Динамика потоков, образующихся при импульсном лазерном испарении мишеней из YBa2Cu3O7-х, Bi2Sr2CaCu2Оу, PbTe(Ga) и Sn(Cu) тема автореферата и диссертации по химии, 02.00.04 ВАК РФ

МОСКОВСКИЙ ОРДЕНА ЛЕНИНА, ОРДЕНА ОКТЯБРЬСКОЙ РЕВОЛЮЦИИ И ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ С имени М.В. ЛОМОНОСОВА

ХИМИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

На правах рукописи

МИХАЙЛОВ ВИКТОР АЛЕКСАНДРОВИЧ

УДК 544.52:544.54:77.01

ДИНАМИКА ПОТОКОВ, ОБРАЗУЮЩИХСЯ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ЛАЗЕРНОМ ИСПАРЕНИИ МИШЕНЕЙ ИЗ УВа2Сиз07 В^г^аС^О , РЬТе(Са) И Зп(Си)

02.00.04 Физическая химия

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1996

Работа выполнена на кафедре физической химии Химического факультета МГУ в лаборатории молекулярных пучков.

Научный руководитель - доктор химических наук,

профессор Д.Н. Трубников

Официальные оппоненты - доктор физико-математических наук,

профессор A.M. Панеш

кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник Глонти В.Н

Ведущая организация - Московский государственный институт

электроники и математики

Защита диссертации состоится -

■22- 1996 г.

в 1£> часов в аудитории <^>,^>7 Химического факультета МГУ на заседании специализированного Ученого совета Д 053.05.59 при МГУ им. М.В. Ломоносова по адресу: 119899, ГСП, Москва, В-324, Ленинские горы, МГУ, Химический факультет.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Химического факультета МГУ.

Автореферат разослан " " 1996 г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат химических наук

Ю.А. Коваленко

Актуальность темы. Потоки вещества, образующиеся при импульсом лазерном испарении твердых тел находят широкое применение в аучных исследованиях и технологических процессах. На эффекте ла-эрного испарения основаны метода масс-спектрометрического и опти-зского анализа состава непрозрачных твердотельных образцов. Воз-икающая при действии лазерного излучения плазма используется для ормирования потоков высокоэнергетических ионов и лазеро-лазменного отжига поверхностей твердых тел.

Особый интерес в последнее время вызывают исследования вещес-ва, испаряемого лазером с поверхностей многокомпонентных мишеней азличного химического состава. Это связано с успешным применением аров таких мишеней для синтеза тонких пленок посредством переноса спаренного вещества и его конденсации на поверхностях специально одбираемых подложек. Метод импульсного лазерного напыления пленок меет ряд технологических преимуществ над другими методами: высо-ую скорость роста пленки, соответствие состава пара исходному со-таву вещества для самых разных мишеней, возможность синтеза пле-ок в газе практически любой химической природы и широкого диапа-она давления, снижение температуры эпитаксии. Вместе с тем оче-идно, что качество получаемых пленок существенным образом опреде-яется компонентным составом потока паров и кинетическими энергия-и его частиц. Состав и энергии частиц в свою очередь определяются словиями испарения вещества и последующего расширения его паров, оэтому необходимыми для получения качественных пленок являются сследования процесса импульсного лазерного испарения многокомпо-ентных твердых тел при различных экспериментальных условиях.

Экспериментальные исследования такого рода чаще всего прово-ятся с помощью какого-либо одного метода измерений, используются азеры с отличающимися частотами генерации и условиями фокусировки злучения. Так как каждый из методов имеет свою ограниченную об-асть применения, а условия испарения сильно влияют на состав и нергии частиц пара, то для получения полной картины явления необ-одимым становится применение в одном эксперименте нескольких не-эвисимых методик исследования и сопоставление их результатов. Для ыяснения роли физических и химических характеристик вещества ми-ени в процессе испарения и разлета паров необходимо использование

образцов различного химического состава.

Процесс импульсного лазерного испарения и последующего разле та паров является весьма сложным нестационарным явлением, е1 определяет целый ряд конкурирующих между собой физических механи: мов. Единая теория этого процесса до сих пор не создана. Поэто» экспериментальное определение состава пара и кинетических энерп его частиц представляется так же необходимым для прояснения рол различных механизмов в этом явлении.

Цель и задачи работы. Целью настоящей диссертационной рабо1: является определение состава и скоростей разлета испаряемых нан< секундным ш3*:уас лазером частиц четырех разных веществ - ВТ( керамик УВа2сизо7х и в1гзггсаси2оу, полупроводника рьте(са) и М! таллического сплава 5п(си) - при различных условиях испарения, з; даваемых плотностью энергии излучения в импульсе на поверхнос-мишени а также величиной давления газа в камере р; сопоставлю ние между собой данных оптической спектроскопии испускания, мас< спектрометрии и электростатического зондирования для получения ц< лостной картины явления; выяснение особенностей лазерного испар ния каждого из используемых веществ; сравнение данных эксперимен1 ов с существующими моделями процесса для определения роли разли ных физических механизмов.

Для решения этих задач было необходимо:

1. Создать автоматизированный экспериментальный комплекс для и следования потоков испаренного вещества методами электростатиче кого зондирования, квадрупольной масс-спектрометрии и оптическ спектроскопии испускания.

2. Экспериментально определить состав продуктов испарения при ра личных плотностях мощности лазерного излучения и для разных вел чин давления газа в камере.

3. Экспериментально определить кинетические энергии частиц поток пара при различных условиях испарения и сопоставить полученн значения с предсказываемыми различными теоретическими моделями.

Научная новизна работы. Создан автоматизированный экспериме тальный комплекс для исследования потоков испаренного импульсн лазерным излучением вещества методами электростатического зондар вания, квадрупольной масс-спектрометрии и оптической спектроскоп

испускания. Предложена новая методика пересчета времяпролетных спектров нейтральных частиц в распределения по скоростям для измерений с помощью квадрупольного масс-спектрометра, ориентированного перпендикулярно потоку пара. Предложена улучшенная конструкция электростатического зонда для исследования лазерной плазмы на стадии инерциального разлета. Получен массив данных по зависимости состава паров использованных образцов и кинетических энергий испаренных частиц от мощности лазерного излучения и давления фонового газа. Установлена зависимость кинетических энергий ионов от средней атомной массы ионной компоненты. Получены средние значения эффективного сечения рассеяния ионов на молекулах фонового газа. Выявлена область давлений газа, в которой существует как поток нерассеянных ионов, так и поток ионов, претерпевших рассеяние на молекулах фона. Установлено совпадение во времени электронного и ионного тока для обоих потоков.

Практическая значимость работы. Полученные в работе экспериментальные результаты позволяют предсказывать состав и кинетические энергии частиц паров образцов исследованных веществ при различных условиях лазерного испарения и расширения испаренного вещества. Созданный экспериментальный комплекс делает возможным исследование импульсного лазерного испарения любых непрозрачных твердотельных образцов тремя независимыми экспериментальными методами.

Полученные данные по составу паров и кинетическим энергиям их частиц при различных мощностях испаряющего излучения и при разных величинах давления фонового газа позволяют оптимизировать условия напыления тонких пленок исследованных веществ.

Экспериментальные данные о составе и кинетических энергиях частиц при разных условиях испарения имеют также фундаментальное значение для прояснения роли различных механизмов при импульсном лазерном испарении твердых тел.

Результаты работы могут быть использованы в Московском инженерно-физическом институте, Научно-исследовательском центре РАН по технологическим лазерам, Санкт-Петербургском физико-техническом институте и ряде других научных учреждений и вузов, использующих в исследованиях потоки вещества, образующиеся при импульсном лазер-

ном испарении твердых тел.

На защиту вынесены:

- результаты экспериментальных исследований состава и распредел« ний по скоростям частиц паров образцов исследованных веществ д. разных мощностей импульсного лазерного излучения при испарении условиях вакуума;

- результаты экспериментальных исследований состава и распредел' ний по скоростям частиц паров образцов исследованных веществ д разных величин давления фонового газа;

- феноменологическая модель расширяющегося потока испаренного п импульсном лазерном воздействии вещества, основанная на совоку ности полученных экспериментальных данных.

Аппробация работы и публикации. Основные результаты работы излож ны в пяти печатных работах, а также докладывались и обсуждалис на Конференции молодых ученых Химического факультета МГУ (г. Мое ва, 29-31 января 1990 г.), Ломоносовских чтениях МГУ (г. Москв 25-27 апреля 1994 г.), на VI Всероссийской конференции по лазерн химии (г. Туапсе, 14-17 сентября 1993 г.), х Всероссийском совещ нии по лазерной химии (г. Туапсе, 10-14 сентября 1994 г.), Собраниях европейского материаловедческого общества (г. Страсбур Франция, 24-27 мая 1994 г. и 22-26 мая 1995г.). Объем и структура работы. Диссертация представляет собой рукопис изложенную на 126 стр. машинописного текста и включает 28 рисунк 4 таблицы и список цитируемой литературы из 109 наименований. Б бота состоит из введения , четырех глав, выводов и списка цитиру мой литературы.

Во введении обоснована актуальность исследования потоков е щества, испаряемых импульсным лазерным излучением с поверхнос многокомпонентных твердотельных мишеней, как для оптимизации уел вий напыления пленок, так и для прояснения роли различных мехаш мов при лазерном испарении твердых тел.

В первой главе обсуждается накопленный за последние десяти; тия литературный материал, связанный с экспериментальными и тео£ тическими исследованиями процессов импульсного лазерного испарен твердых тел и последующего расширения образующихся паров.

Приведено краткое описание принципиальных физических проце

сов, происходящих при данном явлении в зависимости от задаваемых параметров: длины волны излучения л, плотности мощности ч, длительности воздействия г и характерного размера области воздействия (1, набора различных физических и химических свойств вещества мишени, зависящих от температуры и фазового состояния. Указана и обоснована область значений параметров лазерного излучения, используемая для импульсного напыления тонких пленок непрозрачных веществ.

В главе обсуждаются также основные методы экспериментального изучения лазерного испарения твердых тел и полученные к настоящему времени экспериментальные данные. Отмечено, что так как каждый из экспериментальных методов имеет свою область примененияи, получаемые с его помощью данные не дают целостной картины явления. Результаты, получаемые даже посредством одного метода исследования для разных экспериментальных установок могут отличаться, поэтому желательным является применение нескольких независимых методик в одном эксперименте. Имеющийся в последнее время и вполне оправданный интерес к изучению импульсного испарения ВТСП керамик не должен умалять значение таких исследований для других сложных веществ, тонкие пленки которых находят применение в различных областях техники,

В конце главы рассмотрены основные теоретические модели импульсного лазерного испарения твердых тел и последующего разлета паров. Сопоставление различных теоретических моделей, включающих в эписание явления ту или иную группу действующих механизмов, приводит к выводу о том, что создание целостной картины всего процесса импульсного лазерного испарения и разлета паров требует учета всех конкурирующих механизмов, ответственных за разные стороны наблюдаемых явлений. Наиболее важными из них являются: испарение и нагрев аазерным излучением вещества, ионизация паров и экранирование лазерного излучения образующейся плазмой, расширение паров в вакуум 1 газодинамическое ускорение градиентом давления, рекомбинация юнов и электронов, ускорение периферийных ионов в злектростати-1еском самосогласованном поле и трение ионов в плазме. В настоящее зремя не существует теоретической модели, которая учитывала бы все эти процессы. В то же время необходимость такого учета видна даже 13 одного сопоставления кинетических энергий разлета частиц, пред-

сказываемых разными теориями с результатами экспериментов.

Во второй главе описана схема экспериментального комплекса приведены технические характеристики приборов, изложены физичесю основы методов исследований, оценено влияние возможных источник! ошибок на точность измерений.

Схема экспериментального комплекса приведена на рис. I. Сам1 ми важными элементами этого исследовательского комплекса являютс.

- вакуумная камера, последовательно откачиваемая двумя цеолитовы] насосами и одним магниторазрядным насосом до давления порядка 1С Topp и соединяемая через последовательность вентилей и редуктор баллонами высокого давления для напуска фонового газа,

- источники импульсного наносекундного инфракрасного лазерног излучения, в качестве которых использовались серийные твердотель ные ОКГ ЛТИ-408 и ИЗ-25-1,

- квадрупольные масс-спектрометры (KMC): "Riber" sq i56 (диапаз масс - 1000 а.е.м,, чувствительность - I0"15 Topp), использованн для исследования испарения в вакуум мишени из PbTe(Ga) и "Baizer qmg-511 (до 500 а.е.м., I0"15 Topp) - для мишени Bi-sr-ca-cu-o,

- оптический многоканальный анализатор спектра (ОМА) фирмы "Spec troscopic instruments", созданный на базе 640-мм спектрографа "Jobin ivon" ( разрешающая способность r=3I250, дисперсия I

о

А/мм) и многоканального детектора (1024 канала) с электронно оптическим преобразователем, чувствительностью 3-4 фотоэлектрон на отсчет в одном канале,

- электростатический зонд, представляющий собой улучшении вариант цилиндра Фарадея и схема регистрации зондового тока,

- цифровой осциллограф "Rapid Systems R2ooo" для проведения вре мяпролетных измерений с помощью зонда и KMC (оцифровка сигнала п 64512 точкам с минимальным временем 50 не),

- фотодиод и генератор импульсов наносекундной длительност FG-ioo для синхронизации осциллографа и проведения времяпролетны измерений с помощью ОМА,

- компьютер IBM/AT-2S6 для управления экспериментом и накоплени данных.

В качестве мишеней использовались таблетки, изготовленные и четырех разных веществ - ВТСП керамик YBa^u^

Рис1. Схема экспериментального комплекса. ЦН - цеолитовые насосы, МРН - магниторазрядный насос, ГБ - газовый баллон, В1-В4 -вентиля, М - мишень, ВВ - ввод вращения, ЛПФ - лазеро-плазменный факел, БО - блок охлаждения, БУ - блоки управления, ИЛ - импульсный лазер, 3 - зеркало, ДП - делительная пластинка, СФ - светофильтры, Л1-Л2 - линзы, 33 - электростатический зонд, ИП - источник питания зонда, СР - схема регистрации, КМС - масс-спектрометр, ПУ - предусилитель, СП - самописец, ФД - фотодиод, СБ - световод, СГ - спектрограф.

В1гзг2саси2о , полупроводника рьте(ва) и металлического сплав; зп(си). Доля меди в составе мишени из зп(си) не превышала 3 ! массы, доля ва в мишени из рьте(са) не превышала I %. Все эти соединения используются для импульсного лазерного напыления тонки: пленок. Мишени, представлявшие собой плоские диски диаметром Ю-15 мм приводились во вращение с периодом 22 с. Плотность энерп имульса излучения V на мишени могла меняться от 0.4 до 4.8 Дж/см'

Прибор ИЗ-25-1 работал в многомодовом режиме генерации, акт ивной средой в нем являлся кристалл м«13*уа1, длительность импуль са генерации составляла т= 7-21 не, длина волны генерации х=1,08 мкм. Прибор ЛТИ-408 работал в квазиодномодовом режим активной средой являлся кристалл ыа^уас (г=5-15 не, л=1,0б мкм Частота следования импульсов излучения могла варьироваться помощью блоков управления от I до 25 Гц. ОКГ ЛТИ-408 использовал только при оптических исследованиях лазерного факела мише увагсизо7х. Квазиодномодовый режим генерации этого лазера обесп чил необходимую стабильность при накоплении оптического сигнала времяпролетных измерениях, проведенных для данной мишени.

Масс-спектрометрические исследования проводились только дл мишеней В^г^аС^О И РЬТе(ва). Яркость линий испускани лазерного факела, достаточная для проведения времяпролетны измерений наблюдалась только для мишени увагсизо7 ^.

Также во второй главе в предположении, что диаметр образова ной около поверхности мишени лазерной плазмы составляет порядка мм, а плотность -Ю19 см'3 и на больших расстояниях от мишени п расширении убывает обратно пропорционально кубу значения радиус для непрорекомбинировавшей части плазменного облака приведе оценки нарушения локального термодинамического равновесия в зав симости от степени расширения.

Показано, что к моменту окончания испаряющего импульса изл чения в образующейся плазме, очевидно, существует локальное терм динамическое равновесие. Сразу же после начала расширения в ваку происходит нарушение равновесия по степеням ионизации. Затем расстоянии порядка I см от поверхности мишени происходит расхожл ние локальных поступательных ионных и электронных температур. ¥ конец при расширении облака плазмы еще на несколько сантиметр

происходит нарушение равновесия по уровням возбуждения атомов и ионов, локальное распределение ионов по скоростям также становится неравновесным.

Часть данной главы посвящена физическим основам диагностики лазерной плазмы по спектрам испускания. Отмечено, что источником ошибок при определении температур плазмы является ее неоднородность и разница в значениях длин свободного пробега квантов, испущенных при переходах между разными параш связанных состояний. Указывается на недопустимость отнесения данных измерений скоростей разлета и температур для возбужденных частиц ко всем испаренным частицам.

В главе также обосновываются требования, предъявляемые к используемым для диагностики лазерной плазмы электростатическим зондам. Отмечено, что движение испаренных частиц с высокими скоростями может приводить к ложным сигналам, связанным с токами смещения, выбиванием вторичных частиц с поверхности зонда, ударной ионизацией высоковозбужденных атомов при столкновении с ней.

Предложена конструкция зонда, которая должна способствовать существенному уменьшению этих негативных эффектов. За основу взят обычно применяемый цилиндр Фарадея, который помещается внутри другого заземленного цилиндра. Дну цилиндра-детектора придана форма конуса, что должно препятствовать вылету за пределы зонда вторичных заряженных частиц, образующихся при столкновении с ней потока ионов. Такая конструкция позволяла уменьшить влияние токов смещения и вторичной эмиссии частиц, а также ограничить собирающую поверхность зонда его внутренней поверхностью, по крайней мере для ионного тока.

Проведена оценка значений ионных токов насыщения через боковую поверхность зонда з^ и через его дно Получено выражение для их отношения:

Ли/Ль=(1-ехр(-а1))/ехр(-а1) (1)

где а= -—"I ктв/м( , у - скорость разлета ионов, г - внутренний радиус зонда, т_- температуре электронов плазмы, м^ масса ионов, 1 - длина зонда. Данное соотношение определяет зависимость возможной ошибки при вычислении скоростей ионов от их скорости,

массы и температуры окружающего электронного газа.

В силу технологических причин, длина использованного в работ« зонда не могла быть сделана меньше 12 мм ( при этом г= 3 мм), исследования же потоков ионов на расстоянии свыше l=I0 см не представляли интереса. Поэтому ошибка в определении скоростей при переходе к медленным ионам могла возрастать до ~i/l*I00% = 12 %.

В конце второй главы предложен новый метод для пересчета вре-мяпролетных спектров нейтральных частиц в распределения по скоростям для измерений с помощью квадрупольного масс-спектрометра ориентированного перпендикулярно потоку пара. Такая геометрия рас положения KMC является необходимой при исследованиях испаряемое вещества для плотностей энергии излучения v, при которых образует ся лазерная плазма, так как в случае иной геометрии высокоэнерге тичные ионы плазмы делают невозможным разрешение частиц по массам При предложенной геометрии расположения KMC ионы с энергиями выш 50 зВ не попадали в масс-спектрометр.

Для расчета скоростей разлета нейтральных частиц по времяпро летным измерениям был разработан следующий метод. Потенциалы все электростатических линз KMC кроме входных занулялись. Это приводи ло к существенному ослаблению сигнала, но не изменяло его зависи мость от времени. Время пролета частицы от мишени до центра камер ионизации, где происходил ее захват и разворот вдоль оси KMC пола галось равным:

где - расстояние от мишени до центра камеры, м - масс

нейтральной частицы, е= — иу2 - ее кинетическая энергия.

Время л лось равным:

г

- MV

2

Время пролета ионизованной частицы внутри тракта KMC полага

Vz 2(Е + eU) (3)

где и - потенциал камеры ионизации KMC (обычно и= 7 В), 1 длина тракта KMC. Выражение для t можно записать в такой форме т.к. поле фильтра масс направлено перпендикулярно скорости части

на входе в него и не изменяет их поступательных энергий вдоль оси KMC. Время разворота частицы на 90° входными потенциалами KMC полагалось существенно меньшим, чем t и t2. Поэтому можно было положить, что общее время пролета t, регистрируемое в эксперименте

равно сумме этих двух времен.

Выражение для суммарного времени t можно было преобразовать в уравнение:

х : J хг+1 = Ь - а х (4)

1

2еи

гдах-ПрГ, a=TL, Ъ= -L-i м .

2 2

Данное уравнение решалось численно для каждого значения t. Для нейтральных частиц полученные распределения нормировались на скорость, т.к. вероятность ионизации частицы обратно пропорциональна скорости ее пролета через камеру ионизации. Вероятность захвата уже ионизованных частиц полагалась не зависящей от их скорости .

Изложений выше пересчет временных зависимостей интенсивное-тей линий масс-спектра в распределения частиц по скоростям был возможен ЛИШЬ ДЛЯ KMC "Riber" SQ-156. KMC "Balzers" QMG-511 КОНСТРУКТИВНО оснащен электродом-рефлектроном, тормозящим и отклоняющим на 90° ионы после прохождения ими фильтра масс. Учесть этот эффект оказалось затруднительно.

В третьей главе приведены экспериментальные данные по определению состава и скоростей разлета паров мишеней в условиях вакуума для разных мощностей испаряющего излучения. Для возбужденных частиц приведены данные по зависимости состава и температуры от расстояния до поверхности образцов.

Установлено, что с поверхности используемых образцов испарялась масса вещества, меньшая I мкг. Испаренное вещество состояло главным образом из нейтральных атомов, однозарядных положительных ионов, электронов и нейтральных двухатомных молекул. Однако присутствие в парах отрицательных ионов и неатомизованных капель также не может быть исключено.

При минимальных значениях мощности испаряющего излучения масс-спектрах для всех мишеней наблюдались только нейтральные а' мы и двухатомные молекулы. В спектрах испускания наблюдались то. ко линии нейтральных атомов. По мере увеличения величины v обо] методами регистрировалось появление линий ионов элементов, вхо, щих в состав мишени в порядке возрастания величин их потенциа. ионизации. Двухззрядные ионы не наблюдались.

На количество испаренного вещества и долю заряженных частш нем оказывал влияние эффект экранировки излучения лазерной пл; мой, что наблюдалось как наличие максимума в зависимостях колич< тва испаренных нейтральных атомов и их кинетических энергий мощности излучения. Общее количество ионов при увеличении v moi тонно росло для всех мишеней, табл.1. При максимальной мощное доля ионов в испаренном веществе не превышала 5 %. Двухатомных î лекул в паре, по-видимому, меньше, чем одноатомных частиц, так i их вклад в масс-спектры мишеней был примерно на порядок велич! меньше вклада нейтральных атомов, а в спектрах испускания они i обще не наблюдались.

Выяснено, что резкое уменьшение интенсивностей линий при у; лении от поверхности мишени очевидно связано с быстрым падеш плотности испаренного вещества при расширении. Более силы уменьшение интенсивностей линий ионов по сравнению с атомными i ворит о сокращении доли ионов в веществе, что объясняется эффе! ивной рекомбинацией расширяющейся лазерной плазмы. Высвобожде! тепловой энергии в ходе рекомбинации способствует тому, что темг ратура по крайней мере светящейся области плазмы слабо меняется протяжении значительного удаления от поверхности мишени. Начина$ некоторого расстояния от поверхности доля ионов в общем поте возбужденных частиц перестает уменьшаться.

Если сопоставить данные времяпролетных измерений для трех \ пользуемых в работе методов регистрации, то следует сделать вые о существовании двух различных областей потока испаренного веще тва. Периферию потока формирует область расширяющейся лазер! плазмы, энергии разлета частиц которой для величин w, характер! для напыления тонких пленок могут составлять сотни эВ, скорости порядка I06 см/с, рис.2. За ней следует намного более медлеш

ТАБЛИЦА I. Наиболее вероятные скорости и энергии потока ионов v и е , максимальные скорости и энергии v и е а также количест-

р р * * т т

во попавших на зонд ионов n для различных значений плотности энергии лазерного импульса я при испарении в вакуум.

МИШеНЬ - РЬТе(Са).

V, Дж/см2 V , км/с V эВ V . км/с ш Е , эВ ш N. Ю11

0.62 7.14 54.9 14.7 233 0.16

1.60 9.7 102 26.3 745 1.16

2.30 II.Э 153 31.3 1055 1.63

2.70 12.3 163 34.5 1280 2.13

3.70 10.0 108 35.7 1370 2.74

Мишень - у- -Ва-Си-0

V, Дж/см2 V , км/с V ЭВ V , км/с ш Е , эВ п\ N. Ю10

2.4 7.87 44.2 13.5 130 0.41

3.7 12.5 112 23.8 405 2.05

4.4 12.8 117 28.6 585 4.04

4.8 13.7 134 37 980 7.42

Мишень - Зп(си)

V, Дж/см2 км/с V ЭВ V . км/с т Е , эВ ш н, Ю10

1.7 13.3 ПО 29.4 535 2.15

2.3 16.9 177 33.3 690 4.95

2.6 16.4 167 35.7 790 7.45

3.4 17.5 190 41.7 1080 9.80

поток нейтральных частиц, передний фронт которого пересекается "хвостом" потока плазмы. Кинетические энергии этих частиц состав ляют единицы эВ, скорости - порядка 10"-105 см/с, рис.3.

Основная доля испаренных частиц находится именно в медленно потоке. Увеличение мощности лазерного излучения приводит к уско рению потока плазмы и росту количества ее частиц, табл.1. Пото нейтральных частиц при этом, начиная с некоторого значения « н ускоряется. Возбужденные ионы опережают основной поток заряженны частиц, а возбужденные атомы - поток нейтральных частиц. Это еле дует из сопоставления данных масс-спектрометрических и зондовы измерений со скоростями разлета частиц, полученными из времяпро летных измерений для линий испускания, рис.4.

К"' сШ/С1У

РЬТе(Са)

0.10

0.00

0.05

О

10

20

30

40 V. КМ/С

Рис.2. Распределения по скоростям ионов для разных мишеней при и=3.7 Дж/см2. N - полное количество ионов, попавших на зонд.

Рис.3. Распределения по скоростям нейтральных частиц для ми шени рьте(са) при и=3.7 Дж/см2.

Рис.4. Изменение во времени интенсивностей линий испускания лазерного факела мишени у-ва-си-о. 1=5 мм. «=4.8 Дж/смг.

Высказано предположение, что существование максимумов в зав* симостях от мощности излучения количества испаренных нейтралы^ частиц и их кинетических энергий можно объяснить эффектом экраш рования мишени от излучения образующейся лазерной плазмой. Такс эффект должен приводить к формированию двух потоков испаренног вещества - быстрого потока непрорекомбинировавшей до конца плазмы претерпевшей ускорение за счет рекомбинационного подогрева и дейс твия самосогласованного электростатического поля на перифери первоначального плазменного облака и потока медленных нейтральны частиц, образованного из прорекомбинировавшей части плазмы и обла ка нейтральных атомов, экранированных плазмой от действия излуче ния.

В четвертой главе приведены данные по исследованию влияни атмосферы газа небольшого давления на состав испаренного веществ и на распределение в нем заряженных и возбужденных частиц по ско ростям.

Установлено, что до давления р ~30 мТорр интенсивность максимуме потока ионов для всех трех мишеней хорошо подчинялас закону Розена-Раби для уменьшения интенсивности потока частиц : результате рассеяния при прохождении ими газовой среды, рис.5 Таким образом, при лазерном испарении мишеней в газовой среде наблюдалось уменьшение количества заряженных частиц, зжектированны: в данный телесный угол, что связано с их рассеянием на молекула; газа. Величина эффективного сечения рассеяния определялась ионньн составом паров мишени и коллективным эффектом "вытягивания" ионо5 электронами.

Доля возбужденных атомов и ионов при расширении в газ возрастала. Рекомбинация ионов и электронов происходила вблизи поверхности мишени так же эффективно, как и при испарениии в вакуум.

Выявлено, что в диапазоне 30 - 80 мТорр для всех использованных наш мишеней существовало два потока заряженных частиц - медленный поток ионов и электронов, претерпевших при прохождении дистанции от мишени до зонда рассеяние на молекулах газа, и быстрый поток нерассеянных частиц. Установлено совпадение во времени электронного и ионного тока для обоих потоков, рис.6. Совпадение скоростей ионов и электронов в потоке рассеянных частиц обусловленс

Р, мТорр

Рис.5. Зависимость логарифма отношения пиковой интенсивности потока ионов в вакууме к интенсивности потока нерассеянных ионов от давления газа р. I) мишень - рьте(са), газ - аргон, 2) У-Ва-Си-О, кислород, 3) Зп(Си), кислород. «=3.7 Дж/см2.

«=3.7 Дж/смг. I) р=25 мТорр, 2) р=80 мТорр. г-ионы, е -электроны.

ю1 ю2 t, МКС 103

Рис.7. Времяпролетные спектры ионов при р=23 мТорр, и= 3.7 Дж/< для разных мишеней.

тем, что и после рассеяния эти частицы должны находиться в пред лах единого облака плазмы и разделение зарядов не может превыси величины радиуса Дебая. Этим же эффектом объясняется и то, что с чения рассеяния для ионов оказываются меньше газокинетических.

Положение* пика рассеянных заряженных частиц определялось та же и ионным составом его паров. Как видно из рис.7, для одних тех же величин давления и мощности лазерного излучения, более э фективно замедляются ионы, эжектированные с поверхности мишени зп(си). Напротив, для более тяжелых ионов пара мишени из рьте(с отдельный пик рассеянных частиц еще не сформировался. И для атмс феры кислорода, и для атмосферы аргона пик, соответствующий расс янным ионам для у-ва-си-о оказался быстрее, чем для зп(си). з подтверждает высказанное в предыдущей главе предположение о тс что для данного значения у основная часть ионов мишени у-ва-сч состояла из ионов бария, т.к. м < иВа< нрь, а более тяжелые ис должны терять меньше энергии при рассеянии.

Установлено, что при давлении газа свыше 80 мТорр для иссл

цованных в работе при лазерном испарении веществ исчезал поток не-эассеянных заряженных частиц, обладавших высокими скоростями и формировался поток медленных рассеянных ионов, сопровождаемых электронами. Скорости этих ионов уменьшались с уменьшением мощности испаряющего излучения, увеличением их атомной массы и ростом давления. Увеличение давления газа уменьшало также эффективную температуру потока. Формирующийся в результате рассеяния поток частиц можно использовать для более "мягкого" напыления пленок по сравнению с их напылением в вакууме.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Создана автоматизированная экспериментальная установка для комплексного исследования испаряемого импульсным лазерным излучением вещества методами масс-спектрометрии, оптической спектроскопии испускания и электростатического зондирования.

2. Предложен метод расчета распределения нейтральных частиц по скоростям из времяпролетных измерений для квэдрупольного масс-спектрометра, ориентированного перпендикулярно потоку паров. Предложена улучшенная конструкция электростатического зонда для исследований лазерной плазмы на стадии инерциального разлета.

3. Для трех твердотельных мишеней разного химического состава исследованы зависимости количества и скоростей разлета заряженных частиц от мощности лазерного излучения и от давления фонового газа. Выявлена область значений давления, в которой существует как поток нерассеянных ионов, так и поток ионов, претерпевших рассеяние на молекулах газа. Установлено совпадение во времени электронного и ионного тока для обоих потоков.

4. Выявлена зависимость скоростей разлета ионов различных мишеней от их средней атомной массы. Получены средние значения эффективного сечения рассеяния ионов на молекулах фонового газа.

5. Исследованы масс-спектры паров мишеней вх-зг-са-си-о и рьте(са) при лазерном испарении в вакуум. Для мишени рьте(са) исследовано изменение состава пара и распределений по скоростям нейтральных частиц в зависимости от мощности излучения. Выявлен рост доли ионов в парах мишени при увеличении лазерной мощности, установлено

существенное превышение кинетических энергий ионов над энергиям нейтральных частиц.

6. Исследованы состав и температуры возбужденных частиц в пара мишеней в зависимости от мощности лазерного излучения, давлени фонового газа и расстояния от поверхности мишени. Для мишеь Y-Ba-cu-o проведена оценка скоростей разлета возбужденных частиц.

7. Проведено сравнение кинетических энергий атомов и ионов с оце ночными значениями, предсказываемыми в различных теоретических мс делях. Сделан вывод о необходимости одновременного учета в моделя разлета испаренного лазером вещества механизмов рекомбинационног подогрева, ускорения в самосогласованном поле, а также неодноро; ности первоначального облака пара.

Основные результаты диссертации изложены в следующих публикациях.

1. Боднар P.M., Михайлов В.А., Щедрина Н.В., Трубников Д.Н. Масс-спектрометрический анализ продуктов лазерного испарения керг мики состава Bi2sr2cacu2oy. - Сверхпроводимость: физ., хим., тех* т. 2, n5, с. 36-38 (1989).

2. Михайлов В.А. Спектры испускания и кинетика разлета компонег керамики ува2сизо7х в процессе лазерного испарения. Тезис конференции молодых ученых Химического факультета МГУ. с. 24 г. Москва, 29-31 января 1990 г.

3. Михайлов В.А., Трубников Д.Н., Боднар P.M., Щедрина H.í Спектроскопическое исследование эрозионного факела при лазернс распылении керамики YBa2cu.o7 . СФХТ, т. 3, N12, с. 2777-2784 (1990).

4. Михайлов В.А., Путилин Ф.Н., Трубников Д.Н. Масс спектрометрическое и оптическое исследование продуктов лазернот испарения PbTe(Ga). Известия АН. Сер. хим. т. 43, n2, с. 223-226 (1994).

5. Mikhailov V.A., Putilin F.N., Trubnikov D.M. Study of tt PbTe(Ga) evaporation using a nanosecond pulsed laser. Appl. Surt Sei., V. 86, Ml, pp.64-67 (1995).