脉冲激光斜入射辐照铝靶的实验系统示意图如图1所示。 由于扭摆的微小摆动会给光谱测量和羽流拍摄产生影响, 因此, 利用分束镜和反射镜将激光折转为两束, 其中一束进行扭摆微冲量测量, 另一束进行羽流和光谱的测量, 最后进行耦合分析。 利用DG645实现对激光器、 ICCD相机以及光谱仪的时序控制, 通过能量计实现对入射激光能量的实时监测。 实验过程中保持真空仓内压强为10^-3 Pa, 使用Nd∶ YAG激光器作为烧蚀激光源辐照铝靶(Al 1050), 脉冲激光波长为1 064 nm, 脉宽为8 ns。 如图1中所示的扭摆结构局部放大图, 将铝靶固定在扭摆横梁顶部, 入射激光方向保持固定, 通过旋转靶片, 实现相对入射角度控制, 因此扭摆将测量得到烧蚀冲量沿着激光入射方向的分量。

图1

Fig.1

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	图1 实验系统示意图Fig.1 Schematic diagram of experimental system

等离子体温度是研究等离子体羽流特性的重要参数之一, 当激光烧蚀等离子体羽流满足局部热力学平衡条件时, 可利用Boltzmann作图法获得等离子体温度, 选取同一电离态的多条特征谱线进行计算^[7]

lnIkiλkgkAki=-EkkBT+lnN(T)U(T)(1)

式(1)中, I_ki为谱线强度, λ 为跃迁波长, g_k为能级统计权重, A_ki为跃迁概率, E_k为能级能量, k_B为Boltzmann常数, N(T)为总发射粒子数密度, U(T)为配分函数, T为等离子体温度。 在NIST光谱数据库中可获得g_k, A_ki和E_k等参数的值。 利用图2中拟合直线的斜率(-1/k_BT), 即可计算获得等离子体温度。

图2

Fig.2

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	图2 Al Ⅲ 特征谱线的典型Boltzmann斜线图Fig.2 Typical Boltzmann oblique plot of the Al Ⅲ spectral line

对等离子体羽流电子数密度的研究, 有助于分析脉冲激光烧蚀冲量耦合机制。 对于电子数密度的计算, 通常采用Stark展宽法, 基于原子谱线或单电荷离子谱线的Stark展宽Δ λ _1/2与电子数密度之间的简化关系为^[6]

Δλ1/2=2ωNe1016(2)

式(2)中, ω 为电子碰撞参量, N_e为电子数密度。 Δ λ _1/2为Stark半高全宽, 可通过Lorentz函数拟合光谱实验数据获得, 典型特征谱线的Lorentz函数拟合如图3所示。

图3

Fig.3

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	图3 466.31 nm特征谱线的Lorentz函数拟合Fig.3 The Lorentz function fitting of 466.31 nm spectral line

利用Boltzmann作图法进行等离子体温度求解的前提条件是等离子体羽流满足局部热力学平衡条件, 实际情况中, 往往先假设等离子体羽流满足局部热力学平衡条件, 在计算获得等离子体温度和电子数密度后, 再利用McWhirter标准判据验证假设是否成立^[12]

ne≥1.6×1012T12ΔE3(3)

式(3)中, T是实验中计算获得的最大等离子体温度值, Δ E是计算等离子体温度时所用谱线的最大上下能级差。

当高能脉冲激光辐照铝靶后, 基于扭摆微冲量测量原理^[13], 利用传感器获得的扭摆横梁最大扭转角, 即可计算获得脉冲激光烧蚀产生的微冲量。 通常采用冲量耦合系数C_m对冲量耦合性能进行评估, 即冲量I与入射激光能量E的比值(C_m=I/E)。

实验发现, 等离子体羽流的持续时间为百纳秒左右, 因此, 将ICCD相机门宽设置为500 ns, 在脉冲激光辐照靶面后, 开始记录整个等离子体羽流喷射过程。 典型能量密度激光辐照铝靶后的自发光等离子体羽流图像如图4所示。 Φ ₀表示在激光入射角度为0° 时的能量密度, 即垂直入射时对应的能量密度。 而当激光斜入射角度为θ 时, 对应的能量密度为Φ ₀cosθ 。 在入射角度为0° 时, 自发光羽流的结构大致为半球形, 并且随着能量密度的增加, 发光强度明显增加, 这可能是由于靶材的烧蚀率^[14]和电离程度^[15]的增加导致的。 当入射角度为15° , 30° , 45° , 60° , 75° 时, 等离子体羽流强度均随能量密度的增加而增强。 在脉冲激光入射角度为0° , 15° 和30° 且激光能量密度较高时, 出现了强自发光区域— — 等离子体“ 核” ^[5], 这个区域是由于逆韧致吸收和多光子电离过程导致的, 该区域形成后被认为可进一步吸收后续入射激光能量, 从而形成等离子体屏蔽效应。 由图4还可以看出, 随着激光入射角度的增加, 羽流发光强度逐渐减弱, 羽流沿着靶面法向的喷射减弱, 而沿着平行靶面的方向喷射逐渐增强。

图4

Fig.4

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	图4 典型入射角度下, 等离子体羽流图像随能量密度的变化Fig.4 The variation of the plasma plume image with the laser fluence at typical incident angles

为了进一步分析入射角度对羽流特性的影响, 开展了等离子体羽流参数特性研究。 当一束高能激光聚焦在目标靶片时, 电子碰撞激发促使一小部分原子进入激发态, 激发态具有不稳定性, 随后向低能级或基态跃迁并向外发射出特征波长的光子。 图5给出了350~650 nm范围内原子(Al Ⅰ )和离子(Al Ⅱ , Al Ⅲ )的发射光谱, 主要的波长分布与Shaim等^[12]在相似实验工况下烧蚀铝靶获得的发射光谱结果基本一致。

图5

Fig.5

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	图5 350~650 nm波长范围内的典型发射光谱Fig.5 Typical emission spectra in the wavelength range of 350~650 nm

基于图5获得的发射光谱实验结果, 我们选取451.26, 452.92, 569.66以及572.27 nm波长处的Al Ⅲ 分立谱线进行等离子体温度的计算, 计算过程中涉及到的相关参数列于表1中。 对于光学薄等离子体来说, 通常选用中性原子或者一价离子的Stark展宽进行电子数密度的计算。 谱线展宽主要由Stark展宽、 共振展宽、 Doppler展宽三种主要的展宽机制导致, 对于本实验中脉冲激光烧蚀铝靶产生的等离子体, Doppler展宽和共振展宽的影响与Stark展宽相比较小, 可以忽略不计。 在实验中, 选用Al Ⅱ (466.31 nm, 3s4p(¹ P10)-3p2(¹D₂))特征谱线的Stark展宽进行电子数密度的计算。 综合考虑等离子体温度和电子数密度的计算需求, 我们选取450~470 nm波段和555~575 nm波段开展光谱测量。

表1

Table 1

表1(Table 1)

表1 谱线相关参数 Table 1 Parameters related with spectral lines 粒子 类型 波长 /nm 跃迁形式 gAAki Ek /eV Al Ⅲ 451.26 2p64d(2D3/2)-2p64p(2 P1/20) 8.36× 108 20.56 Al Ⅲ 452.92 2p64d(2D5/2)-2p64p(2 P3/20) 1.49× 109 20.55 Al Ⅲ 569.66 2p64p(2 P3/20)-2p64s(2S1/2) 3.51× 108 17.82 Al Ⅲ 572.27 2p64p(2 P1/20)-2p64s(2S1/2) 1.73× 108 17.81

表1 谱线相关参数 Table 1 Parameters related with spectral lines

实验中, 通过调整光纤端部的聚焦透镜到等离子体羽流之间的距离, 将整个等离子体羽流的辐射耦合到光纤中, 并传输至光谱仪。 使用1 200 lines· mm^-1光栅进行光谱采集, 狭缝设置为10 μ m, 从脉冲激光出光时刻开始启动光谱仪工作, 门宽设置为1 μ s。 基于以上实验设置, 获得了不同激光入射角度辐照铝靶时, 发射光谱强度随能量密度的变化。 如图6所示, 典型入射角度下, 不同能量密度对应的发射光谱强度。 可以发现, 光谱强度随着能量密度的增加而增加, 但是能量密度大于15 J· cm^-2后, 发射光谱强度增幅减小。 这是由于等离子体屏蔽效应导致的, 即激光脉冲前沿产生的等离子体减弱了靶材对后续激光脉冲的吸收^[16], 使得光谱强度增幅减小。

图6

Fig.6

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	图6 (a) 450~470 nm波段以及(b) 555~575 nm波段, 不同能量密度下的典型光谱强度Fig.6 Typical spectral intensities at different laser fluences in the wavelength range of 450~470 (a) and 555~575 nm (b)

脉冲激光斜入射辐照铝靶时, 电子数密度随能量密度Φ ₀的变化趋势如图7所示。 可以看出, 电子数密度随着能量密度的增加逐渐增加。 这是因为随着能量密度的增加, 脉冲激光烧蚀羽流从气化机制向离化机制转变。 在低能量密度, 烧蚀羽流以靶蒸气为主, 随着能量密度的增加, 靶蒸气进一步吸收激光能量, 离化产生大量高温高密度等离子体, 因此随着能量密度的增加, 电子数密度也随之增加。 当能量密度大于15 J· cm^-2时, 电子数密度的增加逐渐减缓, 原因是形成的等离子体逐渐增强, 等离子体与激光发生强相互作用, 通过逆韧致和多光子电离过程吸收入射激光能量^[4], 激光能量不能完全与靶耦合, 导致与靶材的耦合效率降低, 因而形成的电子数密度增加变缓^{[7, 16]}。 由图7还可以看出, 随着激光入射角度的增加, 电子数密度随之减小。

图7

Fig.7

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	图7 不同入射角度对应的电子数密度随能量密度的变化关系Fig.7 The variation of the electron number density with the laser fluence at different incident angles

对任何光源的温度测量可以提供关于光源中物理和化学现象等重要信息, 研究激光烧蚀等离子体温度有助于更好地理解等离子体中复杂现象。 图8给出了等离子体温度随能量密度的变化。 从图8中可以看出, 在低能量密度区, 等离子体温度均比在高能量密度区增加得快。 在低能量密度区, 等离子体逆轫致辐射吸收系数较小, 随着能量密度的增加, 吸收系数迅速增大, 这也导致了该区域等离子体温度快速的增加; 而当能量密度较高时, 逆轫致辐射吸收系数达到饱和^[16], 产生等离子体屏蔽效应, 使得等离子体温度趋于饱和^[17]。 当能量密度Φ ₀一定, 随着入射角度的增加, 等离子体温度逐渐降低。

图8

Fig.8

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	图8 不同入射角度对应的电子温度随能量密度的变化关系Fig.8 The variation of the plasma temperature with the laser fluence at different incident angles

为了进一步分析等离子体羽流的离化程度, 开展了等离子体羽流光谱图像研究。 基于图5的特征谱线分布, 我们选择中心波长为450 nm、 半带宽为10 nm的带通窄带滤光片放置于ICCD相机前, 用于获得Al Ⅲ (447.99, 451.26和452.92 nm)的空间分布。 图9给出了典型能量密度辐照下的Al Ⅲ 组分空间分布。 可以发现, Al Ⅲ 羽流辐射强度随着能量密度的增加而增加, 即烧蚀羽流的电离程度随之增加^[18]; 当能量密度大于15 J· cm^-2时, Al Ⅲ 羽流辐射强度增加不明显, 这可能是因为羽流电离程度在能量密度较高时接近饱和^[15]。 此外, 随着入射角度的增加, Al Ⅲ 羽流辐射强度逐渐降低。

图9

Fig.9

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	图9 不同入射角度对应的Al Ⅲ 羽流随能量密度的变化关系Fig.9 The variation of the Al Ⅲ plume with the laser fluence at different incident angles

根据McWhirter标准验证发现^[12], 所有工况下测量到的电子密度均高于McWhirter准则设定的临界值, 因此满足前期局部热力学平衡的假设。

烧蚀冲量I与能量密度Φ ₀的关系如图10所示。 从图10中可以明显看出, 当入射角度一定, 冲量随能量密度的变化分为两个线性阶段。 能量密度小于15 J· cm^-2为第一阶段, 冲量随着能量密度的增加迅速增加。 能量密度大于15 J· cm^-2为第二阶段, 等离子体屏蔽效应^[19]导致冲量的增加相比于第一阶段有所减缓。

图10

Fig.10

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	图10 不同入射角度对应的冲量随能量密度的变化关系Fig.10 The variation of the impulse with the laser fluence at different incident angles

冲量耦合系数C_m可以表征激光烧蚀推进的性能, 图11给出了冲量耦合系数C_m随能量密度Φ ₀的变化。 可以看出, 随着能量密度的增加, C_m急剧增加, 并达到最大值。 这是由于随着能量密度的增加, 等离子体温度和电子数密度均迅速增加, 因此C_m急剧增加。 随着能量密度的进一步增加, 由于等离子体屏蔽效应^[19], 等离子体温度和电子数密度的增加变缓甚至饱和, 进而导致C_m开始缓慢下降, 此时对应的冲量I增加减缓。 当能量密度Φ ₀一定, 随着激光入射角度的增加, 等离子体温度和电子数密度均逐渐减小, 引起冲量耦合系数C_m的降低。

图11

Fig.11

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	图11 不同入射角度对应的冲量耦合系数随能量密度的变化关系Fig.11 The variation of the impulse coupling coefficient with the laser fluence at different incident angles