Формирование быстрых ионов из твердотельной плазмы, созданной высококонтрастным фемтосекундным лазерным импульсом, страница 4

В случае использования очищенной мишени ионный ток практически несодержит ионов примесей. Кроме того, зарядовый спектр ионов кремния становитсязначительно шире, и появляются быстрые ионы (ускоренные горячими электронами)основного вещества мишени (см. рис. 3). Измерения ионных токов при различныхнапряжениях на спектрометре позволяют построить энергетические спектры всехрегистрируемых ионов. На рисунке 4а представлено сравнение спектров иона Si3+,получаемых при использовании неочищенной и очищенной мишеней. Легко заметить, что: 1)спектр ионов с энергиями до ~30 кэВ в обоих случаях одинаков; 2) в случае очищенноймишени присутствуют ионы, с энергиями более 30 кэВ. Исходя из аппроксимацииэнергетических спектров ионов экспоненциальной зависимостью показано, что все быстрыеионы, вылетающие из плазмы, обладают одинаковой в пределах ошибки энергией наединицу заряда, для медленных ионов энергия на единицу заряда убывает с ростом заряда.Это говорит о том, что медленные ионы рекомбинируют значительно в процессе разлетаплазмы, а быстрые ионы либо не подвержены рекомбинации, либо для них скоростьрекомбинации не зависит от скорости и заряда иона.

Помимо этого в параграфе приводятся2+4+3+2+3+4+1+-81x10амп., отн.ед.1003+Si неочищенная мишень3+Si чистая мишень-91x10амп.отн.ед.10-101x101-11100,1-1210шум-13100(а)255075 Eion, кэВ 1000,011E-3(б)шум051015202530Eion, кэВ35Рис. 4 (а) - Энергетические спектры иона Si3+, получаемые при использовании очищенноймишени и мишени, не подвергнутой предварительной очистке. (б) - Энергетический спектрпротонов в плазме на очищенной мишени. Линия нанесена для наглядности.11зарядовые, массовые и энергетические спектры ионов. Значительное внимание в параграфе2.2 уделено рассмотрению амплитудных модуляций в энергетических спектрах лёгких ионов.Форма энергетических спектров примесных ионов существенно отличается от формыэнергетических спектров ионов основного вещества мишени (см.

рис. 4б). В качествеобъяснения приводятся два возможных механизма появления амплитудных модуляций. Первый механизм связан с пространственным разделением ионов, ускоряющихся тепловыми игорячими электронами с существенно разной температурой. Как показано дляавтомодельного решения задачи изотермического разлета плазмы, при отношениитемператур электронов Th Tth > 9.9 в энергетическом спектре ионов формируется провал (см.рис. 1а). В наших экспериментах Th~4 кэВ, Tth~200 эВ и такое условие выполняется.

Второйвозможныймеханизмпоявленияглубокихмодуляцийсвязансвлияниемэлектростатического поля, формирующегося на фронте тяжелых ионов, на разлёт лёгкихионов. В результате, легкие ионы будут приобретать дополнительное ускорение, ивыталкиваться из области фронта тяжелых ионов. Число легких ионов, летящих соскоростями около скорости фронта тяжелых ионов, будет мало.В параграфе 2.3 проводится сравнение данных эксперимента с результатами численногомоделирования и на основе этого предлагается последовательная картина формированиябыстрых высокозаряженных ионов в плазме. При численном моделировании использовалисьдва кода, созданных ранее.

Первый код позволяет рассчитать динамику взаимодействиямощного короткого лазерного импульса с твердотельной мишенью. Код учитываетпоглощение лазерного импульса на движущейся границе плазма-вакуум, кинетикуионизации и рекомбинации, спитцеровскую и баллистическую теплопроводность,гидродинамическое расширение плазмы и позволяет проследить динамику плазмы вплоть довремен порядка пикосекунды.

Входными параметрами кода являются: интенсивность,длительность импульса, поляризация, длина волны лазерного импульса, угол паденияизлучения на мишень и атомный номер вещества мишени. Все вычисления, представленныев работе, были сделаны для входных параметров кода, соответствующих экспериментальнымусловиям. Для моделирования рекомбинации ионов в процессе последующего разлетаплазмы использовался второй код, модифицированный с учетом геометрии плазменногофакела. Данный код позволяет рассчитать гидродинамическое расширение плазмы в вакуумили в нейтральный газ на масштабах времени от нескольких пикосекунд до несколькихмикросекунд. При этом учитывается кинетика ионизации и рекомбинации, теплопроводностьи электрон-ионный тепловой обмен.

В качестве входных параметров этого кодаиспользовались пространственно-временные профили концентрации ионов, заряда ионов итемператур электронов и ионов, полученные с помощью первого кода. Оба численных кодане учитывают наличие горячих электронов в плазме, однако, такое приближение не искажаетсильно результаты моделирования, поскольку вклад горячих электронов в энергетическийбаланс плазмы не превышает одного процента для наших экспериментальных условий.Численный счет проводился как для плазмы кремния, так и для плазмы вольфрама. Нарисунке 5 (плазма W) представлены пространственные профили плотности ионов,температуры электронов, среднего заряда ионов и амплитуды электромагнитного поля вмомент начала лазерного импульса (t=-200 фс), в момент максимума лазерного импульса(t=0) и после прохождения лазерного импульса (t=200 фс).

Расчет производился дляинтенсивности лазерного импульса 2.5·1016 Вт/см2. Видно, что максимальные значениязаряда ионов достигаются в приповерхностной области мишени, вблизи нулевой координаты.В этой же области плазмы, над поверхностью мишени, эффективно генерируются горячиеэлектроны. Поэтому ионы, находящиеся в приповерхностной области мишени, в первуюочередь будут ускоряться горячими электронами. Ионы же, находящиеся в более глубоких1225t= - 200 фсZ, nion, 2022-31510 см 105025t=0201510502520 t=200 фс151050-150-100600концентрация ионовE, отн.ед.средний заряд ионов400 T , эВтемпература электроновeэлектромагнитное поле20006004002000600400200-5000100 x, нм15050Рис. 5 Пространственные профили концентрации ионов, температуры электронов, зарядаионов и амплитуды электромагнитного поля в плазме вольфрама в различные моментывремени.250Te, эВ2422-3nion, 10 cm21 Z22+200температура электронов18средний заряд ионовконцентрация ионов15150250Te, эВ2422-3средний заряд ионовnion, 10 смконцентрация ионов21Zтемпература электронов182001515+150121210096500-0,2(а)0,00,20,40,60,8t, пс1009650301,00-0,2(б)0,00,20,40,60,8t, пс301,0Рис.

6 Временные профили концентрации ионов, температуры электронов и заряда ионов вповерхностном слое плазмы вольфрама (x=0) (а) и в глубине мишени (x=-50нм) (б).слоях мишени, будут слабее чувствовать поле горячих электронов, и в основном будутускоряться тепловыми электронами. Чтобы понять, каким должно быть зарядовоераспределение ионов, ускоренных тепловыми и горячими электронами, рассматриваетсявременная динамика nion, Tth и Z (см. рис. 6) в глубине плазмы (x=-50 нм) и на ее поверхности(x=0). Для оценки зарядового распределения ионов использовалось уравнение Саха. Вповерхностном слое плазмы, использовалось значение концентрации ионов равное1 nsolid для вольфрама и 1 n solid для кремния, а температура электронов бралась равной45среднему значению от временного профиля температуры (для вольфрама Te=140 эВ, длякремния Te=200 эВ).

Помимо этого, средний заряд быстрых ионов, оцененный по формуламСаха, сравнивался со средним зарядом ионов в поверхностном слое плазмы, полученным врезультате численного моделирования. Отмечается, что для плазмы вольфрама наблюдаютсяионы с зарядами превышающий заряд, предсказываемый уравнениями Саха. В процессеразлета плазмы заряд ионов может значительно уменьшиться в результате их столкновений сэлектронами, ионами и атомами остаточного газа.

Ионы, ускоренные горячими электронами,разлетаясь с высокой скоростью в облаке плазмы с низкой плотностью практически неиспытывают рекомбинации в плазме, несильно их заряд уменьшается в результате столкно13вений с молекулами остаточного газа вкамере взаимодействия.ZДля получения более полной картины25былидополнительнопроведеныизмерения зарядовых спектров ионов при3-х меньших значениях интенсивности20лазерногоимпульса:1·1016 Вт/см2,7·1015 Вт/см2 и 4·1015 Вт/см2. Показано, чторасхождениерасчетныхи15экспериментальных зарядовых спектров152I, 10 Вт/смбыстрых ионов вольфрама сохраняется и0510152025при меньших интенсивностях лазерногоРис. 7 Зависимости максимального заряда импульса. Для объяснения наблюдаемогоионов от интенсивности лазерного импульса: в эксперименте зарядового состава(z) – экспериментальные данные, (U) – быстрых ионов необходимо подробнеерасчет с учетом влияния надбарьерной рассмотреть возможные дополнительныеионизацииионов,ионизации амбиполярным полем, (V) – расчет механизмыс учетом влияния ударной ионизации в находящихся на границе плазма-вакуум.присутствии амбиполярного поля.

() – Этому посвящен параграф 2.4. Обычнозависимость среднего заряда ионов от предполагается, что ионизация в горячейплазме,формируемойинтенсивностилазерногоимпульса, плотнойфемтосекунднымимпульсомумереннойрассчитанная с учетом ударной ионизации вплазме. Расчетные зависимости предо- интенсивности, происходит за счетсоударений электронов и ионов в плазме.ставлены А.А. Русановым.Однако, помимо ударной ионизации вплазме, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом, значительную роль можетиграть ионизация внешним электрическим полем.