Экспериментальное исследование пространственно-зарядовой структуры и динамики разлета сгустка плазмы лазерной абляции | Известия вузов. Физика. 2020. № 3. DOI: 10.17223/00213411/63/3/145

Экспериментальное исследование пространственно-зарядовой структуры и динамики разлета сгустка плазмы лазерной абляции

Методом спектрально-селектированной фоторегистрации с наносекундным временным разрешением исследовано распределение нейтральных атомов, одно- и двухзарядных ионов галлия в плазменном факеле при лазерной абляции галлий-индиевой мишени и динамика расширения этих компонент и факела в целом. Установлена скорость разлета нейтральной атомной компоненты факела. Скорость расширения границы свечения оказалась близка к 8.5×103 м/с, скорость смещения максимума интенсивности свечения - к 6×103 м/с. Диапазон кинетической энергии, соответствующий данным скоростям для атомов галлия (13-26 эВ), хорошо согласуется с измеренным ранее положением локального максимума на энергетическом распределении однозарядных ионов галлия.

Experimental study of space-charge structure and expansion dynamics of laser ablation plasma.pdf Введение Генерирование плазмы в результате воздействия на мишень мощного импульса лазерного излучения вызывает устойчивый интерес как с практической, так и с научной точки зрения. Малая доля капельной фракции в эрозии мишени, возможность управлять степенью ионизации и скоростью разлета плазмы путем изменения плотности мощности/энергии лазерного излучения, в том числе возможность получения многозарядных ионов и высоких скоростей разлета, обуславливают использование лазерной абляции во многих специфических областях [1]. С развитием миниатюрных наносекундных лазеров с достаточно высокими показателями удельной мощности приобретают актуальность также идеи создания так называемых лазерно-плазменных микродвигателей (ЛПД), в которых реактивный импульс разлетающейся плазмы лазерной абляции напрямую используется для создания прецизионных малых и сверхмалых импульсов тяги [1], а также электроразрядных импульсных плазменных микродвигателей (ИПД), в которых лазерная плазма используется для инициирования сильноточного электрического разряда, генерирующего ускоренный поток плазмы [2]. Нами предложена идея гибридного двухрежимного микродвигателя, совмещающего ЛПД и ИПД с лазерным поджигом [3]. Все подобные микродвигатели особенно актуальны в условиях миниатюризации космических аппаратов, в том числе для аппаратов класса CubeSat массой в несколько килограммов [4]. Важнейшими характеристиками лазерной плазмы в утилитарном и научном аспектах являются ее зарядовый состав и скорость разлета, что в значительной степени определяет широкое использование времяпролетных, масс-спектроскопических и масс-энергоаналитических методик, направленных на исследование ионной компоненты плазмы [5-8]. Так, особенности распределения ионов различной зарядности по скорости/энергии дают основания полагать наличие двух основных механизмов ускорения ионов - адиабатического термодинамического расширения плазмы (разлет плотного газового шара в пустоту [9, 10]) и полевого механизма ускорения ионов на границе плазменного сгустка, реализующегося вследствие поляризации плазмы, как полагают авторы [8]. Очевидно, полевые процессы не участвуют в ускорении нейтральных атомов, и разлет последних напрямую связан исключительно с механизмом адиабатического расширения. Поэтому знание скорости разлета нейтральных атомов представляет прямую возможность оценить температуру тяжелых частиц в плазме. С практической точки зрения, нейтральная компонента характеризуется минимальной скоростью разлета, что в различных практических приложениях может быть как позитивным (например, с точки зрения минимизации энергетических затрат на абляцию), так и негативным фактором. Так, в ЛПД наличие медленной компоненты означает уменьшение удельного импульса, т.е. ухудшение характеристик ЛПД с точки зрения коэффициента использование рабочего тела. Экспериментальное исследование разлета нейтральной атомной компоненты плазменного факела представляет определенную трудность. Очевидно, перечисленные выше методы непригодны для этой цели. Спектральные методы обычно не обеспечивают высокого временного и пространственного разрешения [11]. Скоростная видеорегистрация, хотя и широко используется для визуализации разлета абляционной плазмы [12], не обеспечивает спектрального разрешения, т.е. не несет информации о пространственно-зарядовой структуре факела и скорости разлета различных компонент. В этом случае логичным выходом из положения является скоростная видеорегистрация в узком спектральном диапазоне, т.е. регистрация изображений факела в линиях излучения компонент различной зарядности, включая нейтральные атомы, на различных этапах разлета. Попытка реализации такого подхода путем совмещения скоростной камеры с монохроматором для исследования нейтральной компоненты лазерной плазмы предпринята в [13]. В настоящей работе данный подход реализован в полной мере, т.е. в многоканальном режиме, с регистрацией одновременно нейтральной атомной и ионных компонент плазменного факела. Методика эксперимента Функциональная схема генерирования плазмы лазерной абляции представлена на рис. 1. Основная часть экспериментов проводилась в условиях безмасляного вакуума при давлении остаточных газов не более 10-6 Торр. Для абляции, как и в [3, 6, 7], использовался миниатюрный Nd:YAG-лазер с длиной волны 1064 нм с накачкой от полупроводникового светодиода. Длительность импульса излучения на полувысоте t1/2 составляла величину t1/2 = 2.7 нс при частоте следования импульсов до 500 Гц (в ходе эксперимента лазер обычно работал на частоте 100 Гц). Полная энергия излучения в отдельном импульсе Q составляла величину 0.28 мДж, пиковая мощность излучения достигала 100 кВт. Рис. 1. Функциональная схема генерирования плазмы лазерной абляции Лазерное излучение заводилось в вакуумную камеру через окно и фокусировалось на поверхность мишени с помощью собирающего зеркала с фокусным расстоянием 10 мм. Зеркало, изготовленное путем напыления алюминия на стеклянную подложку, размещалось на общей платформе с мишенью и юстировалось с помощью специальных винтов. В процессе эксперимента положение фокального пятна на мишени также можно было корректировать с помощью микрометрических винтов держателя лазера. Характерный размер фокального пятна на мишени составлял (оценочно) 100 мкм. Таким образом, плотность энергии и пиковой мощности на поверхности были близки к 3 Дж/см2 и 109 Вт/см2 соответственно. Мишень, представляла собой каплю жидкого металла, помещенную в небольшое углубление в постаменте из нержавеющей стали. Благодаря небольшим размерам капли (диаметр ~ 4.5 мм) ее форма была близка к шарообразной с радиусом кривизны поверхности ~ 3 мм. Как и в [3, 6, 7], в качестве рабочего тела использовался эвтектический сплав галлия (70 %) и индия (30 %). Данный сплав имеет температуры плавления 16С и низкое давление насыщенных паров при комнатной температуре. Использование мишени в жидкофазном состоянии позволяло стабилизировать форму поверхности мишени и сами процессы абляции от импульса к импульсу на протяжении достаточно длительного времени. Для фоторегистрации процессов разлета плазмы использовалась четырехканальная сверхскоростная чувствительная камера HSFC Pro. Каждый из каналов камеры представляет собой комбинацию ЭОП на основе микроканальной пластины (МКП) с электронным затвором в цепи фотокатод - вход МКП и камеры на основе матрицы ПЗС. Разделение входящего изображения на 4 канала достигается специальной оптической сплит-системой на основе светоделительных кубиков. Для регистрации изображения в узком спектральном диапазоне в каждом из четырех каналов камеры могли быть установлены узкополосные светофильтры диаметром 50 мм. Для выбора светофильтров предварительно анализировался обзорный спектр излучения абляционного факела (рис. 2). С учетом диапазона, интенсивности излучения линий спектра, а также доступности светофильтров для регистрации нейтральных атомов, одно- и двухзарядных ионов были выбраны три светофильтра, параметры пропускания которых приведены в таблице и графически представлены на спектре на рис. 2. Светофильтры устанавливались во 2-й, 3-й и 4-й каналы камеры соответственно. В первом канале камеры светофильтр отсутствовал. Излучение трехзарядных ионов не регистрировалось, поскольку оно лежит в области спектра, недоступной для регистрации в настоящем эксперименте. Рис. 2. Спектр излучения плазмы лазерной абляции и схематическое представление диаграммы пропускания светофильтров Параметры светофильтров и регистрируемых линий Параметры пропускания светофильтра Параметры линий в спектре max, нм 1/2, нм Kmax, % Сорт частицы , нм 408 24 40 Ga I, In I (нейтралы) 403.3, 410.2, 417.2 429 9.5 46 Ga II (Ga+) 425-426 439 21 46 Ga III (Ga++) 437.2 Примечание. max - центральная длина волны; 1/2 - полуширина; Kmax - коэффициент пропускания на центральной длине волны;  - длина волн. Паспортное минимальное время экспозиции камеры составляет 3 нс. Использование столь короткой экспозиции при регистрации разлета плазмы является актуальным. В этом случае проблемой является чувствительность камеры. В нашем случае был реализован режим аппаратного накопления света за большое количество импульсов, что было возможно благодаря высокой воспроизводимости формы поверхности мишени, процессов генерирования плазмы и ее разлета от импульса к импульсу. Очевидно, для реализации такого режима, кроме достаточно высокой воспроизводимости самих процессов, необходимо реализовать прецизионную синхронизацию регистрирующей аппаратуры с точностью ~ 1 нс. Наилучшим выходом было бы использовать импульс накачки лазера для предварительного запуска камеры. Проблема состоит в том, что разброс момента излучения лазера относительно начала импульса накачки составляет величину  = 200 нс, что не является приемлемым. В связи с этим запуск камеры производился непосредственно по импульсу излучения лазера. С этой целью был использован наносекундный вакуумный фотодиод ФЭК-22 СПУ. Он размещался над верхним (фронтальным по отношению к мишени) оптическим окном и регистрировал часть отраженного от поверхности мишени лазерного импульса. Очевидным недостатком такого подхода является наличие «мертвого» времени камеры 0 (паспортное 0 = 70 нс). Очевидным достоинством является возможность реализации режима накопления, что дает возможность регистрировать излучение при минимальном времени экспозиции. Экспериментальные результаты и их обсуждение Форма факела зависела от юстировки лазерного луча на поверхности мишени. На рис. 3 представлены фотографии плазменного факела с четырех каналов при двух различных юстировках лазера («А» и «Б»). Как отмечалось выше, первый канал регистрирует спектрально-интегрированное изображение. Как видно, в факеле имеются две области: более интенсивно излучающая область, непосредственно примыкающая к поверхности мишени, имеющая к тому же относительно четкую границу, а также внешняя область свечения, которая характеризуется меньшей интенсивностью свечения, вытянута в форме струи, и четкой границы не имеет. Режимы «А» и «Б» отличаются углом раствора факела. В режиме юстировки «А» сформирован более узкий факел, чем в режиме «Б». Интерпретация режимов юстировки будет приведена ниже. Рис. 3. Изображения факела c четырех каналов камеры в двух различных режимах юстировки при минимальной задержке t = 0 = 70 нс. Длительность экспозиции 3 нс, накопление по 200 импульсам Выводы о пространственно-спектральной структуре свечения факела можно сделать при сравнении между собой изображений с различных каналов. Видно, что излучение факела, соответствующее нейтральным атомам, локализовано практически полностью в плотном сгустке, прилегающем к поверхности мишени. Излучение факела в ионных линиях имеет бимодальное пространственное распределение. Часть излучения исходит из той же самой области, что и излучение нейтралов (это особенно характерно для излучения однозарядных ионов), а часть - из струи. С ростом заряда иона соответствующее излучение распределено на большее расстояние от мишени. Необходимо отметить также различие в угловом распределении плазменных областей при разлете факела: угол раствора факела в области струи (в ионных линиях) всегда существенно ниже по сравнению с углом раствора в области плотного «паро-плазменного» сгустка. Особенно хорошо это заметно при максимальном угле раствора факела, т.е. в режиме фокусировки «Б». Таким образом, зарядовая структура плазменного абляционного факела и качественная картина механизмов ускорения тяжелых частиц представляются следующим образом. Непосредственно у поверхности мишени формируется плотный плазменный сгусток, содержащий как атомную, так и ионную компоненты. Скорость расширения этой части плазменного факела одинакова для частиц различной зарядности. Это свидетельствует в пользу газокинетической природы ускорения тяжелых частиц (механизма разлета плотного газового шара в пустоту) [9, 10]. В то же время на переднем фронте сгустка создаются условия для ускорения заряженной компоненты в виде относительно более высокоскоростной и узконаправленной струи. Нейтральные атомы в этой струе практически отсутствуют, а скорость ионов растет с ростом кратности ионизации. Такие особенности характерны для потенциального механизма ускорения, связанного с поляризацией плазмы, аналогично наблюдаемому в [8]. Рис. 4. Серии спектрально-селектированных изображений факела в различные моменты времени. Экспозиция 3 нс, накопление по 200 импульсам. Режим фокусировки «А» Для получения количественной информации о динамике расширения плазменного факела необходимо анализировать спектрально-селектированные изображения факела, полученные в различные моменты времени. Серии таких изображений для режима юстировки “А” представлены на рис. 4. В случае атомной компоненты наиболее надежным является определение положения границы расширяющегося факела относительно поверхности мишени, как это показано на третьем кадре верхней серии (t = 110 нс). Кроме того, определялось положение максимума интенсивности свечения. Зависимость положения границы и максимума интенсивности свечения атомных линий от времени представлены на рис. 5. Как видно, граница расширяется практически равномерно со скоростью, близкой к 8.5103 м/с, максимум интенсивности движется со скоростью 6103 м/с. Такие величины скорости соответствуют энергии атомов галлия 26 и 13 эВ соответственно. Эти данные полностью согласуются с энергетическими распределениями, полученными ранее методом масс-энергоанализа [7]. На энергетических распределениях однозарядных ионов наблюдается интенсивный узкий локальный всплеск с максимумом при энергии 15-20 эВ, т.е. соответствующий скорости разлета нейтральных атомов (и ионов в области плотного сгустка), найденной здесь оптическим методом. Рис. 5. Зависимость пространственного положения излучающих областей абляционного факела от времени: 1-4 - излучение нейтральных атомов; 5, 6 - излучение в основном двухзарядных ионов; 1, 2 - положение границы эмиссии; 3-6 - положение максимума излучения; 1, 3, 5 - режим фокусировки «А»; 2, 4, 6 - режим фокусировки “Б” Зная скорость разлета плотного плазменного сгустка, можно оценить температуру тяжелых частиц в плазме. Согласно механизму разлета плотного газового шара в пустоту [9, 10], скорость движения его границы vгр связана с удельной внутренней энергией W = 3kT/2ma (здесь ma - масса атома) соотношением , (1) где  - показатель адиабаты ( = 5/3 для одноатомного газа). В нашем случае для галлия (M = 70 а.е.м.) при vгр = 8.5103 м/с получаем температуру тяжелых частиц T = 40558 К, или kT = 3.5 эВ. Количественная характеристика скорости распространения струи в ионных линиях оказалась затруднительна из-за отсутствия четкого фронта струи. Вместе с тем на фотографиях струи в спектре двухзарядных ионов наблюдался второй пространственный максимум интенсивности излучения (его положение показано на первом кадре серии рис. 4 для двухзарядных ионов, t = 70 нс). Измеренная таким образом зависимость положения максимума интенсивности от времени приведена на рис. 5. Скорость движения близка к постоянной и составляет 2.85104 м/с (в режиме «A») и 2.5104 м/с (в режиме «Б»). Эти величины достаточно хорошо согласуются со средней скоростью двухзарядных ионов, найденной в ходе масс-энергоаналитических исследований (3104 м/с для Ga++ [7]), что подтверждает корректность определения скорости разлета компонент факела методами оптической скоростной спектрально-селективной регистрации и масс-энергоанализа. В заключение необходимо обсудить вопрос о различиях в режимах юстировки «А» и «Б». К сожалению, вследствие малости размера фокального пятна, форма пятна в эксперименте не контролировалась и не диагностировалась, и различия можно объяснить, предположив, что фокальное пятно имеет форму эллипса, как это показано схематически на рис. 3. В режиме юстировки «A» наблюдатель видит больший диаметр эллипса. Вдоль большего диаметра градиент давления плазмы при той же величине давления меньше, чем вдоль меньшего диаметра (в случае юстировки «Б»). Различия в угле разлета плазмы хорошо укладываются в рамки такого представления. Действительно, скорость разлета компонент абляционного факела в обоих режимах близка, но в случае «А», очевидно, будет формироваться более плоский фронт плазмы, т.е. меньший угол раствора потока для наблюдателя. Заключение Методом скоростной спектрально-селектированной видеорегистрации с наносекундным временным разрешением исследована пространственная и спектральная структура и динамика расширения абляционного факела. Показано, что пространственное распределение нейтральных атомов, одно- и двухзарядных ионов в факеле и скорость расширения этих компонент существенно различаются. Излучение нейтральных атомов исходит из области плотного плазменного сгустка, непосредственно примыкающего к поверхности мишени. Пространственное распределение ионов в факеле имеет бимодальный характер: часть излучения исходит из той же области, где сосредоточены нейтральные атомы, а часть - из области протяженной плазменной струи, причем скорость разлета компонент плазмы в этой области тем выше, чем выше заряд иона. Найденная скорость движения области максимума эмиссии в линиях двухзарядных ионов ((2.5-2.85)104 м/с) хорошо согласуется со значениями, найденными ранее методом масс-энергоанализа. Установлена также скорость разлета нейтральной атомной компоненты факела. Скорость расширения границы свечения оказалась близка к 8.5103 м/с, максимума интенсивности свечения - к 6103 м/с. Диапазон кинетической энергии, соответствующий данным скоростям для атомов галлия (13-26 эВ), хорошо согласуется с положением локального максимума на энергетическом распределении однозарядных ионов галлия. Представленные данные наглядно демонстрируют наличие двух механизмов ускорения частиц: под действием адиабатического расширения плазменного сгустка и кулоновского механизма ускорения ионов за счет поляризации плазмы.

Ключевые слова

плазма лазерной абляции, лазерно-плазменный двигатель, расширение плотной плазмы, laser ablation plasma, laser-powered plasma thruster, dense plasma expansion

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Попов Сергей АнатольевичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., с.н.с.Popov@lve.hcei.tsc.ru
Дубровская Елена ЛеонидовнаИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., н.с.selena@lve.hcei.tsc.ru
Батраков Александр ВладимировичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., зам. директора по НР, зав. лабораториейbatrakov@lve.hcei.tsc.ru
Всего: 3

Ссылки

Laser Ablation and its Applications / ed. C.R. Phipps. - Berlin: Springer, 2006.
Karima M., Horisawa H., and Oigawa Y. // Proc. 33rd Int. Electric Propulsion Conf. (33rd IEPC) 2013, Washington, DC. - IEPC-2013-193.
Попов С.А., Дубровская Е.Л., Батраков А.В. // Изв. вузов. Физика. - 2018. - Т. 61. - № 11. - С. 122-126.
Scharlemann C. et al. // Proc. 32nd Int. Electric Propulsion Conf. (32nd IEPC) 2011, Wiesbaden, Germany.- IEPC-2011-171.
Torrisi L. // Radiation Effects and Defects in Solids. - 2004. - V. 159. - No. 4. - P. 249-258.
Попов С.А. и др. // Изв. вузов. Физика. - 2012. - Т. 55. - № 6/2. - С. 63-71.
Popov S.A., Panchenko A.N., Batrakov A.V., et al. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2011. - V. 39. - No. 6. - Part 1. - P. 1412-1417.
Torrisi L. et al. // J. Appl. Phys. - 2002. - V. 91. - No. 7. - P. 4685.
Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературной плазмы. - М.: Наука, 1966.
Бакшт Р.Б., Ратахин Н.А., Кабламбаев Б.А. // ЖТФ. - 1982. - Т. 52. - Вып. 9. - C. 1778-1782.
Irimiciuc S. et al. // Appl. Phys. A. - 2018. -V. 124. - Р. 615.
Amoruso S. et al. // Appl. Phys. Lett. - 2008. - V. 92. - Р. 041503.
Amoruso S. et al. // Appl. Phys. A. - 2007. - V. 89. - P. 1017-1024.
 Экспериментальное исследование пространственно-зарядовой структуры и динамики разлета сгустка плазмы лазерной абляции | Известия вузов. Физика. 2020. № 3. DOI: 10.17223/00213411/63/3/145

Экспериментальное исследование пространственно-зарядовой структуры и динамики разлета сгустка плазмы лазерной абляции | Известия вузов. Физика. 2020. № 3. DOI: 10.17223/00213411/63/3/145