În unele experienţe a fost pusă în evidenţă o scădere considerabilă a intensităţii fasciculului laser la trecerea prin plasma care se formează în urma interacţiei dintre radiaţia laser şi ţintă , iar în alte experienţe a fost evidenţiată o creştere a cuplajului tinta - radiatia laser datorită radiaţiei provenite din plasmă . Materialul vaporizat în urma interacţiei este ejectat şi se mişcă prin fasciculul incident unde poate fi încălzit în exces la temperaturi mai mari decât cele corespunzătoare vaporilor. Această încălzire este determinată de interacţia cu electronii. În anumite condiţii efectul pe ansamblu constă în creşterea rapidă a gradului de ionizare în interiorul plasmei în acela şi timp cu formarea plasmei.

Fig. 2.1. Dependenta coeficientului de absorbtie a radiaţiei unui laser cu CO2 in funcţie de
grosimea stratului de oxid depus pe o ţintă de oţel.

 

        Cuplajul optic dintre radiaţie şi metal este dominat de electronii de conducţie. Numai electronii având energia apropiată de cea a nivelului Fermi, electronii liberi, determină proprietăţile optice. Există două mecanisme mai importante pentru producerea electronilor: primul, ionizarea multifotonic ă, implică absorbţia simultană de către electron a unui număr suficient de mare de fotoni în vederea emisiei acestora din banda de conducţie şi se manifest ă mai ales în cazul lungimilor de undă mici (< 1 um). Al doilea mecanism, procesul termionic, constă în absorbţia radiaţiei laser de către electronii liberi.

        Dacă densitatea plasmei este suficient de mare, trebuie luată în consideratie absorbţia radiaţiei de către plasmă , energia radiaţiei laser nemaiputând fi tramsmisă efectiv ţintei, iar interacţia dintre laser şi ţintă este decuplată . Absorbţia este determinată de densitatea electronilor din plasmă . După expansiunea plasmei, aceasta se disipă ş i se rarefiază astfel că energia radiaţiei laser atinge din nou suprafaţa materialului ţintă începând in nou ciclu de generare a plasmei ş.a.m.d. Evoluţia plasmei depinde de iradianţă , mărimea spotului şi de gazul determinat de condiţiile experimentale. Absorbţia radiaţiei laser este determinată de unda suportată de combustie (unda de şoc cu viteza de 10^5 cm/s), la iradianţă mică (10^4 - 10^7 W/cm^2), detonaţie (cu viteza 10^5 -10^6 cm/s la iradianţă mare(10^7 - 10^9 W/cm^2) şi radiaţie (în cazul când iradianţa este mai mare de 1 GWcm^-2). Dac ă energia laserului este puternic absorbită astfel încât sunt compensate pierderile datorită conducţiei, convecţiei şi radiaţiei din plasmă, aceasta poate fi menţinută sub formă staţionară în raport cu fasciculul laser. Distribuţia temperaturii şi a densităţii de electroni sunt întotdeauna neuniforme, existenţa gradienţilor de densitate fiind determinată de refracţia şi defocalizarea fasciculului laser, reducându-se astfel densitatea de putere a radiaţiei incidente pe materialul ţintă . Absorbţia radiaţiei optice de către electroni depinde de densitatea acestora în plasma formată. Densitatea de electroni este critică ne , în cazul când frecvenţa unghiulară a plasmei, , este egală cu frecvenţa unghiulară a radiaţiei laser incidente, iar energia acesteia este complet absorbită inainte de a atinge suprafaţa mterialului ţintei. În cazul unui laser cu CO2, ( =10,6 m, energia fotonului fiind de 0,12 eV), =10 cm , iar în cazul unui laser cu Nd:YAG ( =1,06 m, energia fotonului fiind de 1,2 eV), =10 cm .
        Cele prezentate mai sus constituie noutatea si originalitatea proiectului si dau o idee a perspectivelor multiple deschise de cercetarile propuse.

Bibliografie
1. S. Amoruso, R. Bruzzese, N. Spinelli, R. Velotta, Characterization of laser-ablation plasmes , J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys., Vol. 32, p.     131-172, (1999).
2. W. Lochte-Holtgreven, Plasma Diagnostic , AIP press, (1995).
3. J. Hermann, C. Boulmer-Leborgne, and D. Hong, Diagnostics of the early phase of an ultraviolet laser induced plasma by spectral line     analysis considering self-absorption , J. Appl. Phys. 083 (1998) 0691-0696
4. Tetsuo Sakka, Takashi Nakajima, and Yukio H. Ogata, Spatial population distribution of laser ablation species determined by self--     reversed emission line profile , J. Appl. Phys. 092 (2002) 2296-2303
5. S. Namba, R. Nozu, and K. Takiyama, T. Oda, Spectroscopic study of ablation and recombination processes in a laser-produced ZnO      plasma , J. Appl. Phys. 099 (2006) 073302
6. Sy-Bor Wen and Xianglei Mao, Ralph Greif, Richard E. Russo, Laser ablation induced vapor plume expansion into a background gas. II.      Experimental analysis , J. Appl. Phys. 101 (2007) 023115
7. S. Acquaviva, E. D'Anna, and M. L. De Giorgi, Atomic and molecular emissions of the laser-induced plasma during zinc and zinc oxide      target ablation , J. Appl. Phys. 102 (2007) 073109
8. B Y Man, Q L Dong, A H Liu, X QWei, Q G Zhang, J L He and X T Wang, Line-broadening analysis of plasma emission produced by laser      ablation of metal Cu , J. Opt. A Pure Appl. Opt. 6 (2004) 017-021
9. V.S. Burakov and S.N. Raikov, Quantitative analysis of alloys and glasses by a calibration-free method using laser-induced      breakdown spectroscopy, Spectrochimica Acta Part B Atomic Spectroscopy 62 (2007) 0217-0223
10. I. Pauleau, Laser Beam-Solid Interactions: Fundamental Aspects , Elsevier, (2005).
11. J. Martan, O. Cibulka, N. Semmar, Nanosecond pulse laser melting investigation by IR radiometry and reflection-based methods , Appl.      Surf. Sci., Vol. 253 , p. 1170-1177, (2006).
12. C. Georges, N. Semmar, C. Boulmer-Leborgne, Effect of pulsed laser parameters on the corrosion limitation for electric connector      coatings , Optics and Lasers in Engineering, Vol. 44 , p. 1283-1296, (2006).

 

 

<< pagina anterioara