Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран)




НазваниеУчреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран)
страница5/8
Дата03.11.2012
Размер1.1 Mb.
ТипОтчет
1   2   3   4   5   6   7   8

2.7 Технологии создания образцов поляризованных пленок полимерных нанокомпозитов с электрооптическими коэффициентами не менее 50 пм/В.


В последнее десятилетие все большее внимание исследователей привлекают полимерные материалы для электроники и оптоэлектроники с включением в них специфических функциональных групп, упорядоченных на наноразмерном уровне. Эти системы оказываются в ряде случаев более эффективными и технологичными, чем широко известные неорганические кристаллы. Актуальность и практическая значимость проблемы разработки новых нелинейно оптически активных полимерных материалов определяется тем, что с их помощью могут быть решены ключевые задачи создания оптоэлектронных устройств, работающих на фотохимических и фотофизических эффектах взаимодействия света с веществом, в частности – приборов для управления параметрами лазерной генерации при создании источников когерентного излучения, голографической записи и хранения информации, волноводов и т.д.

Нелинейные методы конверсии частоты излучения из оптического диапазона в терагерцовый (ТГц) обладают низкой эффективностью вследствие значительной взаимной удаленности этих спектральных диапазонов и существенного вклада материальной дисперсии нелинейных элементов. Одним из направлений решения этой проблемы является поиск и разработка новых материалов обладающих высокой эффективной нелинейностью и низкой дисперсией показателя преломления. Значительный интерес вызывают полимерные материалы, допированные металлоорганическими комплексами, обладающими высокой оптической нелинейностью (>100 пм/В). Полимеры обладают низкой дисперсией показателя преломления в терагерцовом диапазоне, вследствие отсутствия фононных резонансов. Однако, вследствие законов симметрии проявление электрооптической и квадратичной нелинейности в полимерах возможно лишь при нарушении пространственной изотропии их свойств, например с помощью внешнего электрического поля при температуре выше температуры стеклования полимеров.




Рисунок 2.28. Схема экспериментальной установки: 1 –лазер,
2 – линза, 3 и 5 – призмы из кальцита, 4 – пластина /4,
6 –призма Волластона, 7 - фотодиоды, 8 – синхронный детектор.



Исследования электрооптических свойств органических нанокомпозитных материалов с низкой (< 200C) температурой стеклования были выполнены на установке, основу которой составляет поляризационный интерферометр Жамена-Лебедева. Такой выбор обусловлен высокой чувствительностью и стабильностью данного интерферометра, что достигается отсутствием движущихся частей и малыми габаритами. Схема установки представлена на рис. 2.28. Исследуемый материал помещался в кювету толщиной 1 мм, состоящую из 2-х стеклянных пластинок, внутренняя сторона которых была покрыта тонким слоем оксида индия (ITO). Проводящий слой был разделен на два электрода неглубокой канавкой. На одну пару противолежащих электродов подавалось переменное и постоянное напряжение, другая пара была закорочена. Сандвич помещался в интерферометр таким образом, чтобы два зондирующих лазерных луча (=660 нм) проходили через разные пары электродов. Таким образом, в одном плече интерферометра изменения показателя преломления образца могли наблюдаться при приложении электрического поля, в то время как другое плечо служило в качестве опорного. Сдвиг фазы зондирующего света, возникающий при наличии электрооптического эффекта, приводил к изменению интенсивности света на выходе интерферометра, которое регистрировалась фотоприёмниками. Электрический сигнал на частоте приложенного переменного напряжения детектировался синхронным детектором.

Были исследованы образцы, содержащие растворы металлоорганических комплексов в CN-содержащем виниловом мономере (этилцианопропеноат). Химические формулы металлоорганических комплексов представлены на рис. 2.29 (а,б).



Рисунок 2.29.а. Химическая формула металлоорганического комплекса CrPAN



Рисунок 2.29.б. Химическая формула металлоорганического комплекса содержащегося в образцах №1, №2


Графики зависимости электрооптической константы G от постоянного напряжения Udc, прикладываемого к образцам, представлены на рисунке 2.30. Как видно из рисунка 2.30. электрооптическая константа G при определённом напряжении имеет максимум, который можно объяснить следующим образом. При увеличении постоянного напряжения, увеличивается анизотропия образца, вследствие чего увеличивается константа G, однако при этом увеличивается ток, текущий через образец. По мере увеличения тока, происходит разогрев образца и снижение степени анизотропии, что и приводит к уменьшению константы G. Измерения вольтамперных характеристик образцов показали, что максимальное значение электрооптического эффекта соответствует омическим потерям на уровне 150-160 мкВт для исследуемых образцов. Влияние тепловой дезориентации хромофоров может быть существенно уменьшено при испльзовании матриц с высокой температурой стеклования, обладающих меньшей проводимостью, более высокой теплопроводностью и меньшей подвижностью хромофоров. Наиболее сильный электрооптический отклик был получен в образце содержащем CrPAN. Максимальное значение



Рисунок 2.30 Зависимость электрооптической константы образцов CrPAN (▪), №1(●) и №2(▲) от постоянного напряжения.

электрооптического коэффициента G равно 0,9 пм/В при напряженности поляризующего электрического поля равной 10 В/см. На основании проведенных исследований можно сделать следующие выводы:

  • предложенный метод исследования образцов с низкой температурой стеклования весьма перспективен для экспресс-анализа электрооптических свойств металлоорганических комплексов;

  • электрооптический отклик в образцах с низкой температурой стеклования лимитируется тепловой дезориентацией хромофоров и существенное усиление электрооптического эффекта следует ожидать при использовании матриц с высокой температурой стеклования;

  • металлоорганический комплекс CrPAN обладает сильным электрооптическим откликом, в матрицах с высокой температурой стеклования следует ожидать значений электрооптического коэффициента G свыше 100 пм/В при при напряженности поляризующего электрического поля на уровне 1 10 кВ/см.

Для придания полимеру, содержащему нелинейные оптические хромофорные группы, нелинейных оптических свойств второго порядка необходимо добиться нецентросимметричного расположения дипольных моментов этих групп в полимерной матрице. Для полимерных пленок с высокой температурой стеклования (~1000С) это может быть достигнуто термоэлектрической обработкой (полингом) в сильном внешнем электрическом поле. При этом полимер необходимо нагревать до температуры, близкой к температуре стеклования, чтобы обеспечить необходимую молекулярную подвижность для изменения направления дипольных моментов хромофорных групп. Схема установки термоэлектрической обработки полимерных пленок представлена на рисунке 2.31. Полинг полимеров осуществлялся методом коронного разряда, который поджигался между иглой (анодом) и электропроводящим ITO покрытием подложки образца (катодом) с помощью источника высокого напряжения. Образовавшиеся при разряде ионы осаждались на поверхности полимерной пленки, создавая внутри ее сильное электрическое поле. Полимерная пленка нагревалась до температуры стеклования для придания подвижности молекулам полимерного материала. Для наблюдения электрооптических свойств была изготовлена серия из 20 различных полимерных пленок. Образец полимерной пленки толщиной









Рисунок 2.31. Схема установки для термоэлектрической обработки (полинга) полимерных пленок.



Рисунок 2.32.Временная диаграмма

полинга



10-20 мкм наносился на стеклянную подложку с электропроводящим ITO-покрытием методом центрифугирования и устанавливался на термостат. Проводящий слой покрытия подложки заземлялся. Над образцом на расстоянии 35 мм была закреплена металлическая игла, подключенная к источнику высокого напряжения. Процессы нагрева и измерения разностного сигнала были автоматизированы. Также контролировалось электрическое сопротивление образцов и ток через образец при коронном разряде. Каждый образец в течении пяти минут нагревался до индивидуальной температуры стеклования (диапазон 80-1050С) для обеспечения подвижности металлоорганических комплексов. Затем на иглу подавалось напряжение ~5 кВ, и поверхность полимерной пленки заряжалась ионам воздуха, образующимися при коронном разряде. Пленки заряжались в течение десятков минут, после чего охлаждались до комнатной температуры при включенном напряжении (рисунок 2.34).







Рисунок 2.33. Поляризационные спектры полимерных пленок с комплексами CrPAN.

Рисунок 2.34. Зависимость сигнала генерации второй гармоники от температуры пленки



Анизотропия оптических свойств обработанных образцов исследовалась методом поляризационной спектроскопии. На рисунке 2.33 сплошной кривой изображен спектр поглощения полимерной пленки, содержащей комплексы CrPAN до полинга. Спектр поглощение пленки не зависит от поляризации оптического излучения. Полоса поглощения вблизи 600 нм соответствует переходу в лигандном окружении ионов хрома. После полинга, для поляризации параллельной направлению электрического поля в заряженной пленке поглощение вблизи 600 нм возрасло (штриховая линия), а для ортогональной поляризации уменьшилось (штрих-пунктирная линия). По данным экспериментов был вычислен ориентационный параметр S, характеризующий анизотропию оптических свойств материала,

,

где II и  коэффициенты поглощения оптического излучения в поляризациях, соответственно, паралельной направлению электрического поля полинга и ортогональной. Максимальное значение S достигало величины 0,54, что соответствует существенной ориентации металлоорганических комплексов при полинге.

Связь нелинейных оптических свойств с ориентацией комплексов CrPAN и их долговременная стабильность была исследована методом генерации второй гармоники (ВГ) излучения фемтосекундного Ti:sapphire лазера (=800 нм). Сигнал ВГ выделялся оптическими фильтрами и регистрировался с помощью ФЭУ. Эффективность генерации ВГ в полимерных образцах после полинга возрастала на несколько порядков. Обнаружено, что сигнал ВГ резко спадает при нагреве полимерных пленок до температуры стеклования (Рисунок 2.34), что может быть объяснено разориентацией комплексов CrPAN и возвратом материала образцов в изотропное состояние. Долговременные измерения сигнала ВГ показали, что нелинейные оптические свойства исследуемых образцов сохраняются на протяжении не менее 500 часов при нормальных условиях. На основании проведенных исследований образцов с высокой температурой стеклования содержащих металлоорганический комплекс CrPAN можно сделать следующие выводы:

  • оптическая нелинейность второго порядка связана с ориентацией хромофоров в изотропной полимерной матрице;

  • термоэлектрическая обработка позволяет получать образцы с высокой (S>0,5) степенью ориентации хромофоров;

исследуемые образцы сохраняют нелинейные оптические свойства в течении 500 часов при нормальных условиях и при нагреве до температуры стеклования


2.8 Методы генерации сверхкоротких импульсов электромагнитного излучения терагерцового и дальнего ИК диапазонов в лазерной плазме в газах высокого давления.

Одним из перспективных способов генерации терагерцового излучения (ТИ) связан с пробоем газа при аксиконной фокусировке фемтосекундного лазерного импульса [11-13]. В данной работе представлены предварительные результаты экспериментального исследования возбуждения терагерцового излучения в таких условиях.

Схема экспериментальной установки изображена на рисунке 2.35. Для генерации и регистрации дальнего ИК излучения использовалась фемтосекундная лазерная система «Spitfire» обладающая следующими параметрами: энергия импульсов – 3 мДж, длительность – 35 фс, центральная длина волны – 795 нм, частота следования импульсов – 1 кГц, диаметр лазерного пучка – 1,2 мм. Лазерное излучение разделялось на два канала с помощью светоделителя СД. Прошедшее через светоделитель излучение использовалось для генерации, а отраженное – для регистрации электромагнитного импульсов в дальнем ИК диапазоне длин волн. В канале лазерного излучения накачки помещалась оптическая линия задержки, состоящая из зеркального уголкового отражателя, помещенного на линейный моторизованный позиционер. Точность позиционирования составляла 0,125 мкм при длине сканирования 10 см. Фемтосекундные лазерные импульсы с горизонтальной поляризацией фокусировались аксиконной линзой с углом при основании 150. В фокусе аксикона возникала искра. На расстоянии 0,7 см с каждой стороны искры располагались электроды, создающие внешнее электрическое поле (чтобы избежать пробоя между электродами и держателями оптических элементов электроды имеют сферическую форму). С помощью тефлонового аксикона и системы параболических зеркал генерируемые низкочастотные импульсы фокусировались на поверхность электрооптического кристалла П - пластину ZnTe с размерами 10х10х2 мм3 и ориентацией <110>. Остатки лазерного излучения отсекались фторопластовым фильтром , который обладает высоким пропусканием для низкочастотного излучения.

Пробное лазерное излучение подавалось на поверхность кристалла приемника через отверстие в параболическом зеркале. Изменения поляризации пробного лазерного излучения под действием электрического поля низкочастотной волны анализировались фазовой пластинкой /4, призмой Волластона и парой фотодиодов, включенных по балансной схеме. Разностный фототок регистрировался синхронным усилителем SR844. Общее управление экспериментальной установкой, сбором данных и их первичной обработкой осуществлялось через компьютер программой, изготовленной с помощью пакета Labview.

На рисунке 2.36. изображено типичное распределение напряженности поля импульса низкочастотного электромагнитного излучения. Энергия импульса сосредоточена практически в одной осцилляции поля с масштабом порядка 1 пс. Напряженность электрического поля терагерцового импульса оценивалась по отношению амплитуды модуляции поляризации пробного лазерного излучения к полуволновому напряжению ZnTe для статического поля. Согласно оценкам максимальная напряженность электрического поля на поверхности приемника была равна 500 В/см.

Если предположить, что диаметр пучка ТГц импульса на поверхности приемника равен 1 мм (3 длины волны), то мощность ТГц импульса можно оценить как 5 Вт, что соответствует энергии порядка 1 пДж. Таким образом, эффективность преобразования высокочастотного оптического излучения в низкочастотное терагерцовое равна 10-9. Типичное отношение сигнал-шум при измерении терагерцовых импульсов составляло 102.

При наложении внешнего электрического поля эффективность генерации увеличивалась (рисунок2.37.)




Рисунок 2.35. Схема экспериментальной установки.





Рисунок 2.36. Типичное распределение напряженности поля импульса низкочастотного электромагнитного излучения





Рисунок 2.37. Временная форма терагерцового импульса с внешним электрическим полем 1 (разность потенциалов между электродами – 25 кВ, расстояние порядка 1,5 см.) и без внешнего электрического поля 2


С целью интерпретации экспериментальных данных рассмотрим следующую модель. Предположим, что скорость ионизации газа в поле лазерного импульса описывается формулой Келдыша [14]:

(1)

где ω0 и E определяются потенциалом ионизации газа. Очевидно, что в поле падающей квазимонохроматической волны частоты ω в скорости ионизации возникают лишь четные гармоники. Это означает, что в электронном токе:

(2)

где υ – скорость осцилляций электронов в оптическом поле, отсутствует низкочастотная составляющая, приводящая к генерации терагерцового излучения. Однако ситуация существенно меняется, если дополнительно «включить» постоянное электрическое поле. Кроме того, при аксиконном оптическом пробое газа возникает электрическое поле, определяемое неоднородностью плазмы. В нестационарном режиме это поле может превышать квазистационарное амбиполярное поле:

(3)

где T – температура плазмы, которая устанавливается в неоднородной плазме на временах p – плазменная частота). Частота терагерцового излучения, определяемая длительностью оптического импульса, вообще говоря, превышает ωp. Так что Ea можно рассматривать как оценку минимального значения электрического поля, которое возникает при пробое газа. При учете отличия значения поля в скорости ионизации (1) от лазерного EL:

(4)

становится возможным появление в (1) гармоники на частоте ω и, следовательно, генерация терагерцового излучения. Для более реального описания процессов в системе следует модифицировать выражение для тока (2), связанное с учетом рождения электронов в моменты максимального поля. Таким образом, для тока электронов, появившихся в момент времени t` с нулевой начальной скоростью, имеем , где - единичная функция. В результате полное выражение для тока принимает вид:

(5)

Уравнение для поля, возбуждаемого током (5), в безотражательном приближении запишем следующим образом:

(6)

где .


Далее мы представим численные результаты исследования возбуждения терагерцового излечения на основе системы уравнений (1) (5) (6) в одномерном случае. В безразмерных переменных она имеет следующий вид.










Рисунок 2.38. Эволюция терагерцового импульса по трассе распространения.


На рисунке 2.38 представлена типичная эволюция терагерцового импульса вдоль трассы распространения. Видно, что длительность терагерцового излучения уменьшается, что объясняется неоднородностью возникающей плазмы (по импульсу). Появление дисперсии, связанной с плазмой, приводит к нарушению синхронизма между оптическим и терагерцовым импульсами, что уменьшает эффективность генерации последнего .




Рисунок 2.39. Зависимость амплитуды терагерцового импульса от амплитуды падающего фемтосекундного импульса.


Порог генерации терагерцового излучения фактически определяется порогом ионизации. В наших численных экспериментах пороговое значение составило 0.05 в безразмерных величинах (), что находится в хорошем соответствии с экспериментальными данными (рисунок 2.41). Малое увеличение амплитуды терагерцового импульса при наложении статического поля, возможно обусловлено следующим.

Оценки показывают, что поле, возникающее при пробое газа составляет:

(6)

где L – характерный поперечный размер оптического пучка. При туннельной ионизации температура плазмы довольно низка ; L составляет при аксиконной фокусировке излучения величину порядка . Подставляя эти значения в (6) находим:

(7)

что на порядок превышает приложенное статическое поле. Оценка (7) является, видимо, несколько завышенной, поскольку неясно, как влияет неоднородность поля (6) на генерацию терагерцового излучения.


В заключение отметим, что предложенная модель генерации терагерцового излучения при туннельной ионизации газа в поле оптического излучения позволяет довольно хорошо интерпретировать экспериментальные данные. Для более детального сравнения необходимо проведение более подробных экспериментальных исследований и численных расчетов в неодномерном приближении.


Другой возможностью создания мощного источника электромагнитного излучения ТГц диапазона с напряженностью поля свыше МВ/см для нелинейной спектроскопии

является конверсия лазерного поля в нелинейных средах (в том числе газовых). Эффективность методов конверсии частоты излучения из оптического в Тгц диапазон в нелинейных кристаллах определяется с одной стороны порогом лазерного разрушения материала, а с другой – влиянием материальной дисперсии. В связи с этим, перспективными материалами являются газовые среды, поскольку обладают низкой материальной дисперсией и способны поддерживать взаимодействие с лазерным излучением выше порога ионизации. Однако вследствие законов симметрии эффективная генерация низкочастотного излучения в газах возможно при нарушении пространственной изотропии их свойств, например с помощью внешнего электрического поля, или второй гармоники лазерного излучения. Недавние эксперименты показали, что при острой фокусировке второй гармоники и фундаментальной частоты фемтосекундного лазерного излучения в воздухе и инертных газах возможна генерация предельно-короткого импульса ТГц излучения с полосой свыше 10 ТГц и пиковой напряженностью поля свыше 100 кВ/см . Мы предлагаем использовать эффект филаментации мощного двуцветного фемтосекундного лазерного излучения для увеличения длины взаимодействия на два-три порядка, что позволит существенно повысить эффективность оптико-терагерцовой конверсии. Близкие подходы к данной проблеме были реализованы в где ТГц излучение было получено при филаментации фундаментальной частоты фемтосекундного лазерного излучения в одной и, соответственно, двух филаментах. Было также продемонстрировано преобразование частоты в средний ИК диапазон при филаментации двуцветного фемтосекундного лазерного излучения. Спецификой двухцветной фемтосекундной лазерной филаменты, как источника низкочастотного излучения, является коническая форма диаграммы направленности с сильной зависимостью угла раствора конуса от частоты. Поэтому ТГц и дальнее ИК излучение не было зарегистрировано вследствие апертурного эффекта и ограниченной спектральной полосы системы регистрации. В наших исследованиях предполагается использовать оптическую систему для низкочастотного излучения с более высокой числовой апертурой и более широкополосную систему регистрации, что позволит измерить весь спектр низкочастотного излучения. Спецификой двухцветной лазерной филаменты в качестве источника низкочастотного излучения является досветовой режим распространения импульсов накачки исключающий возможность фазового синхронизма в классическом понимании. При этом длина когерентности нелинейного взаимодействия волн не превышает 1 см. Существенное увеличение длины когерентности предлагается достичь при реализации фазового квазисинхронизма, когда амплитуда нелинейного источника периодически меняет знак вдоль филаменты. Дисперсия показателя преломления газов при нормальных условиях автоматически обеспечивает пространственную модуляцию вдоль филаменты нелинейной поляризации третьего порядка с периодом около 3 см из-за разницы фазовых скоростей фундаментальной частоты и второй гармоники излучения накачки.

Были проведены теоретические расчеты поля низкочастотного излучения возбуждаемого импульсами мощного двухцветного фемтосекундного лазерного излучения совместно распространяющихся в плазменной филаменте в приближении заданной накачки. В расчетах использовались как фототоковый. так и нелинейнооптический механизмы генерации низкочастотного излучения. Типичная спектральная диаграмма направленнности низкочастотного излучения, когда период модуляции знака нелинейного источника порядка его длины когерентности (фазовый квазисинхронизм) изображена на рисунке 2.42.

Диаграмма направленности монохроматичной волны имеет вид конуса с углом раствора θ, который зависит от частоты волны  согласно условиям фазового квазисинхронизма:

,

где h – период модуляции источника , Vgr – эффективная групповая скорость двухцветной накачки. По результатам расчетов были определены оптимальные условия позволяющие увеличить на два-три порядка эффективную длину когерентности нелинейного взаимодействия волн при фазовом квазисинхронизме. Были исследованы влияние толщины филаменты на спектральный состав низкочастотного излучения и определены условия минимальной спектральной фильтрации. Проведенные расчеты показывают, что в рамках предложенного метода возможно существенно повысить эффективность оптико-терагерцовой конверсии за счет увеличения длины нелинейного взаимодействия волн. На основе рассчитанной структуры поля низкочастотного излучения синтезирована оптическая система зеркал с коническими, сферическими и параболическими поверхностями для преобразования диаграммы направленности и транспортировки излучения до системы регистрации.

Важной особенностью исследуемого механизма генерации низкочастотного излучения является чувствительность к фазовой задержке между фундаментальной частотой и второй гармоникой излучения накачки, что исключает возможность регистрации методом электрооптического стробирования при наличии существенного фазового джиттера у излучения накачки. Разработан и создан двухцветный интерферометр для управления взаимной групповой задержкой двухцветной накачки с фазовым джиттером на приемлемом уровне.




θ





Рисунок 2.40 Спектральная диаграмма направленности низкочастотного излучения в случае фазового квазисинхронизма для досветового источника.


2.9. Источники экстремального ультрафиолетового излучения для проекционной литографии высокого разрешения на основе ЭЦР разряда, поддерживаемого мощным излучением гиротронов.


Интенсивные исследования, направленные на создание источника излучения с длиной волны 13.5 нм, проводимые в настоящее время обусловлены потребностью в таких устройств для применения в процессах проекционной литографии высокого разрешения. Наиболее эффективным методов генерации излучения является использование линейчатого излучения многозарядных ионов олова, поскольку более 100 линий излучения ионов олова с зарядом от +6 до +11 попадают в указанный диапазон длин волн. В настоящий момент в большинстве источников излучения, для получения плазмы используются установки с мощными лазерами или пинчами различного типа (см., например, [15-20] и цитируемуемую там литературу. Наряду с ощутимым прогрессом в этом направлении у таких источников излучения есть ряд принципиальных недостатков, которые не позволяют считать проблему создания источника экстремального ультрафиолета окончательно решенной. Среди наиболее существенных недостатков отметим, прежде всего, относительно низкий ресурс работы источника, загрязнение элементов оптической системы распыляемыми веществами, распыление поверхности зеркал быстрыми ионами. Необходимость решения этих проблем делает разработку источников экстремального ультрафиолета на основе разрядов иного типа актуальными в настоящее время. В настоящей работе в качестве источника экстремального ультрафиолетового излучения предлагается использовать разряд низкого давления в парах олова, поддерживаемого в магнитной ловушке мощным электромагнитным излучением миллиметрового диапазона длин волн в условиях электронно-циклотронного резонанса.

Ранее нами был разработан эффективный метод получения многозарядных ионов металлов [21-24], суть которого заключается в следующем. В прямую магнитную ловушку с помощью вакуумного дугового источника инжектируется плазма паров олова. За время пролета плазмы магнитной ловушки, нагреваемые СВЧ излучением электроны плазмы производят дополнительную ионизацию и заряд ионов олова повышается – образуются ионы, линии излучения которых лежат в диапазоне экстремального ультрафиолета. Использование миллиметрового излучения и миниатюрных вакуумно-дуговых плазмогенераторов позволяет получать источники со сравнительно малыми размерами (поперечные размеры излучающей области ~ 1мм) с достаточно высокой плотностью плазмы (до 1014см-3), что делает описанный метод весьма привлекательным для создания практически точечного источника экстремального ультрафиолета. Отметим, также что в ранних работах [25,26] в ЭЦР разряде большого объема (на уровне 500 см3) удалось добиться высокой эффективности преобразования СВЧ излучения в экстремальный ультрафиолет - до 10% энергии СВЧ излучения преобразовывалось в излучение в диапазоне от 7 нм до 15 нм.




Рисунок 2.41. Схема экспериментальной установки. 1 - плазмогенератор, 2 - СВЧ окно, 3 - магнитные катушки, 4 - откачной тракт, 5 - магнитная завеса, 6 - детектор EUV либо экстрактор ионов и времяпролетный анализатор ионного спектра.


Эксперименты проводились на установке, схема которой приведена на рисунке 2.41. Осесимметричная магнитная ловушка (пробкотрон) создавалась током, протекающим через катушки 3. Длина ловушки составляла 26 см, максимальное магнитное поле в пробке 4 Тл., длительность импульса тока катушки   5 мс. Источником плазмы 1 является вакуумно-дуговой плазмогенератор типа Мevva, устанавливаемый на оси системы вблизи одной из пробок магнитной ловушки. Конструкция плазмогенератора схематично показана на рис. 2. Вакуумно-дуговой разряд, инициируемый вспомогательным разрядом по поверхности диэлектрика, генерирует плазму материала катода (олова) 1, которая заполняет полый анод 2. В качестве диэлектрика использована тонкая керамическая трубка 4, которая размещается между катодом 1 и анодом вспомогательного разряда 3. При межэлектродном расстоянии вспомогательного разряда ~ 1 мм для возбуждения катодных пятен и инициирования вакуумной дуги до­статочно приложения между катодом и поджигающим электродом импульса напряжения величиной 7 кВ и длительностью 10 - 30 мкс.




Рисунок 2.42. Схема вакуумно-дугового плазмогенератора: 1 - катод, 2 - полый анод, 3 - поджигающий электрод, 4 - керамический изолятор.


Источник питания генератора плазмы обеспечивал импульс тока дугового разряда длительностью ~100 мкс, а величина тока могла варьироваться от 50 до 300 ампер. Для дополнительного нагрева плазмы использовалось излучение гиротрона с частотой излучения 75 ГГц, мощностью до 50 кВт, длительностью импульса 150 мкс. Разрядная вакуумная камера, помещенная внутрь магнитной ловушки, имела тефлоновое окно 2, через которое излучение гиротрона вводилось в область разряда. Поглощение излучения в плазме приводило к значительному увеличению энергии электронов, что обеспечивало дополнительную ионизацию ионов и их эффективное возбуждение с последующим спонтанным высвечиванием. Экспериментальная установка работала в импульсном режиме, с частотой следования импульсов до 1 Гц.

Для анализа ионного состава плазмы использовались двухсеточный экстрактор ионного пучка с напряжением до 20 кВ ускоряющим ионы и времяпролетный анализатор [27]. Работа такого анализатора основана на том, что ускоренные одинаковым приложенным напряжением ионы с разным отношением заряда к массе летят с разной скоростью. Ионный пучок в требуемый момент времени кратковременно (80 нс) фокусируется с помощью электростатической линзы. Сфокусированный пучок попадает в цилиндр Фарадея, находящийся в конце трубы дрейфа. За время пролета достаточно протяженной трубы дрейфа происходит разделение ионов, и таким образом сигнал, измеренный в цепи коллектора цилиндра Фарадея, представляет собой масс-зарядовый спектр ионов в пучке (рисунки .2.43, 2.44).

Измерения интенсивности свечения плазмы в диапазоне экстремального ультрафиолета проводилось с помощью абсолютно калиброванного измерителя мощности на основе двух Nb/Si многослойных зеркал, обеспечивающих спектральную полосу регистрации 13.5 нм ± 1%, Zr/Si   фильтра, «отрезающего» длинноволновое излучение, и кремниевого диода AXUV-100 (IRD, США). Чувствительность измерителя составляла 0,033 А/Вт, минимальная регистрируемая мощность излучения с длиной волны 13,5 нм (обнаружительная способность) - 3.3×10-10 Вт. Подробное описание измерителя мощности излучения приведено в работе [28].

Детектор располагался либо поперек оси системы и в его поле зрение попадала средняя часть магнитной ловушки с плазмой, либо вдоль оси системы и тогда в его поле зрения попадала все плазма1. Для исключения попадания плазмы в детектор в эксперименте использовалась "магнитная завеса", представляющая собой систему из постоянных магнитов создающих на пути плазменного потока магнитное поле, препятствующее попаданию плазмы в детектор. (5 на рисунке 2.42).



Рисунок 2.43. Распределение ионов олова плазмы вакуумно-дугового разряда по кратностям ионизации (без СВЧ нагрева). Осциллограмма тока коллектора цилиндра Фарадея анализатора. По горизонтальной оси отложено время в микросекундах от момента срабатывания затвора времяпролетного анализатора.


Распределение ионов олова по кратностям ионизации без СВЧ нагрева приведено на рисунке 2.44. Величина среднего заряда = 2, максимальный заряд Zmax = 3. Магнитное поле в пробках ловушки составляло 2 Тл. Величина тока вакуумной дуги Iarc = 150 ампер. Отметим здесь, что распределение ионов по кратностям ионизации в вакуумно-дуговом разряде практически не зависит ни от величины тока вакуумной ни от величины магнитного поля при полях свыше 1 Тл [23, 25].

СВЧ нагрев плазмы приводил к существенному сдвигу распределения ионов по кратностям ионизации в область больших зарядностей. Типичное распределение ионов по кратностям ионизации представлено на рисунке 2.45. Такое распределение ионов по кратностям ионизации удалось реализовать при следующих параметрах работы установки: магнитное поле в пробках   1 Тл, мощность СВЧ   50 кВт, ток вакуумной дуги   100 ампер. Несмотря на то, что представленное распределение ионов по кратностям ионизации не является вполне оптимальным с точки зрения излучения в диапазоне 13.5 нм ±1% (см. например [28]), но уже при таком распределении удалось зарегистрировать экстремальное ультрафиолетовое излучение мощностью ≈4 Вт в телесный угол 4 п ст.рад. в указанном спектральном диапазоне. При увеличении напряженности магнитного поле ловушки (до 4 Тл), т.е. при реализации резонансных условий нагрева электронов, интенсивность излучения плазмы в указанном диапазоне существенно возрастала и достигала ≈ 50 Вт в телесный угол 4п ст.рад.




Рисунок 2.44. Распределение ионов олова по кратностям ионизации при нагреве плазмы микроволновым излучением. Осциллограмма тока коллектора цилиндра Фарадея анализатора. По горизонтальной оси отложено время в микросекундах от момента срабатывания затвора времяпролетного анализатора.

Для источника экстремального ультрафиолетового излучения помимо мощности ультрафиолетового излучения важную роль играет размер излучающей области плазмы. Поперечный размер плазмы в наших экспериментах определяется диаметром отверстия в аноде вакуумно-дугового плазмогенератора и составляет 3 мм (отметим, что этот размер можно существенно уменьшить до размеров определяемых диффузионными процессами в плазме – по оценкам ~ 0,1 мм). Для оценки продольного размера излучающей области будем считать, что по мере движения плазмы от плазмогенератора сквозь ловушку ионы повышают свой средний заряд от 2 до 6-8 в соответствии со значениями констант скорости ионизации соответствующих ионов. При параметрах плазмы характерных для условий экспериментов длина ионизации иона Sn6+ оказывается ≈ 5 см. Для оценок примем, что поперечный размер излучающей области плазмы 3 мм а продольный 5 см, тогда объем излучающей плазмы составляет 0.35 см3, а удельная мощность свечения в указанном спектральном диапазоне достигала ~ 10 Вт/см3.

Оценка эффективности работы ЭЦР источника экстремального ультрафиолетового излучения проводилась следующим образом. Температура электронов подбиралась так, чтобы рассчитанное из балансных уравнений распределение ионов по зарядам и измеренное совпадали наилучшим образом (см. рисунок 2.46). Система балансных уравнений выглядит следующим образом:



где N0, N1, N2, ... - концентрации атомов и ионов с соответствующим зарядом, Ne - плотность плазмы, τ =L/V - время пролета ионами длины ловушки, в расчетах принято равным 26 µs, F0, F1, F2 ... - плотности потока инжектируемых плазмогенератором в магнитную ловушку атомов и ионов, k0, k1, k2, ... - константы скорости ионизации, вычисленные для максвелловского распределения электронов по скоростям на основании данных [27]. Начальный средний заряд ионов в инжектируемом потоке составлял 2. Плотность плазмы задается током вакуумно-дугового разряда. Мощность СВЧ излучения, необходимая для поддержания плазмы с определенной температурой электронов (мощность поглощаемая плазмой) вычислялась как сумма выносимой из ловушки через пробки энергии плазмы и затрат на ионизацию и возбуждение ионов. Излучательные потери плазмы рассчитывались с использованием усредненных констант скорости возбуждения многозарядных ионов [28].

Численные оценки показали, что минимальное расхождение измеренного распределения ионов по кратностям ионизации с расчетным оказывается при температуре электронов равным 80 эВ для нерезонансного режима и 100 эВ для резонансного. При этом в спектральном интервале 13.5 нм ± 1% интенсивность излучения 1 см3 плазмы составляет 35Втв 4п ст.рад в нерезонансном режиме и 200Втв 4п ст.рад в резонансном. Мощность необходимая для поддержания плазмы в резонансном случае по расчетам составляет ≈ 20 кВт/см3. Таким образом, осуществление режима нагрева электронов плазмы до оптимальной температуры позволит значительно увеличить мощность выхода излучения в требуемом спектральном диапазоне.

В заключении на основании полученных данных оценим параметры ЭЦР источника экстремального ультрафиолетового излучения с накачкой современными гиротронами, работающими в непрерывном режиме. Для определенности проведем оценки для гиротрона, производимого в НПП ГИКОМ с частотой излучения 170 ГГц и максимальной мощностью СВЧ излучения до 500 кВт [29]. Расчеты показывают, что использование такого гиротрона даже при мощности излучения 20 кВт обеспечивает генерацию плазмы паров олова с характерными размерами 1мм х 1мм х 10 мм со средним зарядом ионов олова равным 9 и температурой электронов 200-300 эВ. Мощность излучения плазмы в диапазоне 13.5 нм ± 1% будет составлять 1 кВт при эффективности преобразования СВЧ излучения в экстремальный ультрафиолет на уровне 5%. Таким образом, возможно дальнейшее увеличение мощности излучения источника экстремального ультрафиолета для проекционной литографии высокого разрешения




Рисунок 2.45. Распределение ионов по кратностям ионизации. 1 - Экспериментальное, напряженность магнитного поля 1 Тл, ток вакуумной дуги 100 ампер, СВЧ мощность 50 кВт. 2 - Расчет с минимальным расхождением распределения ионов по кратностям ионизации, Ne = 1.4·1013 см-3, Te = 80 эВ.

1   2   3   4   5   6   7   8

Похожие:

Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconУчреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран)
Обеспечение центром коллективного пользования научным оборудованием комплексных исследований в области использования микроволнового...
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) icon«утверждено» на заседании Ученого совета ифмк унц ран, протокол №5 от «8» октября 2010 г
Учреждение Российской академии наук Институт физики молекул и кристаллов Уфимского научного центра ран
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconИбх ран филиал учреждения российской академии наук
Учреждение Российской академии наук Институт биоорганической химии им академиков М. М. Шемякина и Ю. А. Овчинникова ран
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconАгошков Валерий Иванович 1, Пармузин Евгений Иванович 1, Лебедев Сергей Анатольевич 2
Учреждение Российской академии наук Институт вычислительной математики ран. 2: Учреждение Российской академии наук Геофизический...
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconМатематическое моделирование фильтрации грунтовых вод хацуков З. М
Учреждение Российской академии наук Научно-исследовательский институт прикладной математики и автоматизации кбнц ран, г. Нальчик
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconУчреждение Российской академии наук Геологический институт ран
Учреждение Российской академии наук Палеонтологический институт им. А. А. Борисяка
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconОценка функции распределения времени эффективного функционирования большемасштабных распределенных вычислительных систем
Учреждение Российской академии наук Институт физики полупроводников им. А. В. Ржанова Сибирского отделения ран, Новосибирск
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconРоссийской академии наук институт биоорганической химии им. Академиков м. М. Шемякина и ю. А. Овчинникова ран козлов Сергей Александрович Тема: новые подходы к изучению структурно-функционального разнообразия полипептидных токсинов
Учреждение российской академии наук институт биоорганической химии им. Академиков м. М. Шемякина и ю. А. Овчинникова ран
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconМинистерство образования и науки российской федерации
Учреждение российской академии наук институт проблем машиноведения ран (ипмаш ран)
Учреждение российской академии наук институт прикладной физики (ипф ран) iconРоссийская академия наук учреждение российской академии наук институт водных проблем ран
Профессор, доктор физико-математических наук, заслуженный деятель науки рф, заведующий лабораторией моделирования гидрологического...
Разместите кнопку на своём сайте:
Библиотека


База данных защищена авторским правом ©lib.znate.ru 2014
обратиться к администрации
Библиотека
Главная страница