Теплофизика высоких температур, 2019, T. 57, № 5, стр. 689-693

ВВЕДЕНИЕ

Нагрев металла фемтосекундными лазерными импульсами (ФЛИ) умеренной интенсивности (10¹²–10¹³ Вт/см²) переводит его в двухтемпературное состояние, характеризуемое горячей электронной и холодной ионной подсистемами. После электрон-ионной термализации и переноса тепла вглубь мишени происходит объемное плавление поверхностного слоя, сопровождаемое акустическими явлениями: зарождением волн сжатия и разрежения, формированием ударной волны, возникновением мощных растягивающих напряжений. Действие растягивающих напряжений вызывает кавитационное разрушение в расплаве с последующим отрывом и разлетом части жидкого слоя в виде откольной пластины (термомеханическая абляция) [1–13]. В результате абляции на поверхности металла образуется кратер с характерной наноструктурированной поверхностью [14–16].

В настоящее время параметры, описывающие теплообмен и перенос энергии в двухтемпературном состоянии, определены неокончательно. Существуют различные теоретические модели зависимости указанных параметров от электронной и ионной температур, которые до сих пор остаются неподтвержденными экспериментально. Целенаправленных экспериментальных исследований для переходных металлов проведено недостаточно.

Эксперименты, описанные в данной работе, проводятся в режиме однократного воздействия с применением прецизионной интерферометрической методики измерений с нанометрическим пространственным разрешением. В отличие от работ по многоимпульсной лазерной абляции [17], данные, полученные в одноимпульсном режиме, более просты и надежны в интерпретации, так как не требуют учета изменения свойств модифицированного в процессе воздействия поверхностного слоя.

В настоящей работе представлены новые экспериментальные результаты об абляции металлов (никель и золото) с сильно различающимися теплофизическими свойствами. Измерены значения порогов абляции по поглощенной плотности энергии. Полученные данные представляют интерес для тестирования и корректировки теоретических моделей взаимодействия металлов с ультракороткими лазерными импульсами, а также могут быть применены для развития методов прецизионной лазерной обработки и наноструктурирования поверхности материалов.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Исследование морфологии кратера проводилось с помощью “pump–probe”-методики фемтосекундной интерференционной микроскопии, которая позволяет регистрировать пространственное распределение фазы отраженной волны от поверхности образца. В качестве источника ФЛИ выбрана хром-форстеритовая лазерная система [18], входящая в состав центра коллективного пользования “Лазерный фемтосекундный комплекс” ОИВТ РАН. Нагревающий р-поляризованный лазерный импульс длительностью 80 фс на длине волны излучения λ₁ = 1240 нм падал на поверхность мишени под углом 45°. Луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием f = 30 см. Падающая и отраженная от мишени энергии ФЛИ в каждом выстреле измерялись соответственно калиброванным фотодиодом и калориметром Sigma-3.

Измерительный узел представлял собой интерферометр Майкельсона. Для переноса изображения поверхности мишени в плоскость ПЗС-матрицы использовался микрообъектив с числовой апертурой NA = 0.2. Пространственное разрешение в плоскости мишени составляло ~2 мкм. Зондирующий импульс длительностью 80 фс на длине волны второй гармоники λ₂ = 620 нм направлялся в интерферометр. Генерация второй гармоники осуществлялась в кристалле LBO.

В качестве мишеней использовались пленки золота и никеля толщиной 500 и 1000 нм соответственно, нанесенные методом магнетронного напыления на полированные стеклянные подложки. После каждого воздействия нагревающего импульса мишень сдвигалась на новое место с помощью двухкоординатного микротранслятора. В каждом опыте записывались две интерферограммы: начальная (невозмущенной поверхности до воздействия) и конечная (спустя несколько секунд после воздействия).

Интерферограммы обрабатывались с помощью алгоритма двумерного фурье-анализа и процедуры нормировки изображений, что обеспечивало высокую точность измерения фазы диагностической волны $\delta \varphi \approx {\pi \mathord{\left/ {\vphantom {\pi {200}}} \right. \kern-0em} {200}}$ с погрешностью определения смещения поверхности образца на уровне $\delta z \approx 1{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 2$ нм. Смещение поверхности $\Delta z$ связано с изменением фазы $\Delta \varphi $ соотношением Δz = Δφλ₂/(4π). Подробная экспериментальная схема, методика измерений и обработки интерферограмм описаны в работах [19–21].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Значения порогов абляции для золота и никеля получены с помощью методики измерения порогов для лазерных импульсов с гауссовым распределением интенсивности по сечению пучка [22]. На рис. 1 показаны зависимости квадратов радиусов эллиптического кратера вдоль большой r_x и малой r_у осей от логарифма падающей энергии лазерного импульса $E$ (E₀ = 1 мкДж). Точка пересечения прямых, аппроксимирующих экспериментальные значения (маркеры), с осью абсцисс соответствует значению пороговой энергии ФЛИ. Углы наклона аппроксимирующих прямых определяют пространственный параметр гауссова распределения ${{r}_{{0x}}}$ = 52 и 76 мкм и ${{r}_{{0y}}}$ = 29 и 41 мкм по уровню ${{e}^{{ - 1}}}$ для золота и никеля соответственно. Полученные значения порога абляции по падающей плотности энергии для наклонного падения p-поляризованного излучения на длине волны 1240 нм составили ${{F}_{{{\text{abl}}}}} = 0.87$ для Au и 0.27 Дж/см² для Ni.

Рис. 1.

Определение значений порогов абляции: 1, 3 – r_x и 2, 4 – r_y для Ni (1, 2) и для Au (3, 4).

Рис. 2.

Профили кратеров при различных значениях плотности энергии лазерного импульса (превышающей порог абляции): (a) Au: 1 – 1.4, 2 – 6; (б) Ni: 1 – 1.4, 2 – 5.3.

Характерные профили кратеров образцов Au и Ni в случае превышения порогового значения плотности энергии в 1.4 и более чем в 5 раз представлены на риc. 2. Профили кратеров обладают рядом особенностей. Во-первых, на всех профилях заметны резкие вертикальные границы кратера (ступенька), несмотря на гауссово распределение плотности энергии лазерного импульса. Во-вторых, вдоль наружной границы кратеров наблюдается бортик.

В работе [13] для Al показано, что остаточная деформация вдоль наружной границы кратера, образующаяся при фемтосекундном нагреве ниже порога абляции в диапазоне 0.7 < ${{{{F}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{F}_{0}}} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}$ < 1, обусловлена пористой структурой модифицированного поверхностного слоя. Образование нанополостей связано с возникновением пузырьков паровой фазы в расплаве под действием растягивающих напряжений и последующим их замерзанием при быстром остывании слоя. Естественно считать, что наличие бортиков на профилях исследуемых в экспериментах мишеней также обусловлено заморозкой кавитационных пузырьков при рекристаллизации.

Графики зависимости глубины в центре кратера h от ${{{{F}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{F}_{0}}} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}$ показаны на рис. 3.

Рис. 3.

Зависимость глубины кратеров h от ${{{{F}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{F}_{0}}} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{F}_{{{\text{abl}}}}}}}$ для мишени из золота (1) и никеля (2).

На рис. 4 приведены результаты измерения энергетического коэффициента отражения нагревающего импульса $R = {{{{E}_{{{\text{refl}}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{E}_{{{\text{refl}}}}}} E}} \right. \kern-0em} E}$ от мишени в зависимости от плотности энергии ФЛИ.

Рис. 4.

Зависимость коэффициента отражения импульса накачки от F₀/F_abl: 1 – Au, 2 – Ni.

Здесь $E$ и ${{E}_{{{\text{refl}}}}}$ – энергии падающего и отраженного импульсов соответственно, измеренные с помощью калиброванного фотоприемника и калориметра.

По результатам измерений коэффициентов отражения нагревающего излучения вблизи F_abl получены $R \approx 0.84$ для Au и $R \approx 0.58$ для Ni. Отсюда найдены значения порогов абляции по поглощенной плотности энергии $(1 - R){{F}_{{{\text{abl}}}}},$ составившие 0.14 и 0.11 Дж/см² для золота и никеля. Отметим, что экстраполяция зависимостей $R(F)$ на рис. 4 в область малых интенсивностей дает хорошее согласие эксперимента с расчетом отражения по формулам Френеля (${{R}_{0}} \approx 0.97$ для Au и ${{R}_{0}} \approx 0.73$ для Ni) для наклонного падения p-поляризованного излучения с λ = 1240 нм при использовании данных измерения оптических констант [23, 24].

Анализируя полученные зависимости (рис. 3), можно выделить ряд особенностей. С увеличением F наблюдается рост глубины кратера, что, очевидно, обусловлено увеличением глубины прогрева вещества. При этом вблизи порога абляции для обоих металлов имеет место более быстрый рост глубины кратера, чем при больших F₀. Однако глубины кратеров у Ni и Au существенно различаются. Соответствующие значения h при F ≈ F_abl составляют ~20 нм для Ni и ~75 нм для Au. Данное различие, с одной стороны, может быть объяснено большей длиной пробега тепловой волны ${{d}_{T}}$ у золота, что связано как с большей теплопроводностью, так и с большим временем выравнивания электронной T_e и ионной T_i температур [3]. В то же время вблизи ${{F}_{{{\text{abl}}}}}$ величина объемной поглощенной энергии, а следовательно, и давление в слое у Ni в несколько раз выше. Действительно, полагая значение коэффициента отражения на данной длине волны излучения R ≈ 0.92 для Au и 0.57 для Ni, а также считая, что разрыв происходит на половине глубины прогретого слоя [25], нетрудно оценить величину внутреннего давления в слое ${{d}_{T}}$ с помощью выражения P = = ${{(1 - R){\text{Г}}{{F}_{{{\text{abl}}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{(1 - R){\text{Г}}{{F}_{{{\text{abl}}}}}} {2h}}} \right. \kern-0em} {2h}},$ где Г ≈ 2 – коэффициент Грюнайзена. Оценка P дает значения 19 ГПа для Au и 55 ГПа для Ni.

Здесь, однако, следует иметь в виду, что в процессе термомеханической абляции существенную роль играют как величина возникающих растягивающих напряжений, так и прочность конденсированного состояния вещества. По данным моделирования [26] Au величина растягивающих напряжений, приводящих к возникновению нуклеации в расплаве вблизи ${{F}_{{{\text{abl}}}}},$ равна 2.6 ГПа. Для Ni данная величина в 2–2.5 раза больше [27].

Поглощение энергии ФЛИ эффективно создает отрицательные давления в поверхностном слое мишени при значениях отношения времен ${{{{t}_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{t}_{s}}} {{{t}_{{eq}}}}}} \right. \kern-0em} {{{t}_{{eq}}}}} > 1,$ где ${{t}_{s}} = {{{{d}_{T}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}_{T}}} {{{c}_{s}}}}} \right. \kern-0em} {{{c}_{s}}}}$ – характерное гидродинамическое время, ${{t}_{{eq}}}$ – время выравнивания T_e и T_i, ${{c}_{s}}$ – скорость звука. При ${{{{t}_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{t}_{s}}} {{{t}_{{eq}}}}}} \right. \kern-0em} {{{t}_{{eq}}}}}$ ~ 1 эта эффективность снижается. В случае золота имеем ${{d}_{T}}$ ≈ 150 нм, ${{c}_{s}}$ = 3.2 км/с, ${{t}_{s}}$ ≈ 50 пс, ${{t}_{{eq}}}$ ≈ 20 пс и отношение ${{{{t}_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{t}_{s}}} {{{t}_{{eq}}}}}} \right. \kern-0em} {{{t}_{{eq}}}}}$ ≈ 2.5 [26]. В никеле ${{d}_{T}}$ ≈ 40 нм, ${{c}_{s}}$ = 5.6 км/с, ${{t}_{s}}$ ≈ 7 пс, ${{t}_{{eq}}}$ ≈ 5 пс и ${{{{t}_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{t}_{s}}} {{{t}_{{eq}}}}}} \right. \kern-0em} {{{t}_{{eq}}}}}$ ≈ 1.2 [28]. Таким образом, в Ni высокое значение порога по поглощенной плотности энергии при малой глубине кратера по сравнению с Au может быть объяснено более высокой прочностью расплава Ni и низкой эффективностью генерации отрицательных давлений вследствие быстрой разгрузки слоя ${{d}_{T}}.$

Грубая оценка средней температуры в поверхностном слое вблизи ${{F}_{{{\text{abl}}}}}$ из соотношения T ≈ ≈ (1 – R)F_abl/(2Dρc + T₀) дает значение $T \approx $ 4.0 кК для Au и $T \approx $ 5.8 кК для Ni. Здесь ${{T}_{0}} = $ 300 К, значения плотности $\rho $ и удельной теплоемкости $c$ соответственно взяты равными 19.3 г см^–3 и 0.129 Дж г^–1 К^–1 для золота и 8.9 г см^–3 и 0.443 Дж г^–1 К^–1 для Ni [29]. Полученные значения $T$ в 2–3 раза превышают температуры плавления данных материалов в равновесных условиях, что характерно для термомеханической абляции металлов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Методом оптической интерференционной микроскопии с высоким пространственным разрешением в режиме однократного воздействия ФЛИ проведено сравнение термомеханической абляции металлов (золото и никель), существенно различающихся по теплофизическим свойствам. Исследовано изменение отражательной способности мишеней в зависимости от плотности энергии ФЛИ, определены значения порогов абляции по поглощенной плотности энергии, составившие 0.14 и 0.11 Дж/см² для золота и никеля соответственно. Полученные данные о порогах абляции и зависимости глубины кратера от величины плотности энергии лазерных импульсов представляют важное значение для построения и верификации физических моделей транспортных и термодинамических коэффициентов переходных металлов в двухтемпературном состоянии.