной волны [13] (в нашем случае - плазмы). Действительно, функциональная зависимость е гс согласуется с размерным соотношением для плотности энергии и температуры в субкритической плазме (гс [14] или гс [15,
103
сл
'В
1 'S п.
^ ю2
10
0.1 1 10
WGW/cm2
Рис. 3: Зависимости давления в воздухе Pair для различных условий фокусировки [w0 = 150 (квадраты), 55 (круги) и 40 (треугольники) мкм] от Ipeak с порога ми IPE и Ipias; и крив ые 1-3 их линейной аппроксимации с угловым и наклонами Вставка:
нормированные кривые Pair/w0 как функция Ipeak.
16]). В результате, излом зависимостей X(Ipeak),Prec(Ipeak) и Pair(Ipeak) на рис. 1-3 при Ipeak > 0.2 ГВт/см2 можно связать с порогом появленпя плазмы Iplas ~ 0.2 ГВт/см2.
С другой стороны, используя измеренные времена пробега ttr волн давления в воздухе, определили средние скорости этих волн Cave = lair/ttr на дистанции lair (при нормальных условиях скорость звука в воздухе равняется 346 м/с [17]) (рис. 4). В дальней акустической зоне, где происходит регистрация УЗ сигналов, волны давления имеют сферический фронт с начальным радиусом RS, пропорциональным радиусу фокального пятна w0 (см. хорошее совпадение кривых Pair/w0 для Ipeak = 0.2 — 50 ГВт/см2 для разных значений w0 на вставке к рис. 3), и амплитудой давления в источнике PSl а радиальное изменение давления носит гиперболический характер [18]
P(r) = ps(^) . (1)
Поскольку скорость звука в воздухе Ca;r зависит от давления [17] (рис. 4, вставка), дифракционная расходимость сферического фронта в дальней (от факела) зоне
вызывает постепенно замедляющееся радиальное движение, так что результирующая средняя скорость пробега Cave описывается выражением
(lair
/ Ca,(P(Г))
Соответственно, деконволюция зависимости Cave(Ipeak) с помощью численного итерационного алгоритма позволяет установить зависимости максимального давления (в источнике) на поверхности мишени PS и максимальной (начальной) скорости волны давления (там же) CS от Ipeak (рис. 4, 5). Значение CS 1.4 Км/с При ^peak ^plas (рис. 4) находится в качественном согласии с известным из литературы значением для алюминия (Cs ~ 5 км/с) [19] и далее возрастает до 4 км/с. Аналогично, рассчитанная величина PS (рис. 5) при Ipeak ~ Ipe близка к половине критического давления углерода 2200 атм [20] (ввиду одностороннего потока продуктов абляции [21]), подтверждая око-локритическую природу взрывного вскипания перегретой жидкой фазы углерода. При более высоких Ipeak = 0.25 — 4 ГВт/см2 зависимоеть PS(Ipeak) характеризуется функциональным соотношением ж d (рис. 5), характерным для зависимости давления абляционной субкритической плазмы от интенсивности наносекундного лазерного излучения вплоть до значений порядка 1014 Вт/см2 [15, 16]. При Ipeak > 4 ГВт/см2, где давление плазмы составляет 1-2 ГПа, кривая PS(Ipeak) растет несколько медленнее, что
Cave PS
точности используемых литературных зависимостей Cair(P), взятых в данной работе для азота [17] (за неимением таковых для воздуха).
Таким образом, результаты наших исследований показывают, что при Ipeak > Iplas ~ 0.2 ГВт/см2 > IPE образуется “оптически” плотная абляционная лазерная плазма, полностью экранирующая поверхность митттени, причем ее появление, по-видимому, связано с взрывным околоспинодальньтм вскипанием перегретой жидкой фазы углерода при Ipeak > IPE ~ 0.15 ГВт/см2. Узкий диапазон Ipeak ~ 0.15 — 0.2 ГВт/см2, в ко-
тором развивается взрывное вскипание и достигается максимальная скорость абляции (рис. 1), соответствует также максимуму коэффициента механической связи Cm (например, Cm,S ~ PS/Ipeak) при Ipeak ~ Iplas (рис. 5) и относительно низкопороговому оптическому пробою плотного горячего углеродного факела, характеризующегося высокими порядка кбар давлениями пара, как и предполагалось ранее [22]. Соответственно, последующий плавный спад Cm ж Ipeak4 при более высоких значениях Ipeak связан с
Рис. 4: Зависимость средней Cave (светлые символы, левая ось) и начальной CS скоростей волн давления в воздухе (темные символы, правая ось) от Ipeak для различных условий фокусировки [w0 = 150 (квадраты) и 55 (круги) мкм] с порога ми IPE и Iplas. Вставка: зависимость скорости звука в азоте от давления (по данным работы [17]/
более низкой эффективностью генерации давления в приповерхностной абляционной субкритической плазме, которая практически полностью экранирует мишень.
Имеется ряд важных экспериментальных фактов, которые находят объяснение в рамках предложенной физической картины. Во-первых, это взаимосвязь явлений взрывного вскипания перегретого поверхностного слоя расплава графита и оптического пробоя в возникающем при этом лазерном факеле. Известно [23], что порог оптического пробоя разных газов имеет минимум при их определенной плотности (соотношении давления и температуры), поэтому монотонный рост плотности пара с ростом интенсивности лазерного излучения вблизи порога взрывного околоспинодального вскипания предполагает возможность относительно низкопорогового оптического пробоя при достижении в лазерном факеле оптимального давления пара. Далее, резкий порог оптического пробоя - в нашем случае /р1а8 ~ 0.2 ГВт/см2 - определяет размер плазменного источника давления на поверхности ^ьгеак для падающего фокусированного гауссова
а: =0.79 ±0.03
ОО О
£
1.1.
0.1
10
/peak- GW/cm2
Рис. 5: (левая ось) Зависимости давления Рв для различных условий фокусировки
[w0 = 270 (светлые квадраты) и 95 (светлые круги) мкм] от Ipeak с порогами IPE и Iplas, и их линейная аппроксимация в области Ipeak > Iplas с угловым наклоном K. Горизонтальная пунктирная линия показывает максимальное абляционное давление ~ 1140 атм вблизи порога оптического пробоя факела при Ipeak ~ Iplas. (правая ось) Коэффициент механической связи CmS для различных условий фокусировки [w0 = 270 (темные квадраты) и 95 (темные круги) мкм] как функция /peak-
пучка с радиусом перетяжки w0
Соответственно, отличие сверхлинейной зависимости Ргес(/реак) ^ на РИС' ^ ОТ аналогичных зависимостей для давления плазмы, полученных с помощью механиче-
хе (рис. 5) при более высоких интенсивностях излучения, можно объяснить влиянием вблизи порога плазмообразования (оптического пробоя) /peak > Iplas порогового фактора {In[Ipeak//plas]}1/2. Действительно, Произведение Ppias{In[Ipeak/Iplas]}1/2 Д&вТ ХОрОШве согласие с экспериментальной кривой Prec(Ipeak) (рис. 2); более того, известно, что такая - достаточно широкая (до ГВт/см2) - область сверхлинейного роста присутствует вблизи Ipeak > Ipe (максиму ма Cm) на зависимостях давления отдачи плазмы от л а-
(3)
ского маятника
(Ppend гс Pplas « I3/4k) [16, 24] или ультразвуковых измерений в возду-
зерной интенсивности для самых разных материалов [24]. но постепенно в широком диапазоне /реак ^ /р1а8 _ вследствие насыщения фактора {1п [1реак/1р1аз]}1^2 превращается В хорошо известную зависимость Рр1а8 ГС 1реак [24].
В то же время, нужно отметить, что - в отличие от радиуса перетяжки гш0 - сам пространственный фактор {1п [/реак//р1а8]}1е2, по-видимому, не влияет на начальный размер источника давления в бесконтактных ультразвуковых измерениях в воздухе; в противном случае после коррекции на этот фактор кривые Ра;г(1реак) гс /р^к на рис. 3 имели бы очень слабую зависимость от /реак. Поэтому можно предположить, что в указанных условиях формирование ударной волны в результате сверхзвукового расширения горячего ядра абляционной лазерной плазмы (начальная скорость свыше 1 км/с) происходит раньше или быстрее распространения “волны” оптического пробоя в лазерном факеле в течение нагревающего лазерного импульса, таким образом исключая фактор ЭДьгеак(/реак)- Напротив, давление отдачи на поверхность мишени субкритической плазмы, формирующейся в результате оптического пробоя лазерного факела на некотором удалении от поверхности, по-видимому, прикладывается на временном масштабе, совпадающем с длительностью распространения “волны” оптического пробоя в пределах лазерного пятна на митттени. Последнему явлению способствует распространение в факеле лазерно-индуцированной “волны горения”, подогревающей окружающую плазму область факела путем электронной или радиационной теплопроводности [22, 24, 25]. Такая волна обычно появляется вблизи максимума коэффицицента механической связи Ст [24, 25], соответствующего, согласно нашим наблюдениям, также и порогу околоспинодального взрывного вскипания перегретой жидкой фазы углерода. В то же время, наши оценки начальной скорости ударной волны Св < 5 км/с указывают на отсутствие лазерно-индуцированньтх детонационных волн распространения плазмы (типичные скорости порядка 10 км/с), которые поддерживаются подогревом факела на фронте плазмы быстро расходящейся сильной (уровня ГПа) ударной волны [22].
В заключение отметим, что в настоящей работе методики контактной и бесконтактной ультразвуковой диагностики были использованы для изучения лазерной абляции, оптического пробоя лазерного факела, формирования и нагревания субкритической абляционной лазерной плазмы, а также установления основных характеристик этих явлений и их взаимосвязи.
Данная работа была поддержана проектами РФФИ Л"2 08 08 00756-а и 10 08 00941-
ЛИТЕРАТУРА
[1] Е. В. Голосов. В. И. Емельянов. А. А. Ионин и др.. Письма в ЖЭТФ 90. 116 (2009).
[2] L. В. Brostoff, J. Gonzalez. P. Jett, and R. E. Russo. J. Archeol. Sci. 36. 461 (2009).
[3] J. Gonzalez. A. Fernandez. D. Oropeza. X. Mao. et al.. Spectrochim. Acta В 63. 277 (2008).
[4] Т. M. Miller. H. Fang. R. H. Magruder III. et al.. Sensors and Actuators A 104. 162 (2003).
[5] М. Б. Агранат. H. E. Андреев. С.И. Атпитков и др.. Письма в ЖЭТФ 83. 80 (2006).
[6] Н. Г. Басов. К). А. Захаренков, А. А. Рупасов, Г. В. Склизков и др.. Диагностика плотной плазмы (Наука. Москва. 1989).
[7] S. I. Kudryashov and V.D. Zvorykin, Phys. Rev. E 78, 036404 (2008).
[8] S. I. Kudryashov, A. A. Ivarabutov, X. B. Zorov, Mendeleev Commun., Xo. 1, 6 (1998).
[9] С. И. Кудряшов, Диссертация, канд. физ.-мат. наук (МГУ им М.В. Ломоносова, Москва, 1999).
[10] A. Rohlfing, С. Menzel, L. М. Ivukreja, et al., J. Phys. Chem. 107, 12275 (2003).
[11] S. I. Kudryashov, V. D. Zvorykin, A. A. Ionin, et al., Appl. Phys. Lett. 92, 101916 (2008).
[12] T. Venkatesan, D. C. Jacobson, J. M. Gibson, et al., Phys. Rev. Lett. 53, 360 (1984).
[13] Ya. B. ZeFdovich and Yu. P. Raizer, Physics of shock waves and high temperature hydrodynamic phenomena (Dover, Xew York, 2002).
[14] О. X. Krokhin, High Temperature and Plasma Phenomena Induced by Laser radiation. in: Proc. Intern. School Phys., Ed. H. Knoepfel (Academic Press, Xew York, 1973), p. 278.
[15] C. R. Phipps, J. R. Luke, T. Lippert, M. Hauer, et al., Appl. Phys. A 79, 1385 (2004).
[16] C. R. Phipps, Jr., T. P. Turner, R. F. Harrison, et al., J. Appl. Phys. 64, 1083 (1988).
[17] И. С. Григорьев, E. 3. Мейлихов, Физические величины (Энергоатомиздат, Москва, 1991).
A. Vogel, J. Xoack, G. Hiittmann, and G. Paltauf, Appl. Phys. В 81, 1015 (2005).
[19] С. Porneala and D. A. Willis, J. Phys. D 42, 155503 (2009).
[20] E. I. Asinovskii, A. V. Kirillin, and A. V. Ivostanovskii, High. Temp. 35, 716 (1997).
[21] С. И. Анисимов, Я. А. Имас, Г. С. Романов, К). В. Ходыко, Действие мощного лазерного излучения, на, металлы (Наука, Москва, 1970).
D. Biierle, Laser Processing and Chemistry (Springer, Berlin, 2000).
[23] Н. И. Коротеев, И. Л. Шумай, Физика мощного лазерного излучения, (Москва. Наука. 1991).
[24] D. W. Gregg and S. J. Thomas, J. Appl. Phys. 37, 2787 (1966).
[25] R. G. Root, J. de Phys. 41(11), C9 (1980).
Поступила в редакцию 11 мая 2010 r.
