External evaluation

En la figura 5.13 se representan los perfiles radiales de reflectividad transitoria para la excitación del plasma de electrones y el retardo a 1.5 ps en el que comienza a relajarse para la zona de central a altas fluencias.

Figura 5.13: perfiles radiales de reflectividad a diferentes retardos

temporales, para la excitación del plasma de electrones (azul) y el comienzo de la relajación (verde). Se superpone el perfil de topografía para establecer comparaciones con diferentes posiciones radiales.

Para los retardos a 400 fs, 600 fs y 800 fs se puede ver como la reflectividad crece hasta saturar a 1 ps tras la llegada del tren de pulsos a la superficie de la muestra de zafiro. El incremento de la reflectividad depende de cómo se modifique la función dieléctrica del plasma a través del incremento de la población electrónica excitada y de su energía cinética [Jia08]. La línea verde muestra la reflectividad a un retardo de 1.5 ps, donde el valor de la reflectividad a fluencias elevadas comienza a descender. Para establecer una relación directa con la topografía se ha superpuesto una sección radial del cráter generado. La posición radial r= 5 µm marca el cambio de curvatura en el perfil de reflectividad asociado al plasma de electrones. Esta posición lateral coincide exactamente con el borde del cráter de ablación, de modo que la zona donde la reflectividad comienza a decrecer se corresponde con el cráter de ablación. Por otro lado la zona

circundante donde el plasma perdura durante varios picosegundos en forma de anillo, se corresponde con el régimen de ablación débil.

Figura 5.14: Imágenes de reflectividad

transitoria para retardos correspondientes a la excitación del plasma de electrones y a la aparición del patrón de interferencia. La última fila muestra los mapas de topografía escalados de 0 a -120 nm de profundidad.

La figura 5.14 muestra imágenes de reflectividad transitoria y de topografía, para irradiaciones producidas por un pulso por transformada (izquierda) y para trenes de pulsos (derecha). Las tres primeras filas de imágenes de microscopía resuelta en tiempo ilustran el comportamiento de excitación de portadores libres descrito en detalle a través de los perfiles de reflectividad. Las imágenes a retardos en el orden de centenas de picosegundos muestran un patrón de difracción. Dicho patrón se ha relacionado en trabajos previos [Stj06, Pue10] con el borde del cráter de ablación fuerte. A través de los mapas de topografía en la última fila se puede establecer la correspondencia espacial entre el patrón de difracción y el borde que limita el régimen de ablación fuerte. Sin embargo las imágenes de reflectividad del plasma de electrones no muestran evidencias de correspondencia espacial entre la eficiencia de generación del plasma y los diferentes regímenes de ablación.

Figura 5.15: (a) perfiles de topografía en color producidos con diferentes formas de pulso

junto con un perfil Gaussiano que representa la distribución radial de intensidad del laser normalizada, cada perfil hay que escalarlo a la fluencia a la que se irradio, (b) campo eléctrico en función del tiempo para las formas de pulso utilizadas, (c) campo eléctrico para el valor de fluencia en el umbral de ablación fuerte junto con la gráfica del valor umbral de campo en función de la duración del pulso.

Tras ver que no se observa relación directa entre la dinámica de ablación en los primeros picosegundos y la topografía del cráter, es de utilidad estimar el valor del campo eléctrico umbral. En la figura 5.15 a) se representan conjuntamente las secciones laterales de los cráteres y el perfil espacial del láser. De este modo se puede identificar la fluencia umbral relativa asociada al borde del cráter de ablación fuerte, como indican las líneas de color con su correspondiente proporción de cero a uno: Kumbral. El campo eléctrico del láser se puede calcular a

partir de dicho valor junto con la fluencia de irradiación y el perfil temporal medido experimentalmente. El cuadrado del campo eléctrico umbral en función del tiempo se expresa como: E2_{(t)=2·I(t)·Kumbral/(cnεo), donde I(t) corresponde a la}

intensidad del láser, Kumbral corresponde al factor normalizado que se extrae de la

Gaussiana para el umbral de ablación fuerte, c es la velocidad de la luz, n el índice de refracción y εo es la permitividad dieléctrica. A través de esta fórmula y de los

valores en la gráfica se puede identificar el campo eléctrico umbral para cada estructura temporal. En las gráficas en la figura 5.15 b)-c) se muestran las distribuciones temporales del campo eléctrico total y umbral respectivamente. En la gráfica incluida en la parte superior derecha se representa el máximo del campo eléctrico umbral en función de la duración de pulso. El valor de la amplitud de campo eléctrico decrece a medida que aumenta la duración de pulso, este hecho está directamente relacionado con los mecanismos de ionización involucrados para cada forma temporal. Partiendo de la base de que todos tienen la misma energía integrada espacial y temporalmente, se puede establecer que pulsos cortos se acoplan al material en mayor medida por medio del proceso de ionización multifotónica. Para pulsos más largos o estructuras más extendidas temporalmente, la contribución de ionización multifotónica es menor y se favorece más el acoplo de energía absorbida por portadores libres y concatenando ionización de portadores por impacto.

En el trabajo desarrollado por Bulgakova y colaboradores [Bul04], se ha investigado la generación de portadores basándose en la ecuación de continuidad junto con la ecuación de transporte para los portadores fotogenerados. De los resultados de generación de pares electrón-hueco y valiéndose de la ecuación de Poisson se ha estimado el campo eléctrico generado en zafiro al irradiarse con un pulso láser de 100 fs con una longitud de onda de 800 nm a 4 J/cm2_{. Esta condición} de trabajo ofrece la posibilidad de comparar directamente con los resultados del presente estudio, ya que los parámetros utilizados son muy próximos a los utilizados en nuestro estudio experimental.

A través del modelo de Drude junto con el valor de reflectividad máxima alcanzada para el plasma de electrones generado se puede estimar la densidad de portadores libres. Teniendo en cuenta que para el zafiro Ro=0.079 a 400 nm, se puede calcular la densidad electrónica correspondiente umbral de ablación donde R=0.356 (R=4.5·Ro para una posición radial de r≈12.5 µm, fig. 5.10), obteniéndose una densidad ne=2·1022_cm-3_{, de acuerdo con [Pue10]. La densidad neta de} portadores en el dieléctrico a una fluencia de 4 J/cm2 _{según el trabajo de} Bulgakova proporciona un valor un orden de magnitud menor Δn=3.5·1021 _cm-3_. Dicho valor concuerda con lo obtenido experimentalmente y con ayuda del modelo de Drude. Por otro lado a partir de la ecuación de Poisson se puede calcular el campo eléctrico originado por el desbalance de carga en el dieléctrico irradiado [Bul04]. De donde se extraen valores próximos a 8·1010_{V/m, del mismo orden de} magnitud que el campo máximo alcanzado por el pulso en 5.15 b), ~3·1010 _V/m.