1.2. Ефективність утворення іонів

Іони у плазмі, що генерується лазерним пучком, утворюються за рахунок таких процесів: фотоіонізація, іонізація в електричному полі, термоіонізація в об'ємі й на поверхні. Імовірності цих процесів зростають неоднаково зі збільшенням щільності потоку випромінювання. Яким же чином відбувається процес іонізації, якщо врахувати, що потенціал іонізації атомів становить 10–15 еВ, а енергія квантів, генерованих лазером – дорівнює одиницям електрон-вольт? Іонізація відбувається за рахунок процесу одночасного поглинання атомом багатьох фотонів, причому основною умовою такого процесу є надзвичайно висока щільність кількості фотонів на одиницю площі зразка. Ступінь іонізації або ефективність визначається кількістю утворених іонів на один атом випареної речовини. Значення суттєво залежить від щільності потоку випромінювання. При помірних щільностях (за малих значень q) ефективність іонізації невелика –  ~ 10^–5. Таке мале значення обумовлено перевагою термічної іонізації на поверхні зразка. Із зростанням щільності світлового потоку q  3·10⁸ Вт/см² ефективність іонізації сягає ~ 10^–3. Якщо щільність потоку випромінювання велика (режим модульованої добротності), при тих самих потужностях за рахунок поглинання лазерного випромінювання плазмою ефективність іонізації збільшується і  1, тобто відбувається 100 % іонізація атомів випареної проби. У цьому режимі виникають сприятливі умови для багатократної іонізації елементів, яким у мас-спектрах відповідають окремі піки, що значно ускладнює розшифровку спектрів.

1.3. Енергетичний та кутовий розподіл іонів

Плазмовий згусток на ранніх стадіях його розльоту можна поділити на три зони, які різняться щільністю частинок та характером газодинамічного руху [2]. Схему зон показано на рис. 1. Зона І – щільне гаряче ядро факела, що поглинає лазерне випромінювання, зона ІІ – зона прискорення, в якій проходить перехід теплової енергії плазми в кінетичну енергію направленого гідродинамічного руху, зона III – зона, в якій швидкість руху частинок плазми виходить на асимптотичне значення, а теплова енергія плазми суттєво менше енергії направленого руху. На рис. 2, показано фотографії розширення реального плазмового факела у вакуумі з часом (факел світиться і тому було можливим отримати його зображення).

Рис. 1. Зони у плазмі, що розлітається. АА – каустика лазерного випромінювання, r₀ – початковий розмір плазмового згустку

Рис. 2. Фотографії, що показують розширення з часом плазмового факела від зразка Al у вакуумі 10^–6 тор [3]

Приблизно 70 % енергії лазерного імпульсу, поглинутої під час взаємодії, переходить у кінетичну енергію направленого руху іонів при адіабатичному розширенні плазми в результаті градієнта тиску (рис. 1, зона ІІ). За рахунок газодинамічного тиску у плазмі іони прискорюються, але з експериментів видно, що на детектор приходять іони, енергії яких значно перевищують ті, що очікувались унаслідок дії цього процесу. Виявилось, що існує процес додаткового прискорення утворених іонів, яке відбувається за рахунок того, що у плазмовому згустку електрони, як більш легкі частинки, летять трохи попереду, утворюючи із згустком подвійний електричний шар (конденсатор), у полі якого і прискорюються іони (рис. 3).

З виникненням такого самопогодженого електростатичного поля енергії іонів можуть сягати сотень електрон-вольт. Наприклад, у роботі [4] показано, що при q = 10¹¹ Вт/см² на відстані 5 мм від мішені напруженість поля становить 1900 В/см.

Вивчення енергетичного спектра іонів лазерної плазми показало, що вони мають великий розкид за енергіями, величина якого значною мірою залежить від щільності потоку випромінювання q і менше – від матеріалу мішені. На рис. 4 для прикладу наведено енергетичні спектри іонів Al за різних значень q. Видно, що енергія іонів лежить у межах від десятків до сотень еВ і максимум у розподілі зростає зі збільшенням q та зміщується в бік більших енергій. Крім цього, зі збільшенням q розширюється інтервал енергій, які отримують іони. Загальні закономірності такі: 1) зі зміною q від·10⁹ Вт/см² розширення енергетичного розподілу в бік більших енергій пов'язано з появою іонів більших зарядів; 2) іони певного заряду з'являються при характерному для даного елемента значенні q_z. У подальшому зі зміною q положення максимумів змінюється слабо; 3) із зростанням q з'являються додаткові максимуми, що обумовлені іонами великої зарядності та їх рекомбінацією. Існування у спектрі іонів з енергією ~ 1 кеВ обумовлено самопогодженим електричним полем. Наявність у потоці, що відлітає від поверхні мішені, іонів із широким розподілом за енергіями, потребує встановлення на вході в мас-аналізатор сепаратора за енергіями іонів (монохроматора). У роботі використовується монохроматор, настроєний на пропускання іонів з енергіями 100 еВ.

Рис. 3. Схематичне зображення процесів, які відбуваються на поверхні зразка при взаємодії з променем лазера, що працює в режимі модульованої добротності: 1 – поверхня зразка; 2 – промінь лазера; 3 – кратер на поверхні зразка; 4 – плазма; 5 – швидкі електрони; 6 – іони, що прискорюються полем електронів;  – кут розльоту іонів

Рис. 4. Енергетичні розподіли іонів H⁺, D⁺, Li⁺, Zr⁺ за різних значень q: а) – q = 10⁹ Вт/см², б) – q = 10¹⁰ Вт/см², в) – q = 10¹¹ Вт/см², мішень LiD; г) – q = 10¹⁰ Вт/см²,мішень ZrH [2]

Е_max слабо залежить від маси іона і є функцією максимальної зарядності іона Z_max, тобто відношення Е_max/Zⁿ_max (де n = 12) не залежить від атомного номера елемента в усьому діапазоні досліджених елементів і щільностей потоку лазерного випромінювання, що свідчить про сильний вплив електростатичного прискорення на формування енергетичного спектра іонів лазерної плазми.

Просторовий розподіл іонів, що відображає картину розльоту речовини після впливу на неї лазерного імпульсу, не залежить від кута падіння лазерного променя й має витягнутий вперед уздовж нормалі до поверхні мішені вигляд. Більшість частинок лазерного факела рухається перпендикулярно до поверхні мішені і має найбільшу енергію. Картина просторового розподілу частин плазмового факела симетрична відносно нормалі до мішені. Кут розкиду іонів у цьому випадку може становити 100–120^о (рис. 3).