Особенности оптического пробоя на поглощающих микронеоднородностях в ЩГК. Обсуждение полученных результатов

При исследовании поражённых лазерным излучением образцов 4-х щёлочно- галоидных монокристаллов методами световой микроскопии нами было однозначно установлено, что многочисленные следы объёмных повреждений, возникшие вследствие воздействия импульса излучения CO₂- лазера, являются полостями, а не включениями стеклообразного материала, как считают авторы работ [147, 148].

Мнение авторов работы [147] о том, что объёмные повреждения в ЩГК могли возникать вследствие самофокусировки лазерного излучения, не состоятельно, так как критическая мощность самофокусировки в монокристаллах галоидов щелочных металлов составляет величину порядка IO⁸Вт [129], а лазер, использованный в работе [147], имел выходную мощность, не превышающую 10⁵÷10⁶Вт. В отличие от результатов этой работы, нам не удалось зафиксировать чётко выраженную зависимость концентрации созданных полостей от плотности мощности лазерного импульса.

линзой, а мы использовали почти параллельный пучок. Апертура луча на образце в нашем случае была на 5 - 6 порядков больше. Кроме того, в работе [147] определялась зависимость количества дефектов в фокальном объёме от мощности воздействующего излучения, но при этом не учитывалось, что при гауссовом распределении энергии по сечению лазерного луча с ростом мощности увеличиваются и размеры зоны, в которой плотность мощности излучения превышает порог образования полостей.

Появление полостей происходило вследствие локального выделения энергии лазерного импульса в микроучастке образца. Этот результат может достигаться и при использовании других способов локального импульсного выделения энергии в объёме твёрдого тела. Так, например, известны случаи образования полостей в ЩГК при торможении в образце высокоэнергетических частиц [160, 365, 366]. Зафиксировано, что подобные явления могут предшествовать пробою монокристаллов в постоянном электрическом поле. Так, в галоидах щелочных металлов, помещённых в поля предпробойной напряжённости, наблюдались центры свечения [365], а вблизи канала пробоя зарегистрированы полости размером ~ 50 мкм [160].

Гистограммы распределения полостей по размерам (рисунок 5.1) свидетельствуют о заметно различающемся количестве энергии, выделившейся на каждом центре поглощения, а, следовательно, как о различной поглощательной способности исходных поглощающих микронеоднородностей, так и о разной динамике процесса поглощения энергии. Это явление не может быть связано с распределением лазерного излучения, так как для измерения параметров полостей выбиралась область луча, где распределение можно было считать близким к равномерному. Распределение полостей по размерам сходно с гистограммой порогов оптического пробоя NaCl, измеренных в работе [142] при фокусировке лазерного импульса в объём образца.

того или иного дефекта структуры.

Концентрация возникших полостей в наших образцах обычно не превышала величины IO⁵см'³. В монокристаллах со сравнительно небольшой концентрацией полостей (10³÷10⁴см'³) их средний размер был обычно несколько выше, чем в образцах с величиной p~ IO⁵см'³. Это может быть объяснено тем, что условия пробоя микронеоднородностей с наибольшей поглощательной способностью несколько благоприятней. Нам не удалось, из-за возникновения низкопорогового оптического пробоя воздуха около поверхности образца, плазма которого поглощала хвостовую часть лазерного импульса, построить зависимость величин р и d_cpот интенсивности излучения при неизменной форме импульса воздействующего излучения. Однако, этим явлением может быть объяснён факт отклонения среднего размера полостей d_cpв образцах монокристаллов RbI от соответствующего значения, рассчитанного по уравнению (5.1). Порог оптического пробоя воздуха вблизи этих монокристаллов был немного ниже, чем у NaCl, KCl и KBr (глава 3) и, видимо, с этим связаны как сравнительно низкая концентрация полостей, так и их сравнительно большие размеры.

Присутствие плазменного образования вблизи входной поверхности образца ЩГК практически не сказывалось на концентрации образующихся полостей, поэтому логично предположить, что на большей части поглощающих микронеоднородностей пробой зарождался во время действия пиковой части лазерного импульса.

В образцах, вблизи входной поверхности которых наблюдался оптический пробой воздуха, средние значения размера полостей и их концентрации были близки для всех четырёх исследовавшихся монокристаллов. Поэтому мы полагаем возможным сделать следующее предположение: природа поглощающих микронеоднородностей в этих ЩГК также сходна. В самом деле, щёлочно-галоидные монокристаллы по своим физико- химическим свойствам подобны. Монокристаллы, на которых проведены описанные выше эксперименты, в большинстве своём, выращены по сходной технологии, исходное сырьё имело близкую степень чистоты, и поэтому совершенно не удивительно, что в них могли возникнуть примесные образования идентичные по своим оптическим

свойствам.

Теперь рассмотрим процесс образования полостей в результате воздействия полным, неискажённым импульсом, то есть тот случай, когда перед входной поверхностью образца не возникал оптический пробой воздуха. При этом режиме воздействия размеры возникающих полостей заметно зависели от физико-химических свойств материала, обобщённо описываемых параметром, который принято называть энергией кристаллической решётки (рисунок 5.6), а, следовательно, определялись макроскопическими свойствами материала матрицы.

Одним из результатов проведенного исследования является обнаружение следующего факта: в условиях нашего эксперимента максимальный размер возникающей полости - d_maxявляется константой материала. В самом деле, величина d_maxопределяется предельно допустимой энергией, которая выделяется в микроучастке данного монокристалла при фиксированной форме лазерного импульса и не приводит к его макроразрушению вследствие развития магистральных трещин. Так, для монокристаллов хлорида калия предельный размер полостей в нашем случае составлял 45 мкм.

где с = 1,347 Дж/см³х°С - теплоёмкость KCl [193],

К = 0,065 Bt∕cm?⁰C- теплопроводность [193]

Здесь не учтены температурные зависимости с и К (теплоёмкость увеличивается с ростом температуры, а теплопроводность - снижается), поэтому данная величина τ несколько превышает истинное значение. Тем не менее, эта величина значительно превышает длительность импульса.

Однако, форма возникших полостей, грушевидно утолщающихся навстречу воздействующему лазерному лучу, наглядно свидетельствует, что их формирование происходит, в основном, в течение действия лазерного импульса. Аналогичный вывод сделан в работе [142], в которой исследована кинетика роста рассеяния в ЩГК при порообразовании в процессе воздействия излучения импульсного электроразрядного

CO₂- лазера. Было экспериментально установлено, что рассеяние зондирующего излучения гелий-неонового лазера при воздействии рабочего излучения резко возрастает на один - два порядка через 10'⁷÷10^⁶с после начала процесса и в дальнейшем почти не увеличивается. Легко оценить, что в отсутствие нелинейных процессов поглощающая способность микронеоднородности недостаточна для того, чтобы выделение энергии лазерного импульса обеспечило фазовый переход в столь сравнительно большом объёме монокристалла за время действия импульса. Тем не менее, локальное поглощение энергии излучения лазерного импульса приводит к столь значительному разогреву поглощающего включения, что происходит его абляция.

Одним из возможных механизмов возникновения сравнительно крупных повреждений при оптическом пробое на, исходно, казалось бы, пренебрежимо малой, микронеоднородности является генерация волн поглощения, инициированных стартовым пробоем микродефекта в первоначально прозрачной матрице [158, 367-369].

Анизотропия полостей, наблюдавшаяся нами, свидетельствует, что волны поглощения, работающие по такому механизму, имели место и в нашем случае. Поэтому, зная размеры возникшей полости а также время, затраченное на её возникновение, можно оценить скорость распространения такой волны поглощения в монокристалле - V. Для KCl - V ≈ 5 м/с, что по порядку величины соответствует теоретическим расчётам, проведённым в работах [367-369] для случая воздействия излучения неодимового лазера на образец кварца (V=I м/с при Wpi = IO⁷Вт/см²).

Вынос большей части массы из образующейся поры происходит в результате пластической деформации матричного кристалла за счёт высокого давления газовой фазы внутри возникающей полости, которое по оценкам [158, 367-369] может достигать IO⁴кг/см², что по порядку величины соответствует пределу прочности идеального

щёлочно-галоидного монокристалла. Для реальных кристаллов предел прочности на порядки ниже. Для хлорида натрия эта величина составляет 45 кг/см²[274]. Столь значительное различие обычно связывают с влиянием на прочность поверхностных микротрещин. Классические опыты А.Ф. Иоффе, сумевшего в эксперименте избежать влияния поверхности, позволили зарегистрировать механическую прочность ЩГК, близкую к теоретической [194, 274]. Локальное выделение части энергии лазерного импульса на поглощающей микронеоднородности приводит к импульсной генерации полости в объёме твёрдого тела. В этом случае фактически реализуется главное условие эксперимента Иоффе - полностью исключено влияние на процесс деформации такого дефекта структуры кристалла, как свободной поверхности. Попытки увеличить величину d_maxпутём роста плотности мощности воздействующего лазерного импульса не увенчались успехом из-за образования и развития магистральных трещин на границе раздела полость - кристалл. Фактически, это позволяет нам считать, что в этом случае величина давления газовой фазы внутри полости могла достигать теоретического значения предела прочности идеального щёлочно-галоидного монокристалла, а именно величины -IO⁴кг/см²[274].

Полученные в данной работе экспериментальные результаты позволяют провести оценку температуры возникшей газовой фазы внутри полости в момент её образования - T_n. Уравнение (5.1), полученное в результате обработки экспериментальных данных, описывает зависимость средней массы вещества, вынесенного из поры, от энергии кристаллической решётки - ζ. Размеры возникающей полости увеличиваются при снижении энергии кристаллической решётки. Интересно, что электрическая прочность щёлочно-галоидных монокристаллов также пропорциональна величине ζ [370].

В уравнении (5.1) коэффициент а = 0,09 можно записать в виде: α = 1/RT, где T ≈ 5500 К - некоторая характеристическая температура, имеющая физический смысл средней температуры паровой фазы внутри полости - T_n. Эта величина совпадает с теоретическим значением, рассчитанным с учётом динамики развития «ореолов» в прозрачных материалах вокруг областей с повышенным поглощением для случая, когда ширина энергетической щели значительно превышает энергию кванта, то есть поглощение излучения происходит на свободных носителях [158]. Полученное при теоретическом анализе значение T_nдостаточно хорошо совпадает с экспериментальными данными, полученными в работах [361-364].

В течение послепробойной стадии, длительность которой определяется временем релаксации градиента температур - 10'³÷10^²с, завершался процесс формирования полостей. На этом этапе продукты испарения и, по-видимому, разложения осаждались на стенках полостей, образуя тёмный налёт, а также стабилизировались поля внутренних напряжений вокруг пор. Тогда, исходя из этих данных, зная размеры поля внутренних напряжений, легко можно оценить скорость движения головных дислокаций в полосах скольжения (см. рисунок 5.5) - v ≈ 0,08÷l,2 м/с. Эта величина, согласно литературным данным, в ЩГК обычно не превышает 0,l÷0,5 м/с [194, 274].

При имевших место условиях воздействия лазерного импульса на ЩГК скорость волн поглощения близка к скорости движения дислокаций в исследуемых монокристаллах, что экспериментально подтверждается фактом некоторого грушевидного расширения полостей навстречу лучу. Поэтому можно сделать следующий вывод: при использовавшихся в работе параметрах лазерного излучения, как-то - плотность мощности, длительность и форма импульса, за образование полости ответственны два основных механизма. Это испарение вещества на фронте волны поглощения и пластическая деформация, вызванная значительным избыточным давлением паровой фазы в полости, близким к теоретическому пределу прочности монокристалла. Тогда увеличение плотности мощности при соответствующем снижении длительности лазерного импульса должно приводить к росту скорости волн поглощения. В этом случае поры должны иметь веретёнообразную форму, вытягиваясь вдоль направления лазерного луча. И действительно, подобные полости наблюдались в ЩГК после воздействия импульсами излучения (~ IO'⁸с) лазера на рубине с модулированной добротностью [131,132].

Авторы работ [336-341, 371] утверждают, что растрескивание материала в микроучастках происходит вследствие нагрева поглощающих микронеоднородностей на 50÷100°C, так как, по их мнению, этого достаточно для превышения предела прочности кристалла. Свечение, как они считают, имеет триболюминесцентную природу. Действительно, при локальном нагреве кристалла в нём могут возникнуть столь значительные напряжения, превышающие предел прочности макрообразцов, но из этого не следует, что такой нагрев будет достаточен для порообразования. В самом деле, как было показано выше, в этом случае следует исходить из теоретического значения предела прочности кристалла, так как при объёмном порообразовании мы имеем дело с

микроучастком монокристалла, не обладающим свободной поверхностью. В этом случае значение предела прочности может быть достигнуто лишь при фазовом превращении материала в этом микроучастке монокристалла. Вполне возможно, что триболюминесцентная составляющая и присутствует в спектре свечения области оптического пробоя объёмных микронеоднородностей ЩГК, но, на наш взгляд, триболюминесцентная модель не в состоянии объяснить всю совокупность имеющихся экспериментальных данных о процессе объёмного порообразования в ЩГК при воздействии мощным импульсным лазерным излучением.

Плазма низкопорогового оптического пробоя воздуха, как известно, является широкополосным источником излучения, имеющим ИК, видимую, УФ и ВУФ составляющие. Этот весьма интенсивный источник света «включается» в течение первой микросекунды после начала воздействия (см. главу 3). В случае, когда плазменное образование возникает только вблизи выходной поверхности образца, возможно совместное воздействие на кристалл хвостовой части лазерного импульса и излучения плазменного образования. При исследовании гистограмм распределения полостей по толщине образца видно, что вблизи выходной поверхности монокристалла объёмная плотность дефектов возрастает. Это, на наш взгляд, свидетельствует в пользу следующего предположения: коротковолновая часть излучения плазменного образования, заметно поглощаемая в монокристаллах, способствует фотоионизации тех примесных центров, пробой которых не произошёл в течение воздействия пиковой части импульса. В этом случае напряжённость поля хвостовой части лазерного импульса, которая, несмотря на то, что существенно меньше, чем в пиковой части, оказывается вполне достаточной для пробоя таких фотоионизованных центров.

Легирование монокристаллов KCl типичной катионной примесью - свинцом, никак не сказывалось, при использовавшихся в работе режимах воздействия, на концентрации полостей и их размерах, хотя, как известно по данным работы [371], примесь свинца заметно улучшает механические свойства этих монокристаллов. В то же время, в «сверхчистых» кристаллах полости не возникали даже при введении в них примеси свинца. Этот результат, казалось бы, противоречит литературным данным о влиянии примеси свинца на оптическую стойкость ЩГК. Так, в работах [130-132, 372- 376] сообщается об увеличении порога оптической стойкости хлоридов натрия и калия при снижении в них концентрации свинца. В этих работах для воздействия

использовался лазер на рубине с длиной волны 0,69 мкм. Однако несоответствие наших и этих данных является кажущимся, так как оно вызвано следующими различиями в условиях проведения эксперимента:

1) разница в величине кванта излучения: hvιo,6 = 0,117 эВ, a hvo_j69⁼1,8 эВ;

2) в нашем случае длительность лазерного импульса была выше на два порядка;

3) мы исследовали процесс разрушения на поглощающих микронеоднородностях, а в [130-132, 372-376] фактически определялся порог пробоя матричного кристалла.

Поэтому в нашей работе плотность мощности использовавшегося излучения была на два - три порядка ниже. Порог пробоя хлорида свинца, являющегося, по-видимому, основой примесных образований в легированных монокристаллах, не может быть настолько ниже порога пробоя матрицы, так как PbCb не должен обладать значительным стартовым поглощением в области 10 мкм. Однако, при напряжённости поля примерно IO⁶В/см, такие дефекты, как включения PbCb, попадая в фокальный объём, должны уменьшать порог пробоя.

Крайне неоднородное распределение полостей в монокристаллах с радиационными дефектами, а также влияние степени чистоты образцов и режимов их предварительного отжига на значения р и d_cp, свидетельствуют о примесной природе исходных поглощающих микронеоднородностей. Основной причиной снижения порога пробоя в ЩГК являются, по-видимому, легкоионизуемые, кислородосодержащие анионные примеси. Кстати, они же и определяют величину примесного фона поглощения в области 10 мкм в ЩГК [87, 96].