Los autores desean reconocer y agradecer el apoyo financiero para este estudio realizado por la National Science Foundation (Grant No: CMMI-0.653.578, CBET-0853890).

1. Configuración del sistema óptico (Fig. 1) <ol><li> Establecer una placa de media onda y un polarizador tras la salida del láser para ajustar la energía del impulso láser. </li><li> Establecer un divisor de haz después de que el polarizador para dividir el pulso del láser a dos impulsos: pulso de la bomba y el pulso de la sonda. </li><li> Utilice cuatro espejos que reflejan y una etapa de traslación manual para construir un dispositivo de retardo óptico para el pulso de la bomba. </li><li> Utilizar otros espejos que reflejan cuatro para guiar el pulso de la bomba para alcanzar la superficie del blanco verticalmente. </li><li> Establecer un generador de segunda armónica (SHG) para transformar la longitud de onda del láser de impulsos de 800 nm a 400 nm. </li><li> Utilizar un separador armónica para transmitir el pulso 800-nm y reflejar el pulso 400-nm. </li><li> Establecer un reductor de haz y un par de lentes focally para ajustar el tamaño y la convergencia del impulso de la sonda. </li><li> Establecer otro dispositivo de retardo óptico, como se mencionó en el paso 1,3, para el pulso de la sonda. </li><li> Usar un anillo de iris para ajustar el área de lasonda de pulso y asegurarse de que el pulso de la sonda pasará la superficie del objetivo en horizontal y se cruzan con el pulso de la bomba. </li><li> Establecer dos lentes del objetivo y varios filtros para generar la imagen de la región de plasma para ser recibido por la intensificación de dispositivo de carga acoplada (ICCD) de la cámara. </li><li> Conecte el ordenador, el láser, la cámara ICCD y su controlador usando cables BNC o cables USB. </li><li> Ajuste el tiempo de retardo del controlador de la cámara hasta que la cámara captura una imagen del pulso de la sonda. Así, el pulso de la sonda y la cámara están sincronizados. </li></ol> 2. La bomba-sonda de sincronización <ol><li> Colocar un divisor de haz en la intersección de la bomba de pulso y el pulso de la sonda, y la creación de dos fotodiodos para recibir estos dos impulsos. Estos dos fotodiodos debe tener una misma distancia desde el divisor de haz. </li><li> Utilice un osciloscopio para recibir las señales de estos dos fotodiodos, y mover la etapa de retardo en el camino de la bomba hasta que el rayo de luz pulso Proarchivos de la bomba de pulso y el pulso de la sonda se superponen unos con otros en la pantalla del osciloscopio. Una precisión de 20 ps se consigue debido a la resolución temporal del osciloscopio. </li><li> Quitar el divisor de haz y los dos fotodiodos como se ha mencionado en el Paso 2,1. </li><li> Ajuste de la etapa de retardo en el camino de la bomba hasta que el rayo de luz pulso región de ruptura del aire podía observar en la pantalla el documento ICCD. El momento en que la formación de desglose de aire podría ser detectada en lugar de un fondo uniforme se determina como cero retardo de tiempo. </li></ol> 3. Y preparación de muestras Etapa <ol><li> Establecer un laboratorio-jack y dos etapas lineales manuales con el fin de mover la muestra con tres grados de libertad. </li><li> Utilice un indicador de cuadrante y cuñas de alta precisión para lograr una llanura alta de las etapas. La diferencia de altura debe estar dentro de 1 micra por una distancia de 25,4 mm. </li><li> Cortar una pieza cuadrada (30 mm x 30 mm) de una hoja de Cu con un espesor de 0,8 mm utilizando una moliendamáquina. </li><li> Pulir un lado estrecho (30 mm x 0,8 mm) de la pieza de Cu hasta que la rugosidad de la superficie es inferior a 0,5 micras. </li><li> Fijar la pieza de cobre en el escenario manual de la parte superior de la cara estrecha pulido. </li><li> Mueva el objetivo por la etapa manual de una como se ha mencionado en el Paso 3,1) mientras que el seguimiento de su posición a través de la cámara ICCD tal que cualquier inclinación puede ser ajustado mediante la inserción de cuñas de alta precisión por debajo del objetivo. </li><li> Repita el paso 3.6 con la etapa de otro manual. </li><li> Taladre una docena de agujeros en el objetivo, mientras que variar la posición de la focal del objetivo en un tercio la etapa de alta manual de precisión. La posición del punto focal corresponde a la posición de la lente focal donde se perfora el orificio más pequeño. </li></ol> 4. La ablación y medición <ol><li> Mover la lente focal hasta una distancia de aproximadamente 50 micras de distancia del punto focal. </li><li> Mueva la etapa de retardo en la trayectoria del haz de la sonda de pulso con un intervalo de 0,3 mm para capturar la imagen cada 2 hasta 10 ps ps, ocon un intervalo de 3 mm para capturar la imagen todos los PS 20 y PS 480. </li><li> Repita el paso 4.2 para varias veces para la repetibilidad y precisión. </li><li> Mueva la focal del objetivo hasta una distancia de unos 50 m de distancia del punto focal, y repita el Paso 4.3. </li></ol> 5. Los resultados representativos Las imágenes shadowgraph medidos se muestran en la figura. 2 y la fig. 3, para el punto focal ligeramente por encima y por debajo de la superficie del blanco, respectivamente. Las posiciones de expansión longitudinal y radial se representan en la figura. 4 y la figura. 5. Las ampliaciones longitudinales de estos dos casos en los primeros 100 ps son significativamente diferentes, sin embargo, sus ampliaciones longitudinales en los siguientes 400 ps y sus expansiones radiales son similares. Para el primer caso, el plasma temprana dentro de 100 ps tiene una estructura unidimensional de expansión que consiste en capas múltiples. Para el segundo caso, la primera plasma tiene una estructura de expansión de dos dimensiones que no cambia mucho a menos de 100 ps. El modelo de simulación 12 se utiliza para investigar el mecanismo de la evolución de plasma temprana. El tiempo cero se define como el tiempo cuando el láser de impulsos pico alcanza la superficie del blanco. Los primeros procesos simulados evolución de plasma de acuerdo con los resultados medidos para ambos de estos dos casos, como se muestra en la fig. 6 y la figura. 7, respectivamente. La formación del plasma temprana dentro de 1 ps también está previsto para el primer caso utilizando el modelo de simulación y se muestra en la fig. 8. El plasma temprano se encuentra que tiene una región de ruptura del aire y una región de plasma de Cu. La distribución de aire por primera vez causada por múltiples fotones de ionización y luego seguido por ionización avalancha. Para el segundo caso, sin embargo, el punto focal está por debajo de la superficie del blanco y no hay región de aire desglose separada se forma. En su lugar, se produce la ionización del aire cerca de la pla CuSMA frontal y es causada por el impacto debido a la ionización de los electrones libres expulsados ​​de la meta de Cu. <img alt="Figura 1" src="/files/ftp_upload/4033/4033fig1.jpg" /> Figura 1. Esquemática de la medición shadowgraph bomba-sonda. <img alt="Figura 2" src="/files/ftp_upload/4033/4033fig2.jpg" /> Figura 2. Cúbicos de plasma de expansión en los tiempos de retardo sucesivas con el punto focal ligeramente por encima de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo: Cu. <img alt="Figura 3" src="/files/ftp_upload/4033/4033fig3.jpg" /> Figura 3. Cu plasma expansión en los tiempos de retardo sucesivas con el punto focal ligeramente por debajo de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo: Cu. &lt;img alt = &quot;Figura 4&quot; src = &quot;/ files/ftp_upload/4033/4033fig4.jpg&quot; /&gt; Figura 4. Plasma longitudinal y posiciones radiales de expansión en los tiempos de retardo sucesivas con el punto focal ligeramente por encima de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo: Cu. <img alt="Figura 5" src="/files/ftp_upload/4033/4033fig5.jpg" /> Figura 5. Plasma longitudinal y posiciones radiales de expansión en los tiempos de retardo sucesivas con el punto focal ligeramente por debajo de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo: Cu. Figura 6. Animación de expansión del plasma, medida y calculada en un tiempo de retardo de 70 CV con el punto focal ligeramente por encima de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; la densidad de potencia: 4,2 × 10 14 </sup&gt; W / cm 2; objetivo: Cu. <a href="http://www.jove.com/files/ftp_upload/4033/4033movie6.avi" target="_blank">Haga clic aquí para ver la animación</a> . Figura 7. Animación de expansión del plasma medidos y calculados dentro de un tiempo de retardo de 70 ps con el punto focal ligeramente por debajo de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo: Cu. <a href="http://www.jove.com/files/ftp_upload/4033/4033movie7.avi" target="_blank">Haga clic aquí para ver la animación</a> . Figura 8. Animación de la expansión del plasma, medida y calculada en un tiempo de retardo de 1 ps con el punto focal ligeramente por encima de la superficie. Láser de longitud de onda: 800 nm, la duración del impulso: 100 fs; densidad de potencia: 4,2 × 10 14 W / cm 2; objetivo:. Cu <a href="http://www.jove.com/files/ftp_upload/4033/4033movie8.avi" target="_blank">Haga clic aquí para ver la animación &lt;</a>/ A&gt;.

<ol>
	<li>Garnov, S. V., Malyutin, A. A., Tsarkova, O. G., Konov, V. I., Dausinger, F. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Ultrafast+laser-induced+plasma+diagnostics+with+time-spatial+resolved+shadow+and+interferometric+techniques.">Ultrafast laser-induced plasma diagnostics with time-spatial resolved shadow and interferometric techniques.</a> Proc. SPIE. 4637, 31-42 (2002).</li><li>Zhang, N., Zhu, X., Yang, J., Wang, X., Wang, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Time-resolved+shadowgraphs+of+material+ejection+in+intense+femtosecond+laser+ablation+of+aluminum.">Time-resolved shadowgraphs of material ejection in intense femtosecond laser ablation of aluminum.</a> Phys. Rev. Lett. 99, 167602 (2007).</li><li>Li, J., Wang, X., Chen, Z., Clinite, R., Mao, S. S., Zhu, P., Sheng, Z., Zhang, J., Cao, J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Ultrafast+electron+beam+imaging+of+femtosecond+laser-induced+plasma+dynamics.">Ultrafast electron beam imaging of femtosecond laser-induced plasma dynamics.</a> J. Appl. Phys. 107, 083305 (2010).</li><li>Veysman, M. E., Agranat, M. B., Andreev, N. E., Ashitkov, S. I., Fortov, V. E., Khishchenko, K. V., Kostenko, O. F., Levashov, P. R., Ovchinnikov, A. V., Sitnikov, D. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Femtosecond+optical+diagnostics+and+hydrodynamic+simulation+of+Ag+plasma+created+by+laser+irradiation+of+a+solid+target.">Femtosecond optical diagnostics and hydrodynamic simulation of Ag plasma created by laser irradiation of a solid target.</a> J. Phys. B. 41, 125704 (2008).</li><li>Geindre, J. P., Audebert, P., Rousse, A., Falli&#233;s, F., Gauthier, J. C., Mysyrowicz, A., Santos, A. D., Hamoniaux, G., Antonetti, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Frequency-domain+interferometer+for+measuring+the+phase+and+amplitude+of+a+femtosecond+pulse+probing+a+laser-produced+plasma.">Frequency-domain interferometer for measuring the phase and amplitude of a femtosecond pulse probing a laser-produced plasma.</a> Opt. Lett. 19, 1997-1999 (1994).</li><li>Inogamov, N. A., Anisimov, S. I., Petrov, Y. u. V., Khokhlov, V. A., Zhakhovskii, V. V., Nishihara, K., Agranat, M. B., Ashitkov, S. I., Komarov, P. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Theoretical+and+experimental+study+of+hydrodynamics+of+metal+target+irradiated+by+ultrashort+laser+pulse.">Theoretical and experimental study of hydrodynamics of metal target irradiated by ultrashort laser pulse.</a> Proc. SPIE. 7005, 70052F.1-70052F.10 (2008).</li><li>Flacco, A., Guemnie-Tafo, A., Nuter, R., Veltcheva, M., Batani, D., Lefebvre, E., Malka, V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Characterization+of+a+controlled+plasma+expansion+in+vacuum+for+laser+driven+ion+acceleration.">Characterization of a controlled plasma expansion in vacuum for laser driven ion acceleration.</a> J. Appl. Phys. 104, 103304.1-103304.5 (2008).</li><li>Mao, S. S., Mao, X., Greif, R., Russo, R. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Simulation+of+a+picosecond+laser+ablation+plasma.">Simulation of a picosecond laser ablation plasma.</a> Appl. Phys. Lett. 76, 3370-3372 (2000).</li><li>Chen, Z., Mao, S. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Femtosecond+laser-induced+electronic+plasma+at+metal+surface.">Femtosecond laser-induced electronic plasma at metal surface.</a> Appl. Phys. Lett. 93, 051506.1-051506.3 (2008).</li><li>Kononenko, T. V., Konov, V. I., Garnov, S. V., Danielius, R., Piskarskas, A., Tamoshauskas, G., Dausinger, F. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Comparative+study+of+the+ablation+of+materials+by+femtosecond+and+pico-+or+nanosecond+laser+pulses.">Comparative study of the ablation of materials by femtosecond and pico- or nanosecond laser pulses.</a> Quantum Electron. 29, 724-728 (1999).</li><li>Dausinger, F., Hügel, H., Konov, V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Micro-machining+with+ultrashort+laser+pulses:+From+basic+understanding+to+technical+applications.">Micro-machining with ultrashort laser pulses: From basic understanding to technical applications.</a> Proc. SPIE. 5147, 106-115 (2003).</li><li>Hu, W., Shin, Y. C., King, G. B. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Early-stage+plasma+dynamics+with+air+ionization+during+ultrashort+laser+ablation+of+metal.">Early-stage plasma dynamics with air ionization during ultrashort laser ablation of metal.</a> Phys. of Plasmas. 18, 093302.1-093302.12 (2011).</li></ol>

No hay conflictos de interés declarado.

Los métodos de medición y simulación presentados en este trabajo permiten exámenes más precisos de la dinámica del plasma temprana y una mejor comprensión de los mecanismos de ionización para el aire y el Cu. Estructuras de alta calidad de plasma se capturan con una resolución temporal de 1 ps y una resolución espacial de 1 m. Esta medida tiene una alta capacidad de repetición también. El procedimiento crítico es alinear el haz muy bien y preparar una superficie de destino con una planitud alta, así como una baja rugosidad. Este enfoque puede aplicarse a otros materiales diana y los distintos parámetros de láser. La única limitación del método shadowgraph bomba-sonda es un número demasiado bajo variación de la densidad de electrones.

<table border="1"><tbody><tr><td> Nombre del equipo </td><td> Empresa </td><td> Número de catálogo </td></tr><tr><td> Láser </td><td> Spectra-Physics </td><td> FFPS-100F-1K-1P </td></tr><tr><td> ICCD cámara </td><td> Princeton Instruments </td><td> 7467-0028 </td></tr><tr><td> Osciloscopio </td><td> Rigol </td><td> DS1302CA </td></tr><tr><td> Fotodiodo </td><td> Newport </td><td> 818-BB30 </td></tr><tr><td> Fase lineal </td><td> Newport </td><td> 433 </td></tr><tr><td> Marque el indicador de </td><td> Mitutoyo </td><td> ID-C112E </td></tr></tbody></table>

investigation of early plasma evolution induced by ultrashort laser pulses

A principios de plasma se genera debido a la irradiación láser de alta intensidad de destino y la ionización material diana posterior. Su dinámica juega un papel importante en la interacción láser-materia, especialmente en el entorno de aire 1-11. La evolución temprana de plasma se ha recogido en shadowgraphy bomba-sonda de 1-3 y 1,4-7 interferometría. Sin embargo, los rangos láser estudiados marcos de tiempo y se aplican los parámetros son limitados. Por ejemplo, los exámenes directos de localizaciones del frente de plasma y las densidades de electrones número dentro de un tiempo de retardo de 100 picosegundos (ps) con respecto al pico del láser de impulsos son todavía muy pocos, especialmente para el pulso ultracorto de una duración de alrededor de 100 femtosegundos (FS) y una baja densidad de potencia alrededor de 10 14 W / cm 2. A principios de plasma generada en estas condiciones sólo se ha capturado recientemente con altas resoluciones espaciales y temporales 12. La estrategia de instalación detallada yprocedimientos de esta medición de alta precisión se ilustra en este documento. El fundamento de la medición es óptico bomba-sonda shadowgraphy: un láser de impulsos ultracortos se divide a un pulso de bomba y un pulso de la sonda, mientras que el tiempo de retardo entre ellos puede ser ajustado cambiando sus longitudes trayectoria del haz. El pulso de bombeo ablaciona el objetivo y genera el plasma temprana, y el impulso de la sonda se propaga a través de la región de plasma y detecta la falta de uniformidad de la densidad de número de electrones. Además, las animaciones se generan utilizando los resultados calculados a partir del modelo de simulación de ref. 12 para ilustrar la formación de plasma y la evolución con una resolución muy alta (0,04 ~ 1 ps). Tanto el método experimental y el método de simulación se puede aplicar a una amplia gama de marcos de tiempo y los parámetros del láser. Estos métodos se pueden utilizar para examinar el plasma generado temprana no sólo a partir de metales, pero también de semiconductores y aislantes.

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Investigation of Early Plasma Evolution Induced by Ultrashort Laser Pulses

Un método experimental para examinar la evolución de plasma precoz inducida por pulsos láser ultracortos se describe. Usando este método, las imágenes de alta calidad de plasma a principios se obtienen con altas resoluciones espaciales y temporales. Una novela modelo de integración atomista se utiliza para simular y explicar los mecanismos de plasma temprano.

Investigación de la Evolución de plasma precoz inducida por pulsos láser ultracortos

Early plasma is generated owing to high intensity laser irradiation of target and the subsequent target material ionization. Its dynamics plays a ...

investigation-early-plasma-evolution-induced-ultrashort-laser

Research

JoVE Journal

Engineering

14.9K vistas.  Purdue University. Un método experimental para examinar la evolución de plasma precoz inducida por pulsos láser ultracortos se describe. Usando este método, las imágenes de alta calidad de plasma a principios se obtienen con altas resoluciones espaciales y temporales. Una novela modelo de integración atomista se utiliza para simular y explicar los mecanismos de plasma temprano.

Video: Investigation of Early Plasma Evolution Induced by Ultrashort Laser Pulses

Dependence of Laser-induced Breakdown Spectroscopy Results on Pulse Energies and Timing Parameters Using Soil Simulants

The dependence of some LIBS detection capabilities on lower pulse energies (&lt;100 mJ) and timing parameters were examined using synthetic silicate samples. These samples were used as simulants for soil and contained minor and trace elements commonly found in soil at a wide range of concentrations. For this study, over 100 calibration curves were prepared using different pulse energies and timing parameters; detection limits and sensitivities were determined from the calibration curves. Plasma temperatures were also measured using Boltzmann plots for the various energies and the timing parameters tested. The electron density of the plasma was calculated using the full-width half maximum (FWHM) of the hydrogen line at 656.5 nm over the energies tested. Overall, the results indicate that the use of lower pulse energies and non-gated detection do not seriously compromise the analytical results. These results are very relevant to the design of field- and person-portable LIBS instruments.

LIBS detection capabilities on soil simulants were tested using a range of pulse energies and timing parameters. Calibration curves were used to determine detection limits and sensitivities for different parameters. Generally, the results showed that there was not a significant reduction in detection capabilities using lower pulse energies and non-gated detection.

Dependencia de la inducida por láser Desglose Espectroscopia Resultados sobre Energías pulso y parámetros de temporización utilizando simulantes de suelo

The  dependence of some LIBS detection capabilities on lower pulse energies (&lt;100  mJ) and timing parameters were examined using synthetic silicate ...

Investigación

Química

Measurement and Analysis of Atomic Hydrogen and Diatomic Molecular AlO, C2, CN, and TiO Spectra Following Laser-induced Optical Breakdown

In this work, we present time-resolved measurements of atomic and diatomic spectra following laser-induced optical breakdown. A typical LIBS arrangement is used. Here we operate a Nd:YAG laser at a frequency of 10 Hz at the fundamental wavelength of 1,064 nm. The 14 nsec pulses with anenergy of 190 mJ/pulse are focused to a 50 &#181;m spot size to generate a plasma from optical breakdown or laser ablation in air. The microplasma is imaged onto the entrance slit of a 0.6 m spectrometer, and spectra are recorded using an 1,800 grooves/mm grating an intensified linear diode array and optical multichannel analyzer (OMA) or an ICCD. Of interest are Stark-broadened atomic lines of the hydrogen Balmer series to infer electron density. We also elaborate on temperature measurements from diatomic emission spectra of aluminum monoxide (AlO), carbon (C2), cyanogen (CN), and titanium monoxide (TiO).
The experimental procedures include wavelength and sensitivity calibrations. Analysis of the recorded molecular spectra is accomplished by the fitting of data with tabulated line strengths. Furthermore, Monte-Carlo type simulations are performed to estimate the error margins. Time-resolved measurements are essential for the transient plasma commonly encountered in LIBS.

Measurement and Analysis of Atomic Hydrogen and Diatomic Molecular AlO, C2, CN, and TiO Spectra Following Laser-induced Optical Breakdown

Time-resolved atomic and diatomic molecular species are measured using LIBS. The spectra are collected at various time delays following the generation of optical breakdown plasma with Nd:YAG laser radiation&#160;and are analyzed to infer electron density and temperature.

Medición y Análisis de hidrógeno atómico y molecular diatómico AlO, C<sub&gt; 2</sub&gt;, CN, y el TiO Spectra siguiente desglose óptica inducida por láser

In this work, we present time-resolved measurements of atomic and diatomic spectra following laser-induced optical breakdown. A typical LIBS arrangement ...

Ingeniería

Emission Spectroscopic Boundary Layer Investigation during Ablative Material Testing in Plasmatron

Ablative Thermal Protection Systems (TPS) allowed the first humans to safely return to Earth from the moon and are still considered as the only solution for future high-speed reentry missions. But despite the advancements made since Apollo, heat flux prediction remains an imperfect science and engineers resort to safety factors to determine the TPS thickness. This goes at the expense of embarked payload, hampering, for example, sample return missions. 
Ground testing in plasma wind-tunnels is currently the only affordable possibility for both material qualification and validation of material response codes. The subsonic 1.2MW Inductively Coupled Plasmatron facility at the von Karman Institute for Fluid Dynamics is able to reproduce a wide range of reentry environments. This protocol describes a procedure for the study of the gas/surface interaction on ablative materials in high enthalpy flows and presents sample results of a non-pyrolyzing, ablating carbon fiber precursor. With this publication, the authors envisage the definition of a standard procedure, facilitating comparison with other laboratories and contributing to ongoing efforts to improve heat shield reliability and reduce design uncertainties.
The described core techniques are non-intrusive methods to track the material recession with a high-speed camera along with the chemistry in the reactive boundary layer, probed by emission spectroscopy. Although optical emission spectroscopy is limited to line-of-sight measurements and is further constrained to electronically excited atoms and molecules, its simplicity and broad applicability still make it the technique of choice for analysis of the reactive boundary layer. Recession of the ablating sample further requires that the distance of the measurement location with respect to the surface is known at all times during the experiment. Calibration of the optical system of the applied three spectrometers allowed quantitative comparison. At the fiber scale, results from a post-test microscopy analysis are presented.

Development of new ablative materials and their numerical modeling requires extensive experimental investigation. This protocol describes procedures for material response characterization in plasma flows with the core techniques being non-intrusive methods to track the material recession along with the chemistry in the reactive boundary layer by emission spectroscopy.

Investigación capa de emisión espectroscópica de límites durante el ablativo de Ensayo de Materiales en Plasmatron

Ablative Thermal Protection Systems (TPS) allowed the first humans to safely return to Earth from the moon and are still considered as the only solution ...

Applying X-ray Imaging Crystal Spectroscopy for Use as a High Temperature Plasma Diagnostic

X-ray spectra provide a wealth of information on high temperature plasmas; for example electron temperature and density can be inferred from line intensity ratios. By using a Johann spectrometer viewing the plasma, it is possible to construct profiles of plasma parameters such as density, temperature, and velocity with good spatial and time resolution. However, benchmarking atomic code modeling of X-ray spectra obtained from well-diagnosed laboratory plasmas is important to justify use of such spectra to determine plasma parameters when other independent diagnostics are not available. This manuscript presents the operation of the High Resolution X-ray Crystal Imaging Spectrometer with Spatial Resolution (HIREXSR), a high wavelength resolution spatially imaging X-ray spectrometer used to view hydrogen- and helium-like ions of medium atomic number elements in a tokamak plasma. In addition, this manuscript covers a laser blow-off system that can introduce such ions to the plasma with precise timing to allow for perturbative studies of transport in the plasma.

X-ray spectra provide a wealth of information on high temperature plasmas. This manuscript presents the operation of a high wavelength resolution spatially imaging X-ray spectrometer used to view hydrogen- and helium-like ions of medium atomic number elements in a tokamak plasma.

La aplicación de rayos X de imagen Crystal Espectroscopía para su uso como un plasma de alta temperatura de diagnóstico

X-ray spectra provide a wealth of information on high temperature plasmas; for example electron temperature and density can be inferred from line ...

Direct Imaging of Laser-driven Ultrafast Molecular Rotation

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb explosion imaging setup in which a hitherto-impractical camera angle is realized. In our imaging technique, diatomic molecules are irradiated with a circularly polarized strong laser pulse. The ejected atomic ions are accelerated perpendicularly to the laser propagation. The ions lying in the laser polarization plane are selected through the use of a mechanical slit and imaged with a high-throughput, 2-dimensional detector installed parallel to the polarization plane. Because a circularly polarized (isotropic) Coulomb exploding pulse is used, the observed angular distribution of the ejected ions directly corresponds to the squared rotational wave function at the time of the pulse irradiation. To create a real-time movie of molecular rotation, the present imaging technique is combined with a femtosecond pump-probe optical setup in which the pump pulses create unidirectionally rotating molecular ensembles. Due to the high image throughput of our detection system, the pump-probe experimental condition can be easily optimized by monitoring a real-time snapshot. As a result, the quality of the observed movie is sufficiently high for visualizing the detailed wave nature of motion. We also note that the present technique can be implemented in existing standard ion imaging setups, offering a new camera angle or viewpoint for the molecular systems without the need for extensive modification.

We present a protocol for creating a real-time movie of a molecular rotational wave packet using a high-resolution Coulomb explosion imaging setup.

Direct Imaging del impulsada por el láser ultrarrápido Molecular Rotación

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb ...

Non-equilibrium Microwave Plasma for Efficient High Temperature Chemistry

A flowing microwave plasma based methodology for converting electric energy into internal and/or translational modes of stable molecules with the purpose of efficiently driving non-equilibrium chemistry is discussed. The advantage of a flowing plasma reactor is that continuous chemical processes can be driven with the flexibility of startup times in the seconds timescale. The plasma approach is generically suitable for conversion/activation of stable molecules such as CO2, N2 and CH4. Here the reduction of CO2 to CO is used as a model system: the complementary diagnostics illustrate how a baseline thermodynamic equilibrium conversion can be exceeded by the intrinsic non-equilibrium from high vibrational excitation. Laser (Rayleigh) scattering is used to measure the reactor temperature and Fourier Transform Infrared Spectroscopy (FTIR) to characterize in situ internal (vibrational) excitation as well as the effluent composition to monitor conversion and selectivity.

This article describes a flowing microwave reactor that is used to drive efficient non-equilibrium chemistry for the application of conversion/activation of stable molecules such as CO2, N2 and CH4. The goal of the procedure described here is to measure the in situ gas temperature and gas conversion.

Plasma de microondas sin equilibrio para una química eficiente a altas temperaturas

A flowing microwave plasma based methodology for converting electric energy into internal and/or translational modes of stable molecules with the purpose ...

An Atmospheric Pressure Plasma Setup to Investigate the Reactive Species Formation

Non-thermal atmospheric pressure (&#39;cold&#39;) plasmas have received increased attention in recent years due to their significant biomedical potential. The reactions of cold plasma with the surrounding atmosphere yield a variety of reactive species, which can define its effectiveness. While efficient development of cold plasma therapy requires kinetic models, model benchmarking needs empirical data. Experimental studies of the source of reactive species detected in aqueous solutions exposed to plasma are still scarce. Biomedical plasma is often operated with He or Ar feed gas, and a specific interest lies in investigation of the reactive species generated by plasma with various gas admixtures (O2, N2, air, H2O vapor, etc.) Such investigations are very complex due to difficulties in controlling the ambient atmosphere in contact with the plasma effluent. In this work, we addressed common issues of &#39;high&#39; voltage kHz frequency driven plasma jet experimental studies. A reactor was developed allowing the exclusion of ambient atmosphere from the plasma-liquid system. The system thus comprised the feed gas with admixtures and the components of the liquid sample. This controlled atmosphere allowed the investigation of the source of the reactive oxygen species induced in aqueous solutions by He-water vapor plasma. The use of isotopically labelled water allowed distinguishing between the species originating in the gas phase and those formed in the liquid. The plasma equipment was contained inside a Faraday cage to eliminate possible influence of any external field. The setup is versatile and can aid in further understanding the cold plasma-liquid interactions chemistry.

An experimental setup was created for the helium-operated kHz frequency plasma jet. The setup includes a cage for the plasma power supply and jet and an in-house built reactor to monitor plasma-induced reactive species without the interference of the ambient atmosphere.

Una instalación de plasma a presión atmosférica para investigar la formación de especies reactivas

Non-thermal atmospheric pressure (&#39;cold&#39;) plasmas have received increased attention in recent years due to their significant biomedical potential. ...

An Experimental Protocol for Femtosecond NIR/UV - XUV Pump-Probe Experiments with Free-Electron Lasers

This protocol describes key steps in performing and analyzing femtosecond pump-probe experiments that combine a femtosecond optical laser with a free-electron laser. This includes methods to establish the spatial and temporal overlap between the optical and free-electron laser pulses during the experiment, as well as important aspects of the data analysis, such as corrections for arrival time jitter, which are necessary to obtain high-quality pump-probe data sets with the best possible temporal resolution. These methods are demonstrated for an exemplary experiment performed at the FLASH (Free-electron LASer Hamburg) free-electron laser in order to study ultrafast photochemistry in gas-phase molecules by means of velocity map ion imaging. However, most of the strategies are also applicable to similar pump-probe experiments using other targets or other experimental techniques.

This protocol describes the key steps for performing and analyzing pump-probe experiments combining a femtosecond optical laser with a free-electron laser in order to study ultrafast photochemical reactions in gas-phase molecules.

Un protocolo Experimental de femtosegundo NIR/UV - XUV bomba sonda experimentos con láseres de electrones libres

This protocol describes key steps in performing and analyzing femtosecond pump-probe experiments that combine a femtosecond optical laser with a ...

Measurement of Ultrafast Vibrational Coherences in Polyatomic Radical Cations with Strong-Field Adiabatic Ionization

We present a pump-probe method for preparing vibrational coherences in polyatomic radical cations and probing their ultrafast dynamics. By shifting the wavelength of the strong-field ionizing pump pulse from the commonly used 800 nm into the near-infrared (1200-1600 nm), the contribution of adiabatic electron tunneling to the ionization process increases relative to multiphoton absorption. Adiabatic ionization results in predominant population of the ground electronic state of the ion upon electron removal, which effectively prepares a coherent vibrational state (&#34;wave packet&#34;) amenable to subsequent excitation. In our experiments, the coherent vibrational dynamics are probed with a weak-field 800 nm pulse and the time-dependent yields of dissociation products measured in a time-of-flight mass spectrometer. We present the measurements on the molecule dimethyl methylphosphonate (DMMP) to illustrate how using 1500 nm pulses for excitation enhances the amplitude of coherent oscillations in ion yields by a factor of 10 as compared to 800 nm pulses. This protocol may be implemented in existing pump-probe setups through the incorporation of an optical parametric amplifier (OPA) for wavelength conversion.

We present a protocol for probing ultrafast vibrational coherences in polyatomic radical cations that result in molecular dissociation.

Medición de coherencias vibracionales ultrarrápidos en cationes radicales poliatómico con campo de fuerte ionización adiabático

We present a pump-probe method for preparing vibrational coherences in polyatomic radical cations and probing their ultrafast dynamics. By shifting the ...

Automated Delivery of Microfabricated Targets for Intense Laser Irradiation Experiments

Described is an experimental procedure that enables high-power laser irradiation of microfabricated targets. Targets are brought to the laser focus by a closed feedback loop that operates between the target manipulator and a ranging sensor. The target fabrication process is explained in detail. Representative results of MeV-level proton beams generated by irradiation of 600 nm thick gold foils at a rate of 0.2 Hz are given. The method is compared with other replenishable target systems and the prospects of increasing the shot rates to above 10 Hz are discussed.

A protocol is presented for automated irradiation of thin gold foils with high intensity laser pulses. The protocol includes a step-by-step description of the micromachining target fabrication process and a detailed guide for how targets are brought to the laser&#39;s focus at a rate of 0.2 Hz.

Entrega automatizada de objetivos microfabricados para experimentos de irradiación láser intensa

Described is an experimental procedure that enables high-power laser irradiation of microfabricated targets. Targets are brought to the laser focus by a ...