CARACTERIZAÇÃO DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO DE

Tese apresentada à Pró-Reitoria de Pós-Graduação e Pesquisa do Instituto
Tecnológico de Aeronáutica, como parte dos requisitos para obtenção do título
de Doutor em Ciências do Programa de Estudos de Doutorado no Curso de PósGraduação em Física, Área de Física Atômica e Molecular.
Madalena Alice Priante Gião
CARACTERIZAÇÃO DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO
DE TUNGSTÊNIO POR LASER DE “CU-HBr”
Prof. Dr. Nicolau André Rodrigues Silveira
Orientador
Homero Santiago Maciel
Pró-Reitor de Pós-Graduação e Pesquisa
Campo Montenegro
São José dos Campos, SP – BRASIL
2006
Dados Internacionais de Catalogação-na-Publicação (CIP)
Divisão Biblioteca Central do ITA/CTA
Gião, Madalena Alice Priante
CARACTERIZAÇÃO DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO DE TUNGSTÊNIO POR LASER DE “CUHBr” / Madalena Alice Priante Gião.
São José dos Campos, 2006.
112f.
Tese de Doutorado – Curso de Física - Área Física Atômica e Molecular
Instituto Tecnológico de Aeronáutica, 2006. Orientador: Prof. Dr. Nicolau André Silveira Rodrigues
1. Ablação. 2. Lasers de vapor metálico. 3. Tungstênio. 4. Aplicação de laser. 5. Crescimento de cristais 6.
Filmes finos. 7. Espectroscopia. 8. Fotoionização. 9. Óptica. 10. Física.
I. Centro Técnico Aeroespacial. Instituto Tecnológico de Aeronáutica. Divisão de Ensino Fundamental. II.Título
REFERÊNCIA BIBLIOGRÁFICA
Gião, Madalena Alice Priante. CARACTERIZAÇÃO DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO
DE TUNGSTÊNIO POR LASER DE “CU-HBr”/ 2006. 112f. Tese de doutorado – Instituto
Tecnológico de Aeronáutica, São José dos Campos.
CESSÃO DE DIREITOS
NOME DO AUTOR: Madalena Alice Priante Gião
TÍTULO DO TRABALHO: CARACTERIZAÇÃO
DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO DE
TUNGSTÊNIO POR LASER DE “CU-HBr”
TIPO DO TRABALHO/ANO: Tese de Doutorado / 2006
É concedida ao Instituto Tecnológico de Aeronáutica permissão para reproduzir cópias desta tese e
para emprestar ou vender cópias somente para propósitos acadêmicos e científicos. O autor reserva
outros direitos de publicação e nenhuma parte desta tese pode ser reproduzida sem a sua autorização
(do autor).
___________________________
Madalena Alice Priante Gião
Departamento de Física, Instituto Tecnológico de Aeronáutica, CTA
CEP: 12228-900 – São José dos Campos, São Paulo, Brasil
I
CARACTERIZAÇÃO DO VAPOR GERADO POR ABLAÇÃO DE
TUNGSTÊNIO POR LASER DE “CU-HBr”
Título da Tese
Madalena Alice Priante Gião
Nome do Autor
Composição da Banca Examinadora:
Prof. Dr. Jayr de Amorim Filho
Presidente - ITA
Prof. Dr. Nicolau André Silveira Rodrigues
Orientador – ITA
Prof. Dr. Gilberto Petraconi Filho
ITA
Prof. Dr. Rudimar Riva
IEAv
Prof. Dr. Claudio Lenz Cesar
UFRJ
Prof. Dr. Milton José Cinelli
UDESC
ITA
II
DEDICATÓRIA
A meus pais pelo incentivo desde os
primeiros passos escolares e a meu marido
pelo companheirismo e tolerância.
III
AGRADECIMENTOS
Em especial ao Prof. Dr. Nicolau André Silveira Rodrigues, que pacientemente
orientou este trabalho e se tornou um grande amigo nestes anos de pesquisa, aprendizado cientifico
e profissional.
Aos colegas de instituto que muito me apoiaram, dividindo seus conhecimentos e
experiências e hoje fazem parte de minha vida como amigos.
A Fapesp – Fundação de Amparo à Pesquisa do Estado de São Paulo pelo suporte
financeiro.
IV
Resumo
Este trabalho teve como objetivo estudar detalhadamente as propriedades do vapor
gerado pela ablação de um alvo sólido de tungstênio por um laser de Cu-HBr, tais como: densidade
de átomos, neutros ou ionizados, e a distribuição de velocidades destas mesmas espécies, e obter
informações sobre mecanismos de redução das cargas elétricas, de gotículas e de aglomerados no
vapor com o objetivo de se obter um jato de vapor monoatômico e neutro, para aplicação de
crescimento de filmes finos e espectroscopia de fotoionização.
Foram desenvolvidas e testadas três técnicas de monitoramento da pluma de vapor:
sensores de PVDF, sondas de Langmuir e ion-gauge. Destas, as duas primeiras se mostraram
simples e eficazes para a determinação da distribuição de velocidade de jatos monoatômicos, com a
obtenção de parâmetros como temperatura translacional e velocidade de deriva da pluma.
V
ABSTRACT
The purposes of this work were to study comprehensively properties, like the density
and the velocity distribution of neutral and ionized atoms from the vapor generated in the ablation
of a tungsten target by a HyBrID copper laser, and to get some insight concerning the electric
charge reduction mechanism and the droplets and cluster formation in the vapor. This information is
important to the obtainment of a neutral monatomic vapor stream for thin film deposition and
photo- ionization applications.
Three techniques for vapor plume characterization were developed and tested: the PVDF
sensor, the Langmuir probe and the ion-gauge probe. The first two are simple and effective to
determine the velocity distribution of a monatomic stream, giving the translational temperature and
plume drift velocity.
VI
Sumário
1 – Introdução.......................................................................................................................................1
2 – A ablação a laser.............................................................................................................................6
2.1 Aquecimento de metais por pulsos de laser...............................................................................6
2.2 Estimativa da Taxa de evaporação...........................................................................................13
2.3 Natureza e expansão da pluma de vapor..................................................................................15
3 – A infraestrutura experimental básica............................................................................................17
3.1 – O laser de Cu-HBr................................................................................................................17
3.1.1 Laser de Cu-HBr utilizado...............................................................................................17
3.1.2 Cuidados na operação do laser.........................................................................................20
3.1.3 Qualidade de feixe e como medí-la..................................................................................21
3.1.4 Medição do M2................................................................................................................23
3.1.5 Caracterização temporal do laser.....................................................................................26
3.2 A Câmara de evaporação.........................................................................................................27
3.3 Produção dos Alvos.................................................................................................................29
4 - Experimentos com PVDF.............................................................................................................32
4.1 – A montagem do Sensor de PVDF.........................................................................................32
4.2 - Análise de sinal do sensor de PVDF.....................................................................................33
4.3 - Distribuição angular do vapor...............................................................................................37
4.4 Medições da temperatura translacional e da velocidade de deriva..........................................40
4.5 Conclusões...............................................................................................................................44
5 - Experimentos com sonda de Langmuir.........................................................................................45
5.1 A sonda de Langmuir...............................................................................................................45
5.2 Medições dos parâmetros do plasma.......................................................................................51
5.3 Medições de tempo de vôo com sonda de Langmuir...............................................................52
5.4 Conclusões...............................................................................................................................56
6 – Medições feitas com ion-gauge...................................................................................................57
6.2 Determinação da formação de cargas......................................................................................60
7 – Medições de taxa de evaporação e densidade de partículas da pluma.........................................64
7.1 - Medições com o oscilador de quartzo...................................................................................64
7.2 – Medições de resistência do filme..........................................................................................66
7.3 – Conclusão..............................................................................................................................70
8 – Conclusão geral ...........................................................................................................................71
Apêndice.............................................................................................................................................74
VII
Lista de Figuras
Diagrama esquemático da absorção do pulso de laser: (a) Curva de intensidade I(t) em função do
tempo t para um pulso quadrado de laser, (b) diagrama esquemático de um feixe de laser incidindo
sobre a superfície da amostra e região em que o calor é gerado, (c) variação de temperatura T(z) em
função da profundidade z.....................................................................................................................8
Diagrama esquemático do laser de Cu-HBr desenvolvido no IEAv..................................................19
Diagrama experimental para obtenção da qualidade de feixe onde 1 é o refletor côncavo total do
laser (2.99 m do raio da curvatura), 2 é o tubo do laser, 3 é uma íris de abertura variável, 4 é a lente
convexo-plano do acoplamento do laser (f=15,2 cm), 5 é um refletor plano total, 6 é uma lente de
focalização (f=25 cm), 7 é um filtro ótico, 8 e 9 são prismas de quartzo, 10 é uma régua de 100 cm ,
11 é o LBS-100 e 12 é o analisador do feixe de laser LBA-100. ......................................................24
Curva experimental de W2 em função da posição ao longo do eixo de propagação.........................25
Perfil temporal da linha verde do feixe de laser de Cu-HBr..............................................................26
Câmara Evaporadora..........................................................................................................................28
Diagrama esquemático da montagem experimental para os diversos sensores. ................................28
Foto do arranjo para corte dos discos de tungstênio, As plumas luminosas intensas nos dois lados
da placa indicam que o corte vazou a placa, estas plumas são devido parte à emissão do plasma,
parte pelo espalhamento do feixe de laser no material ejetado da placa...........................................30
Discos de tungstênio cortados com o laser de Cu-HBr e a placa de origem....................................31
Diagrama da montagem do sensor de PVDF na gaiola de Faraday, para diminuir ruidos do laser de
Cu-HBr...............................................................................................................................................33
Circuito elétrico equivalente do PVDF..............................................................................................34
Distribuição de densidade de partículas em função da posição do sensor.........................................39
Representação da pluma de vapor ejetada do alvo.............................................................................40
Sinal típico do PVDF para uma resistência de entrada do osciloscópio de 50
com o sensor a uma
distância de 100mm do alvo...............................................................................................................41
VIII
Comparação do sinal recuperado a partir do PVDF com o calculado para uma resistência de carga
de 50 ................................................................................................................................................42
Comparação do sinal recuperado a partir do PVDF, para uma resistência de carga de 1M ............43
Curva característica de uma sonda de Langmuir, onde VSP é o potencial de plasma, VF é o
potencial flutuante e IES é a corrente de saturação de elétrons..........................................................46
Curva da corrente coletada pela sonda de Langmuir em função da tensão aplicada.........................51
Circuito equivalente da sonda de Langmuir no sistema de polarização e leitura do sinal.................53
Sinal característico de distribuição de íons em uma sonda de Langmuir...........................................55
Sinal corrigido da sonda de Langmuir (linha vermelha) e ajuste de uma curva de tempo de vôo do
tipo Maxwelliana (linha pontilhada)..................................................................................................55
Sinal registrado do ion-gauge em função da tensão de polarização dos eletrodos transversais, para
uma potência de laser de 11W............................................................................................................61
Perfil de geração de cargas para diferentes intensidades do Laser.....................................................62
Taxa de material arrancado em função do tempo, medido por um sensor de cristal de quartzo........66
Geometria do filme depositado..........................................................................................................67
Comparação da medição de taxa de evaporação entre o sistema de resistência elétrica e cristal de
quartzo em função da variação de potência do laser..........................................................................68
Imagem das trilhas criadas pela passagem do feixe de laser sobre o alvo sólido...............................70
IX
Lista de Tabelas
Propriedades térmicas e ópticas do tungstênio e características do laser de Cu-HBr, utilizadas na
estimativa do limiar de geração de vapor em tungstênio utilizando este tipo laser. Os parâmetros K
condutividade térmica e k difusividade térmica adotados, são valores médios em relação aos valores
encontrados na literatura para temperaturas de 300K a 3000K..........................................................13
Parâmetros de operação do Laser de Cu-HBr utilizado.....................................................................26
Resultados obtidos de temperatura translacional e velocidade de deriva das partículas de tungstênio
geradas pelo processo de ablação laser de Cu-HBr para as diferentes impedâncias de entrada do
osciloscópio........................................................................................................................................43
Resultados obtidos para as diferentes distâncias da sonda de Langmuir do alvo...............................52
Resumo dos resultados obtidos nos diferentes experimentos realizados...........................................74
1
1 – Introdução
Durante as décadas de 60 e 70, a ablação de materiais sólidos por pulsos de laser foi
extensivamente estudada, visando principalmente a produção e o aquecimento de plasmas 1,2.
Os lasers utilizados, de rubi, CO2, Nd e, mais tarde, os excímeros apresentavam pulsos curtos
de altíssimas intensidades, baixas taxas de repetição e altas energias por pulso. Nos trabalhos
da época, os parâmetros de interesse eram parâmetros de plasma: densidade e temperatura de
plasma, de elétrons, de íons, etc.
Uma das primeiras aplicações tecnológicas da ablação a laser de alvos sólidos foi a
deposição de filmes finos3 e observando-se as propriedades do material ejetado, verificou-se
experimentalmente que o vapor do material aquecido por laser arrasta consigo, além de íons e
elétrons, parte do material líquido das bordas da região aquecida e que ocorrem explosões
abaixo da superfície líquida4, 5. Usando-se o laser de CO2 em regime pulsado6, com potências
de pico entre 160 e 1600W, foi observado que a formação de gotículas aumenta com a
intensidade do laser.
O laser que se mostrou mais adequado para o crescimento de filmes finos através da
ablação laser foi o de excímero, por permitir altas taxas de ablação com relativamente baixa
emissão de gotículas, quando comparado com lasers que emitem em comprimentos de onda
maiores7. Porém, a limitação na utilização dos lasers de excímero é a sua característica baixa
taxa de repetição8, o que reduzia a taxa de deposição de filmes finos. O aumento da energia
por pulso, que poderia compensar a baixa taxa de repetição, provoca, em um primeiro
instante, um aumento na produção de gotículas e, para intensidades mais altas, a geração de
plasma, que limita o valor máximo de intensidade utilizável. A partir de um certo valor de
intensidade de laser, a geração e o aquecimento do plasma passam a blindar o alvo, de modo
que um aumento de intensidade do feixe de laser não representa aumento de ablação do alvo
2
sólido.
No inicio da década de 90 iniciaram-se, nos EUA e na Europa, estudos intensivos de
aproveitamento do grande parque de lasers de cobre, instalado em função dos programas de
separação isotópica de urânio, em aplicações industriais9,10,11. Os resultados foram bastante
encorajadores no processamento de materiais de grandes condutividades térmicas, tais como o
cobre, o alumínio e suas ligas, e na utilização do segundo harmônico da radiação deste laser
para o processamento de materiais orgânicos12-15. Além das aplicações na indústria e na
medicina, outros trabalhos de aplicação dos lasers de cobre, como em espectroscopia,
espectrometria de massa, etc., também vêm sendo realizados, e exemplos podem ser
encontrados na literatura
16,17
. Só recentemente tem sido estudada a utilização de lasers de
cobre na ablação de alvos sólidos.
Paralelamente tem havido um interesse crescente no estudo de ablação com a
utilização de laser com baixas energias por pulso e pulsos curtos, como por exemplo, o laser
de Ti-Safira7, com pulsos de 500fs e os lasers de vapor de cobre18 e de CuBr19, com duração
de pulsos de 50ns. Estudos comparativos da aplicação de lasers na produção de filmes finos
indicaram resultados similares para pulsos com duração entre centenas de femtosegundos e
dezenas de nanosegundos, principalmente quando a ablação é feita em metais20.
Nestas aplicações, o laser de cobre surge como uma alternativa atraente e,
particularmente o laser de Cu-HBr, desenvolvido no IEAv, por apresentar taxas de repetição
acima das dos outros lasers mencionados, o que permitiria, em princípio, altas taxas de
crescimento de filmes finos.
Este trabalho tem por objetivo estudar o vapor gerado no processo de ablação de
alvos sólidos de tungstênio por pulsos de laser híbrido de cobre, desenvolvido no IEAv,
usando como sensores filmes de PVDF (difluoreto de polivinila), Ion Gauge e Sonda de
3
Langmuir.
O tungstênio foi o material escolhido como amostra por dois motivos: deseja-se
desenvolver no IEAv filmes finos deste material para aplicação em transdutores de pressão e
para o desenvolvimento de termoelementos. Outro motivo é a evaporação de metais
refratários sendo de especial interesse na área de separação isotópica, principalmente na
espectroscopia de fotoionização de urânio.
O laser híbrido de cobre, também chamado de Cu-HBr, está sendo desenvolvido21 no
IEAv para ser aplicado em diversas pesquisas que vão desde o tratamento de patologias da
pele e aplicações em odontologia22 até o corte e furação de diamante CVD23. Trabalhos
anteriores de ablação de metais refratários24,25, como o tungstênio, o nióbio e o molibidênio,
revelaram que o limiar de evaporação, utilizando este laser, ocorre para valores relativamente
baixos de potências média e de pico, quando comparado com experiências realizadas com
laser de excimer, por exemplo.
Neste trabalho o estudo do vapor gerado na ablação a laser de alvos sólidos de
tungstênio foi feito de maneira sistemática, com pulsos de baixa energia e a altas taxas de
repetição. Sensores de PVDF (diflureto de polivinila), Ion Gauge e sonda de Langmuir foram
utilizados para a caracterização do vapor gerado, em substituição às técnicas de análise de
vapor normalmente usadas, como espectroscopia de massa por tempo de vôo, por exemplo26,27
.
No espectrômetro de massa por tempo de vôo, partículas carregadas, como íons e
fragmentos iônicos de uma molécula original, são classificadas de acordo com a sua relação
massa/carga, constituindo-se assim um valioso auxiliar no esclarecimento da estrutura, por
exemplo, de compostos orgânicos, na análise elementar de amostras de estado sólido e na
análise de misturas orgânicas complexas. O mecanismo de funcionamento desta técnica
4
baseia-se no seguinte fato: as partículas geradas num fluxo de vapor são ionizadas e
aceleradas por um potencial eletrostático de modo que tenham a mesma energia cinética ao
longo de um tubo de comprimento conhecido. Considerando que a energia cinética é dada
pela expressão E = mv2/2, o tempo que uma determinada partícula ou átomo levará para
percorrer o tubo será uma função de sua massa. Assim, conhecendo-se o espaço percorrido
pela partícula ou átomo, o comprimento do tubo e medindo-se seu tempo de vôo, pode-se
determinar a massa do elemento a partir da energia cinética fornecida. Particularmente neste
trabalho, o tungstênio utilizado possui uma pureza de 99,9%, assumimos que todas as
partículas ejetadas têm a mesma massa, uma vez que estamos interessados somente em
átomos neutros e em íons de tungstênio. Enquanto que um espectrômetro por tempo de vôo
convencional discrimina a energia e não a massa, se considerarmos a massa conhecida,
podemos averiguar a energia cinética das partículas no sistema usando as medidas de tempo
de vôo. Isto é, se todas as partículas tem a mesma massa, o sinal de tempo de vôo permite a
avaliação da velocidade (logo da energia cinética) das partículas.
Para este tipo de aplicação, sensores do tipo PVDF, ion gauge e sondas de Langmuir
se prestam bastante bem. Com os sensores de PVDF, Ion Gauge e sonda de Langmuir
também se almejou identificar as espécies carregadas no vapor gerado pela ablação a laser e
determinar diretamente a distribuição de velocidades destas espécies e indiretamente suas
densidades, como será discutido oportunamente neste trabalho.
Com esta instrumentação foram obtidas informações da temperatura translacional,
velocidade de deriva, temperatura de elétrons, densidade de íons e elétrons e distribuição
espacial do vapor gerado no processo.
Este trabalho está estruturado da seguinte forma: o capítulo 2, apresenta os princípios
básicos do processo de ablação a laser; o capítulo 3, apresenta a infraestrutura experimental
5
básica, o laser de Cu-HBr: seu princípio de funcionamento e qualidade de feixe; a câmara de
evaporação utilizada e a produção de alvos de tungstênio; o capítulo 4, os experimentos,
funcionamento e montagem do sensor de PVDF e os resultados alcançados de temperatura
translacional e velocidade de deriva; o capítulo 5, os experimentos com sonda de Langmuir,
seu funcionamento, as medidas dos parâmetros de plasma e tempo de vôo das partículas; o
capítulo 6, o funcionamento do Ion Gauge e determinação de cargas elétricas; o capítulo 7,
medições de taxa de evaporação e densidades de partículas na pluma, utilizando sensor de
quartzo e medições de resistência de filme; e no capítulo 8 as conclusões obtidas neste
trabalho.
6
2 – A ablação a laser
Entende-se por ablação a laser a remoção de material de um alvo iluminado por
feixes de laser. Esta remoção pode ocorrer tanto devido ao aquecimento deste material até a
sua evaporação quanto pela sua fotodissociação.
Na ablação a laser de metais, o processo de evaporação ocorre pela interação do feixe
de laser com a superfície do alvo a ser evaporado. Esta interação depende das propriedades do
feixe do laser e do material alvo. O aquecimento de metais, como o tungstênio, iluminados
por feixes de laser ocorre devido à absorção de energia por cargas livres. O campo elétrico da
radiação eletromagnética acelera os elétrons livres do sólido e estes, colidindo com a rede
cristalina transferem energia ao sólido como um todo28,29. Esta energia é transferida
posteriormente por colisões com outros elétrons e com fônons, transmitindo calor para o resto
da amostra. Os tempos de relaxação envolvidos30, são da ordem de 10-12 à 10-13s, e assim, se a
duração do pulso de laser for maior que estes tempos de relaxação, a absorção da energia de
um pulso de laser em metais pode ser tratada como a geração de um pulso de calor na
superfície, com perfil temporal determinado pelo pulso de laser.
2.1 Aquecimento de metais por pulsos de laser
Quando um pulso de calor é gerado na superfície da amostra sólida, esta superfície
sofre um aquecimento e o calor começa a ser transferido por condução para o volume da
amostra. Para descrever este processo, é utilizada a equação de calor,
∇.( K∇T ) + A( x, y, z , t ) = ρc
∂T
,
∂t
(1)
onde T é a temperatura; K é a condutividade térmica; A(x,y,z,t) é a quantidade de calor por
unidade de tempo e por unidade de volume depositada na amostra; ρ é a massa específica da
amostra e c é o calor específico do material. Quando o diâmetro do feixe sobre a superfície da
7
amostra é muito maior que a profundidade da região em que o calor é gerado, a equação
acima pode ser resolvida em uma só dimensão. Considerando-se que K é independente da
posição e da temperatura e que a absorção de calor ocorre na superfície, então a equação (1)
pode ser descrita como:
∂ 2T
∂T
K . 2 + I (t )δ ( z ) = ρc
∂t
∂z
(2)
onde I(t) é a intensidade do pulso de laser, δ(z) é a função delta de Dirac. A solução
dessa equação pode ser escrita como:
T ( z, t ) =
2.a.I
z
(kt )1 / 2 ierfc[
]
K
2.(k .τ )1 / 2
com ierfc( z ) = erfc( s ).ds
e erfc( z ) =
2
1/ 2 ∞
π
2
e − z .dz
(3)
(4)
(5)
z
Nas equações acima a é a fração de luz absorvida, I a intensidade incidente do feixe
de laser, k a difusividade térmica do material,
o tempo de duração do pulso de laser e z, a
posição ao longo da direção de propagação do feixe31.
Existe um comprimento característico, denominado de comprimento de difusão
térmica, dado por
LD =
4.κ .τ
(6)
Este comprimento fornece a profundidade de penetração do calor na amostra durante
o intervalo de duração do pulso de laser.
A Figura 1 mostra diagramas que exemplificam este conceito. Supõe-se inicialmente
um pulso "quadrado" de laser, com intensidade I e duração τ. O pulso é absorvido na
superfície que, ao ser aquecida, transfere calor para o corpo da amostra. Ao final do pulso de
8
laser, a superfície da amostra sofre um aumento de temperatura dado por
2aI
(kτ ) 1 / 2
K
T (0, τ ) =
(7)
No interior da amostra a temperatura decresce à medida em que z aumenta, caindo a
cerca de 9 % do valor da superfície quando z = LD = (4k )1/2.
Amostra
Feixe de
laser
T(z)
I(t)
Ts
(b)
0,09
t
(a)
τ
(c) L
D
LD = (4 κ τ )1/2
LD = comprimento de
difusão térmica
Figura 1: Diagrama esquemático da absorção do pulso de laser: (a) Curva de intensidade
I(t) em função do tempo t para um pulso quadrado de laser, (b) diagrama esquemático de um
feixe de laser incidindo sobre a superfície da amostra e região em que o calor é gerado, (c)
variação de temperatura T(z) em função da profundidade z.
Nesta solução, considera-se que a condutividade térmica não depende da
temperatura, o que, de fato não corresponde à realidade. No entanto, se for considerada a
dependência de K com a temperatura, não é possível se obter uma solução analítica para o
problema. Para contornar esta limitação, é usual considerar o seu valor médio no intervalo de
temperatura do problema, como
9
T'
k (T )dT
K=
0
(8)
T'
dT
0
Os valores de K usados neste trabalho são tabelados no trabalho de W.W. Duley 32. O
mesmo procedimento é adotado com relação à difusividade térmica representada por
T'
k (T )dP
k=
0
(9)
T'
dT
0
Considerando-se propriedades térmicas médias, a energia absorvida pela amostra
deve ser tal que permita a extração de material de sua superfície, iniciando o processo de
evaporação. Durante este processo de absorção da energia do feixe do laser pela superfície do
alvo, diversos fenômenos podem ocorrer: termoionização, fusão, liquefação, vaporização e
geração de plasma.
A termoionização, ou extração dos elétrons de um metal sob a ação do movimento
2
térmico, acontece quando 1 / 2me v n ≥ W , onde me é a massa do elétron, vn é a projeção da
velocidade térmica do elétron na direção normal à superfície e W é a função trabalho. Quando
a energia do feixe de laser transferida a superfície do material é tal que a relação acima seja
obedecida, inicia-se o processo de ejeção de elétrons. Este fenômeno é conhecido com efeito
termoiônico.
Os processos de fusão, liquefação e vaporização são devido basicamente às
transições de fase provocadas pelo aquecimento do material. De um modo geral o vapor é
ejetado a temperaturas tão altas (usualmente maiores que a de vaporização) que uma fração do
material ejetado já está ionizado. A interação do feixe de laser com as cargas precursoras e a
10
posterior transferência de energia destas para o resto do vapor, sustentam o plasma e
aumentam sua temperatura e
densidade. As propriedades do plasma produzido em
experiências de ablação a laser têm sido investigadas ao longo dos anos33,34. A sua presença
em processos de ablação a laser é muitas vezes indesejável, uma vez que plasmas de altas
densidades e de altas temperaturas blindam o feixe de luz. Estudos das características deste
tipo de interação tem sido um campo crescente em ciência básica, na engenharia e na
tecnologia de processamento de materiais10,11,12,35.
A absorção da radiação laser pelo alvo na prática não ocorre integralmente. Da
energia total que incide sobre a superfície, parte é refletida, parte é transmitida (no caso de
materiais transparentes), parte é espalhada e parte será efetivamente absorvida. A troca de
energia entre o feixe do laser e o alvo sólido inicia um processo de ejeção de material da
superfície, neste processo térmico, a ejeção de elétrons é favorecida, precedendo a geração do
vapor25. O vapor que é ejetado absorve a radiação do laser, sendo aquecido e tornando-se um
plasma, como já descrito anteriormente.
Este processo pode ser dividido esquematicamente em dois regimes diferentes:
(a) Baixas intensidades de laser: o vapor produzido pelo pulso do laser comporta-se
como um meio transparente, e a passagem do feixe de laser não é atenuada.
(b) Altas intensidades de laser: as temperaturas do vapor são altas o bastante para
causar a excitação e a ionização dos átomos, tornando o vapor um meio opaco para a
passagem do feixe do laser. O processo de absorção é descrito pela lei de Beer-Lambert 36,
dada por:
I(z)=I0e-az
( 10 )
onde I(z) é a intensidade do feixe na posição z no interior da amostra, I0 é a intensidade do
feixe incidente, a é o coeficiente de absorção óptica do material e z é a variável na direção de
11
propagação do feixe. O coeficiente de absorção a tem dimensões de cm-1 e depende do meio,
do comprimento de onda e da intensidade da radiação37.
No segundo regime as densidades e as temperaturas produzidas pelo laser permitem
que o plasma possa ter sua temperatura e densidades aumentadas, pois parte da energia do
laser aplicado passa a ser utilizada para sustentar o plasma, ou seja, parte da energia do feixe
é diretamente absorvida pelo plasma. As propriedades do processo de ablação laser neste
último caso são influenciadas fortemente pelo acoplamento do laser-plasma e pela cinética do
plasma38-41.
Neste trabalho será analisada somente a situação em que o vapor gerado é
transparente à passagem do feixe, devido às características do laser utilizado que nos fornece
baixas energias por pulso. Será assumido também, ao longo deste trabalho, que a fração de
energia absorvida acompanha o perfil temporal do pulso de laser e é integralmente convertida
em energia térmica.
Considerando-se então os valores médios de K e k , pode-se estimar o limiar de
evaporação de um dado material25, que neste caso será o tungstênio. Tomando a temperatura
da superfície da amostra T(0,τ) como a temperatura de vaporização do material, conhecendose a duração do pulso e o coeficiente de absorção "a", é possível estimar a intensidade Imin de
limiar de evaporação.
Na literatura, assume-se que a intensidade de limiar de evaporação para um dado
material é aquela para a qual a superfície iluminada da amostra atinge a temperatura de
vaporização, ou:
I min = (
TV − Tambiente
).K
2a (kτ )1 / 2
( 11)
onde Imin é a intensidade mínima necessária para o limiar de evaporação, TV é a temperatura de
12
vaporização, k a difusividade térmica do material, K a condutividade térmica e τ é o tempo de
duração do pulso42. Entretanto, foi verificado recentemente que para materiais refratários, na
temperatura de fusão a pressão de vapor já é alta o suficiente para que a temperatura de fusão,
e não a de vaporização, seja considerada a de limiar para a formação de vapor25. A título de
exemplo, na temperatura de fusão, a pressão de vapor do tungstênio é da ordem de 1 mbar 43.
Desta maneira, a relação acima continua válida, porém a temperatura de fusão TF e não a de
vaporização TV deve ser considerada para a estimativa do limiar de geração de vapor. A
intensidade mínima para a geração de vapor em metais refratários deve ser corrigida então
para
T F T ambiente
I min
2a
1 2
K
(12)
Tomando os valores típicos mostrados na Tabela I, pode-se estimar a intensidade
mínima para a produção de vapor em alvos de tungstênio sólido usando laser de Cu-HBr
como sendo Imin = 30 MW/cm2. Os parâmetros tipicamente utilizados para a caracterização de
um laser como o de cobre são a potência média; a energia e a potência de pico por pulso.
Quando o feixe de laser é focalizado em uma área A sobre uma amostra, a relação destes
parâmetros entre sí e com a fluência (densidade de energia) e a intensidade (densidade de
potência) são dadas por
E
A
E
A
P Ef
I
(13)
onde P é a potência média do feixe do laser (W), ε é a fluência do laser (J/cm2), f é a
freqüência de repetição do pulso (Hz), A é a área de iluminação do feixe (cm 2), E é a energia
13
do pulso (J), I é a intensidade (W/cm2) e τ o tempo do pulso de laser (s).
Tomando a intensidade mínima necessária para a produção de vapor calculada no
último parágrafo e as relações acima, podemos estimar que a potência média mínima do laser
de Cu-HBr para a obtenção do vapor, como sendo da ordem de 250 mW. Como o laser
utilizado neste trabalho tem uma potência máxima da ordem de 12 W, este atende o requisito
para a ablação de tunsgtênio.
Tabela 1: Propriedades térmicas e ópticas do tungstênio e características do laser de CuHBr, utilizadas na estimativa do limiar de geração de vapor em tungstênio utilizando este
tipo laser. Os parâmetros K condutividade térmica e k difusividade térmica adotados, são
valores médios em relação aos valores encontrados na literatura para temperaturas de 300K
a 3000K.
Propriedade
Unidades
Valor
W/cm oC
1,067
Tungstênio
Condutividade térmica K
Difusividade térmica –
Temperatura de Fusão – TF
2
cm /s
0,386
K
3680
ns
35
cm2
1,5×10-5
-
0,5
kHz
16
Laser de Cu-HBr
Duração do pulso Área iluminada pelo feixe – A
Absorção em 520 nm Freqüência de repetição – f
2.2 Estimativa da Taxa de evaporação
Se a amostra for iluminada por um feixe com intensidade maior que a de limiar de
vaporização, o excesso de energia irá ser utilizado para converter material em vapor. A
relação que descreve qual a taxa de vaporização é dada por3:
a I
I min
mHV
A
(14)
Onde a é o coeficiente de absorção, I é a intensidade do feixe de laser que ilumina a
14
amostra, Imin é a intensidade mínima para a ocorrência de evaporação, A é a área iluminada
pelo feixe de laser, m é a massa por unidade de tempo que é evaporada e Hv é a entalpia de
evaporação. A relação da massa evaporada no tempo em função da intensidade de laser pode
ser escrita como:
m
a I
I min A
HV
(15)
Tomando a energia por pulso como E = IA , a massa total evaporada por um pulso
de laser de energia E pode ser estimada pela relação
m m
a
E I min A
HV
(16)
Se o laser tem uma taxa de repetição de f pulsos por segundo, a taxa de evaporação
média será uma função de sua taxa de repetição, dada por:
m mf
af
E
HV
I min A
(17)
Lembrando-se que a potência média do laser é P = E f, podemos escrever
m
onde
a
P P min
HV
(18)
P min I min A f .
Assim, a taxa de evaporação média será da ordem de 1,2×10-3 g/s para uma potência
média de 11W, usando os dois comprimentos de onda emitidos pelo laser de CuHBr. É
importante ressaltar que este modelo é válido se, durante o pulso de laser, não houver
considerável condução de calor para o volume da amostra, no entanto, o resultado calculado
serve para sugerir que é possível obter altas taxas de ablação de tungstênio usando o laser de
Cu-HBr.
15
2.3 Natureza e expansão da pluma de vapor
A ablação a laser, caracteristicamente, gera um jato de vapor que contém, além de
átomos neutros, elétrons, íons, aglomerados e gotículas. A formação de partículas carregadas
(plasma) foi já discutida anteriormente. Chun e Rose4 verificaram experimentalmente que ao
ser ejetado, o vapor do material aquecido por laser arrasta consigo parte do material líquido
das bordas da região aquecida e Gagliano e Paek5 estudaram a ocorrência de explosões abaixo
da superfície, que poderia justificar a presença do material líquido no jato removido. Em
ambos os casos, ocorre a ejeção de gotículas de material líquido junto com o vapor
monoatômico e com íons e elétrons, no processo de ablação a laser. Cali6 e co-autores
estudaram a ablação de materiais refratários usando laser de CO2 em regime pulsado e
observaram que a formação de gotículas aumenta com a intensidade do laser.
Imediatamente após o término do pulso de laser, o material que foi ejetado ainda não
se expandiu consideravelmente. Por exemplo, se tomarmos a duração do laser de Cu-HBr
utilizado neste trabalho e uma velocidade típica de expansão da pluma43,44 da ordem de 4000
m/s, grosseiramente, ao término do pulso de laser teremos a pluma confinada em um cilindro
com base igual à área iluminada (~ 1,5×10-5 cm2) pelo laser e comprimento da ordem de 140
m. Se supusermos que a quantidade de material evaporado é da mesma ordem de grandeza
que do material confinado dentro do volume dado pela área iluminada pelo laser45,46 com um
comprimento da ordem de difusão térmica, teremos que, no término do pulso de laser, a
densidade da pluma será da ordem de 1021 átomos/cm3. Certamente este número é
superestimado, mas indica que ao término do pulso de laser a pluma terá uma densidade ainda
comparável com a do sólido. Acrescente-se a isto o fato da pluma ser fortemente ionizada.
Neste regime, todos os processos de troca de energia são dominados por colisões, a pluma se
16
comportará como um fluido e a expansão será regida por processos hidrodinâmicos. Vários
autores
47,49
argumentam que nesta fase da expansão são necessárias somente cerca de 4
colisões por partícula para que a pluma atinja equilíbrio térmico.
A alguns centímetros do alvo a pluma já expandiu o suficiente para que o livre
caminho médio seja suficientemente grande para que a pluma seja considerada não colisional.
Esta é a região onde se estudou a pluma do tungstênio neste trabalho e mostram que a
expansão da pluma pode ser então descrita como um gás em equilíbrio 50,49 com uma
velocidade de deriva. A função de distribuição de velocidades é dada por uma Maxwelliana
com uma velocidade de deriva vD e com duas temperaturas características: uma translacional
ao longo da direção de propagação da pluma z e outra, menor, transversal à primeira. Existe
uma certa controvérsia a respeito da origem da diferença nas temperaturas translacional e
transversal, mas há uma tendência em se explicar este efeito como devido a um efeito
semelhante ao de Z-pinch em plasmas, isto é, as cargas em expansão geram campos elétricos e
magnéticos que tendem a confinar o plasma na região próxima ao eixo de propagação51,52 .
Este efeito é intenso o suficiente para que até mesmo separação isotópica seja observada na
pluma de elementos leves evaporados a laser
53, 54
.
17
3 – A infraestrutura experimental básica
Grande parte deste trabalho constituiu na concepção, construção, montagem e
caracterização da instrumentação necessária para o estudo da pluma produzida por ablação de
tungstênio usando o laser de Cu-HBr. Para isto, uma infraestrutura experimental básica foi
montada e caracterizada e, posteriormente, vários experimentos com instrumentação e
objetivos diferentes foram realizados utilizando esta infraestrutura. Neste capítulo será
descrita esta infraestrutura, dando-se ênfase ao laser de Cu-HBr, na câmara de evaporação e
na produção de amostras de tungstênio.
3.1 – O laser de Cu-HBr
Um dos aspectos inéditos deste trabalho é a utilização do laser de Cu-HBr para a
ablação de metais refratários. Assim, neste capítulo é dada especial atenção ao laser de CuHBr, suas características e parâmetros de funcionamento de interesse para este trabalho.
3.1.1 Laser de Cu-HBr utilizado
No IEAv, tem-se trabalhado no desenvolvimento do laser de vapor de cobre desde
1983, e em 1989 foi transferida a sua tecnologia de construção para a indústria55-57.
Para a obtenção de vapor metálico, necessário para a ação laser no átomo de cobre,
placas deste material são aquecidas à temperatura de cerca de 1500ºC, em vácuo, para que
haja a vaporização direta do metal. Com a aplicação de um pulso intenso de corrente de curta
duração a inversão de população do meio ativo pode ser obtida e, com isso, torna-se possível
a ação laser. Este processo é utilizado nos Lasers de Vapor de Cobre convencionais,
comumente identificados como LVCs. O inconveniente deste laser é a alta temperatura de
operação, que obriga a utilização de materiais nobres e caros, como alumina de alta pureza
(ou zircônia), lãs de alumina, entre outros.
Como alternativa ao laser de vapor de cobre há o laser de sal de cobre 57 e o laser
18
híbrido de cobre (Cu-HBr)58.
Na primeira alternativa, é feito o aquecimento de um sal de cobre, a uma temperatura
da ordem de 400 – 600 ºC para a geração de vapor do sal. O cobre atômico é obtido após a
quebra das moléculas do sal com a aplicação de um pulso de corrente de curta duração.
A segunda alternativa é uma combinação das tecnologias do laser de vapor de cobre
com a do sal de cobre. Nela o ácido bromídrico (HBr), adicionado ao gás tampão (Ne), reage
com as placas de cobre colocadas dentro do tubo de descarga. O produto da reação é um sal
de cobre (CuBr), que é evaporado e, posteriormente, dissociado numa descarga elétrica
pulsada. Após a dissociação das moléculas do sal, o átomo de cobre pode então ser excitado
para o nível superior de laser, e gerar a ação laser.
Esta nova tecnologia foi proposta em 1990, por um grupo de pesquisa da
Universidade de Saint Andrews59, e denominada HyBrID (Hydrogen Bromide In Discharge),
tanto por causa da presença da molécula de HBr na descarga, como pelo fato deste tipo de
laser ser um híbrido do laser de vapor de cobre convencional (LVC) com o laser de sal de
cobre (LVSC).
Comparada com a tecnologia convencional (LVC), a tecnologia HyBrID apresenta
várias vantagens, entre as quais vale destacar: a baixa temperatura de operação, a maior
estabilidade da descarga e, principalmente, a excelente qualidade do feixe.
A Figura 2 mostra o diagrama esquemático de um laser de Cu-HBr construído no
IEAv58. O volume ativo do laser está contido em um tubo de alumina com 80 cm de
comprimento e 25 cm de diâmetro. O tubo de alumina é circundado por um tubo de quartzo,
fixado com anéis de viton a um par de flanges de aço refrigeradas a água.
19
Figura 2: Diagrama esquemático do laser de Cu-HBr desenvolvido no IEAv.
A principal função do tubo de alumina é uniformizar a temperatura na região da
descarga. Eletrodos formados por varetas de tungstênio são fixados internamente nas flanges
que suportam os tubos que formam o volume ativo. Estas flanges são ligadas a outras flanges
por segmentos de tubos de quartzo de 20 cm, estas flanges secundárias suportam componentes
ópticos do laser, como janelas ou espelhos da cavidade ressonante.
Neste laser, a cavidade ressonante pode ser interna, com os espelhos da cavidade
fixados diretamente sobre as flanges, ou externa, utilizando-se janelas, com os espelhos
desacoplados da cabeça do laser. Para isolar o vácuo e permitir a passagem do feixe de laser
são utilizadas janelas de quartzo, inclinadas cerca de 5º com relação ao eixo óptico, para
evitar realimentações indesejáveis. O laser utilizado neste trabalho opera com cavidade
externa, sendo um espelho refletor total côncavo com raio de curvatura de 2.99m e um
espelho de acoplamento feito de uma lente plano-convexa com 0,15m de distância focal.
Uma camada de isolante térmico, feita de alumina fibrosa, é colocada em volta do tubo
de quartzo para aumentar a temperatura na região da descarga. Um cilindro de cobre
refrigerado a água forma um retorno de corrente de baixa indutância e permite a remoção do
calor gerado na descarga.
20
Esse laser trabalha em regime pulsado e tem seu nível inferior de laser num estado
metaestável, isso implica em várias condições para sua operação eficiente, como: relaxação
das espécies metaestáveis e dos elétrons gerados durante o pulso de excitação; retorno dos
átomos de cobre ionizados e excitados para o nível fundamental e alta taxa de corrente no
tubo de descarga, desta forma, uma simples mudança na frequência de repetição de pulsos
ocasiona uma alteração das condições iniciais de descarga, o que afeta o comportamento do
laser. A concentração de HBr, assim como a tensão de carga, pressão total da mistura,
também exercem forte influência no comportamento da descarga do laser de Cu-HBr.
3.1.2 Cuidados na operação do laser
O processo de reação entre o ácido HBr e o cobre, gerando o sal de cobre, deve ser
controlado de maneira a não saturar o meio. Para tanto, é controlado o fluxo de ácido que
circula pelo tubo bem como o tamanho da placa de cobre exposta à reação. Neste laser em
particular, as chapas de cobre devem ter da ordem de 3g, com dimensões de (8x25x0,8)mm
para um fluxo de gás de 35atm·cm3/min, a uma pressão de 30 mbar. Em condições diversas,
observa-se a formação de pequenas “árvores” de cobre (dendritas) que ocupam espaço dentro
do tubo, interferindo no feixe do laser e deteriorando a qualidade do feixe do laser.
A produção de sal de cobre implica no acúmulo de seus resíduos nas paredes do tubo e
no sistema de circulação do gás, ocasionando muitas vezes corrosão e aquecimento dos orings de vedação, gerando vazamentos e entupimentos nos sistema de vácuo. Então, para
garantir uma descarga estável e boa qualidade de feixe, deve-se repor a placa de cobre em
intervalos de 30 horas de uso, e efetuar uma limpeza geral do tubo e do sistema de circulação
do gás a cada 3 meses.
21
3.1.3 Qualidade de feixe e como medí-la.
Nas aplicações de lasers em processamentos de materiais, o conhecimento das
características do feixe de laser, tais como: comprimento de onda, tamanho e posição do foco
e perfil de distribuição espacial e temporal de energia do feixe, são tão importantes quanto o
conhecimento das características físicas do material a ser processado, como: propriedades
ópticas, térmicas e fotoquímicas.
Para a evaporação de materiais, por exemplo, o parâmetro que determina a
temperatura da superfície de um alvo iluminado por um laser é a intensidade e não a potência
de saída do feixe de laser. A correta caracterização do feixe permitirá a determinação do
diâmetro de feixe sobre a amostra e, conseqüentemente, das intensidades aplicadas. Desta
forma, deve-se correlacionar o comportamento de evaporação, formação de cargas elétricas e
a formação de clusters com a intensidade incidente sobre a superfície do alvo.
Se o perfil de intensidade da radiação laser sofrer algum tipo de deterioração, o
resultado desejado pode não ser alcançado, mesmo que a potência ou a energia total
mantenha-se inalterada. Para caracterizar um feixe de laser não é suficiente apenas obter a
imagem de pontos impressos pela radiação em papel termo-sensível ou obter uma imagem de
seu perfil espacial em blocos de acrílico. É importante determinar, diversos parâmetros:
diâmetro do feixe em várias posições, o fator de qualidade M2, a estabilidade de
funcionamento, o perfil espacial, e o perfil temporal do pulso60.
Em especial, para o laser de Cu-HBr, que tem emissão em modos de ordem superior61,
essa caracterização de feixe é importante para que se tenha um melhor conhecimento dos
parâmetros que realmente interferem no processamento.
A propagação de feixes de laser no modo fundamental TEM00, pode ser descrita pela
22
descrição do seu diâmetro e do raio de curvatura da sua frente de onda em função da distância
de propagação, ou seja, por w(z) e R(z), dados respectivamente por
:
2
λ .z
w( z ) = w0 1 +
π .w02
π .w02
R( z ) = z 1 +
λ .z
62,63
(19)
2
(20)
onde w0 é o raio na cintura do feixe, λ é o comprimento de onda e z é a distância a partir do
ponto onde o raio do feixe tem um mínimo, ao longo do eixo de propagação z.
Para modos de ordens superiores, a distribuição de amplitudes Um,n(r,z), pode ser
escrita como o produto da amplitude de campo de um feixe gaussiano, u(r,z), pelas funções
Fmn, que representam polinômios de Laguerre, para geometrias circulares, ou de Hermite, para
geometrias retangulares64, ou seja,
U mn (r , z ) = Fmn (r / w). u(r , z )
(21)
As funções Fmn somente têm dependência com o raio normalizado r/w(z) ao longo do
eixo de propagação. Assim, os raios dos feixes de ordem superior, W(z), podem ser expressos
como o produto do raio de um feixe gaussiano, w(z), por um fator constante M, como:
W ( z ) = M . w( z )
(22)
Substituindo esta relação nas equações 19 e 20, podemos escrever respectivamente:
M 2 .λ.z
W ( z ) = W0 . 1 +
π .W02
π .W02
R( z) = z 1 +
M .λ .z
2
(23)
2
(24)
Estas equações têm o mesmo aspecto das equações 19 e 20, exceto pela quantidade
23
M2.
O valor de M2 serve, portanto, para indicar, numericamente, a qualidade do feixe.
Assim, M2=1 corresponde ao feixe perfeitamente gaussiano e M2>1, a feixes de ordem
superior.
Para campos distantes ,
z
zR
W 20
a divergência do feixe pode ser escrita
M 2λ
πWo
(25)
como:
θ=
Deslocando a posição da cintura do feixe, Wo, de uma distância zo, pode-se reescrever
a equação 22 como:
W 2 ( z ) = Wo2 + θ 2 ( z − zo ) 2
(26)
Esta é a equação básica utilizada para a caracterização de um feixe de laser. Medindo,
experimentalmente, o diâmetro do feixe em diversas posições ao longo do eixo de
propagação, ajustamos o polinômio de segundo grau indicado acima determinando assim o
parâmetro M2, o raio mínimo do feixe (cintura do feixe) e a sua posição ao longo do eixo z.
3.1.4 Medição do M2
A Figura 3 mostra esquematicamente a montagem do sistema de medida, montada na
saída do laser para medir os diâmetros do feixe em diversas posições ao longo do eixo de
propagação.
Figura 3: Diagrama experimental para obtenção da qualidade de feixe onde 1 é o refletor
côncavo total do laser (2.99 m do raio da curvatura), 2 é o tubo do laser, 3 é uma íris de
abertura variável, 4 é a lente convexo-plano do acoplamento do laser (f=15,2 cm), 5 é um
refletor plano total, 6 é uma lente de focalização (f=25 cm), 7 é um filtro ótico, 8 e 9 são
prismas de quartzo, 10 é uma régua de 100 cm , 11 é o LBS-100 e 12 é o analisador do feixe
de laser LBA-100.
24
1
3
2
4
5
9
6
10
12
11
7
8
Como já mencionado anteriormente, a cavidade do laser é externa, constituída por um
espelho total côncavo e um espelho de acoplamento feito de uma lente plano-convexa. No
interior da cavidade foi inserida uma íris para controle da potência do laser. O feixe acoplado
por esta cavidade apresenta uma grande divergência e, para colimá-lo é utilizada uma lente
convergente. Um filtro de interferência permite a passagem somente do feixe verde e um par
de prismas permite colher uma amostra do feixe com uma fração da potência total, para evitar
saturar a câmara CCD do analisador de feixes.
É importante mencionar que, devido ao arranjo experimental, foi medida a potência
total emitida pelo laser nos dois comprimentos de onda: o verde (510 nm) e o amarelo (578
nm). Com este experimento foi, então, possível determinar o perfil de propagação do feixe de
laser após uma lente de focalização, o fator de qualidade M2, o raio e a posição do raio na
cintura do feixe. Foi utilizado um analisador de feixe de laser, Spiricon Modelo LBA-100A
65
para medir a cintura do feixe de laser em função da posição ao longo do eixo z. Com esta
ferramenta pode-se obter informações a respeito do perfil de distribuição espacial da energia
do feixe, e a partir desta calcular o raio do feixe. Em cada posição, os valores de raio do feixe
registrados correspondem a valores médios, calculados sobre 50 quadros, pelo próprio
25
equipamento. Assim, ajustando-se um polinômio de segundo grau aos valores de W2(z), podese determinar os valores de M2, e a posição e o valor da cintura de feixe 66, a Figura 4 mostra a
curva obtida.
Figura 4:Curva experimental de W2 em função da posição ao longo do eixo de propagação.
Como comentado anteriormente, o feixe do laser de Cu-HBr utilizado apresenta alta
divergência. Para reduzir essa divergência, foi colocada uma segunda lente, convergente, ao
longo do eixo de propagação para colimação do feixe. Os dados de diâmetro do feixe foram
coletados adotando-se, como origem, a posição dessa segunda lente.
O fator de qualidade do M2 obtido para a íris totalmente aberta foi de 4,9. Observou-se
também que o valor de M2 diminui quando a abertura da íris diminui66. Isso mostra que a íris
trabalha como um filtro espacial dentro da cavidade, eliminando os modos de borda e
favorecendo os modos de ordem mais baixa. Um outro comportamento interessante é que a
cintura do feixe depois da lente não muda consideravelmente com a variação de abertura da
íris, apresentando uma flutuação de aproximadamente 10%. Este comportamento é muito útil
nas experiências de ablação, pois como o diâmetro do feixe no foco não varia, basta medir a
potência total do laser para se determinar a intensidade.
26
3.1.5 Caracterização temporal do laser
O perfil temporal do feixe foi obtido com um fotodiodo EGG, modelo 040B, e um
osciloscópio digital Tektronix TDS-540A. A Figura 5 mostra o perfil temporal de um pulso
na linha verde de laser de CuHBr. Com base neste perfil, determinou-se a largura temporal do
feixe, de 35 ns, e este valor é utilizado para a determinação da potência de pico do pulso de
laser. Os parâmetros de operação do laser de Cu-HBr são mostrados na tabela 2.
0,25
Verde
Volt/Div (V)
0,20
0,15
0,10
0,05
0,00
-0,05
0
50
100
150
200
Tempo (ns)
Figura 5: Perfil temporal da linha verde do feixe de laser de Cu-HBr
Tabela 2: Parâmetros de operação do Laser de Cu-HBr utilizado.
Comprimento de
onda
(nm)
Potência de Saída
(W)
Taxa de repetição
(kHz)
Largura de Pulso
(ns)
512/578
10 - 20
10 - 20
20 - 50
3.2 A Câmara de evaporação
A câmara para ablação foi construída visando ser o mais versátil possível. As paredes
27
foram feitas em aço inoxidável e na forma cilíndrica de diâmetro igual à 50cm e com 70cm de
comprimento. Estas dimensões facilitam qualquer alteração no arranjo experimental no
interior da câmara de vácuo, que contém 10 janelas. A janela principal, no diâmetro da
câmara, é usada para manipulação de instrumentos em seu interior. Uma janela, formando 45°
com a base e com diâmetro de 5cm, é usada para a entrada do feixe de laser. Mais oito
janelas, com diâmetro de 5 cm, distribuídas em sua estrutura, como mostra a Figura 6, são
usadas para colocação de instrumentação e visualização do processo.
A Figura 7 esquematiza a montagem experimental básica no interior da câmara para
realização das medidas. Na posição esquematizada para o detetor, são colocados os diferentes
sensores propostos neste trabalho, demonstrando a versatilidade do sistema para diferentes
tipos de medições.
Figura 6: Câmara Evaporadora
28
Figura 7: Diagrama esquemático da montagem
experimental para os diversos sensores.
O alvo deve estar girando para minimizar os problemas de formação de cavidades
durante o processo de ablação. Portanto, há, na tampa traseira, um passador para o eixo do
porta-alvo. Este eixo é girado por um sistema de motor DC e correia dentada, acoplado a um
redutor de velocidade.
O sensor de vácuo é colocado na parte superior da câmara, e o vácuo é obtido com
uma bomba mecânica marca Edwards, modelo E2M8, acoplada a uma bomba difusora
Diffstack 160/170C Edwards. São usados dois medidores de pressão: um tipo Penning 505,
Edwards, e outro, Pirani 80, Edwards. O tempo de bombeamento do sistema para uma pressão
de fundo de 10-5Torr é da ordem de 4 horas.
29
3.3 Produção dos Alvos
Tendo em vista a dificuldade de se cortar metais refratários como tungstênio, foram
realizadas tentativas com serras diamantadas comerciais que não obtiveram êxito. Foi então
desenvolvido um sistema de usinagem usando o próprio laser de Cu-HBr partindo do
princípio que se este é capaz de evaporar tungstênio, é capaz de cortá-lo67.
Foram utilizados dois lasers de CuHBr construídos no IEAv, operando na
configuração de oscilador-amplificador, com potência média de 43 W (60 % no verde e 40%
no amarelo), operando a uma taxa de repetição de 16 kHz. Para movimentação e
posicionamento da amostra foi utilizada uma mesa XY composta por duas mesas lineares
THOMSOM mod. MS25LIBL-204, acionadas por dois motores de passo Applied Motion
mod. HT23-397. Para acionamento e controle dos motores de passo foi desenvolvido um
driver de potência controlado através da porta paralela de um microcomputador.
Dependendo da espessura da placa que se deseja cortar, define-se uma velocidade
tangencial da mesa. Quando essa velocidade é muito baixa, em cada ponto de focalização do
laser é arrancado material suficiente para abrir um pequeno furo. Com um conjunto de furos
próximos, efetua-se o corte da placa, como mostrado na Figura 8.
O programa de interface foi escrito em linguagem FreePascal, desenvolvido na
plataforma Linux. Este sistema permite realizar cortes em chapas de diversos materiais de
acordo com um formato pré-estabelecido e a diferentes velocidades.
30
Figura 8: Foto do arranjo para corte dos discos de tungstênio, As plumas luminosas
intensas nos dois lados da placa indicam que o corte vazou a placa, estas plumas são devido
parte à emissão do plasma, parte pelo espalhamento do feixe de laser no material ejetado da
placa
A placa de tungstênio de partida tinha (150×100×1)mm de espessura e para cortar cada
amostra com 12 mm de diâmetro foram dispendidos cerca de 20 minutos. A Figura 9, mostra
o resultado final do processo de corte da chapa de tungstênio.
Figura 9: Discos de tungstênio cortados com o laser de Cu-HBr e a placa de origem.
Os cortes foram feitos em formato circular em função da necessidade específica das
experiências de ablação a laser. No entanto, no nosso arranjo experimental, qualquer formato
31
2D pode ser cortado, uma vez que implica somente em modificações no software de controle.
A geometria de corte fica limitada somente à resolução da mesa XY utilizada, 12,5 µm, na
melhor hipótese, e no curso máximo da mesa de 150 mm. Não há também limitação quanto ao
material que pode ser cortado, o laser de CuHBr desenvolvido no IEAv se mostrou capaz de
cortar qualquer metal, materiais cerâmicos e diamante CVD23,68,69.
32
4 - Experimentos com PVDF
O PVDF é um polímero semicristalino de difluoreto de polivinila com
comportamentos piro e piezoelétrico. Neste trabalho é utilizado um transdutor comercial
PZ01, fornecido pela Images SI Inc, polarizado de modo a explorar suas características
piezoelétricas. Este material é utilizado numa variedade de aplicações como transdutores ou
sensores de temperatura70,71, em microscopia de força atômica72, detetores de onda de
choque73,74, monitoração cardiorespiratórias75, entre outras. As principais vantagens do PVDF
são: sua flexibilidade, baixa densidade, resistência a ataques químicos e possibilidade de
fabricação em forma de filmes finos. Estas características o destacam em relação aos
piezoelétricos convencionais (PZT), que são quebradiços e não flexíveis.
Na literatura encontrava-se referência à utilização do PVDF, em ablação a laser,
somente como sensores de ondas acústicas76 nos alvos iluminados pelo laser. No desenvolver
deste trabalho foi feita a primeira referência quanto à utilização do PVDF para caracterizar a
pluma gerada em experiências de ablação a laser
. Como o PVDF responde à pressão
77
exercida sobre sua superfície, do sinal elétrico gerado é possível obter informações a respeito
da temperatura translacional e da velocidade de deriva das partículas de vapor.
Neste Capítulo serão descritos: a montagem do sensor utilizado, a análise do sinal do
PVDF, os experimentos para verificar a distribuição angular da pluma e os experimentos para
verificar a velocidade de deriva e a temperatura translacional.
4.1 – A montagem do Sensor de PVDF
Foi utilizado um filme de PVDF comercial PZ01, fornecido pela Images SI Inc,
polarizado de modo a explorar suas características piezoelétricas. Este sensor já é fornecido
33
com filmes metálicos e conectores em ambas as faces e tem uma capacitância de 400 pF. O
sensor de PVDF foi fixado em uma placa de circuito impresso que por sua vez foi fixada no
interior de um cilindro metálico, para formar uma gaiola de Faraday, como mostra a Figura
10. Uma das extremidades do cilindro foi fechada com uma placa metálica com um passador
de sinal BNC. A outra extremidade foi fechada com uma tela de arame com fios de 100 µm.
A carcaça da gaiola de Faraday e o terra do conector BNC foram conectados diretamente ao
terra geral do arranjo experimental. Estes cuidados foram tomados para diminuir os ruídos
elétricos provenientes do laser de Cu-HBr. Um cabo coaxial conecta o sensor ao passador de
sinal na câmara de vácuo e um segundo cabo coaxial leva o sinal elétrico a um osciloscópio
Tektronix TDS 540 A.
Invólucro
Metálico
Filme de
PVDF
Tela de
arame
Passador
BNC
Filmes
metálicos
Figura 10: Diagrama da montagem do sensor de PVDF na gaiola de Faraday, para diminuir
ruidos do laser de Cu-HBr.
4.2 - Análise de sinal do sensor de PVDF
Para utilizar o sensor de PVDF como sensor em experimentos de ablação, temos que
correlacionar a pressão exercida pelo vapor na superfície do polímero com a quantidade de
34
material depositado nesta superfície. Para isto é necessário um tratamento do sinal do
transdutor.
Para entender o funcionamento do PVDF como sensor de partículas de vapor,
considere seu circuito elétrico equivalente78,79, representado na Figura 11.
Figura 11: Circuito elétrico equivalente do PVDF.
Pode-se considerar o sensor de PVDF como uma fonte de corrente que se encontra em
paralelo com a capacitância e a resistência intrínseca do sensor. Esta fonte de corrente é
proporcional à derivada temporal da polarização do filme, ou ainda, como é um piezoelétrico,
da derivada temporal da pressão exercida sobre o filme. Assim a equação que descreve o
circuito equivalente intrínseco do sensor é dada por:
c
dV
1 1
d
+
+ V = X (∆P )
dt
Rd R
dt
( 27 )
onde c e Rd são a capacitância e a resistência interna do sensor, R é a resistência de carga e X é
uma constante que depende da geometria e do processo de polarização do sensor e
Péa
pressão exercida sobre o mesmo.
Quando dV/dt<<1/RC, o sinal elétrico do sensor é proporcional à derivada temporal
35
da flutuação da pressão
P. Porém, se dV/dt>>1/RC, o sinal elétrico do sensor será
proporcional à pressão exercida sobre a superfície do PVDF.
Para descrever a pressão exercida sobre o sensor, considere o momento transferido
pelas partículas incidentes com uma velocidade v. A quantidade de movimento transferida é
dada por:
dp=d(m.v)
(28)
onde dm é o elemento de massa das partículas que incidem sobre o sensor. É conveniente
escrever dm em função da densidade em um dado elemento de volume (com área A e
comprimento v.dt), assim:
dm= ρ dV= ρ Avdt
(29)
Considerando a distância entre o sensor e o alvo como sendo igual a l e conhecendo-se
o tempo de chegada das partículas na superfície do sensor, obtém-se a velocidade destas
partículas v=l/t. Então, substituindo-se estas quantidades na equação do momento transferido,
temos:
2
l
dp= ρ A 2 dt
(30)
t
A pressão sobre a superfície do sensor será dada por:
P
1 dp
A dt
l
t
2
(31)
A expansão do vapor produzido por ablação pode ser entendida como uma súbita
expansão de um gás a alta temperatura e alta pressão, confinado em um volume muito
pequeno80,81. Como já foi mencionado no Capítulo 2, numa camada muito fina, próxima à
superfície do alvo, a expansão da pluma é dominada por processos colisionais e os
componentes da pluma entram muito rapidamente em equilíbrio térmico. Esta camada é
36
conhecida como camada de Knudsen. A alguns centímetros do alvo, a densidade de partículas
caiu consideravelmente e a pluma pode ser considerada como não colisional e em equilíbrio
térmico. Nestas condições, a densidade da pluma pode ser descrita por uma função de
distribuição Maxwelliana com uma velocidade de deriva v0 como:
2
1
m
l
ρ ( z , t ) ∝ 3 exp −
− v0
2k B T Z t
t
(32)
onde kB é a constante de Boltzmann, TZ é a temperatura translacional e m é a massa de cada
partícula. A direção de translação é paralela à direção de z que é a direção normal à superfície
do alvo. Então, substituindo-se a equação 32 na equação 31, obtém-se a pressão exercida na
superfície do sensor pelas partículas de vapor:
1
m
l
− v0
P ∝ 5 exp −
2k B T Z t
t
2
(33)
A capacitância medida no sensor de PVDF é de 400 pF. Então quando a impedância
de entrada do circuito característico for muito menor que o tempo de resposta do sensor, que é
da ordem de 10 s, obtém-se dV/dt<<1/RC. Neste regime, o sinal elétrico do sensor é
proporcional à derivada temporal de P, ou então, a integral no tempo do sinal do PVDF é
proporcional a P,
t
S t ' dt '
0
1
exp
t5
m
l
2kBT z t
2
v0
(34)
Assim, a partir do sinal obtido no PVDF, integrado no tempo, é possível obter a temperatura
translacional TZ e a velocidade de deriva v0 .
Já, para dV/dt>>1/RC, o sinal elétrico do sensor fornece de forma direta os valores de Tz e v0 ,
uma vez que
37
S t
1
exp
5
t
m
l
2kBT z t
2
v0
(35)
Experimentalmente, a escolha de um regime ou de outro implica somente na escolha
da impedância de entrada do dispositivo de medição, usualmente 50
ou 1 M . Não há, a
priori, nenhum motivo para a escolha de um regime ou de outro, tendo sido feitas
experiências com ambas as impedâncias na entrada do osciloscópio utilizado neste trabalho,
com resultados iguais, considerando os erros experimentais. Neste trabalho optou-se por
utilizar o sensor no regime de baixa impedância porque, como é necessário integrar o sinal
elétrico medido antes de realizar os ajustes numéricos para obtenção da temperatura
translacional e da velocidade de deriva, parte do ruído gerado pelo laser de Cu-HBr é
eliminado no processo de integração numérica.
4.3 - Distribuição angular do vapor
No processo de evaporação a laser, o jato de vapor ejetado da superfície do alvo sólido
apresenta características bastante incomuns, quando comparadas a processos de evaporação
por canhão de elétrons, de deposição por feixe molecular e de pulverização catódica 82. No
processo de evaporação a laser, o comportamento do vapor, no vácuo, obedece inicialmente a
um processo de expansão adiabática em regime viscoso. Em seguida, sofre uma transição
equivalente ao da expansão de jatos supersônicos produzidos por aberturas muito pequenas83.
Neste processo, as partículas mais energéticas são ejetadas na direção normal em
relação à superfície do alvo. Isto favorece o arraste das partículas de menor energia, que são
ejetadas em ângulos mais abertos, resultando em uma pluma de vapor com ângulos muito
pequenos, descrito de maneira simplificada pela expressão:
Y=cosn(x)
(36)
38
Um outro argumento para explicar esta concentração do jato de vapor no eixo normal
à superfície da amostra tem origem da magnetohidrodinâmica. A pluma tem um certo
desbalanço de cargas de modo que um campo magnético toroidal é gerado devido a sua
expansão. Há na literatura evidências indiretas da geração de campos magnéticos da ordem de
Mgauss (megagauss) em experiências de ablação84. Na presença deste campo, as partículas
sofrem uma força que as forçam a se concentrar em torno do eixo de expansão, num processo
semelhante ao conhecido por Z-pinch, em física de plasma85. Este efeito é tão acentuado em
elementos leves que até mesmo efeitos de separação isotópica foram observados em
experimentos de ablação a laser53.
O efeito descrito no parágrafo acima é tanto mais acentuado quanto maior for a
temperatura da superfície da amostra. Para processos de evaporação por canhão de elétrons86
os valores de n podem variar entre 3 e 9 e é de se esperar que em ablação a laser este
parâmetro possa ter valores ainda maiores. Neste trabalho foi realizada uma série de
experimentos para a verificação da distribuição angular da pluma na ablação de tungstênio
com laser de Cu-HBr.
O arranjo experimental utilizado é o mostrado na Figura 7, com o sensor de PVDF
como sensor de partículas. Para uma determinada potência de laser e para uma determinada
distância ao longo de z, o sensor era movido na direção transversal à da propagação da pluma
para variar o ângulo de visada e para cada posição era medida a amplitude do sinal do PVDF.
Na Figura 12 é mostrado um resultado típico destas medições. Foi utilizada uma potência de
10 W em ambas as linhas do laser e foi colocada na frente do sensor de PVDF uma fenda com
1 mm de abertura para melhorar a resolução angular das medições. O sensor de PVDF foi
colocado a 20 cm do alvo e deslocado transversalmente a pluma de vapor e cada ponto
experimental na figura corresponde à média de 10 pulsos.
39
10W
Intensidade de Sinal (mV)
500
400
300
200
100
0
-3
-2
-1
0
1
2
3
Posição do sensor (cm)
Figura 12: Distribuição de densidade de partículas em função da posição do sensor.
Embora houvesse muita flutuação nos resultados, não permitindo uma correlação da
distribuição angular com a intensidade do laser, por exemplo, todos os perfis apresentaram
basicamente a mesma característica: uma base larga de pequena amplitude e um pico
fortemente concentrado com amplitude maior, dando o formato de um “sombrero“ à
distribuição. A interpretação destes resultados é a que se segue.
Como o PVDF é um sensor de pressão, ele não distingue partículas carregadas de
neutras, e a pluma tem uma concentração de íons da mesma ordem de grandeza que a de
átomos neutros, como será discutido adiante. O efeito de Z-pinch, no entanto, só afeta
partículas carregadas eletricamente. Daí conclui-se que a base do sombreiro deve ser devido a
átomos neutros, enquanto que o pico deve ser devido a íons. Esta hipótese deve ser ainda
investigada mais rigorosamente em experiências dedicadas a verificá-la, utilizando vários
sensores que permitam a separação dos sinais de íons e átomos neutros. Mas, de qualquer
maneira, a pluma é extremamente concentrada, mesmo quando comparada a outros processos
de geração de vapor em alvos sólidos.
A Figura 13 mostra os mesmos resultados da figura anterior, porém em coordenadas
polares. O ajuste dos valores experimentais a uma curva do tipo cosn
forneceu valores de n
40
que variavam entre 70 e 150, muito maiores que os encontrados na literatura83,86. Uma
justificativa para isto pode ser o alvo utilizado, que tem temperaturas de fusão e de ebulição
muito maiores que os materiais tradicionalmente estudados. Com isto, a temperatura
translacional da pluma e a velocidade de deriva é também maior que as produzidas em outros
alvos, determinando uma maior concentração de densidade em torno do eixo z.
Figura 13: Representação da pluma de vapor ejetada do alvo.
4.4 Medições da temperatura translacional e da velocidade de deriva.
Foram realizadas experiências com o sensor de PVDF colocados ao longo do eixo z a
distâncias de 10, 15, 20 e 25 cm do alvo utilizando tanto a resistência de carga de 50
a de 1 M
como
no osciloscópio e usando o laser com 11 W em ambas as linhas. A Figura 14
mostra um sinal típico do sensor de PVDF com uma resistência de carga de 50 . Conforme
descrito no item 4.2 deste trabalho, a capacitância medida no sensor de PVDF foi de 400 pF.
Então, quando a impedância de entrada do osciloscópio usada era de 50 , obtemos RC=20ns,
41
que é muito menor que os 10 s característicos dos pulsos de vapor, observação esta verificada
experimentalmente. Nesta condição, dV/dt<<1/RC, ou seja, o regime do sinal elétrico do
sensor é proporcional à derivada temporal da pressão sobre a face do sensor exposta a ação do
vapor ou, em outras palavras, a integral do sinal do PVDF é proporcional ao sinal de tempo de
vôo do PVDF, ou
t
S t ' dt '
0
1
exp
t5
m
l
2kBT z t
2
v0
(34)
A Figura 15 mostra a integral de S(t) (indicada por Recuperado do sinal do PVDF) e o melhor
ajuste do sinal de tempo de vôo.
Figura 14: Sinal típico do PVDF para uma resistência de entrada do osciloscópio de 50
com o sensor a uma distância de 100mm do alvo.
42
1,0
Recuperado do sinal do
PVDF
signal
Calculado
Amplitude normalizada
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
10
20
30
40
50
60
Tempo (µs)
Figura 15: Comparação do sinal recuperado a partir do PVDF com o calculado para uma
resistência de carga de 50 .
Já para a impedância de entrada de 1M
do osciloscópio, RC=400 s, e dV/dt>>1/RC
e o sinal do PVDF é proporcional ao sinal de tempo de vôo da pluma. A Figura 16, mostra
resultados típicos para este regime, onde são mostrados o sinal do PVDF, o melhor ajuste para
a função de tempo de vôo e, apenas para comparação, o sinal recuperado do PVDF quando da
utilização da resistência de carga de 50
. Observe-se que os sinais estão normalizados com o
objetivo de se comparar o comportamento temporal. Pode-se verificar que, uma vez que se
trate o sinal de maneira adequada, pode-se utilizar o PVDF com baixa ou alta resistência de
carga.
43
Amplitude normalizada
1,0
0,8
Calculado
sinal doPVDF
Recuperado do
sinal do PVDF
0,6
0,4
0,2
0,0
0
10
20
30
40
50
60
Tempo (µs)
Figura 16: Comparação do sinal recuperado a partir do PVDF, para uma resistência de
carga de 1M .
A experiência descrita acima foi repetida, utilizando a resistência de carga de 50
,
sempre no eixo z, normal à superfície do alvo, para diferentes distâncias deste, a saber: 15 cm
e 22 cm. A Tabela 3 mostra os resultados obtidos para a velocidade de deriva e para a
temperatura translacional para cada uma das situações.
Tabela 3: Resultados obtidos de temperatura translacional e velocidade de deriva das
partículas de tungstênio geradas pelo processo de ablação laser de Cu-HBr para as
diferentes impedâncias de entrada do osciloscópio
Impedância do Osciloscópio Temperatura Translacional
Velocidade de Deriva
( )
(K)
(cm/s)
1M
9,1 x 104
4,65 x 105
50
8,8 x 104
4,73 x 105
Essas temperaturas translacionais são muito maiores que as temperaturas de
vaporização encontradas na literatura para materiais como cobre e alumínio53,87. Isto pode ser
atribuído à maior temperatura das transições de fase do tungstênio. Por outro lado, a
44
velocidade de deriva é menor que as encontradas para experimentos em cobre e alumínio, o
que pode ser explicado devido à massa atômica do tungstênio ser muito maior que as do cobre
e do alumínio88.
4.5 Conclusões
Os resultados obtidos neste procedimento mostram o potencial do PVDF em fornecer
diretamente a distribuição de velocidades das partículas que formam o jato de vapor, não
sendo necessária a utilização de um seletor de velocidades, como convencionalmente se faz
em equipamentos comerciais para determinação de distribuições de velocidades de partículas.
Neste procedimento observamos também que o sensor de PVDF não apresenta saturação do
sinal medido, como os sensores de quartzo comerciais, ampliando o tempo de monitoração do
processo de ablação. Outro aspecto importante é que os sensores, comercialmente utilizados
em câmaras de evaporação, como por exemplo o sensor de quartzo, fornecem valores
acumulados de deposição de material, enquanto que os sensores de PVDF fornecem a
quantidade de material depositada pulso a pulso.
45
5 - Experimentos com sonda de Langmuir
Basicamente uma sonda de Langmuir é um condutor polarizado que é imerso em um
plasma pequeno o suficiente para ter perturbações desprezíveis. Devido à diferença de
potencial entre a sonda e o plasma, ocorrem correntes elétricas cujo comportamento permite
obter informações sobre importantes parâmetros deste plasma, em particular dos elétrons e
íons. Neste trabalho utilizamos uma sonda de Langmuir para avaliar os parâmetros elétricos
da pluma de plasma gerada no processo de ablação do tungstênio. Os parâmetros obtidos
foram a densidade e temperatura de elétrons e a densidade de ions. Além disso, o sinal da
sonda de Langmuir, convenientemente tratado, forneceu também um sinal de tempo de vôo
que permitiu obter a velocidade de deriva e a temperatura translacional da pluma. Estes
resultados foram compatíveis com os obtidos com o sensor de PVDF.
Neste capítulo iremos apresentar o funcionamento de uma sonda de Langmuir, o
tratamento de sinal necessário para a obtenção do sinal de tempo de vôo, as experiências
realizadas com este sensor e os resultados obtidos.
5.1 A sonda de Langmuir
Quando um condutor de geometria conhecida polarizado é imerso em um plasma, ele é
bombardeado por elétrons e íons constituintes deste plasma. Variando o potencial de
polarização da sonda e medindo a corrente estabelecida no circuito da sonda em função da
tensão de polarização, obtém-se a chamada curva característica da sonda de Langmuir,
mostrada na Figura 17.
46
IP
A
IES
B
C
VF
VSP
VB
Figura 17: Curva característica de uma sonda de Langmuir, onde VSP é o potencial de
plasma, VF é o potencial flutuante e IES é a corrente de saturação de elétrons.
O potencial aplicado à sonda pode ser descrito como:
VB = VSP + VP
(37)
onde VB é o potencial aplicado à sonda, VSP é o potencial de plasma e VP é o potencial da
superfície da sonda com relação à borda da bainha.
Fora da borda da bainha, isto é, na região não perturbada do plasma, não existem
campos elétricos acelerando as partículas carregadas (íons e elétrons) e elas atingem a sonda
apenas por agitação térmica. Se nenhum potencial externo é aplicado, e como os elétrons se
movem muito mais rapidamente que os íons, o potencial é predominantemente eletrônica, isto
é, VF é negativo.
Por outro lado, quando o potencial aplicado é positivo com relação ao plasma, os
elétrons coletados pela sonda são acelerados e os íons são repelidos e a pequena corrente
iônica presente em VSP se anula. Próximo à superfície da sonda, ocorre um excesso de cargas
negativas, que continua crescendo até que a carga negativa total seja igual à carga positiva na
sonda. Esta camada de carga, chamada de bainha, é geralmente muito fina e age como uma
blindagem, fazendo com que, fora dela, praticamente não existam campos elétricos e o plasma
47
não seja perturbado.
A corrente eletrônica é então aquela devida a elétrons que entram na bainha por
movimentos térmicos aleatórios. Como a área da bainha é relativamente constante, a medida
que a tensão na sonda aumenta, tem-se uma região aproximadamente constante, chamada de
região de saturação da corrente eletrônica, indicada na Figura 17 pela letra A.
Por outro lado, se o potencial na sonda é negativo com relação a VSP, os elétrons
começam a ser repelidos, enquanto os íons passam a ser acelerados. Assim, na região B,
região de transição, a corrente eletrônica diminui com VB. A forma da curva nesta região, para
distribuições Maxwellianas de energia dos elétrons e subtraída a contribuição da corrente
iônica, é uma exponencial.
Para valores muito negativos de VB, como na região C, praticamente todos os elétrons
são repelidos e tem-se uma bainha e uma corrente de saturação iônicas. Esta região é
semelhante à região A, exceto pela diferença na amplitude das correntes. Isto se deve
principalmente ao fato de que as temperaturas iônica e eletrônica não são iguais e a formação
da bainha é diferente quando espécies de menor ou maior energia são coletadas pela sonda.
Além desta diferença na formação das bainhas, a presença de campos magnéticos faz com que
o movimento dos elétrons seja muito mais afetado que o movimento dos íons, que são mais
pesados.
Para a determinação dos parâmetros macroscópicos do plasma, parte-se da equação da
corrente coletada através da sonda de Langmuir89, onde, com uma determinada polarização na
sonda, a corrente coletada é a soma das correntes geradas pelas diferentes espécies no plasma,
como:
I=A
α
nα qα vα
(38)
48
onde A é área total de coleta da sonda e nα , qα e
v
α
são, respectivamente, densidade, carga e
velocidade média da espécie α.
A velocidade média das partículas de uma determinada espécie pode ser escrita como:
vα =
1
v f α ( v )dv
nα
(39)
onde v é a velocidade da espécie α na direção normal à superfície da sonda e fα( v ) é a função
distribuição de velocidades de α.
Segundo a mecânica estatística, colisões entre partículas resultam, no equilíbrio, em
uma distribuição Maxwelliana das velocidades, como:
fα (v ) = nα
mα
2πk BTα
3/ 2
exp
− mα v 2
2k BTα
(40)
sendo m a massa da partícula α, T sua temperatura e kB a constante de Boltzmann.
Para determinar o fluxo de elétrons e conseqüentemente a corrente na sonda,
considera-se um disco no plano yz. Com isto, contribuem para a corrente somente partículas
com velocidade na direção x que se movem sob a ação de um potencial V≡ VB - VSP, assim:
I = nα qα A
∞
v min
mα
− mα vx2
exp
vx dvx
2πk BTα
2 k BTα
(41)
1/ 2
Onde o limite inferior de integração é ν min = ( 2qαV / mα ) , pois partículas com vx menor que
vmin não alcançam a sonda devido à repulsão eletrostática da bainha.
Na região de saturação eletrônica, onde q ≡ e, o potencial na sonda é maior que o
potencial do plasma e todos os elétrons com velocidade na direção da sonda, vx > 0, serão
coletados. Assim, a corrente de saturação eletrônica IES é dada por:
49
∞
I ES
me
− me v x2
exp
= − ne eA
dv x vx
2πk BTe
2k BT
0
(42)
Fazendo a integração da equação 42, obteremos:
I ES = −neeA
k BTe
2πme
(43)
Da mesma forma, na região C, pode-se determinar a corrente de saturação iônica IIS.
Para que apenas íons sejam coletados, o potencial VB deve ser negativo com relação ao plasma
e da ordem de kBTe /e. Com isto, tem-se uma barreira repulsiva para os elétrons e uma bainha
em torno da sonda, onde a densidade iônica é ligeiramente maior que a densidade eletrônica.
O critério de Bohm90 para a formação de bainhas determina que íons com massa Mi
chegando à pré-bainha se moverão em direção à sonda com a velocidade acústica iônica νB
dada por:
vB =
k BTe
Mi
(44)
Desta forma, IIS pode ser expressa por:
I IS = ni eA
2k BTe
Mi
( 45 )
Quando o potencial de polarização é menor que o potencial de plasma, como nas
regiões B e C, e nem todos os elétrons são coletados, a corrente total na sonda será descrita
por:
∞
I (V ) = I IS − ne eA dvx vx
v min
me
− me vx2
exp
2πk BTe
2k BTe
(46)
Substituindo a velocidade acústica iônica na equação 46, a corrente total da sonda
50
passa a ser descrita por:
I (V ) = I IS − ne eA
k BTe
eV
exp
2πme
k BTe
(47)
Mesmo na região B, onde o potencial de polarização é negativo em relação ao
potencial do plasma, pode-se supor que a corrente iônica é pequena se comparada à corrente
total, ou seja,
IIS « I(V), assim:
I (V ) ≅ I ES exp
eV
k BTe
(48)
Ou seja, considerando uma distribuição Maxwelliana de velocidades, a corrente
coletada pela sonda cresce exponencialmente com VB para potenciais próximos ao potencial
de plasma.
A equação 48 pode ser reescrita como:
I (V )
eV
= exp
I ES
k BTe
(49)
Ou ainda, pode ser expressa como:
ln
I (V )
eV
=
I ES
k BTe
(50)
Fazendo a derivada com relação a V em ambos os lados, teremos:
d ln I
e
=
dV
k BTe
( 51)
Com isto, o gráfico do logaritmo neperiano da corrente em função de VB, para valores
ligeiramente menores que o potencial do plasma, resulta em uma reta. O inverso do
coeficiente angular desta reta fornece a temperatura eletrônica Te. Uma vez conhecida Te, é
possível então determinar a densidade do plasma utilizando-se a equação 43.
51
Toda esta análise foi feita supondo um plasma estacionário, o que não é o caso deste
trabalho. No entanto, vamos supor em primeira aproximação que os tempos característicos de
relaxação do plasma são muito menores que os tempos característicos da pluma, supondo um
equilíbrio local podemos utilizar esta análise para a situação de transiente característico deste
trabalho.
5.2 Medições dos parâmetros do plasma
A sonda utilizada neste trabalho possui uma geometria cilíndrica e é constituída
basicamente de um fio de tungstênio de 25µm de diâmetro e 10mm de comprimento embutido
em um capilar de vidro. A carcaça condutora que é aterrada juntamente com o sistema da
câmara evaporadora.
Incidindo sobre o alvo um feixe de laser com potência de 14W, registrou-se a curva
característica de uma sonda de Langmuir, para as posições 100mm e 200mm da sonda em
relação ao ponto de interação do laser com o alvo sólido. A curva característica obtida com a
sonda de Langmuir obtida e mostrada na Figura 18.
Intensidade de Corrente (A)
2,5m
2,0m
1,5m
1,0m
500,0µ
0,0
-500,0µ
-150
-100
-50
0
50
100
150
200
250
Tensão (V)
Figura 18: Curva da corrente coletada pela sonda de Langmuir em função da tensão
aplicada.
52
A curva acima foi obtida pelo registro das correntes medidas na sonda para um
intervalo de tensão de -140V à 210V variados a uma taxa de 5V à cada medida, e adotada
uma média de 10 registros por tensão de polarização aplicada à sonda. Considerando a
inclinação mostrada na região B da curva característica da sonda de Langmuir , Figura 17,
traçando o gráfico referente a equação 51, onde o eixo das ordenadas é ln(I) e o eixo das
abcissas é V, obtem-se a temperatura eletrônica Te e sabendo que a corrente eletrônica diminui
com o decréscimo de VB, temos em VF, o chamado potencial flutuante, um potencial
suficientemente negativo para repelir todos os elétrons exceto a um fluxo igual ao de íons.
A corrente total nesta situação é, portanto nula, nos fornecendo a caracterização do
plasma gerado, a tabela 4 mostra os resultados obtidos utilizando as equações 43 e 45 bem
como o procedimento do paragrafo acima.
Tabela 4: Resultados obtidos para as diferentes distâncias da sonda de Langmuir do alvo.
Distância
(mm)
Densidade de
Elétrons
( cm-3 )
Densidade de Íons
( cm-3 )
Temperatura de
Elétrons
(K)
100
6,24×109
2,4×1011
3,13×105
200
9,7×108
1,3×1011
4.6×105
As temperaturas de elétrons obtidas são próximas de valores encontrados na
literatura91,92 onde a temperatura de elétrons média é da ordem de 29 eV. Este valor apresenta
boa concordância com processos de geração de plasma pela ação de um feixe de laser.
5.3 Medições de tempo de vôo com sonda de Langmuir
A sonda de Langmuir permite também avaliar a velocidade de deriva a temperatura de
íons no sistema, por pulso de laser. Para isso, é necessário realizar uma análise do circuito
53
utilizado em conjunto com a sonda, mostrado na Figura 19.
Figura 19: Circuito equivalente da sonda de Langmuir no sistema de polarização e leitura
do sinal.
Considerando a sonda de Langmuir como uma fonte de corrente e sabendo que R2 é a
resistência de entrada do osciloscópio, pode-se monitorar a tensão sobre este resistor por
intermédio do sinal lido no osciloscópio.
Deste sinal, a corrente gerada pela sonda pode ser obtida inicialmente a partir de uma
solução para o circuito em regime permanente, ou seja, considerando a sonda como uma fonte
aberta.
Nesta situação, o circuito pode ser dividido em duas partes, uma malha à esquerda,
composta da sonda e do sistema de polarização da mesma, e uma malha à direita, composta
pela impedância característica do osciloscópio. No ponto em que a diferença de potencial se
torna a mesma nas duas malhas, como a queda de potencial nos capacitores é nula (a corrente
através deles é nula), pode-se escrever:
V + R1 .i1 =
q 02
+ R2 i2
C
onde q02 é a carga elétrica que se acumula sobre o capacitor, em regime permanente.
( 52)
54
Considerando a sonda não mais como uma fonte aberta, mas como uma fonte de
perturbação no circuito, ocorrerá uma flutuação de tensão, que gera uma corrente elétrica.
Esta corrente se dividirá em i1 e i2, e a corrente total no circuito será i = i1 + i2.
A tensão entre os pontos A e B da Figura 19 será a mesma para as duas malhas,
podendo-se então escrever:
V + R1 .i1 =
onde q2 = q02 + ∆q2 , i2 =
q2
+ R2 i 2
C
( 53 )
dq2 d∆q2
q
=
e V = 02 .
dt
dt
C
Sabendo que q02 é uma constante, pode-se escrever:
R1 .i1 =
∆q 2
+ R2 i2
C
( 54 )
Isolando i1 na equação 54 e substituindo seu valor em i = i1 + i2 , considerando que V(t) é o
sinal de tensão sobre o resistor R2 e ∆q2 = i2dt =
i=
V (t )
R2
dt ,
podemos escrever:
1
1 1
V (t )dt +
+
V (t )
R1.R2 .C
R1 R2
( 55 )
Medindo-se V(t) no osciloscópio, obtém-se então os valores de corrente na sonda, por
pulso de laser.
Um sinal típico medido é o mostrado na Figura 20. Substituindo este sinal na Equação
55, obtemos a curva indicada em vermelho na Figura 21.
55
Figura 20: Sinal característico de distribuição de íons em uma sonda de Langmuir.
Figura 21: Sinal corrigido da sonda de Langmuir (linha vermelha) e ajuste de uma curva de
tempo de vôo do tipo Maxwelliana (linha pontilhada).
Supondo uma distribuição de velocidades Maxwelliana, por intermédio do ajuste da
curva medida à função que descreve a distribuição de velocidades dos íons, podemos obter a
temperatura translacional dos íons e sua velocidade de deriva. Este ajuste é indicado pela
curva pontilhada na Figura 21, e os valores obtidos de temperatura translacional, foram da
ordem Ti=6,61.104K e de velocidade de deriva, da ordem de 5,38.10 5 cm/s. Estes resultados
correspondem aos valores medidos pelo sensor de PVDF.
56
5.4 Conclusões
Para a caracterização da pluma de plasma gerada na ablação do alvo sólido de
tungstênio, assumimos que a termalização ocorre em intervalo de tempo muito mais curto que
o tempo de duração do plasma e que, portanto, o sinal elétrico da sonda de Langmuir é
proporcional a densidade de íons ou de elétrons, dependendo do potencial de polarização
aplicado a sonda. Assim o sinal da sonda de Langmuir pode ser interpretado como o sinal de
tempo de vôo e, novamente assumindo a termalização do plasma, a densidade de partículas
carregadas em questão pode ser descrita por uma Maxwelliana com uma velocidade de deriva,
onde a velocidade é obtida pela razão da distância entre o alvo e a sonda e o tempo de
chegada das partículas até a sonda, e os valores obtidos estão em concordância aos medidos
com o sensor de PVDF.
57
6 – Medições feitas com ion-gauge.
Neste capítulo iremos apresentar o funcionamento do sensor Ion Gauge, que pode ser
empregado para observar o perfil temporal de um pulso de feixe molecular. Esperava-se que,
com pequenas alteração no modo de funcionamento deste sensor, pudéssemos analisar em
tempo real o comportamento das partículas ionizadas que compõe o vapor gerado pela
ablação. Foi observado, no entanto, que a configuração do ion-gauge utilizado não permite a
observação direta da distribuição de velocidade das partículas constituintes da pluma, embora
tenha fornecido valiosas informações sobre a pluma.
6.1 - Ion Gauge.
Este sensor opera similarmente a um ionizador de Bayard-Alpert padrão, com tempo
de resposta da ordem de 5µs. As aplicações típicas incluem a detecção e a caracterização de
feixes moleculares pulsados e como sensor de pressão para aplicações de vácuo.
Os experimentos realizados com o íon-gauge modelo FC-1, fornecido pela Beam
Dynamics, Inc., visavam um terceiro método de medição, para validar as medições feitas com
os sensores de PVDF. A idéia inicial era utilizar o íon-gauge como uma sonda eletrostática,
que permite obter informações qualitativas da densidade de partículas carregadas (íons) em
função do tempo.
Quando colocado a distâncias apropriadas, permite observar o tempo de vôo referente
à distribuição da velocidade das moléculas no feixe de vapor. No sensor ion-gauge, o sinal é
proporcional à densidade de partículas. Por esta razão, é muito utilizado como medidor de
pressão em sistemas de alto vácuo, quando é também conhecido como detetor Penning.
Este tipo de sensor é constituído de três filamentos: um primeiro, linear, que trabalha
polarizado negativamente; o segundo, em espiral em torno do primeiro, aterrado, que
promove um campo elétrico radial entre ele e o primeiro filamento; e o terceiro filamento
58
alimentado por uma corrente elétrica de modo a funcionar como ionizador de átomos na sua
proximidade. Quando já há íons na região de medição, como ocorre no processo de ablação
do tungstênio, o terceiro filamento é desligado e o sinal é proporcional à densidade de íons.
Na ablação de tungstênio, a ionização ocorre devido às altas temperaturas atingidas na
superfície do alvo pela incidência do feixe de laser, já no inicio do processo de evaporação.
Posteriormente, ocorrem processos de absorção do feixe de laser pelo próprio plasma iniciado
termicamente, que pode aumentar a densidade de cargas em função da intensidade do laser.
Considerando que a pluma de vapor gerada na ablação laser, nas distâncias em que
foram realizadas as medições deste trabalho, é um gás em equilíbrio térmico, as velocidades
das partículas do gás estão distribuídas segundo a função distribuição de velocidades
maxwelliania com uma velocidade de deriva v0, para o caso unidimensional, como
f v
Ne
m v v0
2 K BT
2
( 56 )
onde v é a velocidade da partícula, mv2/2 é a energia cinética das partículas do gás e N é uma
constante. Para a densidade de partículas no gás podemos escrever:
n=
∞
f (v) dv
(57)
−∞
o que implica:
m
N =n
2πk BT
1/ 2
(58)
Conhecida a função de distribuição de velocidades das partículas do gás, os valores
médios de grandezas macroscópicas podem ser encontrados. A equação 59, permite encontrar
a velocidade média das partículas do gás ou velocidade térmica, que é a velocidade mais
provável da partícula, entre todas aquelas da distribuição para o caso unidimensional.
59
∞
f (v)vdv
v=
2 k BT
m
= vth =
−∞
∞
f (v)dv
1/ 2
(59)
−∞
Da mesma maneira, a energia média das partículas, energia mais provável, pode ser
calculada segundo a equação 60, para resolvê-la, devemos realizar uma mudança de variável,
isto é, y = v/vth.
mvth2 kBT
Eav =
=
4
2
( 60 )
Portanto, a temperatura pode ser identificada com a energia cinética média das
partículas do gás.
Fazendo a mudança de variável, v=l/t, onde l é a distância do alvo ao sensor e t o
tempo para que o sensor observe o sinal, teremos o sinal de tempo de vôo para uma jato de
partículas com a distribuição de velocidades dada acima,
l
f
t
m
n
2 KBT
1 2
e
m l t v0
2 K BT
2
( 61 )
onde n representa a densidade de partículas. Considerando que o sistema sofre uma expansão
ao longo do eixo z com velocidade d 3 v = v 2 dvsenσdσdϕ , onde senσdσdϕ = dΩ , a densidade
de partículas num volume será descrito por:
n(v ) d 3V = n0V 2 e
−
mv 2
2 k BT
dΩdV
( 62 )
Assim, f(l/t) pode ser escrita em função da velocidade de expansão do vapor. Podese observar o comportamento da fração de moléculas que têm velocidade no intervalo entre v
e v + dv. Esta fração de moléculas é proporcional à densidade de partículas no intervalo de
velocidades e se escreve f(v)dv, onde f(v) é uma função de v, que origina a distribuição de
60
velocidade de Maxwell.
Considerando-se a distância do sensor à fonte de vapor e que o sensor está alinhado
ao eixo z no sistema de referência de nossos experimentos e considerando a velocidade de
deriva, temos
f (l / t ) ∝
1
m
exp −
3
t
2k BTZ
l
− v0
t
2
( 63 )
que, a menos de uma constante de proporcionalidade, é o sinal de tempo de vôo para qualquer
detetor que tenha uma resposta proporcional à densidade de partículas.
6.2 Determinação da formação de cargas
Para verificar o comportamento do vapor no que diz respeito à presença de cargas
elétricas, foram feitas experiências de tempo de vôo utilizando o ion-Gauge, adaptado ao
arranjo experimental mostrado na Figura 7.
Foi monitorada a corrente de íons utilizando placas paralelas à direção de expansão da
pluma de vapor, polarizadas com tensões de 0 à 130V e acopladas a um osciloscópio digital
Tektronix TDS-540A. As placas polarizadas produzem um campo elétrico transversal à
trajetória das partículas do jato de vapor e com a variação do campo aplicado, as cargas
elétricas poderiam ser defletidas e, portanto, não atingirem o ion-gauge. Assim, o campo
eletrostático das placas paralelas serviria como um seletor de partículas que chegariam até o
sensor. Este procedimento foi realizado para o ion-gauge a distâncias de 150mm, 200mm e
250mm do alvo de tungstênio, e a potência do laser foi variada na faixa de 9W à 16W.
A Figura 22, mostra o sinal registrado pelo ion-gauge em função da tensão de
61
polarização dos eletrodos. Pode-se observar que a forma e a amplitude do sinal praticamente
independe da tensão aplicada entre placas, sugerindo fortemente um plasma denso, isto é, cujo
comprimento de Debye é muito menor que a separação entre as placas. Desta forma, o campo
elétrico não perturbaria o plasma, devido a um mecanismo chamado blindagem de Debye.
300,0m
Intensidade de Sinal (V)
250,0m
10V
30V
50V
70
90V
110V
130V
200,0m
150,0m
100,0m
50,0m
0,0
-50,0m
-100,0m
-150,0m
0,0
5,0µ
10,0µ
15,0µ
20,0µ
25,0µ
30,0µ
35,0µ
40,0µ
Tempo (s)
Figura 22: Sinal registrado do ion-gauge em função da tensão de polarização dos eletrodos
transversais, para uma potência de laser de 11W.
O comprimento de Debye93 pode ser escrito como:
0
D
onde
0
KBTe
1 2
(64)
n e2
é a permissividade no vácuo, KB é a constante de Boltzmann, Te é a temperatura de
elétrons, n∞ = ne = ni e e é a carga do elétron.
Considerando-se que a distância entre as placas é L = 2 cm, para que ocorra a
blindagem de Debye, L>> D. Portanto:
n
0
K BT e
2
e L
2
>> 1,5×106 cm-3.
Para calcular a estimativa acima foi utilizada a temperatura de elétrons de 40 eV, medida
usando sondas de Langmuir.
62
Foi monitorado também o pico do sinal do ion-gauge em função da intensidade de
laser. Este comportamento pode ser visto na Figura 23.
40,0m
Data: Data1_0aoPico
Model: ExpDec1
Equation: y = A1*exp(-x/t1) + y0
Weighting:
y
No weighting
35,0m
Intensidade (V)
30,0m
Chi^2/DoF
= 3.9739E-6
R^2
= 0.97797
25,0m
y0
A1
t1
0.00792
0.00007
-1.49231
±0.00166
±0.00009
±0.3024
20,0m
15,0m
10,0m
0aoPico
ExpDec1 fit of Data1_0aoPico
5,0m
3
4
5
6
7
8
9
Potência (W)
Figura 23: Perfil de geração de cargas para diferentes intensidades do Laser.
São observados dois resultados interessantes. O primeiro, já observado anteriormente
quando mediu-se o sinal elétrico nos eletrodos paralelos, é a ocorrência de cargas elétricas
antes do limiar de ablação, já que para intensidades menores que a de limiar identificadas na
referência [24] observa-se a presença de cargas elétricas, mas não se registra sinal de vapor
chegando aos sensores. Este comportamento foi atribuído ao efeito termoiônico94. O segundo
resultado interessante é que não ocorre saturação no sinal para potências até 9 W, como
quando medindo a quantidade de material evaporado usando PVDF.
Este resultado é interpretado da seguinte forma: o aumento da intensidade do laser
provoca um aumento da quantidade de material removido e, também, da quantidade de
material ionizado. A partir de um certo valor de intensidade, o feixe de laser é absorvido pelo
plasma e um aumento de intensidade não resulta mais um aumento de quantidade de material
removido. A quantidade de cargas elétricas, e conseqüentemente a quantidade de íons
aumenta com a intensidade do laser, embora a quantidade total de material removido fique
63
constante.
Já a determinação da velocidade de deriva de íons e da temperatura translacional
usando o ion-gauge não foi possível pois este sensor apresenta seu segundo filamento
alimentado por uma tensão fixa de -120V, sem opção de variação desta tensão. Isso nos
impede de usar o ion-gauge para determinar a temperatura translacional e a velocidade de
deriva, pois nesta condição este sensor acaba adicionando um potencial de aceleração que
altera a distribuição de velocidades da pluma, corrompendo o sinal de tempo de vôo.
64
7 – Medições de taxa de evaporação e densidade de partículas da pluma
As medições realizadas com o PVDF e com o ion-gauge, relacionadas com a
densidade de partículas na pluma, foram todas relativas, necessitando de procedimentos de
calibração. Mesmo as medições com a sonda de Langmuir permitem a obtenção da densidade
de íons, mas não a densidade de partículas neutras (ou a densidade total). Foram necessários
então alguns experimentos para a determinação da densidade total de partículas da pluma
gerada por ablação do tungstênio. Este experimentos foram realizados com um oscilador de
quartzo e com medições da resistência elétrica do filme depositado. As medições foram
comparadas entre si e com os resultados obtidos com o PVDF e com a sonda de Langmuir,
permitindo comparar a densidade de cargas (ions) com a densidade de átomos neutros na
pluma.
7.1 - Medições com o oscilador de quartzo
Utilizou-se um monitor de espessura, comercial, marca INFICON, modelo XTM/2P,
constituído por detetores a cristal de quartzo. O oscilador de quartzo ou monitor de espessura
de quartzo é um equipamento de linha de produção utilizado na maioria das câmaras de
evaporação. Trata-se de um método que permite medir, em tempo real, a espessura da camada
depositada, para as mais variadas técnicas de deposição, nas mais variadas geometrias.
O princípio básico de funcionamento de um monitor de quartzo é a variação da
freqüência como função da massa depositada. Nas faces maiores de um fino cristal de
quartzo, são depositados filmes condutores, geralmente de ouro. Aplica-se uma tensão RF
nestes contatos e o cristal passa a oscilar em sua freqüência natural, que depende da espessura
e da orientação cristalina.
65
Estas freqüências são da ordem de 5 ou 6 MHz, para equipamentos comerciais. A
freqüência de ressonância cai à medida que qualquer material seja depositado numa das
superfícies do cristal, ou, a mudança de freqüência é proporcional à massa adicional. A
espessura pode então ser obtida a partir do conhecimento da massa específica do material e da
área do filme.
É necessário um sistema de refrigeração que mantenha a temperatura do cristal dentro
dos limites de resposta linear. Em geral os cristais de quartzo trabalham fora do eixo principal
de fluxo de vapor e, através de uma correção chamada de fator geométrico, é possível
conhecer a espessura depositada na direção do fluxo principal de vapor.
No primeiro procedimento realizado, posicionou-se o sensor de cristal de quartzo a
uma distância de 100 mm do alvo a ser evaporado. Uma lente de focalização, de 500mm de
distância focal, foi colocada, na entrada da câmara evaporadora. Usando uma íris de abertura
variável, variou-se a potência de saída do laser no intervalo de 9W à 16W. Usando o monitor
de espessura, foram feitas as medidas de taxa de deposição num intervalo de tempo de uma
hora, para cada potência do laser. Este procedimento foi repetido posicionado o sensor a
200mm do alvo.
Ao longo dos primeiros ensaios experimentais com o sensor de quartzo, observou-se
um comportamento pouco estável na resposta do cristal, que após algum tempo de deposição,
apresentava dados não reprodutíveis. Foi observado empiricamente que, para a utilização dos
sensores de quartzo nas medições de taxa de evaporação de tungstênio, é necessário recobrilos com um filme fino de alumínio (originalmente os sensores utilizados são recobertos com
ouro). Aplicada a camada fina de alumínio, as medidas tornaram-se mais reprodutíveis.
Porém, a taxa de deposição do material mostrou-se muito baixa, como mostra a Figura 24. O
sinal do transdutor era muito próximo do limite inferior de resposta do equipamento,
66
permitindo apenas a observação de um sinal acumulado ao longo do tempo, para as duas
distâncias propostas (100mm e 200mm).
Figura 24: Taxa de material arrancado em função do tempo, medido por um sensor de
cristal de quartzo.
7.2 – Medições de resistência do filme
Como o tungstênio apresenta uma resistividade elétrica relativamente alta95
(rW = 5,65.10-6 cm.Ω), pode-se avaliar a taxa de deposição em função da variação de
resistência durante um determinado período de deposição e uma dada intensidade de feixe de
laser. Aplicando a Lei de Ohm, determina-se a relação entre espessura e resistência, uma vez
que é conhecida a área onde será realizada a deposição do filme, assim:
e=rw B/(b R)
(65)
onde são conhecidos os valores de: rw resistividade elétrica do tungstênio, B comprimento do
condutor, b largura do condutor e R, a resistência, como mostrado na Figura 25. Supondo-se
uma deposição uniforme de material, pode-se obter a espessura depositada por uma
determinada intensidade de feixe de laser em um determinado intervalo de tempo.
67
Iniciou-se então o desenvolvimento de um sistema de medida de taxa de deposição baseado
na medição da resistência de um filme de tungstênio depositado. Substratos de vidro BK7
receberam a deposição de filmes de cobre em duas ilhas para contato e uma máscara para
definir uma região retangular com área b x B onde o filme é depositado. Inicialmente era feita
a deposição de um filme fino inicial de tungstênio, usando o próprio laser de Cu-HBr, para
que houvesse uma resistência inicial de referência. Sem que o substrato fosse retirado da
câmara de evaporação, era iniciada uma experiência de evaporação do tungstênio e era
monitorada em tempo real a resistência do filme que ia se formando. Da evolução da
resistência no tempo era obtida indiretamente a taxa de deposição de tungstênio. Cada
substrato era utilizado para uma experiência somente.
b
e
B
Figura 25: Geometria do filme depositado.
A Figura 26 compara os resultados obtidos com o cristal de quartzo com o processo de
variação de resistência, para a taxa de deposição em função da potência do laser, com o
detector a uma distância de 100mm do alvo. Para ambos os casos o tempo de formação do
filme foi de uma hora.
68
9
8
Quartzo
Resist
Taxa de crescimento
(Angstron/min)
7
6
5
4
3
2
1
0
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
Potência (W)
Figura 26: Comparação da medição de taxa de evaporação entre o sistema de resistência
elétrica e cristal de quartzo em função da variação de potência do laser.
Os resultados obtidos com as duas técnicas sugerem que a taxa de evaporação do
tungstênio é baixa, da ordem de 6 Å/minuto para uma potência de 16 W usando ambas as
linhas do laser de Cu-HBr. Com esta taxa de deposição é possível estimar a densidade do
vapor imediatamente antes da deposição sobre o substrato. Para tanto assume-se que antes de
depositar sobre o substrato, uma massa m de vapor ocupa um volume cilíndrico dado pela
base de área A e comprimento v
vapor
V
t. A relação entre esta massa e a densidade de massa do
é dada então por
m
V
vA
t
(66)
onde v é a velocidade média do vapor. A massa depositada por unidade de tempo é então dada
por
m
V
vA .
(67)
Uma vez que esta massa se deposite no substrato, vai formar um filme na forma de uma
bolacha, com área A e espessura e, dada por
m
S
Ae ,
(68)
69
onde
S
é a densidade do filme sólido. Como o parâmetro medido é a taxa de deposição
e ,
derivando a equação 68 com relação ao tempo e comparando com a equação 67, temos que a
densidade do vapor pode ser estimada pela relação
V
S
e
v
(69)
e a densidade de partículas é obtida dividindo a densidade de massa pela massa de um átomo
de tungstênio. Assim, supondo uma velocidade média da ordem de 4900 m/s (média entre as
velocidades medidas com o PVDF e a sonda de Langmuir) e ainda supondo que a densidade
do filme é igual à densidade do tungstênio sólido (supondo um filme compacto), tem-se uma
densidade média de partículas da ordem de 1,3×108 cm-3. Este resultado não pode ser
diretamente comparado com as densidades de íons obtidas com a sonda de Langmuir, por
exemplo, pois a sonda nos forneceu a densidade de pico enquanto que a técnica de deposição,
fornece densidades médias. No entanto, como a duração da pluma é da ordem de 10 s e o
tempo entre pulsos de laser é da ordem de 62,5 s, é de se esperar que a razão entre densidade
de pico e média seja da ordem de 6, e não 3 ordens de grandeza, como observado.
Esta inconsistência pode estar no longo tempo de medição da taxa de evaporação
usando o cristal de quartzo e a variação de resistência. No início do processo a taxa de
evaporação pode ser bastante elevada (com densidade de vapor da ordem de 1011 cm-3) mas,
devido às sucessivas passagens do feixe de laser pela mesma posição, começa a ser formada
uma trilha (um corte), como mostra a Figura 26, que determinam uma diminuição na taxa de
evaporação por basicamente dois motivos. Primeiro, com a formação da trilha de corte, a
intensidade do feixe de laser diminui por aumentar a área iluminada pelo feixe de laser, com a
conseqüente diminuição do aumento da temperatura da superfície do alvo, que depende da
intensidade. Segundo, com a formação da trilha, o jato de vapor gerado começa a ser emitido
na direção do feixe de laser e não perpendicular à superfície da amostra. Embora esta
70
explicação pareça ser bastante razoável, necessita ser testada ainda.
Figura 27: Imagem das trilhas criadas pela passagem do feixe de laser sobre o alvo sólido.
7.3 – Conclusão
Embora sejam técnicas simples de monitoração de taxas de deposição na confecção
de filmes finos, a utilização de sensores de quartzo e a medição da variação de resistência do
filme depositado não se mostraram eficazes em experiências de ablação de tungstênio com
laser de Cu-HBr. Os sensores de cristal de quartzo e por resistência elétrica, após um período
de deposição, apresentam saturação enquanto que o sensor de PVDF permite um maior
período de monitoração do processo. Outro aspecto importante é que tanto o sensor de quartzo
quanto as medições por resistência elétrica fornecem valores acumulados de deposição de
material, enquanto que o PVDF fornece a quantidade de material depositada pulso a pulso. No
entanto, há ainda a necessidade de um procedimento de calibração do sensor de PVDF, que
não foi obtido com sucesso neste trabalho.
71
8 – Conclusão geral
Neste trabalho, as dificuldades encontradas foram os principais agentes para seu
enriquecimento. A originalidade deste trabalho agora não se dá apenas pelo estudo inédito do
vapor gerado na ablação de um alvo sólido de tungstênio por um laser de Cu-HBr, mas
também pela utilização de dispositivos de observação sem precedentes como o PVDF e o Ion
Gauge.
O objetivo original era estudar detalhadamente as propriedades do vapor gerado pela
ablação de um alvo sólido de tungstênio por um laser de Cu-HBr, tais como: densidade de
átomos neutros ou ionizados, e a distribuição de velocidades destas mesmas espécies.
Igualmente, pretendia-se obter informações sobre mecanismos de redução das cargas
elétricas, de gotículas e de aglomerados no vapor com o objetivo de se obter um jato de vapor
monoatômico e neutro, para aplicação de crescimento de filmes finos e espectroscopia de
fotoionização de interesse do IEAv.
Foram propostas, desenvolvidas e testadas três técnicas de monitoramento da pluma de
plasma, a saber: sensores de PVDF, sondas de Langmuir e ion-gauge. Destas, as duas
primeiras se mostraram simples e eficazes para a determinação da distribuição de velocidade
de jatos monoatômicos, com a obtenção de parâmetros como temperatura translacional e
velocidade de deriva da pluma.
As medições com a sonda de Langmuir permitiram ainda avaliar a densidade de
partículas carregadas na pluma e a temperatura de elétrons. Estes dados permitiram concluir
que a remoção de partículas carregadas para a obtenção de um jato de vapor neutro não pode
ser realizada usando campos eletrostáticos. Esta conclusão foi reforçada quando das
72
experiências com placas paralelas carregadas, onde não se verificou qualquer alteração
significativa no sinal do ion-gauge com a tensão de polarização das placas.
Mais, ficou evidenciado neste trabalho a inviabilidade de se obter um vapor neutro,
uma vez que mesmo antes de se iniciar o processo de evaporação, o sistema apresenta um
número considerável de cargas elétricas geradas por efeito termiônico.
Os procedimentos aqui desenvolvidos nos forneceram informações da temperatura
translacional e velocidade de deriva geradas no processo e levantaram a curiosidade do estudo
da distribuição espacial deste vapor gerado na ablação.
Os sensores utilizados para o levantamento de dados deste trabalho, em especial o
PVDF, mostram grande potencial para análise dos mais diferentes sistemas de ablação em
tempo real. Permitindo um melhor acompanhamento do processo no que diz respeito a efeitos
de ablação por pulso de laser ou efeito acumulado.
As medições de taxa de evaporação usando tanto cristal de quartzo como variação de
resistência não se mostraram eficazes na caracterização de processos de ablação a laser (na
calibração do sensor de PVDF, por exemplo).
Foi verificada uma altíssima direcionalidade na pluma, o que abre uma série de novas
aplicações para a evaporação não só de metais puros, como de ligas, onde talvez se possa
fazer uma deposição seletiva sobre superfícies.
Em suma, o laser de CuHBr é uma ferramenta eficiente no processamento de alvos
sólidos de tungstênio e a instrumentação alternativa (sensor de PVDF e sonda de Langmuir)
aqui propostas se mostraram eficientes para a caracterização da pluma de vapor e do plasma
gerado durante este processo de ablação.
Como proposta para trabalhos futuros fica estudar a possibilidade de se utilizar a
73
característica direcional do fluxo de vapor gerado na ablação laser no “desenho” de
revestimento de superfícies. É interessante avaliar tal comportamento para outros materiais e
verificar o comportamento da direcionalidade para vários materiais.
Outro aspecto interessante é estudar a fotoionização seletiva de íons, em vez de
átomos neutros, utilizando como discriminador para separação de isótopos, por exemplo, o
estágio de ionização.
Há ainda a possibilidade de se estudar o confinamento por armadilhas magnéticas dos
íons, permitindo a separação do vapor neutro, que poderia ser utilizado em estudos de
fotoionização seletiva.
74
Apêndice
Tabela 5: Resumo dos resultados obtidos nos diferentes experimentos realizados
Propriedade
Unidades
Valor
Tungstênio
Condutividade térmica K
W/cm oC
1,067
2
cm /s
0,386
K
3680
ns
35
cm2
1,5×10-5
-
0,5
kHz
16
K
8.9 x 104
cm/s
4.6 x 105
Densidade de elétrons
cm-3
3.6 x 109
Densidade de íons
cm-3
3.1 x 104
Temperatura de elétrons
K
3.9 x 105
Temperatura Translacional
K
6.6 x 104
cm/s
5.4 x 105
Difusividade térmica –
Temperatura de Fusão – TF
Laser de Cu-HBr
Duração do pulso Área iluminada pelo feixe – A
Absorção em 520 nm Freqüência de repetição – f
Sensor de PVDF
Temperatura Translacional
Velocidade de Deriva
Sonda de Langmuir
Velocidade de Deriva
75
Trabalhos Produzidos
76
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ARTICLE IN PRESS
Optics &
Laser Technology 38 (2006) 523–527
www.elsevier.com/locate/optlastec
High beam quality in a HyBrID copper laser operating with an
unstable resonator made of a concave mirror and a plano-convex
BK7 lens
Madalena Alice Priante Giãoa, Walter Miyakawab,c, Nicolau André Silveira Rodriguesb,,
Denise Maria Zezellc, Rudimar Rivab, Marcelo Geraldo Destrob,
Jaime Tsutomu Watanukib, Carlos Schwabb
a
Instituto Tecnológico de Aeronáutica, Centro Técnico Aeroespacial, São José dos Campos, São Paulo, Brazil
Divisão de Fotônica, Instituto de Estudos Avanc- ados, Centro Técnico Aeroespacia, 970 São José dos Campos, Caixa 604412-23 1, São Paulo, Brazil
c
Centro de Lasers e Aplicac- ões, Instituto de Pesquisas Energéticas e Nucleares, Trav. R. 400, Cidade Universitária, São Paulo, Brazil
b
Received 13 April 2004; received in revised form 20 October 2004; accepted 29 November 2004
Available online 5 February 2005
Abstract
This paper presents a very simple unstable resonator, made of a concave mirror (total reflector) and a bare plane–convex BK7 lens
working as a convex coupling mirror, which is quite efficient for HyBrID copper laser. In addition to a good quality factor
ðM 2 ¼ 4:9Þ; experimental results showed that it is possible to control the laser output power by introducing a variable aperture iris
inside the cavity, close to the coupling lens, without spoiling beam quality. A rough theoretical model helped to explain these results
as a combined effect of unstable resonator plus radial gain distribution.
r 2005 Elsevier Ltd. All rights reserved.
Keywords: Laser beam quality; Unstable resonator; HyBrID copper laser
1. Introduction
Beam quality is an extremely important issue in most
laser applications because power and/or energy density
usually are the parameters that must be controlled. In
fact, since the advent of the laser in the 1960s, great
effort has been made in studying, testing and developing
laser resonators and in exploring gain medium characteristics aiming to improve beam characteristics.
An extensive discussion on laser resonators can be
found in Refs. [1,2]. As a general rule, unstable
resonators are suitable for lasers with high small signal
gain and large transversal areas, like the copper lasers
(copper vapour, copper salt or HyBrID copper laser) [3].
However, conventional unstable resonators introduce
Corresponding author.
E-mail address: nicolau@ ieav.cta.br (N.A.S. Rodrigues).
0030-3992/$ - see front matter r 2005 Elsevier Ltd. All rights reserved.
doi:10.1016/j.optlastec.2004.11.025
the so-called hard-edge effect: due to diffraction on the
edge of mirrors and/or holes, a fraction of the output
beam can be subtracted and the beam quality is
somewhat deteriorated. In the particular case of
HyBrID copper lasers, the gain profile has a bell-shaped
radial distribution, i.e., the gain is maximum in the
centre and diminishes as the radius increases [4].
Consequently, the deleterious effect of conventional
unstable resonators is accentuated since the fraction of
the beam that is subtracted is in the centre of the laser
beam, where the intensity has its maximum. Coupling
mirrors with variable (super-gaussian) reflectivity can
avoid these hard edge effects. However, they are difficult
to manufacture or obtain.
Barker and Loree [5] successfully used an extremely
simple unstable resonator, made of a concave mirror
and an ordinary uncoated plano-convex lens, in order to
improve the beam quality of an excimer laser. This
ARTICLE IN PRESS
524
M.A.P. Gião et al. / Optics &
paper presents the results of tests of this kind of
resonator with a HyBrID copper laser. Besides the
resonator, an intracavity variable aperture iris is
introduced close to the coupling mirror (lens) allowing
the output power to be controlled. The M 2 quality
factor is measured for different iris apertures and it is
verified that the beam quality is not significantly spoiled.
A numerical model based on Fresnell–Kirchhoff equations is used to analyse qualitatively the behaviour of
this resonator.
2. Experim ental set-up
Fig. 1 shows the schematic diagram of the experimental set-up used in this work. The unstable laser
resonator is 1.47 m long and constituted of a total
concave reflector (2.99 m curvature radius) and an
uncoated convex–plane BK-7 lens (152 mm of focal
length, or about 75 mm curvature radius). A variable
aperture iris (3) was used to control the laser power and
a convergent lens (6), to collimate the beam. The optical
filter (7) reflects the yellow (578 nm) and transmits only
the green (510 nm) emission. A CCD camera was
attached to the laser beam sampler (LBS-100, Spiricon,
UT, USA), which in turn was connected to a laser beam
analyser (LBA-100, Spiricon, UT, USA). In order to
avoid damages to the CCD sensor, only the reflected
beam from the two quartz prisms was allowed to reach
the camera. Neutral density optical filters were placed
inside the sampler, in front of the camera, in order to
control the light level on it.
Using the LBA-100 facilities, the spatial profile and
the beam diameter for several positions along the ruler
(item 10 in Fig. 1) were obtained and directly recorded
into a floppy disk. Each diameter data corresponds, in
fact, to the mean value taken over 50 measurements.
Laser Technology 38 (2006) 523–527
From the experimental data, the curve of the square
beam radius versus z position was fitted to the seconddegree polynomial that describes the propagation of
high-order beams [6]
W 2 ðzÞ ¼ W 20 þ y2 ðz z0 Þ2 ,
(1)
where W ðzÞ is the beam radius, z0 is the position of the
beam waist W 0 ; y ¼ M 2 l=ðpW 0 Þ is the far-field beam
divergence and M2 is the beam quality factor. The laser
beam parameters were then calculated from this fitting
and the procedure was repeated to the six iris apertures
shown in Table 1.
By inserting an aluminium foil screen in the optical
path after the first prism, the temporal characterization
was also made. The beam scattered by this aluminium
foil was detected by a photodiode (040-B, EGG)
detector and the signal was sent to an oscilloscope
(TDS 450A, Tektronics).
3. Results and discussions
Fig. 2 shows the experimental data (squares) and
fitted (dashed) curves of the squared beam radius W ðzÞ2 ;
for the iris widely open, together with the fitted M 2 ; W 0
Table 1
Iris aperture in millimeters and respective total (green+yellow) laser
average output power in watts
P1
P2
P3
P4
P5
P6
Diameter (mm)
Power (W)
Totally open
11.8
10.3
8.8
7.5
6.5
6.7
6.1
5.0
4.5
4.0
3.0
2.5x10-6
E xp e rim e n ta l
3
2
6
12
11
2
M = 4.943
----- w0 = 0.192 m m
1.5x10-6
9
10
2.0x10-6
5
7
8
Fig. 1. Schematic diagram of the experimental set-up: (1) resonator
concave total reflector (2.99 m curvature radius), (2) laser discharge
tube, (3) variable aperture iris, (4) resonator coupling mirror (convexplane, f ¼ 152 mm; uncoated BK7 lens), (5) plane mirror, (6) f ¼
250 mm convergent lens, (7) optical filter, (8) and (9) quartz prisms,
(10) ruler, (11) LBS-100 laser beam sampler and (12) LBA-100 laser
beam analyser.
w2 (m 2)
1
4
z 0 = 1.179 m
1.0x10-6
5.0x10-7
0.0
0.95
1.00
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
1.30
1.35
1.40
z (m )
Fig. 2. Experimental data (squares) and fitted curves (dashed) of W 2
versus z position, according to Eq. (1), for the iris totally open. The
same measurements were made with apertures of 11.8, 10.3, 8.8, 7.5
and 6.5 mm.
ARTICLE IN PRESS
525
M.A.P. Gião et al. / Optics & Laser Technology 38 (2006) 523–527
0.25
W0 after the lens (mm)
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
6
8
10
12
14
16
18
20
22
Iris diameter (mm)
Fig. 4. W 0 against iris aperture. It is interesting to observe that
although the iris aperture varied by a factor of about 3, the spot size
after the lens did not change considerably.
g reen (510 nm)
0.25
0.20
intensity (arb .u nits)
and z0 parameters. Firstly, some discrepancy is observed
when comparing experimental and fitted curves, probably due to the combination of two factors: the
reduction in beam intensity produced by the iris
diameter reduction (consequently, decreasing the CCD
accuracy [7]) and the poor reproducibility in the iris
aperture. The same experiment was repeated for every
aperture given in Table 1.
In Fig. 3 the measured M 2 against iris aperture is
plotted. The M 2 quality factor obtained for totally open
iris was 4.9 and, roughly speaking, M 2 decreases as the
iris aperture diminishes, with a peak for an iris diameter
of about 8.5 mm. It is reasonable, since the iris works as
a spatial filter inside the cavity; the iris eliminates the
edge modes and favours the lower order ones. This
behaviour was understood as follows. For very large iris
aperture, the mode formation has two main contributions: the gain distribution and the ASE. While the iris
diameter is decreased, the ASE is filtered out and the
beam quality is improved, until the iris diameter equals
the gain distribution diameter. At this point the laser
mode is determined by the radial gain distribution and
has a bell-shape. If the iris diameter decreases, the bellshaped mode will be truncated, spoiling the beam
quality, with an increase in the M 2 factor. For iris
diameter much smaller than the gain region diameter,
the coupled beam will have a diffraction pattern
equivalent to a uniformly illuminated circular
aperture and the M 2 decreases (the spatial coherence
increases) as the iris diameter decreases. Thus, to our
understanding, this explains the M 2 peak for the iris
diameter of about 8.5 mm. This behaviour is still being
numerically studied and the detailed results will be
opportunely presented.
Another interesting behaviour, shown in Fig. 4, is that
the beam waist W 0 after the lens does not change
0.15
0.10
0.05
0.00
-0.05
0
5
10
15
20
time (ns)
Fig. 5. Pulse temporal profile of the Cu–HBr laser for the green line.
5.0
4.8
4.6
M2
4.4
4.2
4.0
3.8
3.6
3.4
5
10
15
20
25
Iris diameter (mm)
Fig. 3. M 2 versus iris diameter. For the widely open iris, the inner
discharge tube diameter (20 mm) was taken.
considerably with iris aperture, within a fluctuation of
about 10%. This behaviour is very interesting in
experiments because, once W 0 after the lens is determined for one of the experimental conditions, the
intensity will be proportional to the total laser power.
Thus, only the laser total power must be monitored
during experiments.
The temporal laser beam profile for the green line is
displayed in Fig. 5. Since the resonator is 1.47 m long,
the laser pulse is built during 2 or 3 round trips, and
hence it is very mode-selective because, with only a few
round trips, it is possible to have a beam with M 2 lower
than 5. This cannot be explained by considering only the
resonator geometry; it is necessary to consider the active
medium geometry and the radial gain distribution.
ARTICLE IN PRESS
526
M.A.P. Gião et al. / Optics & Laser Technology 38 (2006) 523–527
4. Qualitative analysis
A numerical simulation was performed in order to
analyse qualitatively the experimental results. The onedimensional Fox and Li procedure [8] was applied to the
resonator configuration, except that only few round
trips were calculated, instead of repeating the calculation until the field pattern converges to one of the
resonator modes. The equivalent sequence of lenses and
apertures is shown in Fig. 6.
The optical field propagation between mirrors is
calculated by using the one-dimensional Fresnell–
Kirchhoff equation, given by [9]
Z
exp½iðkz p=4Þ 1
pffiffiffiffiffiffi
uðxÞ ¼
uðx0 Þ
lL
1
ikðx x0 Þ2
exp
ð2Þ
dx0 ,
2L
where uðx0 Þ is the input field, uðxÞ is the propagated field,
k ¼ 2p=l is the propagation constant and l is the
wavelength. This expression was calculated by using the
convolution theorem together with fast fourier transform (FFT) routines, in order to speed up computer
calculation. The effect of the lenses and apertures over
the field is given by the relation
8
2
>
< uðx Þ exp ikx0
for x0 inside aperture;
0
2f i
uðxÞ ¼
>
:0
for x0 outside aperture;
(3)
where uðx0 ) is the input field, uðxÞ is the field after the
equivalent lens (after reflection on the mirror) and f i is
the focal length for the ith lens (mirror).
The process was considered to begin near the coupling
mirror and the input optical field was simulated by a
random distribution of amplitude and phase, in order to
simulate the random spontaneous emission. The input
field is reflected by the coupling mirror, propagates until
the concave mirror, reflects, and propagates back to the
coupling mirror, completing one round trip. After every
round trip the beam quality M 2 was calculated and
plotted against the number of round trips. The M 2
calculation is performed as follows.
Since the field profile uðxÞ is known, the intensity
profile is determined by doing IðxÞ / juðxÞj2 and then
the beam radius can be calculated by using the second
moment method [6]. One calculates the beam radius w
just before it strikes the coupling mirror; after that, the
effect of the lens (coupling mirror) on the beam after it is
coupled out is calculated; the propagation until the focal
plan is calculated and finally the beam radius w0 at the
focal plane is calculated. The beam quality factor is then
given by [6]
M2 ¼
pw0 w
.
lf
(4)
The HyBrID-Cu laser has a bell-shaped radial gain
distribution, with a very high small signal gain on the
axis of the active medium. In order to qualitatively
describe the contribution of this gain distribution on the
mode formation, it was considered a parabolic reflectivity on the coupling mirror surface, with the maximum at
the centre and vanishing for a 12 mm radius. So, it was
considered that the very high gain, with the bell-shaped
distribution acts in the mode formation as a resonator
with variable reflectivity mirror [10].
Fig. 7 shows the calculated M 2 against the number of
round trips for four different situations: (a) an empty
unstable resonator, according to the equivalent sequence
of lenses and apertures shown in Fig. 6; (b) the same
resonator plus a 12 mm iris; (c) a plane-parallel
resonator with the parabolic reflectivity on the coupling
mirror and (d) the unstable resonator plus the parabolic
M2
100
Unstale resonator without iris
Unstable resonator with 12 mm diameter iris
Plane paralel plus gain profile
Unstable resonator plus gain profile
10
1
0
2
4
6
8
10
N umber of roundtrips
Fig. 6. Equivalent sequence of lenses and apertures for the calculated
resonator. It was considered a confocal negative branch unstable
resonator with a 3 m curvature radius concave mirror and a 75 mm
curvature radius convex mirror. The aperture for both mirrors is
20 mm.
Fig. 7. Calculated M2 against number of round trips considering: (a)
an ordinary unstable resonator, (b) the same resonator plus a 12 mm
intracavity iris, (c) plane-parallel resonator plus the gain profile and (d)
the same resonator as in (b) plus the gain profile.
ARTICLE IN PRESS
M.A.P. Gião et al. / Optics & Laser Technology 38 (2006) 523–527
reflectivity coupling mirror. In the first situation only the
empty resonator was considered and it can be seen that,
at least in the 10 first round trips, the beam quality
remains in the order of 300. In the second situation, the
beam was confined to the gain region (of about 12 mm
diameter), or rather, it was considered that the gain
works as an iris, constraining the laser beam by gain
(instead of by losses, in the case of an ordinary iris). In
this situation the M 2 drops down to about 60 in just one
round trip and remains at this level. In the third case a
plane-parallel resonator plus the parabolic reflectivity in
the coupling mirror was considered, and it is verified
that the gain distribution alone cannot explain the good
quality obtained with the HyBrID copper laser plus the
resonator presented in this paper. At last, the effect of
the unstable resonator combined with the gain distribution was considered: now, M 2 drops down to unity after
two round trips. The conclusion is that neither the
resonator geometry nor the gain distribution alone can
explain the good beam quality that is obtained with this
resonator. It is necessary to take into account the
geometrical aspects (including here the diffraction) plus
the effect of the gain radial distribution.
5. Conclusions
In this work, a very simple optical resonator made of
a concave total reflector, a convex-plane BK7 lens acting
as the coupling reflector and an intracavity iris placed
close to the coupling mirror was presented in order to
control the laser power. This resonator was installed in a
HyBrID copper laser and the performance of the set-up
was analysed. The beam quality M 2 factor was
measured for different iris apertures and M 2 ¼ 4:9 for
a widely open iris and M 2 ¼ 3:52 for the iris with a
diameter of 6.2 mm was obtained. The beam quality was
considered very good for this kind of laser and the
reduction of M 2 value as the iris aperture decreased is
reasonable, since inside the cavity the iris works as a
spatial filter. The temporal beam profiles were recorded
for the green (510 nm) and yellow (578 nm) emissions
527
and pulse widths of, respectively, 17 and 25 ns were
found. A qualitative analysis was performed, by using a
Fox-and-Li-like method, considering the radial gain
distribution in the active medium, and it was understood
that the combination of a negative branch unstable
resonator plus the concentration of the gain on the
optical axis assures the high-quality beam for this laser.
Acknowledgements
The authors wish to thank Fundac- ão de Amparo à
Pesquisa do Estado de São Paulo—FAPESP—for the
financial support.
Ref erences
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REVIEW OF SCIENTIFIC INSTRUMENTS
VOLUME 75, NUMBER 12
DECEMBER 2004
PVDF sensor in laser ablation experiments
M. A. P. Gião
Instituto Tecnológico de Aeronáutica, Centro Técnico Aeroespacial, 12.228-900,
São José dos Campos, SP, Brazil
N. A. S. Rodrigues, R. Riva, and C. Schwab
Instituto de Estudos Avançados, Centro Técnico Aeroespacial, 12.228-840, São José dos Campos, SP, Brazil
(Received 8 July 2004; accepted 14 September 2004; published 10 November 2004)
This article presents the use of piezoelectric PVDF films as a sensor for the vapor stream in laser
ablation experiments. The analysis of the PVDF electric signal gives the translational temperature
and the vapor drift velocity of the ablated plume. A PVDF sensor was used in a tungsten ablation
experiment, using HyBrID copper laser, and it was obtained a translational temperature of 9
3 104 K and a drift velocity of 4 3 105 cm/ s. © 2004 American Institute of Physics.
[DOI: 10.1063/1.1819556]
I. INTRODUCTION
The polyvinylidene fluoride (PVDF) is a ferroelectric
polymer that, due to its pyro and piezoelectric characteristics, has been used as transducer of pressure or temperature
fluctuation in a huge number of applications, such as, for
instance, in photopyroelectric spectroscopy,1 atomic-force
microscopy,2 surface strain sensing,3 tactile sensor,4 cardiorespiratory monitoring,5 shock-wave detection,6,7 acoustic
sensor in general,8 dust sensor,9 and so on. Specifically when
laser ablation is concerned, the PVDF has being used, attached to the target illuminated by laser pulses, as acoustic
wave sensors.7,10 In this article we propose the PVDF as a
sensor for the vapor stream in laser ablation experiments. It
allows the monitoring of the amount of particles present in
the vapor jet and the estimation for the plume drift velocity
and translational temperature. Since the PVDF, pooled to enhance its piezoelectric characteristics, responds to pressure, a
simplified signal analysis that helps to understand the sensor
signal is presented. Two experiments were performed, one
with low load resistance (50 V) and other with high load
resistance (1 MV), and the analysis of the PVDF signal resulted translational temperatures of about 9 3 104 K and drift
velocity of about 4.73 105 cm/ s, which are in good agreement with the results in the literature. Thus, at least in the
small fluency regime, the PVDF is a reliable, simple and
cheap sensor for monitoring the vapor production in laser
ablation experiments.
current is proportional to the time derivative of the dielectric
polarization, or rather, it is proportional to the time derivative
of the pressure exerted to the sensor surface. So, the circuit
equation is given by7
C
S
D
1
1
dV
d
+
+
V = B sDPd,
dt
dt
RD R
s1d
where C and RD are the sensor capacitance and internal resistance, respectively, R is the load resistance, and B is a
constant that depends on the detector geometry and on the
polling process. There are two characteristic time domains to
be considered in Eq. (1). When dV / dt @ 1 / RC, the sensor
electric signal V is proportional to the pressure fluctuation
DP, and when dV / dt ! 1 / RC, the sensor electric signal is
proportional to the time derivative of the pressure fluctuation. Both of the time domains are going to be considered in
this article.
The elemental moment that is transferred to the sensor
surface by the particles with velocity v is
dp = dmv ,
s2d
with dm being the mass of these particles and
dm = rdV = rAvdt,
s3d
where r is the particle mass density, dV is the elemental
volume with cross section area A and length v dt. If l is the
II. PVDF SENSOR ELECTRICAL SIGNAL
In this article we are interested in the piezoelectric characteristics of a PVDF film. Since this sensor responds to the
pressure on its surface, and not to the particles density, like
the sensors usually used in time-of-flight mass spectroscopy,
it is necessary to make an analysis of the sensor signal.
The equivalent circuit of a PVDF sensor is diagrammed in
Fig. 1.11 The PVDF sensor can be considered as a current
source in parallel to a capacitance (intrinsic to the sensor)
and to a resistance (internal plus load resistance). The source
0034-6748/2004/75(12)/5213/3/$22.00
FIG. 1. PVDF sensor equivalent circuit. The sensor is a current source with
internal capacitance CD and resistance RD, in parallel. R is the load resistance (either 50 V or 1 MV in this work).
5213
© 2004 American Institute of Physics
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5214
Giao et al.
Rev. Sci. Instrum., Vol. 75, No. 12, December 2004
FIG. 2. Experimental setup.
distance between target and sensor, the particles that arrive
the sensor surface at the instant t are those with velocity v
= l / t, and
DP ~
2
dp =
rAl
dt.
t2
s4d
The pressure over the sensor surface is the time derivative of dp per unity of area, or
DP =
1 dp rl2
= 2 .
A dt
t
s5d
The expansion of the vapor that is produced by laser
ablation can be understood as a high temperature high pressure gas that, confined in a small volume, is suddenly released to expand to the vacuum. For distances larger than the
Knudsen layer the vapor is in thermal equilibrium and its
mass density is given by12–14
rsz,td ~
FIG. 4. The theoretical curve (dashed) was fitted to the integrated PVDF
signal (solid), taken with a 50 V load resistance. The signal that was integrated is that one shown in Fig. 3. The best fitted values are Tz = 8.8
3 104 K and v0 = 4.733 105.
F
S DG
1
1
m
− v0
exp −
t3
2KBTZ t
2
,
s6d
where v0 is the drift velocity, Tz is the translational temperature and it is assumed that the direction z is normal to the
target surface. Then, substituting Eq. (6) in Eq. (5), one has
that
FIG. 3. Typical PVDF signal for a 50 V load resistance.
F
S DG
1
1
m
− v0
exp −
t5
2KBTZ t
2
.
s7d
III. EXPERIMENTS
Figure 2 shows the experimental setup. An 11 W average
power, 0.85 mJ per pulse, 35 ns pulse-width, HyBrID copper
laser15 was used to produce laser ablation in tungsten targets.
Both the green sl = 511 nmd and the yellow sl = 578 nmd
lines were used. A rotating blade shutter was used to reduce
the pulse repetition rate from 13 kHz to about 100 Hz, such
that the effect of one single pulse could be observed. The
laser beam, focused to a 35 µm diameter spot size by a 500
mm focal length lens, illuminated the 10 mm diameter tungsten target inside a vacuum chamber with a base pressure of
10−5 mbar. The angle between laser beam and target surface,
determined by the vacuum chamber geometry, is 45°. The
target is attached to a rotating table at 120 rpm and taking
into account the pulse repetition rate and the target diameter
FIG. 5. The theoretical curve (dashed) was fitted to the PVDF signal (solid),
taken with a 1 MV load resistance. The best fitted values are Tz = 9.1
3 104 K and v0 = 4.653 105.
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Rev. Sci. Instrum., Vol. 75, No. 12, December 2004
PVDF sensor in laser ablation
one has that the distance between two successive shots on
the target surface is about 0.6 mm and, thus, the vapor is
produced by a single laser shot per spot.
A PZ-01 Images SI Inc. PVDF sensor, inside a Faraday
cage, was placed 150 mm apart from the W target. The Faraday cage has a metallic mesh window that was placed in
order to eliminate spurious signal fluctuations due to the
plasma potential, although it decreases the PVDF signal by a
factor of about 3, because it allows only part of the vapor to
achieve the sensor surface. One of the sensor sides is connected to the Faraday cage and grounded, and this side faces
the incoming vapor stream. This care was also taken in order
to reduce the noise due to the plasma potential fluctuations.
The PVDF sensor was attached to a Tektronix TDS 540A
oscilloscope through a 50 V coaxial cable. Both 50 V and 1
MV oscilloscope input impedance were used, as described
ahead.
The PVDF capacitance was measured to be 400 pF.
When the 50 V oscilloscope input impedance is used, RC
= 20 ns, which is much smaller than the tens of microseconds
time characteristic of the PVDF signal due to the vapor
stream, as it will be seen ahead. In this circumstance, the
dV / dt ! 1 / RC regime is achieved and the PVDF electric signal is proportional to the time derivative of the pressure fluctuation on the sensor surface, or
E
t
0
Sst8ddt8 ~
F
S DG
1
l
m
− v0
5 exp −
t
2KBTZ t
2
.
s8d
Thus, by taking the PVDF signal, integrating it on time and
fitting the result to the pressure fluctuation signal is possible
to obtain the translational temperature Tz and the drift velocity v0. Figure 3 shows a typical PVDF signal for this experimental condition. The laser noise spike indicates the t = 0
time. Figure 4 shows comparative results between experiment and theory. The solid line is the integral of the PVDF
signal and the dotted line is the best fit for Eq. (7). The best
fit results for the translational temperature and for the drift
velocity are Tz = 8.83 104 K and v0 = 4.733 105 cm/ s.
When using the 1 MV input impedance, RC = 400 ms
and one has the dV / dt @ 1 / RC regime and
Sstd ~
F
S DG
1
l
m
− v0
exp −
t5
2KBTZ t
2
.
s9d
In this case, Tz and v0 are obtained just by fitting Eq. (9) to
the PVDF signal. Figure 5 shows the PVDF signal and the
best fit of Eq. (7), for the same experimental conditions as in
the previous figure. The best fit results are Tz = 9.13 104 K
and v0 = 4.653 105 cm/ s.
By comparing the results with low and high input impedance one can see that it is just a question of choice of
which mode one should use. The only argument we have in
favor of the low input impedance mode is that in this case,
high frequency noise is eliminated since the PVDF signal
must be numerically integrated prior to be fitted to Eq. (7).
5215
To our knowledge, there is no other work in the literature, dealing with tungsten ablation with copper laser, with
results that can be used to validate the use of PVDF as sensor
in ablation experiments. However, at least the order of magnitude of the results obtained in this article can be compared
with results met in papers on metal ablation with excimer
lasers. Amoruso et al., for instance, studied copper ablation
with the XeF laser (l = 351 nm, 16 ns pulsewidth, 3 Hz repetition rate, 45° illumination), using a 160° spherical-sector
electrostatic energy analyzer to obtain the ions energy
distribution.16 Setting the analyzer in the constant energy
transmission mode, they measured the amount of particles in
the ablated vapor versus particle energy. For each value of
energy the analyzer is set, at least one laser shot is necessary.
Fitting these results to a drifted Maxwellian distribution, they
obtained the drift velocity and the translational temperature.
For fluencies between 2.6 J / cm2 and 3.8 J / cm2, they observed drift velocities in the range from 5.53 105 cm/ s to
6.53 105 cm/ s and translational temperatures between 1.7
3 104 K and 6.53 104 K. The translational temperatures obtained in our work are higher than the values met by
Amoruso (although in the same order of magnitude), but this
is reasonable since the melting and boiling temperatures of
tungsten are much higher than for copper. On the other hand,
the tungsten drift velocity is smaller than the value met for
copper. It is also reasonable since the tungsten atomic mass
is much higher than for Cu. Another aspect that is interesting
to observe, when the PVDF sensor is used, is that both vD
and Tz can be obtained with one single laser shot, reducing
errors due to pulse-to-pulse fluctuations.
ACKNOWLEDGMENT
This work was partially supported by Fundação de
Amparo à Pesquisa do Estado de São Paulo (FAPESP),
Proc. 00/13823-5.
1
S. B. Lang, in Ferroelectric Polymers and Ceramic-Polymer Composites Key Engineering Materials, edited by D. K. Das-Gupta (Trans Tech Publications Inc., Uetikon-Zurich, 1994), Vol. 92-9, pp. 83–142.
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CORTE DE CHAPA DE TUNGSTÊNIO COM LASER DE CuHBr
M.A.P. Gião*, N.A.S. Rodrigues e R. Riva
Instituto de Estudos Avançados – CTA – São José dos Campos
*Instituto Tecnl
ógico de Aeronáutica – CTA – São José dos Campos
Ol
aser de CuHBr é um tipo de l
aser de cobre que vem sendo estudado no IEAv desde 1983.Este l
aser opera
somente em regime pul
sado,a al
tas taxas de repetição (5.
000 a 10.
000 pul
sos por segundo),com potências médias da
ordem de dezenas de watts,com pulsos curtos (duração da ordem de 30 ns)e em dois comprimentos de onda no
6 nm,verde,e O = 578 nm,amarel
o)[1- 3]. Embora as potências médias sejam
visí
vel
,simul
taneamente (O = 510,
modestas quando comparadas com laser comumente utilizados em processamento de materiais,as potências de pico (~
50 kW )são suficientemente altas para aquecer praticamente qualquer materialsólido até a temperatura de evaporação
[4]
.Desta maneira,este laser pode ser utilizado para cortar metais refratários,como o tungstênio,por exemplo.No IEAv,
estamos desenvolvendo um estudo de produção de vapor de tungstênio por ablação a laser,para confecção sensores
térmicos,e era necessário produzir amostras circul
ares de 10mm de diâmetro a partir de uma chapa de 150mm x200
mm x1mm.Estas amostras foram cortadas usando um laser de CuHBr desenvolvido em nosso Instituto.Este trabalho
descreve os resul
tados obtidos neste processo de corte.
O laser utilizado foi um laser de CuHBr construí
do no IEAv,operando com potência média de 43 W (60% no
verde e 40% no amarelo),operando a uma taxa de repetição de 16 kHz.Para movimentação e posicionamento da
amostra foi utilizada uma mesa XY composta por duas mesas lineares THOM SOM mod.M S25LIBL-204,acionadas
por dois motores de passo Appl
ied M otion mod.HT23-397. Para acionamento e control
e dos motores de passo foi
desenvol
vido um driver de potência control
ado através da porta paral
el
a de um microcomputador.O avanço da mesa é
de 25Pm por passo (ou de 12,
5Pm quando utilizando o recurso de meio passo dos motores)e a velocidade máxima de
avanço é de 50mm/
s.
A placa de tungstênio foi fixada na mesa XY e o feixe de laser foi focalizado na superfície da placa por uma
l
ente pl
ano-convexa de BK7 de 200 mm de distância focal
;o diâmetro da área il
uminada pel
ol
aser (spotsize) é de
35Pm.A mesa movia-se continuamente em cí
rcul
os de diâmetro de 10 mm,com vel
ocidade constante de 45 mm/
s,e
mantinha-se o laser iluminando a placa até que se conseguisse cortar completamente a amostra circular.A Fig.1mostra
um detalhe do corte.A pluma de luz intensa nas duas superfícies da placa são devido parte à emissão luminosa do
pl
asma produzido pel
ol
aser,parte pel
o espal
hamento da l
uzdo l
aser pel
o vapor ejetado,e indicam que naquel
a parte da
amostra o feixe de l
aser atravessou a amostra.Foram necessárias 860±20passagens,o que durava cerca de 20minutos,
para o corte de cada amostra.Isto impl
ica que foi removido cerca de 1,
2Pm de materiala cada passagem,ou ainda,que
a velocidade efetiva de corte foi de cerca de 52Pm/
s.
,
2,
Figura 1: Detalhe da região de corte. As plumas
luminosas intensas nos dois lados da placa
indicam que o corte vazou a placa. Estas
plumas são devido parte à emissão do plasma,
parte pelo espalhamento do feixe de laser no
material ejetado da placa.
Figura 2: Placa de tungstênio e amostras cortadas. O tempo
necessário para o corte de cada amostra foi da ordem de 20
minutos.
Os cortes foram feitos em formato circular em função da necessidade específica das experiências de ablação a
laser. No entanto, no nosso arranjo experimental, qualquer formato 2D pode ser cortado, uma vez que implica somente
em modificações no software de controle. A geometria de corte fica limitada somente à resolução da mesa XY utilizada
(12,5 Pm, na melhor hipótese) e no curso máximo da mesa de 150 mm. Não há também limitação quanto ao material
que pode ser cortado, o laser de CuHBr desenvolvido no IEAv se mostrou capaz de cortar qualquer metal, materiais
cerâmicos e diamante CVD [5 - 7]. Só há, na realiadade, limitação quanto à espessura a ser cortada.
,6
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FOLHA DE REGISTRO DO DOCUMENTO
1.
2.
CLASSIFICAÇÃO/TIPO
3.
05 de junho de 2006
TD
5.
DATA
DOCUMENTO N°
CTA/ITA-IEF/TD-002/2006
4.
N° DE PÁGINAS
100
TÍTULO E SUBTÍTULO:
Caracterização do vapor gerado por ablação de tungstênio por laser de “Cu-HBr”
6.
AUTOR(ES):
Madalena Alice Priante Gião
7.
INSTITUIÇÃO(ÕES)/ÓRGÃO(S) INTERNO(S)/DIVISÃO(ÕES):
Instituto Tecnológico de Aeronáutica. Divisão de Ensino Fundamental – ITA/IEF
8.
PALAVRAS-CHAVE SUGERIDAS PELO AUTOR:
Ablação; Laser; Tungstênio; Laser de Cu-HBr; Interação Luz e Matéria
9.PALAVRAS-CHAVE RESULTANTES DE INDEXAÇÃO:
Ablação; Lasers de vapor metálico; Tungstênio; Aplicação de laser; Crescimento de cristais; Filmes finos;
Espectroscopia; Fotoionização; Óptica; Física
10.
X Nacional
APRESENTAÇÃO:
Internacional
ITA, São José dos Campos, 2006, 100 páginas
11.
RESUMO:
Este trabalho teve como objetivo estudar detalhadamente as propriedades do vapor gerado pela ablação
de um alvo sólido de tungstênio por um laser de Cu-HBr, tais como: densidade de átomos, neutros ou
ionizados, e a distribuição de velocidades destas mesmas espécies, e obter informações sobre mecanismos
de redução das cargas elétricas, de gotículas e de aglomerados no vapor com o objetivo de se obter um
jato de vapor monoatômico e neutro, para aplicação de crescimento de filmes finos e espectroscopia de
fotoionização. Foram desenvolvidas e testadas três técnicas de monitoramento da pluma de vapor:
sensores de PVDF, sondas de Langmuir e ion-gauge. Destas, as duas primeiras se mostraram simples e
eficazes para a determinação da distribuição de velocidade de jatos monoatômicos, com a obtenção de
parâmetros como temperatura translacional e velocidade de deriva da pluma.
12.
GRAU DE SIGILO:
(X ) OSTENSIVO
( ) RESERVADO
( ) CONFIDENCIAL
( ) SECRETO