超短脉冲强激光与等离子体的非线性相互作用_盛政明

超短脉冲强激光与等离子体的非线性相互作用盛政明

徐至展,

(中国科学院上海光学精密机械研究所

上海

2 0 1 8 0。 )

超短脉冲强激光与等离子体相互作用是近年来令人注目的一个前沿领域、

.

介绍了其中的超短脉冲、

强激光与非稠密等离子体作用中的激光尾波场与尾波场加速器光脉冲频率上转换与脉宽压缩相对论光导等重要研究课题.

还介绍了超短脉冲强激光与固体靶作用中的吸收机制短标尺长等离子体产生..

、

能量输运等有关问题的研究,、

近十年来随着短脉冲高亮度激光技术的P发展人们已可获得脉宽从皮秒 ( s,,

4,尹,、

是光脉冲传播的临界密度

.

由于有质动,

0 1

一

z )至 s lS

力相对论电子质量修正等非线性效应光脉冲在传播过程中会形成相对论光导 (即相对论自

几个飞秒 ( f。/cmZ

,

1 0一

1, s

).

,

而强度高达

1 0“

`一 10 W,

的可见区激光

对于这样的激光其脉宽.

聚焦)

二【`

;

由于有质动力作用光脉冲会激发起,

相当于只有士百个至几个激光振荡周期

激光

大的等离子体尾波场子束至极高的能量tJ光6.

,

这个场可以用来加速电由此可获得短波长相干,

强度的一种衡量方法是用它和基态原子内的电

。一

气光脉冲与等离子体要产,

场

e

~/孟a,

5 14

.

x

10 V l m。

,

e

比较其中,

。

是电子

生强的相干高阶谐波此外,

电荷

a。

是玻尔半径I。.

与此电场对应的激光强10“

人们还研究超短脉冲激光与电子,

度大约为

~

3弓0 x

W/ m,

c

,

.

目前可获得

等离子体波相互作用电离光脉冲的传播光脉冲与电离前沿 ( i o表明,

的激光强度超过

1.

两个数量级因此原子在强,

n

iz

a

t

io

n

fr

o u

t

)作用

.

研究

激光脉冲的前沿就会被强场电离然,

其部分甚至.

以等离子体作为介质可以实现激光频率.

全部内层电子可以直接地被激光场剥落

显

3]的连续放大和脉宽压缩少 1

另一个令人感兴.

用超短脉冲强激光可以产生特殊状态的等.

趣的问题是超短脉冲强激光与固体靶作用

由

离子体

另一种衡量激光强度的方法是用电子qu i。

于激光脉冲把靶表面层原子高阶电离后在脉冲

在激光场中的颤动速度 (

v e r

v e

lox

e

it y

)与

光,、

作用时间内来不及膨胀子体,

,

使之形成高密度等离.

速之比 Q

[ Q一 r E. .c,

e

.

/族`

。

。

c

)~ 7 25,,

.

10一`, z、,

这为研究稠密等离子体与强电磁场相互、、

其中强度I。,

E。

,

。

。

和

分别是激光场振幅静止c (I W/.

作用这个未曾探索的物理学领域提供了可能

电子质量激光频率和光速《”m,

、

m

,

)是激光

很陡的等离子体密度轮廓异常吸收机制短脉

)是激光波长〕

当激光强度超过.

冲强

X

射线产生等都是超短脉冲强激光与靶作.

(特别是 Q七 l )

时等离子体中电子分量在它们极大.

用的典型物理特征[”一川

激光场中运动的非线性就会起作用见,

地丰富了激光等离子体相互作用的图像提供了很多崭新的研究课题个令人感兴趣的问题是等离子体中的传播. .

可

一70

、

激光尾波场与尾波场加速器年代末,

超短脉冲强激光为激光等离子体相互作用Ta

ii m

a

和

D

a

w

s o n

提出了用

超短脉冲强激光与等离子体相互作用的一:

电子等离子体波加速电子至极高能量的设

关于光脉冲在非稠密,。

想

][ 4

.

他们认为,

,

沿着等离子体波传播方向注

所谓非稠密等离子体即是<n`,

人的速度与波相速度接近的电子将被等离子体

等离子体中的电子密度物理

n

。

~

c m

。

刮

波所俘获

其中处于加速相位的电子将在等离

子体波的强电场作用下得到明显的加速

,

直到,

l

~

0

,

1, 2

…

时

,

振幅有最大值,

.

通常当激光

这些电子跑出加速相位区离子体可以支持 Ge

.

理论研究表明

等

脉宽与等离子体半波长接近时

尾波场达到共,

V

/ m量级的超高电场而不

振激发

.

当

L

《.

又,

时激发尾波场振幅取决对同

,

破裂

.

这个电场超过常规线性加速器中电场两,

于光脉冲总能量样的激光脉宽,,

进一步的研究还表明.

个数量级以上

它为规模在米量级而不是千米.

不同光脉冲振幅包络激发的尾通过适当裁剪光脉冲形,

量级尺寸的小型装置上加速粒子提供了可能离子体科学的一个研究新领域.

波场振幅有很大不同

现在应用等离子体到高能加速器中正在成为等激光拍频波加

状可使激光的尾波场较大、

速器 (器 (,

P BW A

)

和电子束等离子体尾波场加速,

二1.

激光频率上转换与脉宽压缩

PW F A

)是两种重要加速方案.

并已在实光脉冲与电子等离子体波相互作用1989

验上得到演示

近年来

,

超短脉冲强激光的发FA

展使激光尾波场加速器 ( L w视.

)方案得到重,

年

,

W i l k s等人在等离子体电子加速o n a

t器的基础上提出了光子加速器 ( p h o

“

e

e l

-

激光尾波场是一种电子密度波动场在传播过程中脉冲前沿向前排出电子后排出电子,

它起.

r a to r

):

的设想图

.

这一设想是基于下面的概念

因于激光脉冲作用在电子上的纵向有质动力,

性理解

假定先后有两个光脉冲沿同一方向入,

后沿向 0多年 3

射到等离子体中

并且两光脉冲之间的距离力。,;,

形成密度波动 (见图占n

1)

.

前场

,

D

a

w

so n

认为等离子体支撑的最大电场是与未扰动密度,。.

(,+与 2\

:

p

,

`

一

2

…

,

那么两个光脉中产,

/

当密度扰动图:。,五m二

n

。

相等时的电。t

生的等离子体波相位是相反的2 (后面光脉冲 )

叠加后光脉冲1

二 4

02

/ (。,

p

/ )~占。.

c

。

。

p c

.

但.

后的总尾波场小于光脉冲”.

留

对激光尾波场的研究表明

可以大于

,

,

因

下的尾波场l,

。

u吸收了光脉冲这说明光脉冲 2

而激光尾波场可以超过上述限值,、、

留在其尾波场中的部分能量2a

如果光子数守,

恒成立光脉冲\它

的频率将提高 (群速度增大 ),

E sA

r y等人的研究表明团 e

只要光脉冲处于一

个等离子体波的密度梯度为负值的地方 (如图 1点 )其频率就会上移但一旦频率上移后光,.

,

脉冲群速度就要增大域图,

,

经过一定时间后_.

,

脉冲.

会相对等离子体波滑移到使频率下移的相位区因而限止了光频率的不断 L移

这里很巧

一个激光脉冲在等离子体中产生的尾波场 (其中实线对应尾波场的密度变化占。,虚线对应电场 E,光脉冲处在 c点位置 )1

合的是光子加速与电子加速所处的等离子体波相位是相同的压缩光脉冲. .

我们的研究表明田

,

用等离子体波还可以中的点).

最早比较完整和系统地处理一维尾波场激发的是 G o r b、

假设光脉冲一开始处于一个背景l

u n o v,

等人,

][ 3

.

他们考虑了弱相对

等离子体波的密度波谷 (图方,

B

,

那么

论下尾波场激发

给出了尾波场振幅与光脉冲.

脉冲前沿处于等离子体密度梯度为正值的地后沿处于密度梯度为负值的地方,,

强度包络的关系光脉冲发射尾波场的能量损耗及其对光脉冲演化的影响对于脉宽为/又P、P

按照光,

L

、

子加速理论脉冲前沿部分会局部减速后沿部

振幅为比于as

a。

的矩形波包脉冲后的尾波场振幅正,

,

分会局部加速最后导致光脉冲被压窄直到被群速度色散平衡.

,

p L p孟i n (反/2)夜~.

2二

。二

P

/

c

,

又p

是,

类似的情形是一束与等离子,

等离子沐波波长这表明当友乙一

1十 (2

1)

体波同步的电子束的行为

即如果电子束处在2 3卷 1一

期

等离子体波的密度波谷

,

它的长度小于等离子,

时

,

脉冲电离造成一个与脉冲一起传播的快速.

体波长

,

当等离子体波的电场大于电子间的库,.

的折射率变化,

它又反过来调制光脉冲造成了.

仑场时电子束的长度就会被压缩直到库仑力与等离子体波电场作用在电子上的力平衡数

频率上移纵向压缩和横向扩散

与此相比在,

光于加速器中o r

,

等离子体波也形成了一个与光.

值计算表明

,

用强度为1f 0s,

4 0 x1.

.

0 1

6 1

w/ m,

c

,

的光光.

脉冲一起传播的折射率变化Mr fo

脉冲产生的尾波场就可以把

6 0

林 m

10 f:

i

o提出用相对论电离前沿 ( i.

n

iz

a t

io

n

脉冲压缩到10`s e

所需等离子体密度为0 1 4m.

l l x

t )同时使一个迎面传来的光脉冲产生频率 n【

m

一 3,

长度为

.

上移和脉宽压缩

] 1

.

在这种方案中

,

一

个光脉,

等离子体波对光脉冲作用产生的频率上移与脉宽压缩还可以用光学中互相位调制的观点

冲迎着一个相对论电离化脉冲传播过来离前沿的前方是未离化气体,

在电

后方是稳态等离,

来理解△。a占,

.

等离子体波调到光脉冲的频率改变.

子体电离前沿速度,

。。

落

`

.

电离前沿处的等离

正比于一 d舀川 a言因此/a杏<00,

,

当光脉冲处在;

子体密度分布是很陡的阶梯形的率分布也几乎是阶梯形的.

相应的折射

的相位时光频率上移0

当光脉冲

这个快速传播的折,

前沿处在 d占n/口弃>。杏< 2.

相位

,

后沿处在 d舀川.

射率分布使人射光频率上移勒频率上移不变,.

反射光也有多普.

相位时光脉冲会压缩,

同时,

,

因为脉冲总的振荡周期数Mo r i发现,

光脉冲与电离等离子体相互作用 wl k is

频率上移也导致脉冲压缩,

等人曾提出过另一种用等离子体产让光脉冲穿过快,.

在实验室坐标中

透射模实际上也是沿着反射.

生激光频率上转换的方法口:

方向传播的.

并且在一定条件下其频率也有很Sav a

速电离生成的等离子体

众所周知,,

光在密度。

大上移透射光频率上移已被实验演示35G Hz

g

e

随空间变化的等离子体中传播时播距离而变化应的四维矢量而变化. .

其波矢随传,

等人能够用光脉冲电离前沿把电磁波的频率从的提高到a

考虑到 ( x,

,

)和 (盖

)是相对

1 16 G H

z“ 2,

.

可推侧:,

当光在密度随时间变

K

P t

c

y

n

等人认为用稠密的电离波前反射,

化的等离子体中传播时

其频率会随传播时间,

的多普勒频率上移技术有可能产生单周期的覆盖近红外、

设产生的等离子体是空间均匀的

那

可见光和超紫外区广大谱区的光

么光频率大约按下面形式增长:t o

脉冲 l t] 3,

.

用可见光电离脉冲产生超紫外光脉,.

一,

了

。

孟+

。

(`)盖。

冲2。

,

用超紫外光脉冲就可以产生亚飞秒的真空

超紫外光脉冲其效率取决于反射率4二,

例如由,

其中。p

。

。

~及

。c

o c

(t )~吞

( t)。/,.

是随密,

波长为

0 5协m,

.

的激光产生密度为7 9oG Hs

1 X

, I OI c m一,

度增长而增长的等离子体频率》,

显然

如果

的电离前沿将单周期可获得0 2印 m.

:

的微波反射后.

。

。,

光频率可提高很多倍,

.

理论计算还

和、

0 s f

.

的短脉冲激光

表明上述过程除了人射光还存在一个反射光及一个静态磁场,

其中反射光的频率也按上式即它不需要在等离子体频率.

三

相对论光导效应

变化

.

但此反射光不同于一般空间不均匀等离,

子体中的反射光

上面已介绍了用超短脉冲强激光的尾波场加速电子,

大于人射光频率时才出现法已经用微波实验证明3.

这种频率上转换方

提高光脉冲频率和压窄光脉冲等设y le ig h

.

想

.

但对这些应用至关重要的是让超短光脉冲le

n

光脉冲与电离前沿作用19 9。

在多个瑞利长度 ( R a发散口 d,.

g th

)内保持不,·

年.

,

K im,

等人发现超短强激光脉冲在

众所周知,

,

有限尺寸的光束在真空中会`

气体中传播时J 0频率蓝移 1【

可以通过光场诱导电离导致其

衍射其传播距离被限止在瑞利长度内即是光斑尺寸,

/ r a

当短脉冲强激光被聚焦到气体中

8、

又/ d

是衍射角

,

又是

激光

物理

彼长

非线性的激光等离子体作用可导致依赖、

于光强度的折射率N一

了1

一

。

/

。

。

,

。

一

。 m。

,若/4

。,

.

四

超短脉冲强激光与固体靶作用,

如果折射率满足甲土 N<了光学聚焦透镜的作用,

0

(对光轴上强度最,

在超短脉冲强激光与固体靶的作用中

固、

大的激光束通常满足这种情况 )等离子体就起它可以补偿光束的衍激光束强度必须足够.

体靶对光的吸收和、

x

射线脉冲产生.

,

向外膨胀

等离子体温度密度标尺长度等与人射光强脉宽的关系是人们感兴趣的问题下面介绍这方

射

.

为了克服衍射效应

,

大以产生很强的透味效应

以下三种激光等离

面的研究.

。

子体相互作用的机制可以导致自聚焦:焦.

( l)

热

1超短脉冲的吸收与 X

射线产生、

自聚焦; ( 2 )有质动力自聚焦; ( 3 )相对论自聚 (r P

超短脉冲的吸收与其强度e一

脉宽及预脉冲,

P ux

s l

e

)密切相关。

.

4]大量研究表明`l,

如果

相对论自聚焦来源于电子在强激光场中的

预脉冲能量小而不能产生等离子体z

那么对

相对论质量m。

(,

,

10`, w

/

m

,,

:

l

龙

一 ps

的光脉冲打金属,

一

,

m

。

。,

:

一

了

l

十理/.

。c m老

,

,

靶光脉冲与冷的稠密固体作用采用金属的德罗德 ( Dr u

d

e

)模型吸收是由经典的趋肤深度e

,

P

。

是电子在激光场中的动量,

光轴中心处

了,

效应引起I

,

此时电子温度不超过几十个X

v

,

实<

值比边缘处大因而因而有甲T:

n

。

在中心处比边缘处大

验上基本观察不到龙1 0` 6 W

射线辐射对于E

.

5 x,

I Ou

上

N< 0

.

相对论效应的响应时间是,

/

e

m

Z,

能量

<

IJ

,

r、

龙

1p s

光脉冲0 1).

~

。

护`.

,

而另外两种非线性效应响应时间在,

与很陡密度梯度的等离子体作用 (乙/又 (电子温度不超

过几百个e

,

TT

一司.

c

.

是离子声速因而当激光脉宽叭<.

吸收机制主要是经典逆韧致吸收与共振吸收V.

,

时相对论效应起主导作用,

实验上观察到随,.

s P a n17;.

r

g l e

给出的相对论自聚焦阂值是尸一。

` r

光强增大亚 k e,

V X

射线辐射增加很快并趋向I

x

1 0,

(。/。 ) WP,

.

Su

n

等人认为有质动

饱和 k e,

v x

射线辐射不断增强对,,

> 1 0

”

w/

力对光脉冲中心区的电子有一种排空效应( le e c t r o nc a v

c

m

考

的光脉冲打靶量级.

光脉冲与远高于固体中电电子温度可达

ita

t

io

n

)

,

它对光脉冲自聚焦阑值〔2].

子密度的等离子体相互作用 e kv

及其传播模式有重要影响自聚焦阑值是17 5 x S.

考虑有质动力后2 09 (。。

,

此时电子的自由程可超过光在稠密,

p

l

一

16 2

.

x

/

。

p

) W光尸一

Z

。

等离子体中的趋肤深度

于是异常趋肤效应和

脉冲中心点出现电子密度排空的闭值是1 0,

电子在等离子体外真空加热等无碰撞吸收机制

(

o c

。

/

。

p

) WL

Z

.

起主导作用(又p

￡

6 1 .

’”

.

这种强激光打靶伴随有强的V

P r

“

n g

e l,

又注意到超短的脉冲长度对自聚时相对论光导效,,.

几十至上百个 k e2.

的 X射线辐射、

.

焦的重要性田认为

等离子体密度标尺长度等离子体密度标尺长度温度及对光的吸,.

应将大大削弱倍.

受电子纵向运动的影响,

为使

短脉冲产生自聚焦其功率要增加

2

/

,

,

(

又p

/L )B。-

2

收是三个密不可分的量形成等离子体密度梯度等离子体对光的吸收.

等离子体对光的吸收,

但是低功率的脉冲前沿仍受衍射效应的不,.

直接影响等离子体温度温度导致其快速膨胀,

断侵蚀最后影响整个脉冲的传播r

为此

,

而密度又反过来影响,

is

o v

等人及最近,

Sr P

a n

l g

e

等人考虑用光轴上密度

对于没有预脉冲而主脉

较低的不均匀等离子体来产生更有效的光导效应.

冲宽度不动的的.

了;,

<

I O0 f:

的光脉冲打靶认为离子是或者有预脉冲存在等离,

C h

n等人考虑了色散效应对自聚焦 e

作用期间真空边界的等离子体是刚性::

的影响

他们认为色散效应可以减少脉冲畸

对于

>

100fs

23

卷 11期

子体在主脉冲峰值到来之前有时

间向真空膨

了任脉冲作用时等离子体所能达到的最高温

胀膨胀速度取决于热压强梯度人认为这是个自由绝热膨胀过程,

.

l Mi,

c

h

e g b r等K T。

度以及随后的冷却速率由此确定了,,

X

射线辐

膨胀速度约,

射强度和脉宽

’` 8]

.

为

,

e x

p,

~

[2/(

y

一x

1)

]

c

.

,

,

一

1 7

.

c

一 (Z.

/

皮秒脉冲产生的等离子体.

,

热输运通常是,

M )山这里的符号都是常规用的记号

因此标

经典的局域输运过程但是在亚皮秒强激光脉,

尺长度是八。一 (,。 x

L二钱

,

·

山

.

人射光从向外膨胀

冲作用下产生的等离子体温度梯度非常大以致电子的热自由程超过温度梯度的标尺长度热输运是非局域的过程加气T。。,.

,

的等离子体反射时p

,

其频率将发生多普勒频移.

/ )。c

。,

M i l c h b e r g等人认为根据△。

,

热输运被限止在,

可以确定等离子体温度Liu

其中

, I

。

是电子热速度l` 9〔 1.

通量限制,

和

u m

st a

d

te:

认为上述过程除了存,

(

f lu

x

li m i t

)因子 f<, 6

Z ig le

r

等人的实验用

在引起等离子体向真空膨胀的热压强梯度存在一个与此反方向的光场压力梯度动力回.

还

研究了超短脉冲强激光打靶的能量输运 l J 0 2I~ 3 x,

,

即有质,

一。

w/

。

m

,,

r,

一 6 0 0 f s的激光脉冲打2,

当激光从等离子体反射.

,

在反射点附它可.

硅靶e

测得热波的穿透深度为.

o n

m

,

由此用0

近的等离子体得到了二倍的人射光动量

非局域热输运模型计算得等离子体温度为 5 0v,

能会较大地阻止热膨胀2及丁c。

当l

。

。

<此>/

与实际较为符合

,

3 2 x

.

1

一,` 0,

I

2又.

T~/及

。

(

I,

单位是 w/综上所述,

m

,,

又单位是仁m

T灸,

是

e

v

)时热压强梯度,

超短脉冲强激光与等离子体相、

与激光有质动力相当自由膨胀速度很多.

等离子体膨胀速度小于通过测量

互作用包含了大量的子体中激光频率转换器、

全新的物理过程脉宽压缩.

.

等离X

在这种情况下

、

、

尾波场加速射

反射光的多普勒频移来直接确定等离子体温度

超短脉冲强激光打靶产生的短脉冲强,,

是不合适的0 1”, w/。 m,

.

在他们做的一个实验中二:

,

I

~

Zx

线等具有可见的应用前景

除了上述已作

过介,

~

P I

s

,

测得的反射光的多普勒.,

绍的物理过程外还有很多别的过程例如超短

频移与考虑有质动力作用后的数值模拟符合很

脉冲强激光等离子体中的高阶谐波产生,

强激e

好c

。

T~模拟给出的温度是及.

2 0 Oe V

与实际0 l’l

光与电子束相互作用中的电子加速和激光频率l上移超短脉冲强激光打靶中的烧孔效应 ( h on,

比较符合m,,

另一个实验用:

I~,

.1 6

x

w/,

T:

~ 4 0 0 f

的泵浦光打靶

测另一个探测,

o b等

r i.

g

)

强磁场产生及其对光脉冲吸收的影响,

光从形成等离子体上的反射光的多普勒频移发现在泵浦光峰值强度作用期间频移最小.

现有的一些理论有待实验证实.

而另有一

这个多普勒

些实验或计算机模拟有待用理论模型进一步去解释

。

因而

,

他们推测是泵浦光的有质动.

力限制了热膨胀速度3

能t输运通过吸收光能而产生的等离子体温度取决.

感谢余玮马锦秀博士的有益讨论

、

。

于等离子体热输运性质脉冲打靶,

对皮秒及更长的激光

〔1][2]

p

.

s p1

r a n

g le.

e t

a

l

.

,

p人,,

`

R,.

,

.

L

, r r二

64

(),

1 9 90

)

,

等离子体的热膨胀是个很重要的热但对亚皮秒及更短的激光脉冲打.

20一

1:

ibid.

,

6肠e t a

( 1992)l二p hye ta

2200.

输运过程,

.

GL.

2

s.

u no r

x

F lu i d` 50,.

,

0 3P人,,.

(

19 8 7一

576,

.

[ 3][呜

MT.

G,

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用等离子体沉积法生长的纳米硅膜及其物性韦亚一

郑国珍,

(中国科学院上海技术物理研究所红外物理国家重点实验室

上海

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3 ) 8

介绍了纳米硅膜的数据作.

PE Cv D.

生长方法样品的结构特征和结构参数的测量方法,,

.

根据现有的实验

,

讨论了纳米硅样钻的电学性质和光学性质

简要评述了纳米硅研究的方向和进一步所要做的工

纳米固体材料 ( n a的思想最早起源于 H.

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具有传统固体不具备的许多特殊性质是量子尺寸效应.

[ 1 4

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特别

用气体冷凝法制得具有清洁表面的超细微粒 (或称为纳米晶粒 )等在超高真空 ( U H V )条件下紧压致密该晶粒得到n a n o e r

即当小晶粒尺寸下降到纳米

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费米能级附近的电子能级将由准连续.

变为离散能级囚

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这种材料具有很大浓度的界面。,

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,

是在压实过程中由晶粒表,

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使用

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薄膜沉积技术生长膜

面转变而成的约占总原子数 5 0多的原子分布在这些界面内种结构组元:.

5 1: H

所以.

这种物质可

认为包含两纳米半导体是基于纳米材料的思想而发展起来的,

长程有序的晶体 (在纳米晶粒内 )由于大量界面是由细微晶,、

和完全无序的界面

或者说是受纳米材料的启发而发展起,

粒的随机分布嵌接而成它随晶粒大小形状和取向不同所构成的界面宽度及其内原子分布情况也不同·

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纳米半导体中研究得最多的是纳米硅

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)一般采用辉光放电或称为,

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离子体增强化学气相沉积 )的方法分解由高氢稀释的硅烷 (氢气占 8 9并以上 )在低温衬底上淀积而成温度 T流量 Q. .

构造应该是各有特色 R .

互不一致的、

其后、

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等又将构成材料的元微粒的概、

可以控制的生长参数有:衬底淀积V、,

念扩大把由晶态准晶态非晶态的金属陶瓷和复合材料的纳米微粒经压实或烧结得到的物

.,

衬底偏压,

射频功率 W反应气体,,

许多工作者根据自己的研究需要.

对:

质统括人这一范畴,

3,【

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设备稍作改动但原理基本相同,

在纳米材料的研究中

强调高浓度界面的

使用

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决定性作用目的是侧重于研究当小粒子 (元微

膜的关键工艺参数有两个

其一是使用高纯氢23卷 1一

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