IV. CƠ CHẾ CHÍNH TRONG VIỆC PHỦ MÀNG BẰNG PHƯƠNG PHÁP PLD?
IV.2 Một số hiện tượng xuất hiện trong phương pháp PLD
Khi cường độ laser chiếu đến nhỏ thì hầu hết các chất điện môi đều trong suốt với những ánh sáng tới có bước sóng nhỏ hơn bước sóng tia UV và điều này thể hiện qua hàm điện môi là phần thực n sẽ lớn và phần ảo k sẽ nhỏ . Khi mà ta tăng cường độ ánh sáng thì tức là ta tăng năng lượng cung cấp cho việc kích thích các electron lên các mức năng lượng cao hơn , dẫn đến sự ion hóa bia trong lớp bề mặt có độ dày ls bằng các cơ chế ion hóa đơn photon , ion hóa đa photon và ion hóa bằng va chạm electron .Do đó phần ảo của hàm điện môi sẽ tăng . Như vậy có thể nói là mức độ ion hóa tỉ lệ thuận với cường độ và tỉ lệ nghịch với bước sóng laser .
Sự thoát ra của nguyên tử khỏi bề mặt bị chiếu bởi chùm tia laser cường độ cao dẫn đến hình thành một đám mây gồm các hạt vật chất của vật liệu bia bay hơi di chuyển nhanh ra khỏi bề mặt bia , thường thì đám mây này gồm có các hạt trung hòa ( nguyên tử , phân tử ) , electron và các ion .
4
Hình 4.1 Sơ đồ khái quát quá trình xảy ra khi thực hiện phương pháp PLD
Trong những năm đầu tiên khi nghiên cứu việc bốc bay bằng laser thì các nhà nghiên cứu đã có được những tấm hình chụp những chùm plasma khác nhau , các chùm plasma này có màu khác nhau do phát quang của các nguyên tử bị kích thích .
Chùm plasma phát quang rất mạnh , và dần dần mở rộng về mọi hướng nhưng thường ưu tiên phát triển theo hướng pháp tuyến với bề mặt bia . Các thông số vật lý trong plasma đóng một vai trò rất quan trọng như là vận tốc nguyên tử , ion , phân bố khối lượng , trong việc tạo màng mỏng bằng phương pháp PLD . Cụ thể là sự phân bố độ dày của màng trên đế được quyết định bởi hình dạng của chùm plasma phát triển trong quá trình mở rộng đến đế .
Trong chùm plasma sẽ có những tương tác phức tạp có thể phân thành hai loại là tương tác xảy ra giữa vật chất trong chùm plasma với nhau và tương tác giữa các vật chất với chùm ánh sáng tới . Quá trình bốc bay sử dụng laser với xung có độ dài nano giây thì có thể trải qua các giai đoạn sau đây những giai đoạn này có thể chồng lấp lên nhau .
Giai đoạn 1 : Ánh sáng laser chiếu tới mẫu và được hấp thụ bởi các electron tự do ,hay còn được biết là sự kích thích các electron .giai đoạn này diễn ra trong khoảng thời gian fs ,thời gian đặc trưng cho quá trình va chạm giữa elecron và các nguyên tử .phụ thuộc vào loại vật liệu ,electron và nguyên tử cân bằng nhiệt động thì dẫn đến sự đốt nóng mạnh thể tích được chiếu , có độ sâu bằng độ dày lớp và độ dài khuếch tán nhiệt của electron .Trong giai đoạn này thì tương tác laser với vật chất .
4
Hình 4.2 Laser xung chiếu vào mẫu bia thủy tinh được ghi nhận bằng phương pháp ghi nhận hình ảnh cực nhanh , xảy ra trong khoảng thời gian femto giây
Hình 4.3 Đồ thị cho thấy có sự kích thích electron trong bia trong khoảng thời gian laser chiếu đến bia ( thủy tinh )
Giai đoạn 2 : electron phát xạ trên bề mặt sẽ thoát ra khỏi khối nhưng vẫn tiếp tục hấp thụ năng lượng laser va chạm với khí nền tạo thành một lớp mỏng khí bị ion hóa trên bề mặt còn gọi là plasma trong giai đoạn này thì tương tác laser – plasma chiếm ưu thế .
4
Hình 4.4 Đồ thị chứng tỏ sau khi chiếu laser đến sẽ hình thành xuất hiện nồng độ electron cao trên bề mặt bia do sự phát xạ nhiệt chính các electron này là electron sơ cấp cho quá trình ion hóa do va chạm tạo thành plasma
4
Hình 4.5 đồ thị cho thấy sự mở rộng của plasma theo chiều dọc có một giới hạn
Giai đoạn 3 : Sau khi kết thúc xung thì chùm plasma giãn nở đoạn nhiệt ra 3 hướng . Nếu sự giãn nở này xảy ra trong chân không thì hình dạng và vận tốc của plasma sẽ gần như tiệm cận đến giá trị không đổi . Nếu bốc bay trong khí nền thì sự giãn nở của chùm plasma có thể được xác định bằng sự tương tác của nguyên tử chùm plasma với nguyên tử và phân tử khí nền .
Hình 4.6 Sự mở rộng theo thời gian từ mở rộng theo chiều dọc đến sự mở rộng theo chiều ngang sau đó trong khoảng thời gian ps
Sự giãn nở của chùm plasma cũng phụ thuộc vào mật độ năng lượng laser chiếu đến mẫu .Mật độ laser càng cao thì sự mở rộng vùng plasma càng nhanh , hình bên dưới chứng tỏ sụ phụ thuộc mật độ laser tới bia của quá trình mở rộng
4
Hình 4.7 sự phụ thuộc mật độ năng lượng laser tới của plasma
Trong suốt quá trình hấp thụ ánh sáng trong khối rắn sự đốt nóng ban đầu của cả khối có thể dẫn đến vận tốc thoát ra ban đầu của các vật chất trong khối rất nhanh do sự đốt nóng rất nhanh nhiệt độ bề mặt tiến nhanh đến nhiệt độ tới hạn nhiệt động học .Tại nhiệt độ này thì quá trình thoát của vật liệu có thể là quá trình bốc bay hay quá trình bắn ra của các hạt nano và micro .
Giai đoạn 4 chùm plasma đang giãn nở được đốt nóng bằng quá trình hấp thụ năng lượng của laser và làm giảm năng lượng của laser truyền qua chùm plasma đến bề mặt rắn lỏng . Mô hình đơn giản là chùm plasma ban đầu giãn nở trong sự cân bằng động học tức là nó sẽ hấp thụ năng lượng của laser để cung cấp cho quá trình giãn nở .
4
Hình 4.8 Sự chắn 1 phần chùm tia laser tới của plasma dẫn đến làm giảm năng lượng laser đến bia
4
Hình 4.9 Đồ thị cho thấy sau khi plasma mở rộng thì độ dài phún xạ vật liệu tăng chậm hơn trước
Trong chùm plasma thì laser được hấp thụ bởi hai cơ chế chủ yếu đó là quá trình ngược Bremsstramlung (ký hiệu là IB ) và quá trình photon ion hóa trực tiếp .
Bremsstramlung là tên tiếng Đức bao gồm “Bremsen” có nghĩa là hãm và “Strahlung” có nghĩa là bức xạ , như vậy quá trình Bremsstramlung là quá trình tạo ra bức xạ hãm bằng cách cho các electron có động năng cao va chạm với các hạt năng và va chạm này có kết quả là các bức xạ liên tục . Như vậy quá trình quá trình ngược Bremsstralung là quá trình dùng bức xạ cung cấp năng lượng cho electron va chạm và ion hóa các hạt năng có trong chùm plasma khởi tạo : nguyên tử , phân tử .Tiết diện va chạm hiệu dụng của electron với nguyên tử trung hòa thì nhỏ hơn tiết diện va chạm hiệu dụng của electron với ion ,nhưng nó tức là quá trình electron va chạm với nguyên tử trung hòa sẽ có ý nghĩa hơn trong chùm plasma có mật độ ion ít .
Quá trình photon ion hóa trực tiếp các nguyên tử và phân tử đòi hỏi ánh sáng đến các bước sóng đủ nhỏ tức là năng lượng photon đủ lớn thỏa :
i
hν >eV
Với ν là tần số của laser
i