Теплофизика высоких температур, 2021, T. 59, № 4, стр. 502-506

ВВЕДЕНИЕ

Генерация коротких сгустков электронов является необходимым атрибутом для проведения многих фундаментальных исследований. Электронные сгустки, которые генерируются из фотокатодов, облучаемых лазерными импульсами, используются в лазерах на свободных электронах [1]. Электронные импульсы субпикосекундной и фемтосекундной длительности позволяют отслеживать движение атомов в процессе химических реакций [2, 3]. На базе ультракороткого электронного пучка, возбуждаемого лазерными импульсами, был создан сверхбыстрый просвечивающий электронный микроскоп для проведения исследований динамических процессов в образцах [4, 5].

Одним из направлений развития методов генерации сверхкоротких электронных импульсов является использование эмиттера в виде острой металлической иглы, облучаемого излучением фемтосекундного лазера. Сочетание фемтосекундной длительности электронного импульса с микронным или субмикронным размером источника позволяет реализовать сверхбыструю электронную микроскопию и электронную дифракцию с высоким временным разрешением и обеспечить высокую пространственную когерентность [6, 7]. Исследование коротких электронных импульсов, эмитированных из металлических игл, активно проводится в последние годы [8, 9].

Значительные усилия были направлены на исследования режима получения одиночных электронов и механизмов эмиссии из наноострий. В работе [10] рассматривалась надпороговая фотоэмиссия из металлического острия, а в [11] исследовался переход от однофотонной ионизации в присутствии сильного постоянного поля к четырехфотонной при его отключении. Однако не для всех приложений необходим режим малоэлектронной эмиссии. В некоторых задачах стоит проблема получения больших зарядов электронных импульсов. В этом случае необходимо повышать интенсивность лазерного излучения, вызывающего фотоэмиссию. Однако повышение интенсивности лазерного излучения ведет к разрушению металлической иглы. Естественным способом преодоления этой проблемы является снижение частоты повторения лазерных импульсов. Если в работах [6, 9, 10] использовались лазеры с частотой повторения в десятки мегагерц, то снижение частоты повторения до килогерцового диапазона [8] позволило поднять рабочий уровень интенсивностей лазерного излучения до уровня, обеспечивавшего гораздо больший заряд электронных импульсов. В частности, в работе [12] отмечено, что уменьшение частоты повторения не только повышает возможный уровень энергии лазерных импульсов, но и меняет энергетическое распределение эмитированных из иглы электронов. В [13] показано, что использование лазерного излучения с частотой повторения импульсов менее 1 Гц и длиной волны 800 нм (лазер на Ti:сапфир) позволяет повысить интенсивность лазерного излучения до величины порядка 10¹² Вт/см² и обеспечить эмиссию из металлической иглы электронных сгустков с зарядом до 10 пКл за один лазерный импульс.

Настоящая работа продолжает исследования, направленные на расширение возможностей получения электронных импульсов из металлических игл путем применения для эмиссии электронов излучения более длинноволнового фемтосекундного лазера на хром-форстерите с длиной волны излучения, лежащей в области ближнего инфракрасного диапазона (1240 нм). В работе показано, что с использованием лазерных импульсов с энергией в 45 мкДж можно получить заряд электронного импульса в 40 пКл. Зависимость заряда электронного сгустка оказалась пропорциональна шестой степени энергии лазерного импульса, что свидетельствует о многофотонном механизме эмиссии электронов из иглы.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ

Экспериментальная схема для исследования электронной эмиссии из катода в виде металлической иглы под действием фемтосекундных лазерных импульсов представлена на рис. 1. В экспериментах использовалась фемтосекундная хром-форстеритовая лазерная система [14], которая генерировала импульсы на длине волны излучения 1240 нм, длительностью 100 фс, энергией до 50 мкДж и частотой повторения 10 Гц. Поскольку основным механизмом разрушения металлической иглы, используемой в качестве эмиттера электронов, является нагрев до высокой температуры, то в настоящих экспериментах для уменьшения средней температуры иглы частота повторения импульсов была понижена и составляла менее 1 Гц. Это позволило обеспечить работу без разрушения иглы при повышении интенсивности лазерного излучения на игле до нескольких ТВт/см².

Рис. 1.

Схема экспериментальной установки.

Лазерное излучение (диаметр лазерного пучка d = 7 мм) вводилось в вакуумную камеру через стеклянное окно и фокусировалось в область, где находился кончик металлической иглы, линзой с фокусным расстоянием 350 мм. Энергия лазерных импульсов изменялась с помощью входящего в состав лазерной системы поляризационного ослабителя, который состоял из полуволновой пластины и призмы Глана–Томпсона. Для контроля положения иглы в лазерном пучке и ее состояния после облучения использовалась оптическая система переноса изображения, состоящая из планахроматического объектива ПЛАН-П 3.5 × 0.10, поворотного зеркала и видеокамеры (в экспериментах использовалась кремниевая ПЗС-камера Видеоскан-415). Игла в специальном держателе устанавливалась на моторизованный трехкоординатный линейный транслятор, предназначенный для эксплуатации в условиях вакуума. Управление транслятором осуществлялось с помощью контроллера и персонального компьютера. Двухканальный источник питания использовался для подачи на иглу постоянного отрицательного напряжения в диапазоне 0–100 В и для питания детектора электронов. Поляризация лазерного излучения была выбрана таким образом, чтобы направление вектора электрического поля лазерного излучения совпадало с осью иглы, направленной на детектор заряженных частиц. Регистрация сигналов детектора производилась цифровым осциллографом. Остаточное давление внутри вакуумной камеры (10^–4–10^–5 Тор) поддерживалось вакуумным постом на базе турбомолекулярного насоса.

На рис. 2 приведено изображение пространственного распределения интенсивности лазерного пучка на длине волны излучения 1.24 мкм, зарегистрированного с помощью кремниевой ПЗС-камеры Видеоскан-415 в фокальной плоскости линзы с фокусным расстоянием 350 мм. На рис. 3 представлены горизонтальный и вертикальный профили интенсивности лазерного пучка, соответствующие направляющим линиям, изображенным на рис. 2.

Рис. 2.

Изображение пространственного распределения интенсивности лазерного пучка с длиной волны 1.24 мкм в фокальной плоскости линзы.

Рис. 3.

Горизонтальный профиль лазерного пучка (а): 1 – измеренный профиль, 2 – его аппроксимация функцией Гаусса (FWHM = 73.1 мкм); (б) 1 – вертикальный профиль лазерного пучка, 2 – аппроксимация функцией Гаусса (FWHM = 83.8 мкм).

На рис. 4 приведено теневое изображение кончика иглы в лазерном пучке, используемой в экспериментах. Игла изготовлена из вольфрамовой проволоки толщиной 100 мкм методом электрохимического травления в растворе гидроксида калия (KOH) в ИПФ РАН.

Рис. 4.

Изображение кончика иглы в лазерном пучке.

Для количественной оценки заряда электронных сгустков, эмитированных из иглы, использовался цилиндр Фарадея, представляющий собой латунный цилиндр с внутренним диаметром 15 мм и длиной 60 мм. Цилиндр Фарадея располагался в вакуумной камере на оси иглы на расстоянии около 10 мм от ее острия, телесный угол сбора электронов составлял Ω ≈ 1.8 ср. Электроны, эмитированные из иглы, попадая внутрь цилиндра, поглощались и заряжали его. Напряжение на цилиндре регистрировалось цифровым осциллографом. На рис. 5 приведена типичная осциллограмма сигнала цилиндра Фарадея.

Рис. 5.

Осциллограмма сигнала цилиндра Фарадея (нагрузка – 1 МОм); постоянная времени – 620 мкс.

На рис. 6 показана зависимость экспериментально измеренного заряда импульса эмитированных электронов из иглы от энергии лазерного импульса E_las на длине волны излучения 1240 нм при напряжении на игле U = –60 В.

Рис. 6.

Зависимость заряда эмитированных электронов из иглы от энергии лазерного импульса; напряжение смещения на игле равно –60 В: 1 – экспериментальные данные, 2 – аппроксимация функцией y = ax^b, b ≈ 6.

Для энергии фотона хром-форстеритового лазера ħω = 1 эВ и работы выхода электрона из вольфрама, которая в среднем составляет А = 4.5 эВ, фотоэмиссия будет обусловлена в основном многофотонным процессом и пропорциональна n-й степени интенсивности (энергии) лазерного импульса  j ~ I ⁿ. Значение показателя степени можно вычислить из выражения n = 1 + A/ħω и сравнить с полученным в эксперименте. Для рассматриваемых условий теоретическое значение n = 5.5, а экспериментально найденное составляет ~6 (рис. 6). Хорошее совпадение теоретического и экспериментального значений показателей степени служит неоспоримым доказательством многофотонной природы наблюдаемого процесса электронной эмиссии. В диапазоне энергий лазерного импульса от 20 до 50 мкДж интегральный заряд электронов изменяется почти на два порядка и составляет 0.7 и 40 пКл соответственно.

Отметим, что в работе [13] на аналогичной зависимости заряда электронного сгустка от энергии лазерного импульса при больших энергиях наблюдалось насыщение. Насыщение роста заряда электронного сгустка по мере увеличения энергии в лазерном импульсе происходит тогда, когда поле пространственного заряда, эмитированного с иглы, становится сопоставимым с лазерным полем. Величина поля пространственного заряда определяется не только величиной эмитированного из иглы заряда, но и размерами кончика иглы: чем меньше радиус кривизны, тем больше плотность на единицу площади имеют электроны и тем больше поле пространственного заряда. Поэтому разница между зависимостями, приведенными в настоящей работе и в [13], по-видимому, определяется разницей в геометрии кончика иглы (в настоящей работе использовалась более тупая игла).

Для измерения временных и спектральных характеристик эмитированных из иглы электронов применялся вторично-электронный умножитель ВЭУ-7М, состоящий из шевронного соединения двух микроканальных пластин типа МКП 25-10Ф. Детектор ВЭУ-7М располагался на расстоянии 109 ± 2 мм от кончика иглы. На рис. 7 приведены восстановленные по времени пролета энергетические распределения эмитированных из иглы электронов при воздействии на нее лазерными импульсами с энергией порядка 9 мкДж для различных напряжений, приложенных к игле. Максимум в спектре эмитированных из иглы электронов соответствует приложенному к игле отрицательному напряжению. С ростом напряжения на игле происходит смещение максимальной энергии в спектре в область электронов с большей энергией.

Рис. 7.

Функция распределения электронов по энергиям: 1 – E_las = 9 мкДж, U = –90 В; 2 – 8, –60; 3 – 8, ‒30.

В низкоэнергетической части функции распределения электронов по энергиям наблюдаются некоторые осцилляции. Природа этих осцилляций на настоящий момент не имеет адекватного объяснения. Наиболее вероятной причиной, как представляется, является радиотехнический “звон” схемы диагностики микроканальной пластинки после резкого импульсного возбуждения. Этот факт требует дополнительного исследования.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, в настоящей работе продемонстрировано, что использование в качестве эмиттера электронов металлических игл микронного размера, облучаемых лазерным излучением с длиной волны 1240 мкм, позволяет получать электронные импульсы с зарядом до 40 пКл при энергии в импульсе лазера 45 мкДж. Наблюдаемая в эксперименте зависимость заряда электронного импульса, пропорциональная шестой степени энергии лазерного импульса, свидетельствует о многофотонном механизме эмиссии электронов. Короткая наносекундная длительность электронных импульсов, синхронизованных с лазерным излучением, и микронный размер источника позволяют использовать их в фундаментальных исследованиях, требующих высокой пространственной когерентности и больших электронных потоков.

Все экспериментальные работы проводились на уникальной тераваттной хром-форстеритовой лазерной системе (УНУ “ЛТФК”) в центре коллективного пользования “Лазерный фемтосекундный комплекс” ОИВТ РАН. Данная работа выполнена в рамках гранта РНФ № 19-42-04133.