Устойчивость поверхности материалов при интенсивном лазерном воздействии тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ОБЩЕЙ ФИЗИКИ им. A.M. ПРОХОРОВА ЦЕНТР ЕСТЕСТВЕННО-НАУЧНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

ТОКАРЕВ Владимир Николаевич 0030БТ32В

УСТОЙЧИВОСТЬ ПОВЕРХНОСТИ МАТЕРИАЛОВ ПРИ ИНТЕНСИВНОМ ЛАЗЕРНОМ ВОЗДЕЙСТВИИ

(специальность 01.04.21 - лазерная физика)

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 2006

003067326

Работа выполнена в Центре естественно-научных исследований Института общей физики им А.М.Прохорова РАН

Научный консультант доктор физико-математических наук, профессор, член-корр. РАН Конов Виталий Иванович

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор, член-корр. РАН Панченко Владислав Яковлевич,

доктор физико-математических наук Самохин Александр Александрович, доктор физико-математических наук, профессор Аракелян Сергей Мартиросович

Ведущая организация: Физический факультет Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова

Защита состоится 26 февраля 2007 г. в 15 часов на заседании Диссертационного совета Д 002.063.02 при Институте общей физики им A.M. Прохорова РАН по адресу: 119991, ГСП-1, г. Москва, ул. Вавилова, д. 38

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института общей физики им. А.М.Прохорова РАН

Автореферат разослан^^уянваря 2007 г.

Ученый секретарь диссертационного совета Макаров Вячеслав Петрович

тел. 132-83-94

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы и постановка задачи. Адекватное количественное описание фундаментальных процессов и механизмов взаимодействия интенсивного лазерного излучения с веществом продолжает в течение многих лет оставаться актуальной научной проблемой - см., например, ряд книг и обзоров [1-13] и ссылки в них. Изучение этой проблемы представляет также огромный практический интерес как для совершенствования существующих, так и разработки новых лазерных технологий микро- и наноструктурирования материалов. Вот лишь некоторые примеры: лазерная обработка оптических приборов и схем, в частности кремниевых материалов; сенсибилизация оптических материалов; изготовление устройств оптической связи и сенсоров в оптических волокнах и пластинах; текстурирование жестких магнитных дисков; напыление тонких пленок полупроводниковых и высокотемпературных сверхпроводящих материалов; отжиг, допирование и рекристаллизация тонких полупроводниковых пленок, например, при изготовлении плоских дисплеев; сверление отверстий в полимерах при изготовлении электронных печатных плат; сверление глубоких узких прецизионных отверстий диаметром в несколько десятков микрон в сверхтвердых тугоплавких керамиках, например, при изготовлении сопел для впрыска топлива в двигателях; резка, сглаживание и полировка шероховатых алмазных пленок, а также шероховатых сверхтвердых тугоплавких керамик на основе оксида алюминия, карбида кремния, нитрида алюминия, оксида циркония и др. для трибологических применений в машиностроении; планаризация металлических слоев при изготовлении многослойных электронных плат; модификация поверхности металлических сплавов на основе титана с целью улучшения их совместимости с биотканями; применения лазерной абляции в офтальмологии для коррекции зрения.

К сожалению, воздействие интенсивного лазерного излучения на вещество с практической точки зрения модификации поверхности и обработки материалов обладает целым рядом широко распространенных недостатков, проявляющихся как по отдельности, так и в тех или иных комбинациях:

(1)на исходно плоской поверхности в результате облучения развиваются волнообразные возмущения, существенно искажающие ее рельеф;

(2) по периферии облученного пятна формируется бруствер из застывшего выплеска расплава материала, что ухудшает пространственное разрешение, чистоту и качество обработки, сужая ее практическую применимость;

(3) при многоимпульсном лазерном сверлении импульсами наносекундного излучения, как правило, не удается получить слишком высокое отношение глубины отверстия к его диаметру и, кроме того, наблюдается значительная непараллельность (конусность) боковых стенок полученных отверстий.

Перечисленные недостатки существенно ухудшают практическую эффективность лазерного воздействия на материалы, его пространственное разрешение, а в ряде случаев делают конечные результаты практически неприемлемыми. Вследствие этого сфера эффективного практического применения лазерной обработки существенно сужается - в широком ряде случаев она становится неконкурентноспособной в сравнении с другими методами модифицирования поверхности, например, рентгеновской литографией и электронно-лучевой обработкой. До постановки наших исследований проблема преодоления этих недостатков не была решена ни в теоретическом, ни в практическом плане.

Указанные недостатки есть не что иное, как существенное искажение рельефа облучаемого пятна, тесно связанное с развитием так называемой неустойчивости поверхности в поле интенсивного излучения. Поэтому чрезвычайно актуальной представляется формулируемая и решаемая в данной работе проблема поиска условий, обеспечивающих устойчивость поверхности при интенсивном лазерном воздействии.

Метод решения поставленной задачи состоит в последовательной реализации следующих исследовательских стадий:

- анализ физических механизмов модифицирования поверхности и соответствующих физических процессов, лежащих в основе указанных недостатков лазерной обработки. При этом во многих случаях существенное внимание должно быть обращено на явления, связанные с развитием и динамикой слоя лазерного расплава, поскольку именно его перераспределение в облучаемой зоне драматически влияет на качество лазерной обработки;

- разработка аналитических математических моделей механизмов взаимодействия лазерного излучения с поверхностью материалов при воздействии наносекунд-

ными и более короткими импульсами, экспериментальная проверка достоверности этих моделей;

- целенаправленный анализ результатов аналитического моделирования с точки зрения поиска условий, обеспечивающих устойчивость поверхности при лазерном воздействии.

В данной работе предпочтение отдано аналитическому моделированию, поскольку, хотя оно и является менее точным по сравнению с численными методами, так как обычно не свободно от ряда упрощающих предположений, тем не менее, по сравнению с численными компьютерными решениями имеет то преимущество, что показывает зависимость основных характеристик лазерного воздействия от большого количества параметров материала и излучения (таких как, коэффициент поглощения, поглошательная способность, температуропроводность, теплоемкость, скрытая теплота плавления и испарения, точка плавления и точка кипения, начальная температура материала, коэффициент поверхностного натяжения и вязкость расплава, угол падения излучения на поверхность, его интенсивность, длительность, поляризация и др.) в широком диапазоне их варьирования в ясной и прозрачной форме, что чрезвычайно удобно для быстрого анализа и оптимизации.

Целью работы в соответствии с вышесказанным является направленный поиск режимов интенсивного лазерного воздействия и параметров материалов, обеспечивающих устойчивость облучаемой поверхности, на основе анализа процессов лазерного модифицирования поверхности, выяснения их физических механизмов и построения математических моделей.

Более конкретно проблема ставится следующим образом: найти и сформулировать критерии, связывающие параметры материала и излучения, соблюдение которых позволило бы получить следующие результаты:

- подавить развитие неустойчивости поверхности при лазерном облучении, т.е. получить гладкие пятна облучения без волнообразных возмущений для исходно плоской поверхности;

- сгладить и отполировать исходно шероховатую поверхность материала импульсным лазерным излучением;

-6- получить пятна облучения при лазерной абляции без формирования по их периферии бруствера из застывшего выплеска расплава материала, т.е. получить так называемую «чистую» лазерную абляцию;

- получить отверстия с максимальным отношением глубины отверстия к его диаметру и/или практически параллельными боковыми стенками в процессе многоимпульсного лазерного сверления.

Научная новизна работы состоит в приоритетном характере перечисленных ниже в разделе III основных результатов данной диссертации.

Научная и практическая ценность. В данной диссертации обнаружен ряд новых явлений и закономерностей во взаимодействии интенсивного лазерного излучения с материалами. Поэтому результаты работы важны для понимания и адекватного количественного описания процессов взаимодействия интенсивного лазерного излучения с веществом. Они имеют также большую практическую ценность, поскольку представляют собой разработку научных основ ряда практически важных режимов лазерной обработки самых разнообразных технологических материалов и предлагают пути улучшения этих режимов. Сюда относятся:

• Лазерное сглаживание и полировка шероховатых поверхностей сверхтвердых тугоплавких керамик (например, на основе оксида алюминия, карбида кремния, нитрида алюминия, оксида циркония) многоимпульсным лазерным плавлением, что представляет интерес для трибологических применений в авиа- и машиностроении;

• Сглаживание и полировка лазерной абляцией покрытий на основе шероховатых алмазных пленок;

• «Чистая» лазерная абляция ряда полимеров и керамик, представляющая интерес для прецизионной микрообработки;

• Лазерное сверление узких сверхвысокоаспектных отверстий в полимерах;

• Способы повышения эффективной поглощательной способности для сильноот-ражающих лазерное излучение металлов за счет возбуждения поверхностных электромагнитных волн (ПЭВ).

Личный вклад автора:

- выбор общего направления исследований;

- постановка конкретных задач;

- участие в проведении экспериментов;

- построение математических моделей процессов и явлений;

- анализ результатов моделирования;

интерпретация экспериментальных данных на основе построенных автором теоретических моделей.

На всем протяжении работа в данном направлении активно поддерживалась членом-корреспондентом РАН, профессором В.И. Коновым. На различных этапах исследований в постановке некоторых конкретных задач и обсуждении результатов принимали участие В.И. Конов, И.Н. Михайлеску, В.А. Сычугов, Д.Г. Ланни, В.И. Марин, Д.И.Б. Вилсон, М. Отрик, А.Ф. Каплан и С. Лазар. В выполнении некоторых расчетов принимали участие A.B. Тшценко, Ф. Спиняну, А.Ю. Семенов, и Т.Е. Итина. Весомый вклад в проведение экспериментов внесли С.А. Углов, A.C. Сва-хин, О Г. Царькова, C.B. Гарнов, а также B.C. Теодореску, Л. Нистор, М. Динеску, Дж.И.Б. Вилсон, М.Г. Джаббер, Д.К. Милн, Ж. Николас, К. Прат, Дж. Лопез, С. Лазар и Ф. Вайсбуш.

Все результаты, определяющие научную новизну работы, получены лично автором или под его непосредственным руководством.

Апробация результатов работы. Основные результаты исследований, вошедшие в диссертацию, докладывались на следующих конференциях: 5-м Всесоюзном совещании по нерезонансному взаимодействию оптического излучения с веществом, ГОИ, Ленинград, 1981 г.; 6-й Всесоюзной конф. по нерезонансному взаимодействию оптического излучения с веществом, Вильнюс, 1984 г.; 7-й Всесоюзной конференции по взаимодействию опт. излучения с веществом, Ленинград, 1988 г.; Европейской конференции по квантовой электронике, Ганновер, ФРГ, 1988 г.; 3-й международной конференции по тенденциям в квантовой электронике (Бухарест, Румыния, 1988 г.); Международной конференции по применениям алмазных пленок и смежных материалов, Оборн, США, 1991 г.; XIV Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Ленинград, 1991 г.; Международном симпозиуме по исследованию полупроводниковых приборов (ISDRS), Шарлотгсвилл, США, 1991 г.; Международной конференции общества фотоинженеров, Гаага, Нидерланды, 1991 г.; Международной конферен-

ции «Восток-Запад» по лазерной обработке и сенсорам, Созополь, Болгария, 1991 г.; Международной летней школе по лазерной абляции, Каркан-Мобюссон, Франция, 1991 г.; IV Международной конференции по взаимодействию лазерного излучения с биологическими тканями, Лос Анжелес, США, 1992 г.; Конференции по перспективной лазерной обработке материалов (LAMP'92), Нагаока, Япония, 1992 г.; Весенней конференции Европейского материаловедческого общества (E-MRS), Страсбург, Франция, 1993 г.; 8-ом Всемирном керамическом конгрессе и форуме по новым материалам, Флоренция, Италия, 1994 г.; 11-ом Митинге по математическому моделированию лазерной обработки материалов (M4PL), Марсель, Франция, 1995 г.; Международной конф. "Дни Максвелла", Бордо, Франция, 1995 г.; XII Международном симпозиуме по газодинамическим и химическим лазерам и конференции по мощным лазерам, Эдинбург, Великобритания, 1997 г.; 13-ом Митинге по математическому моделированию лазерной обработки материалов (M4PL), Игле, Австрия, 1998 г.; Весенней конф. Европейского материаловедческого общества (E-MRS), Страсбург, Франция, 2000 г.; Весенней конференции Европейского материаловедческого общества (E-MRS), Страсбург, Франция, 2001 г.; 4-ом Европейском научно-промышленном семинаре и школе Национального центра научных исследований Франции «Применения мощных лазеров» (LASERAP'4), Лез От де Маркай, Франция, 2001 г.; Весенней конф. Европейского материаловедческого общества (E-MRS), Страсбург, Франция, 2003 г.; 7-й Международной конф. по лазерной абляции (COLA'2003), о.Крит, Греция, 2003 г.; 5-ом Международном симпозиуме по лазерной прецизионной микрообработке (LPM'2004), Нара, Япония, 2004 г.; 2-ом Международном семинаре по математическим моделям и моделированию лазерно-плазменных процессов, Москва, 2005 г.; 4-ом Международном конгрессе по новым методам лазерной обработки материалов (LAMP 2006), Киото, Япония, 2006 г.; Международном симпозиуме по абляции высокомощными лазерами (HPLA'2006), Таос, США, 2006 г.

Результаты работы представлялись также на научных семинарах отдела колебаний и отдела светоиндуцированных поверхностных явлений ИОФ РАН и ЦЕНИ ИОФ РАН, семинарах физических факультетов зарубежных университетов Дублина (Ирландия), Экс-Марселя-2 (Марсель, Франция), Парижа-13 (Франция), Херио-та-Ватта (Эдинбург, Великобритания), а также на семинарах Института неравно-

Хериота-Ватта (Эдинбург, Великобритания), а также на семинарах Института неравновесных явлений (Марсель, Франция), Венского технологического университета (Вена, Австрия), Лаборатории молекулярной физико-химии (Бордо, Франция).

Основные материалы диссертации изложены в 52 статьях, список которых приводится в конце автореферата.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Полный объем составляет 455 страниц, включая 126 рисунков, 10 таблиц и 7 списков литературы, насчитывающих в общей сложности 518 наименований.

II. СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении указаны примеры применений и основные недостатки УФ лазерной абляции как метода микрообработки материалов, формулируется задача исследования, обосновывается его актуальность, перечислены основные научные положения диссертации, отмечена новизна и практическая ценность полученных в работе результатов, кратко излагается содержание диссертации по главам.

В Главе 1 рассматривается проблема устойчивости поверхности при импульсном лазерном плавлении, когда материал подвергается воздействию умеренными интенсивностями, не приводящими к сильному испарению (плавление без испарения), т.е., как мы условно полагаем, не превосходящими порога lv достижения нормальной точки кипения на поверхности. Анализируется эволюция так называемых нерезонансных поверхностных периодических структур (НППС), т.е. с периодами Л » Я (Л - длина волны некогерентного излучения), поскольку именно такой тип структур наиболее типичен для наносекундного эксимерного лазерного воздействия, рассматриваемого в данной и последующих главах.

Во Введении (§ 1.1) кратко описано содержание главы. В § 1.2 дан обзор предыдущих работ, как наших, так и выполненных другими авторами, где приводятся экспериментальные примеры развития НППС на различных материалах - металлах, полимерах и керамиках. Как показывает анализ предыдущих экспериментальных и теоретических исследований, в зависимости от параметров излучения, материала и окружающей среды существует большое многообразие различных механизмов по-

повременно), так и последовательно (например, один механизм может преобладать в течение импульса, а другой или другие - после окончания импульса излучения).

В этом же параграфе дается постановка задачи исследования в данной главе. В отличие от предыдущих авторов, которые наблюдали НГТПС и пытались объяснить их механизмы развития и параметры (например, период, ориентацию, скорость роста), т.е. фактически изучали лазерно-индуцированную неустойчивость поверхности, мы ставим перед собой иную задачу - целенаправленного поиска именно условий устойчивости, т.е. поиска режимов интенсивного лазерного воздействия и параметров материалов, обеспечивающих устойчивость облучаемой поверхности. Мы формулируем и анализируем при этом два различных аспекта рассматриваемой проблемы: (1) как подавить развитие лазерно-индуцированных НППС, т.е. получить плоские гладкие пятна облучения без волнообразных возмущений, для первоначально плоской поверхности и (2) как получить лазерное сглаживание и полировку исходно шероховатой поверхности.

Отметим, что возможность лазерной планаризации уже изучалась ранее экспериментально и теоретически в ряде работ - см , например, [14, 15]. Однако речь в них шла о планаризации тонких пленок на нетеплопроводящих подложках. За счет малости толщины температура по толщине таких пленок рассматривалась практически постоянной по глубине. В этом случае при наличии лазерного плавления затухают по амплитуде все периоды Фурье-спектра шероховатости. Мы рассматриваем в данной главе иную ситуацию - не тонкие пленки, а массивные объемные материалы (керамики, металлы, полимеры), для которых возникает принципиальное отличие от указанных результатов по тонким пленкам, которое забегая вперед можно кратко сформулировать так - имеется градиент температуры вглубь материала, приводящий для одних периодов шероховатости к их затуханию и успокоению, для других периодов - к росту их амплитуды, т.е. к неустойчивости, и для третьих периодов - к неизменности их параметров.

Важным параметром в теоретическом рассмотрении данной проблемы является глубина лазерного расплава. Поэтому далее в §§ 1.3-1.7 сначала решается вспомогательная задача - на основе теоретического аналитического моделирования исследуется глубина расплава при импульсном лазерном плавлении поверхности для ингенсивностей, не превосходящих порога испарения Д.

Для поверхностного теплового источника, соответствующего при импульсном лазерном разогреве выполнению условия %т > I// (где %и у - соответственно температуропроводность и коэффициент поглощения материала, а г - длительность лазерного импульса) и имеющего место при наносекундном лазерном воздействии в частности для металлов, рассматривается так называемая классическая проблема Стефана - решается одномерное зависящее от времени уравнение теплопроводности для нагрева материала с границей фаз расплав-твердое тело, продвигающейся на стадии нагрева вглубь материала в виде источника отрицательной интенсивности вследствие поглощения скрытой теплоты плавления. Находится выражение для температурного поля внутри расплава T(z, t). Считая, что глубина расплава h(t) соответствует продвижению в расплаве изотермы Т - Тт, где Тт - точка плавления, полученное выражение для температурного поля можно рассматривать как уравнение T\z = h(t), t) = Т„, относительно временной эволюции h(t) За счет использования простого приближения для функции F\(x) = ierfc (х) в виде /, (х) = ехр(-/т"2х - 0,7х2), найденного нами с помощью программы "Mathematica 3.0", удалось избежать трансцендентности данного уравнения. Это позволило получить следующие приближенные, но достаточно'точные аналитические решения для импульса прямоугольной временной формы и независящих от температуры параметров материала: (а) для временной эволюции глубины расплава h{t) в течение импульса для различных интенсивностей импульса I, (б) для ее максимальной в зависимости от времени величины в течение импульса /г0, (в) для зависимости ha от интенсивности импульса Ио(Г) и (г) для максимальной в зависимости от I величины homax в режиме без сильного испарения, то есть когда интенсивность изменяется от порога плавления /„ до порога испарения /„ который условно принят соответствующим достижению на поверхности нормальной точки кипения Ть.

По окончании импульса расплав продолжает свое продвижение вглубь материала вследствие избытка энтальпии, накопленной в слое расплава ha во время действия лазерного импульса, пока не достигнет в некоторый момент времени своей максимальной глубины h\. Здесь также используя во избежание трансцендентности простое приближение для функции F2(x) = 1 - 4i2erfc(x) в виде У2(jc> = (4/ ;7г)хехр(-х + 0,123х2), аналогично найденное нами с помощью программы "Mathematica 3.0", удалось получить приближенные оценки (д) для макси-

мальной в зависимости от / величины к\тах в режиме без сильного испарения, то есть когда интенсивность изменяется от порога плавления до порога испарения.

Кроме того, получены зависимости кцтах и к\тах от начальной температуры образца Тг Показано, что варьирование Т, от 20°С до значений близких к точке плавления материала приводит к значительному увеличению к0тах и 1цтах.

В результате впервые удалось рассчитать список из 15 материалов в порядке уменьшения величин Н\тах для начальной температуры Т, = 20 °С и длительности импульса 30 не. Он имеет вид: 1п, А1, РЬ, Си, 2п, №, М§, Мо, Бе, Со, Т1, Сг, 81, сталь, при этом самые высокие значения (8,3 для 1п и 2,9 мкм для А1) на порядок величины превосходят самые малые значения (0,40 для и 0,39 мкм для стали). Хотя точный порядок материалов в этом списке приблизителен вследствие пренебрежения в модели температурной зависимостью параметров материала, однако, тем не менее, он дает представление, о том, каковы основные параметры, управляющие глубиной расплава, а также, что особенно важно, указывает характерные абсолютные значения глубин расплава. Самые высокие глубины расплава соответствуют материалам, имеющим как высокое отношение {Ть+Тч-Т^)/{Тт+Тя-Т), так и высокую температуропроводность % (например, 1п и А1). С другой стороны, самая малая глубина расплава соответствует материалам, имеющим малое отношение (Ть+Т„-Т,У(Тт+Тя-Т,) и малое х (например, сталь). Здесь Тч = ц/С, д - скрытая теплота плавления и С - теплоемкость материала. Впервые сразу для многих материалов получена единая, универсальная кривая плавления - зависимость безразмерной максимальной глубины расплава в течение импульса Щтса - к0тах /(2 ) от безразмерного отношения (Ть+Тд-Т,)/(Тт+Тя-Т,), которая показывает влияние материала на глубину расплава (см. рис. 1.10 в тексте диссертации).

Сравнением полученных аналитических решений с выполненными ранее другими авторами [16] измерениями глубины расплава на кремнии идентифицирован достаточно широкий диапазон интенсивностей (от примерно 0,35 до 0,8 Дж/см2), в котором имеет место новый режим модификации поверхности - "сверхмелкое" плавление на толщину порядка глубины поглощения, т.е. для кремния - на глубину всего лишь около 10 нм при наносекундном облучении эксимерным АгБ-лазером.

Показаны пределы применимости построенной модели. Путем расчета скоростей плавления показано, что предложенная модель, основанная на пар'аболиче-

ском уравнении теплопроводности, становится неприменимой для высоких интен-сивностей, обеспечивающих нагрев поверхности металлов до точки плавления или кипения за пикосекундные и более короткие времена, где должны быть учтены конечная скорость распространения тепла и объемный характер источника нагрева. Для столь быстрых нагревов становится также важной неравновесность нагрева электронов и фононов. Для импульсов длительностью 20 - 30 не эти эффекты быстрых нагревов могут быть существенны при использовании интенсивностей на уровне 1= (80 -160)/„. Показано, что за счет указанных эффектов возможно удаление материала для объемного режима нагрева за счет взрывного выталкивания поверхностного слоя, как в форме капель расплава, так и возможно в форме маленьких твердых осколков вследствие релаксации термически-индуцированного внутреннего механического напряжения, вызванного в поверхностном слое быстрым лазерным разогревом из-за увеличения объема материала при разогреве и в результате фазового перехода „твердое тело - расплав". В результате поверхностный слой вещества приобретает компоненту скорости наружу материала, и поэтому может быть удален частично или полностью даже для лазерных интенсивностей ниже порога испарения 1п когда вклад чисто испарительного удаления материала практически отсутствует. Для материалов с достаточно низким коэффициентом поглощения (< 2х102 см"1, каковыми являются ряд стекол, керамик, полимеров, органических жидкостей), такой механизм реализуется при интенсивностях, обеспечивающих нагрев поверхности до точки плавления или кипения за наносекундные и более короткие времена, а для материалов с высоким коэффициентом поглощения порядка 106 см"1 (например, для металлов) - за пикосекундные и более короткие времена. Для хрупких материалов, например, некоторых стекол, керамик, алмазных пленок, такой механизм может приводить к отколам твердых кусков материала.

Для случая так называемого объемного теплового источника, соответствующего при импульсном лазерном разогреве выполнению противоположного условия Хт < и имеющего место в частности для ряда полимеров и керамик при нано-секундном воздействии, а таюке для металлов при воздействии пикосекундными и еще более короткими лазерными импульсами, таюке получены аналитические решения для глубины расплава в зависимости от параметров импульса и материала. В данном случае решения не зависят от формы лазерного импульса.

Далее в §§ 1.8-1.13 формулируется и рассматривается собственно проблема устойчивости поверхности при лазерном плавлении без интенсивного испарения. Теоретически анализируется конкретный пример термокапиллярного механизма модификации поверхности, обусловленного температурной зависимостью поверхностного натяжения лазерного расплава в присутствии градиента температуры вглубь материала, индуцированного лазерным нагревом. Рассматривается эволюция НППС с периодами А» Л при учете конечной глубины, времени жизни и вязкости расплава. Решение ищется в виде одномерной синусоидальной решетки рельефа с некоторой начальной амплитудой а0 и волновым вектором q (д = 2тс/А) направленным для определенности вдоль оси х: /г(х,/) = а0ехр(гд,х+ДО • Здесь р = р1+\р2, где Р\ - инкремент изменения во времени амплитуды рельефа, а # = со

- частота его волновых колебаний.

Проведенный анализ показывает, что в зависимости от знака р\{К) имеется в общем случае три диапазона (три типа) периодов поверхностной шероховатости: (1) Устойчивые ("малого" размера) периоды с А < А0. Для таких периодов Д(А) < О

- их амплитуды уменьшаются во времени и, в конце концов, исчезают. Ао - верхняя граница этих периодов, определяемая из условия Д(Л0) = 0;

(1)Неустойчивые ("среднего" размера) периоды с Ло < Л < Л.. Их амплитуды нарастают во времени, приводя к лазерно-индуцированной неустойчивости поверхностного рельефа, поскольку для таких периодов Д(А) > 0. А0 и А| - соответственно нижняя и верхняя границы неустойчивых периодов, т.е. Ао < А].

(2) "Замороженные" ("большого" размера) периоды А > Аь которые гораздо медленнее изменяются по амплитуде, чем упомянутые выше периоды (1) и (2), или не изменяются вовсе (А » А^.

Термины "малый", "средний" и "большой" используются здесь для обозначения относительной величины этих трех типов периодов.

Зависимость инкремента от величины периода синусоидального возмущения Р\(А) находим как решение дисперсионного уравнения, которое в свою очередь получено из совместного решения системы уравнений непрерывности, Навье-Стокса и теплопроводности для несжимаемой вязкой жидкости при соответствующих граничных условиях на дне расплава и на свободной поверхности жидкости и при ли-

неаризации этой системы уравнений для малой амплитуды синусоидального поверхностного рельефа. Как мы уже отмечали, верхнюю границу устойчивых периодов и одновременно нижнюю границу неустойчивых периодов Л0 определяем затем из условия ^(Л0) = 0.

Используя полученные выше результаты для моделирования глубины расплава, мы показали, что "замороженные" гармоники шероховатости Л > Л1 являются так называемыми «длинными» волнами на расплаве конечной глубины /г, т.е. для них Л » 2кИ. Нами показано, что для таких волн временной период колебаний оказывается настолько велик, что за конечное время жизни расплава они успевают совершить лишь малую долю одного периода колебаний. Таким образом, для них волновое движение жидкости и связанный с ним конвективный перенос температуры подавлены. Кроме того, мы установили, что для таких больших периодов за конечное время жизни расплава оказывается неэффективным и теплопроводност-ный перенос температуры. В результате для таких волн практически отсутствует модуляция температуры вдоль поверхности, являющаяся необходимым услозием развития термокапиллярной неустойчивости, что и объясняет их «заморожен-ность». Ранее в предшествующих работах подобный эффект конечной глубины и конечного времени жизни расплава на существование верхней границы неустойчивых периодов и одновременно нижней границы «замороженных» периодов Л] не был показан.

Границы Ло и Л| (Л0 < Л|), отделяющие указанные выше три области периодов, по-разному зависят от параметров облучения и материала. Надлежащим выбором этих параметров можно попробовать выполнить противоположное неравенство: Ло > Л[. Тогда «окно» неустойчивых периодов (диапазон (2)) исчезает, и существуют только два других типа периодов - устойчивые и «замороженные». Из модели нами получен критерий устойчивости, который позволяет найти параметры излучения и материала, дающие подавление роста неустойчивости. Этот результат представляет интерес для облучения первоначально плоской поверхности, если необходимо сохранить ее плоской и после лазерного воздействия. Критерий показывает, что, например, для металлов, демонстрирующих при наносекундном лазерном воздействии поверхностный характер поглощения (хт>> Для достижения ус-

тойчивого лазерного плавления предпочтительно укорочение длительности импульса менее г 0,3 -1 не.

Для материалов с объемным характером поглощения, определяемых противоположным неравенством хт < 1// (к которым при наносекундном воздействии относятся полимеры и некоторые керамики, например, оксид алюминия и оксид циркония), полученный критерий показывает, что для подавления роста рассматриваемой неустойчивости Предпочтительны более высокие значения коэффициента поглощения, кинематической вязкости, поверхностного натяжения и более низкие значения лазерной плотности энергии, коэффициента температурной зависимости поверхностного натяжения и температуропроводности. В частности, в цифрах это означает, что для полимеров необходимо использовать лазерные длины волн, обеспечивающие коэффициент поглощения более примерно (Н2)х105 см"1 (в предположении минимальной для полимеров вязкости расплава порядка 10"2 см2/с).

Таким образом, получает объяснение в рамках тепловой модели без привлечения концепции фотохимического разложения экспериментально наблюдавшееся ранее, но не получившее количественной интерпретации явление так называемого «чистого» лазерного плавления полимеров [17], когда рельеф зоны облучения после воздействия не искажается ростом волнообразных возмущений нерезонансного типа (с характерными периодами » Л). Такое поведение наблюдалось лишь для длин волн, характеризующихся достаточно большим коэффициентом поглощения, что согласуется с нашим теоретическим выводом.

С другой стороны, для исходно шероховатой поверхности может быть получено эффективное сглаживание лазерным плавлением, если диапазон периодов Л доминирующих в начальной поверхностной шероховатости полностью покрывается теоретически найденной областью "устойчивых" периодов (1), т. е. если выполнено условие согласования для сглаживания: Л < Л0. Практически это означает, что керамики с достаточно малыми характерными периодами Л поверхностной шероховатости, например, мелкозернистые керамики с размерами зерен около 1 мкм и менее эффективно подвержены лазерному сглаживанию в противоположность крупнозернистым керамикам с размерами зерен в несколько микрон или десятков микрон, не поддающимся сглаживанию. При этом нужно избежать развития нерезонансных поверхностных структур, приводящих к созданию на поверхности но-

вой шероховатости в диапазоне "неустойчивых" периодов (Л0 < Л < Ai), что достигается надлежащим выбором не чрезмерно большого числа импульсов облучения. В §§ 1.10, 1.11 и 1.13 показано хорошее согласие полученных теоретических результатов с нашими экспериментами по эксимерному лазерному сглаживанию шероховатых поверхностей тугоплавких сверхтвердых керамик - оксида алюминия, оксида циркония, нитрида алюминия и карбида кремния.

В § 1.14 приведены основные результаты, полученные в данной главе.

В Главе 2 выполнен поиск условий устойчивости облучаемой поверхности по отношению к боковому выталкиванию расплава на периферию пятна давлением абляционного факела при абляции одиночным лазерным импульсом. Рассматривается, таким образом, совместное действие плавления и испарения.

После введения (§ 2.1), где дана краткая аннотация Главы 2, в § 2.2 приведены экспериментальные примеры эксимерной лазерной абляции, которые можно условно поделить на две группы:

(1) С одной стороны - большой выплеск расплава по краю пятна, наблюдавшийся при лазерной абляции сплавов CoZrNb [18] и TiMoFeAl в вакууме и полимера по-лиметилметакрилата (ПММА).

(2) С другой стороны - практически полное отсутствие выплеска расплава по краю пятна, что получило в литературе название «чистой» лазерной абляции. Приведены конкретные примеры: облучение керамики А120з С02-лазером [18], керамик БезО^, SÍ3N4, BN, AIN, SiC, А120з эксимерными лазерами [19], человеческого волоса KrF-лазером [19], а также полимеров УФ эксимерными лазерами [13].

Формулируется постановка задачи в данной главе - попытаться понять причины столь значительных различий в величине выплеска в (1)-ом и во (2)-ом случаях, на этой основе выяснить механизм «чистой» абляции, пути ее получения и способы расширения сферы ее применения.

Для этого далее в § 2.3 указаны области действия в пространстве параметров так называемых "взрывного" и "гидродинамического" механизмов выброса расплава из облучаемого пятна. Взрывной механизм представляет собой вынос материала из пятна в виде капелек расплава и/или твердых осколков вследствие генерации избыточного давления изнутри материала. Указаны примеры ситуаций, когда он может иметь место. Гидродинамический механизм выталкивания расплава обуслов-

лен разностью давлений абляционного факела на поверхность расплава в различных частях облученной области, например, в центре и на периферии пятна (давление снаружи расплава). Этот тип выталкивания, в частности, когда он имеет место к периферии пятна, главным образом ответственен за материал, затвердевший вдоль границы пятна.

В рассматриваемом мелком пятне (т. е. с очень малым отношением глубины абляции к диаметру пятна, « 1) выталкивание материала за счет взрывного механизма происходит главным образом поперек к основной поверхности, а не вдоль поверхности, как в случае гидродинамического механизма. Мы полагаем далее, что вклад взрывного механизма в движение расплава вдоль поверхности и в перенос расплава со дна отверстия на границу пятна не существенен по сравнению со вкладом гидродинамического механизма. Поэтому его подавление, как единственно ответственного за выталкивание и накопление расплава по периферии мелкого пятна при многоимпульсном облучении, является важным для получения пятен облучения с чистыми и резкими границами, не искаженными выплеском затвердевшего расплава, т.е. для получения «чистой» лазерной абляции.

Условия подавления действия гидродинамического механизма и исследуются далее. Для этого нам пришлось сначала выполнить аналитический расчет глубины расплава в зависимости от параметров материала и излучения для более высоких, чем в Главе 1, лазерных интенсивностей - выше порога испарения. Рассмотрены режимы как объемного (^т < 1) (§ 2.4), так и поверхностного нагрева

(§ 2.5). Далее в § 2.6 на основе законов сохранения импульса и энергии предложена модель вычисления среднего за импульс давления факела абляции на поверхность с учетом поглощения в нем лазерного излучения:

Р-^ЫРЬ*. (1)

Здесь г - длительность импульса лазерного излучения (в нашем конкретном случае наносекундной УФ-лазерной абляции г = 20-30 не), р - плотность материала в начальном (твердом) состоянии, £ - доля лазерной энергии, перешедшей в энергию факела. Как показывают наши вычисления, выполненные для абляции полимера полиэтилентерефталата (ПЭТ) эксимерным ЮР-лазером, £ стремится к единице

при значительном превышении лазерной плотности энергии F над порогом абляции F,h (F/F,h » 1). Такая же тенденция имеет место и для абляции других материалов. В этих условиях абляционное давление по указанной формуле можно оценить напрямую из экспериментальных данных по зависимости глубины абляции за импульс Дz от плотности лазерной энергии F для любого материала, без необходимости обращения к какой-либо конкретной теоретической модели абляции и теоретической кривой Az(F).

В § 2.7 на основе уравнения Навье-Стокса, описывающего динамику вязкого жидкого слоя под действием давления абляционного факела, выполнена классификация основных режимов бокового движения расплава. Показано, что в зависимости от глубины и вязкости расплава существуют два основных вида решений, описывающих соответственно:

1. Стационарное течение расплава, которое имеет место при выполнении неравенства тр » tsi. Здесь тр - характерная длительность импульса абляционного давления на поверхность. Обьгчно тр, измеренное как „full-width-half-maximum" (FWHM), составляет при облучении наносекундными импульсами примерно (1+2) г - см., например, [20, 21]. rs, = h2/(2v) - время установления стационарного вязкого течения, h - глубина расплава, v- его кинематическая вязкость. Как показано нами, выполнение неравенства тр » rs, возможно для материалов с большим числом Прандтля Pr = v/%» 1, к которым относятся главным образом полимеры и керамики. В этом случае движение жидкой фазы по поверхности, вызванное абляционным давлением, может быть очень сильно замедлено для достаточно тонких слоев расплава из-за включения эффекта вязкого трения. Более того, если при надлежащем выборе параметров материала и излучения перемещение расплава S, вызванное одним лазерным импульсом, становится меньше, чем глубина абляции за импульс Az,

ô<àz, (2)

то расплав со дна пятна не может достичь входа в отверстие. Тем самым обеспечивается чистота входа в отверстие по краю пятна, т.е. получение «чистой» лазерной абляции. Аналитическое моделирование позволяет выразить б и Az, входящие в это условие, через параметры материала и излучения.

При малости глубины ¡г и перемещения расплава 8, а также глубины абляции за импульс Дг по сравнению с радиусом пятна Я, уравнение Навье-Стокса существенно упрощается и имеет следующее решение относительно 8.

ЛR = vpT-характерное расстояние, на которое расширяется абляционный факел за время г двигаясь со скоростью vp. Входящая в это выражение глубина расплава h для интенсивностей выше порога испарения на основе полученных нами выше в § 2.4 результатов моделирования лазерного плавления для объемного характера поглощения (угх7 « 1. имеющего место при наносекундном облучении для полимеров и ряда керамик), оценивается как h - kl у, где ¿ = 2+3.

Экспериментальная кривая зависимости глубины абляции от плотности лазерной энергии Az(F) для керамик имеет достаточно сложный нелинейный вид [22]. Однако в некотором достаточно широком диапазоне плотностей энергии F (нижняя граница которого чуть выше порога абляции Flh, а верхняя граница в несколько раз превосходит этот порог), указанную зависимость можно аппроксимировать прямой линией

где 2\ - Ав1(рО) - наклон прямой, А - поглощательная способность материала, в -удельная теплота испарения (в Дж/г) ил1- усредненный в данном диапазоне .Р фактор пропускания лазерного излучения факелом к поверхности.

Подстановка выражений (3) и (4) в условие (2) позволяет переписать его в виде критерия получения «чистой» абляции:

где C0 = Pг/,/F- коэффициент механического взаимодействия лазерного факела с мишенью. При подстановке численных параметров этот критерий для керамики А1203 принимает конкретный вид: у/ > 5х108 с'1, а для полимеров к/ > ЗхЮ8 с"1. Например, это соответствует коэффициенту поглощения > 2х105 см"1, имеющему место, в частности, для некоторых полимеров при УФ и для большинства полиме-

(3)

Az(F) - z0 +ZiF= г,F,

(4)

ров при ВУФ (Л < 160 им) лазерной абляции, при кинематической вязкости > 10"2 см2/с. Использование материалов с бблыпим v (например, v > 1 см2/с) позволяет получить «чистую» лазерную абляцию даже для материалов с относительно малым поглощением (например, у = 2х104см"').

Отметим, что ранее явление «чистой» лазерной абляции получило лишь качественную интерпретацию на основе выдвинутой Шринивасаном [23] нетепловой модели абляции без плавления - так называемой концепции фотохимического разложения. Согласно этим представлениям удаление материала происходит в результате прямого разрыва связей в молекулах полимера достаточно большими УФ фотонами, когда их энергии (5эВ и 6,4 эВ для длин волн лазерного излучения 248 нм и 193 нм соответственно) оказываются больше энергий связи. Как мы теперь видим, «чистая» абляция может иметь простое количественное объяснение в рамках предложенного нами альтернативного теплового механизма при использовании полученного нами критерия, как результат подавления бокового течения жидкой фазы к периферии и за пределы пятна при достаточно высоких значениях вязкости и коэффициента поглощения расплава, хотя мы не отрицаем возможность существования фотохимического разложения при лазерном воздействии. Таким образом, высокий коэффициент поглощения и/или высокая вязкость расплава существенно препятствуют перераспределению жидкой фазы по поверхности и являются важными факторами повышения качества и точности лазерной обработки материалов.

С точки зрения полученного критерия перечислен ряд факторов, способствующих практическому получению «чистой» лазерной абляции. К ним относятся химические изменения облучаемой поверхности в ходе многоимпульсного лазерного облучения, так как они могут сопровождаться возрастанием вязкости и/или уменьшением глубины расплава (благодаря индуцированному облучениями возрастанию коэффициента поглощения). Кросс-связывание (cross-linking) или свето-отвердение некоторых полимеров при УФ-лазерном облучении приводит к значительному увеличению вязкости расплава. Графитизация поверхности некоторых полимеров (например, полиимида) и алмаза в ходе многоимпульсного облучения способствует получению чистых границ пятна, поскольку графит способен испаряться без плавления. Для металлов и сплавов окисление поверхностей в ходе многоимпульсного облучения в воздухе или в кислороде может увеличивать эффек-

тивное значение вязкости поверхностного слоя по сравнению с вязкостью неокис-ленного жидкого металла. Как известно из ряда экспериментов, материалы с начально малым коэффициентом поглощения (некоторые полимеры, облучаемые в видимом и ИК диапазонах, или например, тефлон при УФ облучении на длинах волн эксимерного лазера 308, 248 и 193 нм) демонстрируют низкое качество поверхности пятна абляции. С точки зрения предложенной модели для повышения качества лазерного пятна необходимо увеличить у. Это может быть получено (а) выбором длины волны облучения, обеспечивающей высокое значение /, например, использованием вместо источников в видимом и ИК-диапазонах УФ облучения, где для многих полимеров у> 105 см"1, или вакуумного УФ (ВУФ) облучения (Л < 130 нм), где для многих полимеров у может достигать 106 см'1 и более; (б) использованием облучения с высокой интенсивностью, обеспечивающей повышенный коэффициент поглощения вследствие нелинейных эффектов; (в) предварительным допированием поверхности сильно поглощающими примесями. При надлежащем выборе допирующего вещества чистая лазерная абляция может быть получена не только для лазерных длин волн в УФ и ВУФ, но также в видимой и ИК частях спектра; (г) изменение стехиометрии и металлизация поверхностного слоя некоторых керамик при многоимпульсном облучении (AIN, SiC, А1203) также увеличивает коэффициент поглощения. Кроме того, облучение в вакууме или потоке гелия вместо окружающего атмосферного воздуха уменьшает амплитуду давления на расплав со стороны факела (уменьшение С0 в (5)).

Для практической применимости полученного выше критерия необходимо знать величину вязкости материала в условиях лазерной абляции. Для полимеров имеющиеся в литературе данные экспериментов и моделирования описывают вязкость для температур не выше 300-350 °С. Однако нет никаких данных о вязкости в экстремальных условиях лазерной абляции, характеризующихся намного более высокими температурами поверхности (примерно 1000-2000 °С) и относительно высокими давлениями факела абляции на облучаемую поверхность - обычно от нескольких десятков бар до нескольких килобар при УФ наносекундной лазерной абляции полимеров. Поэтому мы сообщаем далее результаты первых экспериментов по измерению вязкости полукристаллического полиэтилентерефталата (ПЭТ; Mylar D) в условиях KrF-лазерной абляции с длительностью импульса 30 не.

Используется одноимпульсное облучение указанного полимера картиной интерференции, полученной сведением на поверхности двух КгР-лазерных пучков, что создает на поверхности неравномерное плавление и испарение с периодом Л = 3,7 мкм. Более значительное плавление и испарение имеет место в "горячих" областях, приводя к образованию "долин" поверхностного рельефа, в то время как "холодные" области соответствуют "холмам" рельефа. Абляционное давление в облучаемой зоне поэтому оказывается промодулированным по поверхности с максимальными значениями в долинах и минимальными на холмах. Это создает градиент давления факела вдоль поверхности, который в дополнение к чистому испарению вносит вклад в удаление материала, выталкивая расплав вдоль поверхности из долин на холмы рельефа, что проявляется в наблюдении с помощью атомно-силовой профилометрии специфических бугорков затвердевшего расплава, накапливающегося на вершинах холмов. Та же аналитическая модель стационарного вязкого течения, что и обсуждавшаяся выше, при небольшом модифицировании позволила получить выражение для объема этих бугорков. Он оказался обратно пропорционален вязкости. Поэтому его сравнение с объемом, измеренным в эксперименте с помощью атомно-силового микроскопа, позволило рассчитать кинематическую вязкость V полукристаллического ПЭТ в условиях КгР-лазерной абляции под воздействием одиночного импульса с плотностью энергии .Г = 1 Дж/см2. Она составила и = 0,28 см2/с.

С другой стороны, подобное облучение аморфного ПЭТ дает противоположный результат - чистую абляцию без какого-либо формирования специфических бугорков. Мы объясняем такое различие существенно большей вязкостью расплава на аморфном ПЭТ.

2. Нестационарное течение расплава, когда гр < гй. В этом случае вязкое трение неэффективно - оно не препятствует разгону расплава по поверхности градиентом давления факела абляции. Условие нестационарности (тр < т„), как показано нами, выполнено для материалов с малым числом Прандтля Рг = у/% « 1, каковыми являются металлы и сплавы. Возможно, однако, его выполнение также и для некоторых полимеров (хотя обычно для полимеров Рг »1) при достаточно малом коэффициенте поглощения, т.е. при большой глубине расплава А, например, как показано ниже, для ПММА при абляции эксимерным КгР-лазером

Как было известно ранее, удаление материала в лазерной абляции происходит в виде парогазовой фазы, жидких капель, твердых осколков. Мы сообщаем о новой форме удаления материала - выбросе из облучаемой зоны нановолокон с радиусом 150-200 нм и длиной около 1 мм при абляции ПММА излучением КгР-лазера. Использование концепции нестационарного течения позволило нам впервые объяснить это явление на основе теоретической модели. Предлагаемый механизм состоит в реализации следующих стадий:

• В зоне градиента давления абляционного факела (с1Р/ск ф 0) на периферии пятна, где интенсивность спадает от максимума до нуля, происходит ускорение и разгон жидкости до достаточно высокой скорости, максимальное значение которой составляет и = {2Р/ р)т. При соударении жидкости со стенками ванны расплава происходит выталкивание капель и струй с характерными скоростями того же порядка;

• Вылетающие с высокой скоростью капли вытягивают за собой длинные вязкие струи. Их быстрое охлаждение в окружающем воздухе и приводит к образованию длинных нановолокон.

Получено дифференциальное уравнение для движения жидкой струи как тела переменной массы, вылетающего из ванны расплава. Найденное решение предсказывает длину волокна в хорошем согласии с экспериментом, что указывает на адекватность модели. Установлены управляющие факторы образования длинного непрерывного волокна: (а) малые коэффициент поглощения и температуропроводность полимера обеспечивают достаточно долгое время жизни расжиженного материала в пятне и тем самым не препятствуют выходу длинного волокна максимально возможной (при данной начальной скорости выброса) длины из ванны расплава; (б) высокая начальная вязкость струи, а также ее быстрое охлаждение при движении в окружающем газе подавляют развитие капиллярной неустойчивости диаметра струи, т.е. предотвращают ее разрыв неоднородностями лапласова давления на малые куски и капли.

Другой пример относительно большого выплеска расплава по краю пятна наблюдался в нашем эксперименте по абляции титанового сплава Ti-6.8Mo-4.5Fe-1.5А1 в вакууме. Здесь для количественного описания явления оказывается эффективна та же концепция нестационарного течения, хотя время жизни расплава и со-

ответственно длина выплеска в данном случае намного меньше, чем в рассмотренном случае ПММА. Выполненные нами с помощью атомно-силового микроскопа измерения глубины абляции Аг в зависимости от плотности энергии Т7 позволяют здесь по описанной выше процедуре рассчитать характерное абляционное давление Р. Тогда легко вычисляется максимальная скорость, приобретаемая жидкостью в направлении вдоль пятна и = (2Р1 р)т, а также характерное расстояние, на которое смещается жидкость за время жизни расплава Ь = ит. Диаметр образующихся в зоне облучения кратеров, оцениваемый как В = 21, составляет тогда 15 мкм, что находится в хорошем согласии с экспериментальной величиной Ь = 13 - 16 мкм.

Эти два примера (с ПММА и титановым сплавом) показывают, что режим нестационарного бокового течения расплава к периферии пятна под действием абляционного давления не обеспечивает получение «чистой» лазерной абляции.

В § 2.7 перечислены выводы к данной Главе.

В Главе 3 найдены режимы облучения и параметры материалов, приводящие к светоиндуцированной полировке шероховатых поверхностей материалов многоимпульсным лазерным облучением в отсутствие плавления.

Во введении (§ 3.1) дана краткая аннотация Главы. Далее в § 3.2 рассмотрено воздействие «короткими импульсами», т.е. с длительностями г« а1/(Ах) для случая испарения без плавления, или, что то же самое, для шероховатости с большим характерным размером вдоль поверхности а » 2{хт)ш. Это соответствует, например, на-носекундной УФ лазерной абляции алмазных пленок (АП) с размерами шероховатости вдоль поверхности 4-6 мкм и более. Такие АП, выращенные микроволновым плазменно-химическим осаждением, имеют отличную износостойкость и твердость, но шероховатые поликристаллические поверхности. Для практических применений в оптике, трибологии и электронике важно, однако, иметь полированные поверхности. Возможность лазерного сглаживания АП впервые была продемонстрирована в экспериментах Агеева и др. [24] при нормальном падении излучения наносекундно-го эксимерного лазера. Однако это сглаживание сопровождалось абляцией значительной толщины АП, в несколько раз превосходящей амплитуду шероховатости, что из-за напрасной потери материала уменьшало практическую привлекательность такого метода. Использование сильно наклонного падения излучения, как показали

эксперименты [25], позволило достичь заметного сглаживания при меньшей толщине удаляемого материала по сравнению со случаем нормального падения пучка. Однако механизм такого улучшения сглаживания до появления наших работ не был понят.

Далее сообщаются результаты наших экспериментов по многоимпульсному облучению эксимерным ХеС1 лазером (308 нм) АП, выращенных на кремниевой подложке микроволновым плазменно-химическим осаждением и имеющих пира-мидообразную шероховатость поверхности. Было обнаружено, что при варьировании угла падения лазерного пучка в диапазоне 60°-82° при каждом угле существует определенная критическая интенсивность 1о(0), возрастающая с увеличением угла падения и обладающая следующими свойствами:

(1) При I >1й{в) абляция АП имела место до образования сквозной дыры и начала испарения кремниевой подложки после определенного количества импульсов. Абляция АП сопровождалась видимой вспышкой в факеле паров вблизи мишени и характерным звуковым «щелчком» от пробоя пара излучением.

(2) Однако при / < 1о(в) абляция АП прекращалась сама после определенного числа импульсов До, при этом факел паров и характерный звуковой щелчок исчезали. Для в - 75° - 80° величина Ы0 составляла примерно 40-80, в зависимости от I. Даже для N » Щ не происходило образования сквозных дыр в пленке, поскольку абляция замедлялась до нуля.

Кроме того, по мере роста N наблюдалась концентрация дифрагированного от аблируемой поверхности пробного излучения НегЫе лазера. При N > N0 его распределение на экране приобретало стационарный неизменный характер с хорошо определенным максимумом, отличным от положения нулевого порядка отражения от базовой плоскости пленки. Это показывает, что по мере роста N грани пирамид, обращенные к излучению, изменяют в процессе абляции свои наклоны по отношению к базовой плоскости пленки, и после некоторого числа импульсов достигается новый, стационарный наклон одинаковый для всех этих пирамид независимо от их различных начальных наклонов. Поверхность с такой шероховатостью дает угол блеска в дифракции излучения Не-Ые лазера, аналогичный углу блеска дифракционных решеток.

Далее нами предложена теоретическая модель взаимодействия излучения экси-мерного наносекундного лазера с шероховатыми поликристаллическими АП при скользящем падении пучка на базовую плоскость пленки. Показано, что за счет зависимости порога и скорости абляции от угла падения излучения на локальную поверхность грани пирамид, обращенные к лазерному лучу первоначально под разными углами, в результате многоимпульсной абляции изменяют свой наклон. В конце концов, начиная с некоторого числа импульсов, в результате процессов самоорганизации он становится одинаковым для всех пирамид и стационарным, то есть неизменным во времени. При таком наклоне локальный порог абляции становится в точности равным падающей плотности энергии. Поэтому при достижении такого наклона граней, обращенных к лучу, их абляция останавливается сама, автоматически, даже если мы продолжаем облучение импульсами с той же плотностью энергии При достижении этого наклона единого для всех граней пирамид, обращенных к лазерному лучу, становится понятным наблюдение описанного выше угла блеска в отражении в эволюции дифракции от аблируемой поверхности вспомогательного луча Не-Ые лазера по мере роста числа импульсов N эксимерного лазера.

Как показано нами экспериментально и теоретически, надлежащим выбором плотности энергии этот стационарный наклон его можно сделать близким или равным наклону базовой плоскости алмазной пленки, что будет соответствовать значительному уменьшению начальной шероховатости поверхности, т.е. ее сглаживанию и полировке. В этом состоит суть нового режима лазерного воздействия - самоограниченной (самоостанавливающейся) полирующей лазерной абляции Он обнаружен нами экспериментально, хотя условия его реализации более четко установлены с помощью теоретической модели абляции под большими углами падения на основе представлений о самоорганизации рельефа поверхности в поле интенсивного лазерного пучка. Интересная для практических применений особенность этого нового режима абляции состоит в том, что он позволяет сгладить шероховатые поликристаллические АП без напрасного удаления лежащего ниже шероховатости массива материала. Это дает практически ценную возможность полировать даже тонкие АП толщиной всего лишь в несколько микрон без опасности их сквозного прожигания, поскольку абляция останавливается сама, автоматически, при

удалении шероховатости, что подтверждается результатами наших экспериментов, описанных выше.

Экспериментально и теоретически показано, что для повышения полирующего эффекта предпочтительно выполнение следующих условий: (1) высокие углы падения пучка на базовую плоскость пленки (в > 75°); (и) амплитуда импульса чуть ниже порога абляции базовой плоскости 10(в)\ (Ш) вращение пятна в его плоскости при многократном облучении; (¡у) сканирование лазерного пучка, при котором в каждой точке модифицируемого участка поверхности происходит наложение большого числа пятен облучения.

Далее в § 3.3 теоретически рассматривается противоположная ситуация - случай воздействия «длинными» импульсами, т. е. с длительностью т> А2/(4^), где Л -характерный размер шероховатости вдоль поверхности (или, что то же самое, для «коротких» периодов, меньших длины тепловой диффузии за время импульса: Л < 2(хт)т). В качестве конкретных механизмов рассмотрены пиролитические процессы изменения рельефа в твердой фазе: 1) испарение из твердой фазы в вакуум без плавления; 2) термохимическое травление в химически активной среде; 3) осаждение в химически активной среде, когда осаждаемое вещество и материал подложки химически идентичны.

Подход основан на поиске режимов облучения, обеспечивающих отрицательный временной декремент роста поверхностного рельефа. В этом случае шероховатость поверхности не растет, как при лазерно-индуцированной неустойчивости, а наоборот, уменьшается со временем в результате облучения и, в конце концов, практически исчезает, приводя к полировке поверхности. Такой режим обработки может быть назван «светоиндуцированной устойчивостью поверхности».

В модели начальная шероховатость поверхности раскладывается в пространственный Фурье-спектр - набор синусоидальных решеток. Рассматривается взаимодействие с излучением одной из этих решеток с периодом Л » Я, где X - длина волны падающего пространственно-некогерентного излучения. Амплитуда решетки считается намного меньшей глубины поглощения излучения. Это дает возможность линеаризовать используемые уравнения по малому параметру. Интенсивность пучка предполагается постоянной внутри пятна и в течение облучения. Энерговыделение на поверхности и ее температура определяются суммарным действи-

ем двух факторов: 1) поглощением падающего излучения материалом, и 2) экзотермическим (как, например, в случае травления и осаждения), либо эндотермическим (как, например, при охлаждении поверхности в случае испарения) эффектом конкретного процесса модификации. Решение уравнения теплопроводности с движущейся неплоской границей при граничных условиях, соответствующих упомянутым механизмам изменения рельефа, показывает, что амплитуда решетки зависит от времени как И ж ехр(/?/), гдер = Д +'ф2, Д - инкремент изменения во времени амплитуды рельефа, = си - частота его волновых осцилляций. Периоды Л, для которых Д(Л) > 0, соответствуют неустойчивым решеткам - их амплитуда растет во времени. Напротив, диапазон периодов Л, для которых Д(Л) < 0, соответствует решеткам, которые выглаживаются излучением и, в конце концов, исчезают. Идея получения устойчивой лазерной обработки состоит в том, чтобы подходящим выбором параметров излучения и материала попытаться максимально расширить этот диапазон периодов выглаживаемых решеток.

Например, нами показано, что в случае термохимического лазерного травления в химически активной среде существует некоторое критическое значение скорости удаления материала ус, выше которого имеются неустойчивые решения во временной эволюции поверхностного рельефа, т.е. имеющие Д(Л) > 0. Однако при V < ус для всех решений, имеющих физический смысл, получаем Д(Л) < 0 для всех рассматриваемых в данном случае «коротких» периодов Л < 2{%т)ш. Поэтому при термохимическом лазерном травлении полировка, как ожидается, будет наиболее эффективной по сравнению с другими упомянутыми выше процессами -испарением и осаждением.

В условиях же лазерного стационарного испарения из твердой фазы излучением выглаживается лишь некоторая часть спектра шероховатости поверхности, Л > 2 я/дтах, где

, СРь-Т,)

"тах ' л

ср-о.-г;), у о х.

(6)

Здесь Г05 - температура поверхности при стационарном испарении. Из этого соотношения видно, что увеличения дтах, и тем самым расширения диапазона выглаживаемых лазером периодов решеток Л, можно достичь для данного материала уве-

личением коэффициента поглощения у или скорости стационарного испарения V. Первый из этих параметров можно варьировать изменяя длину волны излучения. Второй увеличивается с ростом лазерной интенсивности /, поскольку V ос А1. По-глощательная способность А также может зависеть от длины волны.

Для лазерного осаждения в противоположность лазерному испарению и травлению из нескольких получаемых решений всегда имеется решение с Д (А) > 0 при всех рассматриваемых А < 2(дт)1/2 и при всех значениях параметров облучения и материала, т. е. для рассматриваемых «коротких» периодов рельеф поверхности всегда неустойчив. Влияние неустойчивости все же можно уменьшить и в этом случае, выбирая время облучения г так, что (гх/?,(А))« 1.

Предложенная теоретическая модель может быть использована также и для анализа возможности полировки нелазерными источниками (например, пучком частиц), поскольку когерентность и монохроматичность излучения несущественны. Предлагаемый новый метод лазерного модифицирования поверхности представляет практический интерес для полировки твердых и сверхтвердых материалов. В § 3.4 представлены выводы к Главе 3.

В Главе 4 изучаются особенности поверхностного рельефа при воздействии на поверхность еще более высокими ингенсивностями, чем рассмотренные выше в Главах 1-3, а именно - интенсивностями, во много раз превосходящими порог абляции. При многоимпульсном облучении это соответствует лазерному сверлению глубоких отверстий.

После краткого введения (§ 4.1) в § 4.2 дан обзор литературы, где указано, что существуют две серьезных проблемы, значительно ухудшающих качество УФ на-носекундного ЛС: (а) просверленные лазером отверстия, как правило, не являются цилиндрическими, а обычно сходятся в глубину материала; (б) аспектное отношение (отношение глубины отверстия к его диаметру) обычно не велико - например, для металлов и керамик не превышает 10-16. Хотя в недавних работах эмпирически удалось подобрать экспериментальные условия, позволившие получить аспекгные отношения более 100 при сверлении отверстий в полимерах УФ излучением [26], а также в стали и керамиках импульсами излучения с длиной волны 1,06 мкм [27], однако механизм получения столь высоких аспектных отношений в обоих случаях

остался невыясненным. Вместо "слепого" эмпирического поиска хотелось бы иметь общий ясный алгоритм оптимизации УФ не многоимпульсного ЛС пригодный для широкого разнообразия материалов, параметров излучения и фокусировки. Указанный алгоритм мог бы быть основан на аналитической модели сверления пригодной для описания отверстий с высоким и сверхвысоким аспектным отношением. Цель данной Главы - на основе анализа экспериментальных данных построить такую теоретическую модель многоимпульсного сверления и затем на ее основе определить аналитические условия получения отверстий с очень высокими аспект-ными отношениями и высоко параллельными боковыми стенками.

В § 4.3 описаны результаты систематических экспериментальных исследований лазерного сверления сверхвысокоаспектных отверстий (с аспектным отношением 300-600) многоимпульсным УФ наносекундным излучением эксимерного КгР-лазера в ряде полимеров - полиимиде (ГШ), полиэтилентерефталате (ПЭТ), полистироле (ПС), полиэтерэтеркетоне (ПЭЭК), полиметилмета1филате (ПММА) и бисфенол А поликарбонате (ПК). Все они прозрачны в видимом диапазоне, что позволяет провести простое и быстрое наблюдение и измерение параметров просверленных отверстий с помощью оптического микроскопа и других измерительных средств. В частности, мониторинг в реальном времени скорости микросверления от импульса к импульсу показал эффект уменьшения вплоть до нуля количества материала, удаляемого за импульс, с увеличением числа импульсов (самоостанавливающаяся абляция) и установление тем самым некоторого стационарного профиля скважины. Для всех указанных полимеров были получены экспериментальные зависимости глубины стационарной скважины от падающей плотности энергии. Было выполнено наблюдение изменений профиля скважины по мере ее продвижения вглубь материала и приближения к своему конечному стационарному профилю. Измерения толщины зоны воздействия вокруг стенок скважины с помощью конфокального микрокомбинационного рассеяния (для ПММА) на различных глубинах от входной поверхности по оси скважины показали постоянство этого параметра на различных глубинах. Были также зарегистрированы изменения в пропускании лазерного пучка сквозными просверленными отверстиями различной длины в указанных полимерах, что удалось затем интерпретировать теоретически (пп. 4.4.6)

используя представления о механизме распространения и поглощения пучка излучения в скважине.

Далее в § 4.4 предложена аналитическая модель лазерного сверления. Впервые за счет опоры на приведенные выше разнообразные экспериментальные данные по сверлению целого ряда полимеров, установлен конкретный механизм распространения и поглощения энергии в сверхвысокоаспектных отверстиях для рассматриваемого случая многоимпульсного сверления УФ-излучением KrF-лазера -за счет многократного диффузного отражения и поглощения происходит практически полное квазилокальное поглощение падающих на боковые стенки лучей из лазерного пучка. Учет этого механизма, а также угловой расходимости сфокусированного лазерного пучка являются ключевыми факторами для теоретического описания лазерного сверления глубоких отверстий. Использованы таюке результаты, полученные в предыдущих Главах 1 и 2 относительно зависимости глубины плавления от поглощенной материалом интенсивности. Исходя из данных экспериментов, предложены два типа поверхностного профиля внутри лазерного отверстия -стационарный и нестационарный. Эта концепция и рассмотрение нагрева за счет поглощения излучения (т.е. без учета нагрева отверстия лазерным плазменным факелом паров) позволяет понять развитие профиля отверстия с увеличением числа импульсов и эффект уменьшения вплоть до нуля количества материала, удаляемого за импульс, с увеличением числа импульсов (самоостанавливающаяся абляция). По аналогии с Главой 3 модель использует представления о переходе поверхности в результате процессов самоорганизации в поле многоимпульсного облучения интенсивным пучком в новое более устойчивое состояние, которое и соответствует конечному стационарному профилю глубокой скважины. Показано, что этот профиль обладает свойством изотермичности - максимальная температура поверхности боковых стенок одинакова во всех точках стенок отверстия T(r, z) = const. Это соответствует постоянству поглощенной плотности энергии на стенках такого профиля: Fa(r, z) = const = Fsh где Fst - порог удаления материала с боковых стенок. Такая ситуация аналогична рассмотренному выше в Главе 3 случаю самоостанавливающейся полирующей лазерной абляции. При наличии мощного потока пара и плазмы со дна, где профиль нестационарен, и при учете скользящего падения лазерного пучка на боковые стенки величина Fst соответствует достижению порога

подвижности материала на боковой стенке, т.е. в случаях, когда уместно говорить о плавлении - достижению точки плавления Тт на боковых стенках: T(r, z) = const = Tm. Таким образом, в этих случаях для материалов с объемным характером поглощения (/%т< 1) Fs, можно оценить как

zP[C(Tm-T,) + LJ_ Y

Указанное свойство изопоглощения при учете угловой расходимости и углового распределения пучка позволяет вывести дифференциальное уравнение стационарного профиля скважины. Его аналитическое решение дает в частности зависимость глубины стационарной скважины от плотности падающей энергии. Показано хорошее согласие этой зависимости с данными экспериментов для всех указанных полимеров для прямоугольного пучка. Рассчитаны также стационарные профили скважины в зависимости от плотности падающей энергии для прямоугольного, гауссова и других пространственных распределений лазерного пучка.

Аналитически установлены управляющие факторы многоимпульсного сверления полимеров. В частности, как следует из модели, для получения отверстий с аспекгны-ми отношениями в несколько сотен валена высокая величина фактора F /(и'А), который, например, для полимеров достигает 105-106 при F/Fst = 103-104 и wa = 10"2-10"3 (wa - угловая полуширина гауссова пучка). Теоретически получена оптимальная плотность энергии импульса, для которой аспекгаое отношение участка длины скважины, где диаметр меняется относительно слабо (например, не более чем на ± 5% от своей средней величины на этом участке) достигает максимума аор, :

Fopl = 15,4 Fst/wa. (8)

При этом аор, = 1,66 о0, где а0 к 1/ wa - аспектное отношение пучка излучения.

Увеличение аорЬ как отсюда следует, может быть получено за счет геометрического фактора - увеличения аспектного отношения пучка а0. Однако, как показано в § 4.5, такое возрастание аор, может быть ограничено сверху эффектами плазменного нагрева, поскольку согласно (8) с ростом о0 (т.е. с уменьшением \va) Fop, возрастает и может превзойти Fpl - характерный порог, выше которого эффекты плазмы становятся существенными для уширения профиля скважины, что может ухудшить качество лазерного сверления. Поэтому существует максимальная вели-

чина аор1тт, которая, как показано, прямо пропорциональна отношению Отсюда становятся очевидными способы увеличения аор,тах:

(а) увеличение порога /у, например, за счет облучения в вакууме или гелии;

(б) уменьшение порога Р„, которое, как видно из (7), может быть достигнуто увеличением коэффициента поглощения у полимера путем надлежащего выбора лазерной длины волны или введением в материал сильнопоглощающего допирования, а также повышением начальной температуры Т, образца или, по крайней мере, области вблизи боковых стенок скважины вплоть до точки плавления Тт.

В § 4.6 приведены выводы к Главе 4.

В Главе 5 экспериментально и теоретически изучается взаимодействие интенсивного лазерного пучка с шероховатыми металлическими поверхностями в условиях возбуждения ПЭВ. Иными словами, исследуется влияние резонансных гармоник шероховатости, приводящих к возбуждению ПЭВ, на процесс взаимодействия. Основное внимание уделено изменению поглощательной способности А и электромагнитного поля у поверхности, поскольку именно эти параметры в значительной мере определяют энергетические пороги инициирования различных физико-химических процессов на поверхности, облучаемой интенсивным излучением - таких как растрескивание, плавление, испарение, ллазмообразование, активация химических поверхностных реакций и др. Рассматриваются металлы, т.к. для них возрастание А под влиянием возбуждения ПЭВ может быть наиболее велико (во много раз).

После краткого введения (§ 5.1) в § 5.2 дается обзор предшествующих работ других авторов, а также формулируется задача исследования в данной главе. Мы ставим себе целью на основе единого подхода аналитически описать поглощатель-ную способность рифленой поверхности в условиях, характерных для воздействия интенсивным лазерным пучком, т.е. одновременно (а) в широком диапазоне изменения глубины рельефа й, включающем как линейное, так и нелинейное изменение поля ПЭВ по отношению к /¡, (б) в широком диапазоне размеров фокального пятна, включающем и "большие" и "малые" пятна облучения (когда размер пятна соответственно много больше или наоборот меньше длины пробега ПЭВ вдоль поверхности), т.е. с учетом угловой расходимости сфокусированного на поверхность лазерного пучка, а также (в) в широком диапазоне изменения температуры поверхности - от Т - 20 °С до Т > Тт (Тт - точка плавления), поскольку воздействие интенсив-

ным пучком зачастую сопровождается значительным нагревом поверхности. Подобная задача, как показывает обзор литературы, ранее не рассматривалась.

В § 5.3 описаны эксперименты по измерению температурной зависимости А(Т) неполированных алюминиевых мишеней при повторных нагревах непрерывным СОг-лазером (с длиной волны Я = 10,6 мкм) в широком диапазоне температур, в том числе выше точки плавления Т„ = 933 К. Проведено сравнение с расчетом в рамках теории нормального и слабоаномального скин-эффекта. Показано, что с учетом теоретических результатов, полученных в § 5.16, А{Т) и температурный наклон dA/i/Гдля реальной неполированной поверхности могут быть неплохо описаны теорией нормального скин-эффекта лишь при учете возбуждения плазмонов на поверхностной шероховатости.

В § 5.4 для выяснения вопроса о влиянии периодических структур на поглощение поверхности нами с помощью калориметрического метода выполнены измерения поглощательной способности А миниатюрной дифракционной решетки в зависимости от угла падения пучка непрерывного С02-лазера (Я = 10,6 мкм) мощностью около 20 Вт с поляризацией в плоскости падения. Решетка была изготовлена фотолитографическим способом на пластине из алюминиевого сплава диаметром 10 мм и толщиной 0,7 мм и имела период 13,6 мкм с приблизительно прямоугольным профилем штрихов амплитудой около 1,5 мкм. Штрихи решетки были перпендикулярны плоскости падения излучения. При варьировании угла падения излучения величина А такой мишени претерпевала резкое возрастание примерно в шесть раз в резонансе при угле падения 6= вр„ = 12,5°, когда происходит возбуждение ПЭВ. Сравнение данного эксперимента с расчетом на основе предложенной нами ниже в § 5.8 модели показало хорошее согласие.

В § 5.5 с помощью специально разработанного нами калориметрического метода для гофрированной поверхности миниатюрной алюминиевой решетки, облучаемой сфокусированным лучом непрерывного поляризованного С02-лазера, впервые выполнены измерения доли лазерной энергии, поглощаемой за пределами пятна облучения. Показано, что эта величина может превышать поглощательную способность в пределах пятна. Период решетки составлял 14 мкм, глубина приблизительно прямоугольного профиля решетки варьировалась на разных образцах от 0,6 до 1,2 мкм. Эксперименты в § 5.6 с облучением мишеней из алюминия в вакууме

импульсным поляризованным излучением С 02-лазера показали, что поглощение на поверхности заметной доли лазерной энергии за пределами пятна возможно и в процессе лазерного самовоздействия, когда резонансные для возбуждения ПЭВ гармоники шероховатости создаются самим излучением на первоначально плоской поверхности.

Для объяснения результатов проведенных экспериментов далее в § 5.7-5.9 предлагается теорегаческая модель взаимодействия интенсивного сфокусированного лазерного пучка с гофрированной поверхностью - решается задача о диссипации ПЭВ, возбуждаемой лазерным пучком с конечной угловой расходимостью на поверхности с синусоидальным профилем г = Ып(2лх!<1). Штрихи структуры при этом перпендикулярны плоскости падения, а период с1 связан с длиной волны Л и углом падения в лазерного пучка, поляризованного в плоскости падения (р-поляризация) соотношением с! = Х1{1 + ^\пв), характерным для периода структур, индуцируемых наклонным лазерным излучением той же поляризации. Получен новый результат - теоретически предсказан размерный эффект в поглощении лазерного пучка, обусловленный переносом энергии вдоль поверхности в виде ПЭВ и ее диссипацией на мишени не только в пределах облучаемого пятна, но и вне его - зависимость эффективной поглощательной способности А от размера пятна х0 и размера мишени X] в направлении распространения ПЭВ. При определенных хо, х\ и глубине рельефа к излучение поглощается либо в основном в пределах пятна, где можно получить полное 100%-ное поглощение, либо в основном на поверхности вне пятна, где может поглотиться до 80% падающей энергии.

В § 5.10 исследуется теоретически угловая зависимость А и эффективности возбуждения ПЭВ для «большого» и «малого» пятна. Дальнейшее развитие модели в § 5.11 показывает, что вследствие наличия узких резонансов возбуждения и поглощения ПЭВ в зависимости от угла падения пучка на поверхность существуют два механизма температурного изменения А для шероховатой поверхности: а) сдвиг положения резонанса возбуждения ПЭВ относительно фиксированного угла падения пучка, например, вследствие теплового расширения поверхности или ее углового перемещения; б) возрастание или уменьшение амплитуды этого резонанса (в зависимости от амплитуды рельефа К) с ростом температуры. Таким образом, в зависимости от параметров рельефа и условий фокусировки А может как возрас-

тать, так и убывать с ростом температуры.

В § 5.12 исследуется поглощательная способность поверхности, обусловленная лазерно-индуцированными резонансными поверхностными периодическими структурами. Показано, что в случае «большого» пятна облучения период таких структур отстроен от точного резонанса и не обеспечивает поэтому максимальной величины А ни при какой амплитуде рельефа. Проводится также сравнение с экспериментами по измерению эффективной поглощательной способности поверхности в условиях лазерного самовоздействия, когда размер пятна является малым. Показано, что даже при весьма малом возрастании поглощательной способности в пределах пятна за счет роста лазерно-индуцированных структур провал в нулевом порядке отражения поверхности может быть гораздо более существенным, поскольку значительная доля излучения может рассеиваться вдоль поверхности.

В §§ 5.13-5.15 теоретически показаны также другие проявления размерного эффекта: (а) при увеличении размера пятна на рифленой поверхности возможно понижение более чем в 100 раз порога таких фото- или термоактивационных процессов, как плавление, испарение, плазмообразование, растрескивание, активация химических реакций; (б) с уменьшением фокального пятна (при неизменной лазерной интенсивности) возможно существенное замедление роста «резонансных» ла-зерно-индуцированных периодических структур.

Кроме того, в § 5.16 рассмотрен эффект совместного присутствия на поверхности резонансных и нерезонансных гармоник шероховатости. Нерезонансные гармоники не приводят к возбуждению ПЭВ, а вызывают ее рассеяние в окружающее пространство. Показано, что для «большого» пятна нерезонансная шероховатость приводит к понижению максимальных значений эффективной поглощательной способности (как в пределах пятна, так и вне его) и к уменьшению максимального усиления поля, а при лазерном самовоздействии - уменьшает скорость роста периодических структур. Для «малого» пятна влияние такой шероховатости на указанные параметры оказывается несущественным.

В § 5.17 перечислены основные результаты Главы 5.

В Заключении сформулированы основные результаты диссертации.

III ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ

1. Для многоимпульсного лазерного плавления без интенсивного испарения в случае термокапиллярного механизма неустойчивости поверхности:

а) Найдены условия сглаживания шероховатых поверхностей ряда массивных сверхтвердых керамик под действием вязких и капиллярных сил;

б) Получен критерий, который указывает параметры излучения и материала, дающие подавление развития волнообразных возмущений поверхности с периодами много больше длины волны излучения. Показано, что для стабилизации поверхности важны высокие значения коэффициента поглощения и вязкости материала.

2. При анализе одноимпульсного лазерного плавления с интенсивным испарением:

а) Показано, что для «чистой» наносекундной лазерной абляции ряда полимеров и керамик, при которой по периферии пятна не образуется бруствер из застывшего выплеска расплава материала, наряду с широко распространенным ранее фотохимическим нетепловым механизмом возможен также и новый, «тепловой» механизм. Он основан на том, что течение жидкой фазы к периферии и за пределы облучаемой зоны, обусловленное градиентом давления абляционного факела, существенно замедляется при достаточно высоких значениях вязкости и коэффициента поглощения расплава;

б) Обнаружена и теоретически количественно объяснена новая форма удаления материала при лазерной абляции - выталкивание из пятна облучения на полиметилме-такрилате длинных (> 1 мм) нановолокон с радиусом около 150 нм. Механизм явления связан с выбросом из облучаемой зоны вязких струй в результате ударного действия абляционного давления на расжиженный лазерным нагревом слой полимера.

3. Для многоимпульсного испарения в отсутствие расплава обнаружен новый режим лазерной полировки поверхности - самоостанавливающаяся полирующая лазерная абляция шероховатых поверхностей. Установлены механизм и условия реализации этого режима.

4. Для пиролитических процессов изменения рельефа в твердой фазе при многократном воздействии «длинными» лазерными импульсами, обеспечивающими длину тепловой диффузии за время импульса, превосходящую характерный размер шероховатости вдоль поверхности, когда материал находится в химически активном

газе или жидкости, теоретически найдены режимы облучения и параметры материала, приводящие к полировке поверхности. Показано, что из трех рассматриваемых процессов - испарения, травления и осаждения (когда осаждаемый материал и материал подложки химически идентичны) травление позволяет получить наиболее широкий спектр выглаживаемых излучением Фурье-гармоник шероховатости.

5. На основе анализа разносторонних экспериментальных исследований построена теоретическая модель многоимпульсного сверления отверстий с рекордно высокими аспектными отношениями в ряде полимеров КгР-лазером.

а) Модель показывает, что для получения отверстий с аспектными отношениями в несколько сотен важна высокая величина фактора ^/(м'д/^,) порядка 105-106, где Р - плотность энергии импульса, Fs, - порог удаления материала с боковых стенок скважины и - угловая полуширина пучка.

б) Получено выражение для оптимальной плотности энергии лазерного импульса, при которой достигает максимума длина части скважины, где диаметр меняется относительно слабо (например, не более чем на ± 5% от своей средней величины на этой длине). Эта оптимальная плотность энергии пропорциональна отношению

6. С помощью специально разработанного калориметрического метода для гофрированной алюминиевой поверхности впервые выполнены измерения доли падающей энергии, поглощаемой за пределами пятна облучения в условиях возбуждения ПЭВ лазерным пучком, и показано, что эта величина может превышать по-глощательную способность в пределах пятна. Дано объяснение этих результатов на основе теоретической модели, в которой предсказан новый, так называемый «размерный эффект» - при наличии в спектре шероховатости поверхности резонансных для возбуждения ПЭВ гармоник (а) эффективная поглощательная способность мишени может зависеть от размера пятна и размера мишени в направлении распространения ПЭВ за счет переноса энергии вдоль поверхности; (б) при увеличении размера пятна возможно понижение более чем в 100 раз порога фото- и термоакти-вационных процессов, таких как плавление, испарение, плазмообразование, растрескивание, активация химических реакций; (в) с уменьшением фокального пятна (при неизменной лазерной интенсивности) возможно существенное замедление роста «резонансных» лазерно-индуцированных периодических структур.

Список цитированной литературы

1. С.И. Анисимов, Я.А. Имас, Г.С. Романов, Ю.В. Ходыко, Действие излучения большой мощности на металлы (М.: Наука, 1970).

2. Ю.В. Афанасьев, О.Н. Крохин, «Газодинамическая теория воздействия излучения лазера на конденсированные вещества». Труды ФИАНСССР, т. 52, с. 118-170 (1970).

3. Н Н. Рыкалин, А.А. Углов, А.Н. Кокора, Лазерная обработка материалов (М.: Машиностроение, 1975).

4. J. F. Ready, Industrial Applications of Lasers (New York, Academic Press, 1978).

5 А А. Веденов, Г.Г. Гладуш, Физические процессы при лазерной обработке материалов (М.: Энергоатомиздат, 1985).

6. С.А. Ахмапов, В.И. Емельянов, Н.И. Коротеев, В.Н. Семиногов, «Воздействие мощного лазерного излучения на поверхность полупроводников и металлов: нелинейно-оптические эффекты и нелинейно-оптическая диагностика». УФН, т. 147, с. 675-745 (1985).

7. A.M. Прохоров, В.И. Конов, И. Урсу, И.Н. Михайлеску, Взаимодействие лазерного излучения с металлами (М.: Наука, 1988).

8. А.А. Самохин, «Фазовые переходы первого рода при действии лазерного излучения на поглощающие конденсированные среды». Труды ИОФАН, т. 13, с. 3-107 (М.: Наука, 1988).

9. Р.В. Арутюнян, В.Ю. Баранов, Л.А. Большов и др. Воздействие лазерного излучения на материалы (М.: Наука, 1989).

10. V.I. Mazhukin and А.А. Samarskii, "Mathematical modeling in the technology of laser treatments of materials". Surveys on Mathematics for Industry, v. 4, pp. 85-149 (1994).

11. S.I. Anisimov, V.A. Khokhlov, Instabilities in Laser-matter Interaction (CRC, Boca Raton, 1995).

12. Ф.Х. Мирзоев, В.Я. Панченко, Л.А. Шелепин, «Лазерное управление процессами в твердом теле». УФН, т. 166, с. 3-32 (1996).

13. D. Bauerle, Laser Processing and Chemistry, 2nd Edition, (Springer, Berlin, 1996).

14. D.B. Tuckerman and A. H. Weisberg, "Planarization of gold and aluminum thin films using a pulsed laser". IEEE Electron Device Letters, v. EDL-7, No. 1, pp. 1-4 (1986).

15. P.F. Marella, D.B. Tuckerman, and R.F. Pease, "Modeling of laser planarization of thin metal films". Appl. Phys. Lett., v. 54, pp. 1109-1111 (1989).

16. T. Naganori and S. Matsumoto, Jap. J. Appl. Phys., v. 28, L 1657 (1989).

17. H. Niino, M. Nakano, S. Nagano, et al, "Morphological modification ablated on polyethylene 2,6-naphthalate) by excimer lasers". J. Photopolym. Sci. Technol., v. 2(1), pp. 133-137(1989).

18. A.F.H. Kaplan, „Precision ablation processing", in: Handbook of EuroLaser Academy, ed. by D. SchuScker, v. 2 (Chapman & Hall, London, 1998), chapter 8, pp. 473-522.

19. A.G. Corfe and R.C. Crafer, „Drilling", in: Handbook of EuroLaser Academy, ed. by D. Schuocker, v. 2 (Chapman & Hall, London, 1998), chapter 9, pp. 548-549.

20. J. Arnold, U. Stark, and F. Dausinger, "Structuring of metals by ablation with excimer laser". Proc. ICALEO (San Jose, USA, 1991), pp. 414-423.

21. P.E. Dyer and R. Srinivasan, "Nanosecond photoacoustic studies on ultraviolet laser ablation of organic polymers". Appl. Phys. Lett., v. 48(6), pp 445-447 (1986).

22. H. Huegel, Strahlwerkzeug Laser (Teubner, Stuttgart, 1992).

23. R. Srinivasan, "Ablation of polymers and biological tissue by ultraviolet lasers". Science, v. 234, pp. 559-565(1986).

24. В.П. Агеев, Л.Л. Буйлов, В.И. Конов и др, "Взаимодействие лазерного излучения с алмазными пленками". Докл. АН СССР, т. 33, с. 840-842 (1988).

25. S.M. Pimenov, A.A. Smolin, V.G. Ralchenko, et al, "UV laser processing of diamond films: effects of irradiation conditions on the properties of laser-treated diamond film surfaces". Diamond and Related Materials, v. 2, pp. 291-297 (1993).

26. S. Lazare, D. Drilhole, J. Lopez, and F. Weisbuch, in: Le vide: science, technique et applications, v. 54, No. 287 (Revue de la Société Française du Vide: French Vacuum Soc.) 1998, pp. 265-283.

27. T.T. Basiev, A.V. Fedin, A.V. Gavrilov, et al. "Small diameter deep hole drilling by singlemode Nd:YAG laser with scanning passive Q-switch". Proc. Int Conf on Lasers '98, Ed. by V.J. Corcoran and T.A. Goldman (VA: STS Press, 1998), p. 1060.

СПИСОК ОСНОВНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ ПО ДИССЕРТАЦИИ

1. В.И. Конов, В.Н. Токарев, "Температурная зависимость поглощательной способности алюминиевых мишеней на длине волны 10,6 мкм". Квант, электроника, т.Ю, № 2, с. 327-331 (1983).

В.И. Конов, В.Н. Токарев, "Исследование температурной зависимости алюминиевых мишеней на длине волны Л = 10,6 мкм". Сборник трудов 5-го Всесоюзного совещания по нерезонансному взаимодействию оптического излучения с веществом (ГОИ, Ленинград, 1981), с. 329.

2. В.П. Агеев, С Г. Бурдин, Н.И. Чаплиев, И.Н. Гончаров, Ю.Н. Гончаров, В.И. Конов, Ю.А. Скворцов, В.Н. Токарев, "Энергетические пороги плазмообразования в воздухе на поверхности твердых мишеней под действием импульсов излучения TEA СО2-лазера". Квант, электроника, т. 10, № 4, с. 774-777 (1983)

3. В.И. Конов, A.M. Прохоров, В.А. Сычугов, А.В. Тищенко, В.Н. Токарев, "Временная и пространственная эволюция периодических структур, возникающих на поверхности облученных лазером твердых тел". ЖТФ, т. 53, № 11, с. 2283-2286 (1983)

4. I. Ursu, I.N. Mihailescu, I. Apostol, M. Dinescu, A. "Hening, M. Stoica, A.M. Prokhorov, V.P. Ageev, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "On the behaviour of aluminium under microsecond TEA-CO2 laser radiation in vacuum". J. Phys. D: Appl. Phys., v. 17, pp. 13151324 (1984).

5. I. Ursu, I.N. Mihailescu, Al. Popa, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, V.P. Ageev, and V.N. Tokarev, "CO2 laser radiation absorption by metal gratings". Appl. Phys. Lett., v. 45, No. 4, pp. 365-367(1984)

В.П. Агеев, В.И. Конов, A.M. Прохоров, В.Н. Токарев, "Резонансное поглощение излучения периодическими поверхностными структурами". Сборник абстрактов 6-й Всес. конф. по нерезонансному взаимодействию оптич. излучения с веществом (Вильнюс, 1984), с. 411- 412.

6. Н.И. Чаплиев, В.И. Конов, A.M. Прохоров, В.А. Сычугов, В.Н. Токарев, "Формирование периодических структур на поверхности плавленого кварца в процессе его испарения излучением СОг-лазера". Поверхность, № 1, с. 128-137 (1985).

Н.И. Чаплиев, В.И. Конов, A.M. Прохоров, В.А. Сычугов, В.Н. Токарев, "Испарительный механизм формирования периодических структур под действием лазерного излучения на поверхности плавленого кварца". Препринт Физического института им. П.Н. Лебедева АН СССР, Москва, 1983, № 122,44 с.

7. I. Ursu, I.N. Mihailescu, L.C. Nistor, Al. Popa, M. Popescu, V.S. Teodorescu, L. Nanu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, V.N. Tokarev, and S.A. Uglov, "Titanium and zirconium ni-tridation under the action of microsecond pulsed TEA CO2 laser radiation in technical nitrogen", J. Phys. D: Appl. Phys., v. 18, pp. 1693-1700 (1985).

8. I. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, V.N. Tokarev, and S.A. Uglov, "On the mechanism of surface compounds formation by powerful microsecond TEA CO2 laser irradiation in technical nitrogen". J. Phys. D: Appl. Phys., v. 18, pp. 2547-2555 (1985).

9. I. Ursu, I.N. Mihailescu, L.C. Nistor, V.S. Teodorescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Periodic structures on the surface of fused silica under multipulse 10.6 |im laser irradiation". Appl. Optics, v. 24, No. 22, pp 3736-3739 (1985).

10. I. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "On the role of the periodical structures induced by powerful laser irradiation of metallic surfaces in the energy coupling process". Physica C, v. 132C, pp 395-402 (1985).

11.1. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "High-intensity laser irradiation of metallic surfaces covered by periodic structures". J. Appl. Phys., v. 61, No 7, pp. 2445-2457 (1987).

В.И. Конов, B.H. Токарев, "Размерные эффекты при лазерном облучении поверхностных периодических структур". Препринт Института общей физики АН СССР, № 70, Москва, 1985, 52 с.

12.1. Ursu, М. Dinescu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Dependence of linearly polarised TEA CO2 laser radiation absorption on the surface of a metallic sample on its geometric shape". Europhys. Lett., v. 2, pp. 685-693 (1986).

13. V.I. Konov, A.M. Prokhorov, V.A. Sychugov, and V.N. Tokarev, "Formation of periodic structures on the surface of fused quartz during its vaporization by CO2 laser radiation". Phys. Chem. Mech. Surfaces, v. 4, No. 1, pp 250-268 (1986)

14. I. Ursu, I.N. Mihailescu, C.D. Campean, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Laser power absorbed outside the beam spot on a rippled metallic surface as determined by a matrix calorimetric method". J. Appl. Phys , v. 64, No. 12, pp. 6823-6826 (1988).

15.1. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Surface electromagnetic waves initiation and propagation by laser irradiation of periodical structures - riddled metallic surfaces". Proc. SPIE, v. 1033, pp. 337-342 (1989).

16.1. Ursu, I.N. Mihailescu, C.D. Campean, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Energy transfer and size effects by laser irradiation of solid metallic samples presenting surface periodic structrures: basic processes and applications". Appl. Surf. Science, v. 36, pp 471-484(1989).

17.1. Ursu, I.N. Mihailescu, C.D. Campean, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "High-intensity laser irradiation of solid (metallic) surfaces covered with periodic structures: energy coupling/transfer and size effects", in: The Physics of Ionized Gases. Ed. by L. Tano-vic, N. Konjevic, and N. Tanovic (Nova Science Publishers, USA, 1989), pp. 273-294.

18.1. Ursu, I.A. Dorobantu, M. Vlad, F. Spineanu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Generation of two-dimensional structures on laser irradiared metallic surfaces: theoretical analysis and general frame for computer simulation". Rev. Romame de Physique, v. 34, No. 6, pp. 631-641 (1989).

19.1. Ursu, I.N. Mihailescu, I.A. Dorobantu, M. Vlad, F. Spineanu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Possible mechanism for laser-induced two-dimensional periodic surface structures by analogy with the Benard effect". Optics Lett., v. 14, No. 16, pp. 853-855(1989).

20. B.H. Токарев, В.И. Конов, "Светоиндуцированная полировка испаряющейся поверхности". Квант, электроника, т. 18, № 4, с. 487-489 (1991).

21. V.N. Tokarev, A Yu. Semenov, and V.I. Konov, "Polishing of diamond films by light", in: European Materials Research Society Monographs, vol 4. Laser Ablation of Electronic Materials. Basic Mechanisms and Applications. Ed. by E. Fogarassy and S. Lazare (North Holland, 1992) pp. 229-237.

22. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Light-induced polishing of evaporating surface". Proc. SPIE, v. 1503, pp. 269-276 (1991).

23. V.N. Tokarev, A.Yu. Semenov, and V.I. Konov, "Study of surface stability in laser ablation, etching and deposition". Proc. of Laser Advanced Materials Processing Conference -LAMP'92 (Nagaoka, Japan, June 7-16,1992) v. 2, pp. 1067-1073.

24. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Light-induced polishing of evaporating surface". Precision Engineering, v. 14, No. 4, p. 252 (1992).

25. V.I. Konov and V.N. Tokarev, "Surface stability under pulsed laser ablation" (Invited paper). Proc. SPIE, v. 1882, p. 396 (1993).

26. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Suppression of thermocapillary surface waves in laser melting of metals and semiconductors". J. Appl. Phys., v. 76, No. 2, pp. 800-805 (1994).

27. V.N. Tokarev, J.I.B. Wilson, M.G. Jubber, P. John, and D.K. Milne, "Excimer laser polishing of diamond films: model and experiment". Advances in Science and Technology, v. 6 , pp. 47-54(1995).

28. V.N. Tokarev, J.G. Lunney, W. Marine, and M. Sentis, "Analytical thermal model of ultraviolet laser ablation with single-photon absorption in the plume". J. Appl. Phys., v. 78, No. 2, pp. 1241-1246(1995).

29. V.N. Tokarev, W. Marine, C. Prat, and M. Sentis, "Clean processing of polymers and smoothing of rough ceramics by pulsed laser melting". J. Appl. Phys., v. 77, pp. 4714 - 4723 (1995).

30. V.N. Tokarev, J.I.B. Wilson, M.G. Jubber, P. John, and D.K. Milne, "Modelling of self-limiting laser ablation of rough surfaces: Application to the polishing of diamond films". Diamond and Related Materials, v. 4, pp. 169-176 (1995).

31. S.V. Garnov, V.I. Konov, A.S. Silenok, O.G. Tsarkova, and V.N. Tokarev, "Experimental study of temperature dependence of reflectivity and heat capacity of steels and alloys at continuous wave Nd:YaG laser heating". Proc. SPIE, v. 3093, pp. 160-175 (1997).

32. T.E. Itina, V.N. Tokarev, W.I. Marine, and M. Autric, "Monte Carlo simulation study of the effect of non-equilibrium chemical reactions in the pulsed laser desorption". J. Chem. Phys., v. 106, No. 21, pp. 8905-8912 (1997).

33. M. Autric, T.E. Itina, W.I. Marine, F. Grangeon, L. Lambert, Y. Mathey, H. Sassoli, and V.N. Tokarev, "Pulsed laser deposition of thin film materials in vacuum and in ambient gas conditions" (Invited paper). Proc. SPIE, v. 3574, pp. 415-425 (1998).

34. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "Modelling of melt depth variation in wide range of laser pulse intensities". Lasers in Engineering, v. 7, No. 3-4, pp. 295-332 (1998).

35. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "An analytical modeling of time dependent pulsed laser melting". J. Appl. Phys., v. 86, No. 5, pp 2836-2846 (1999).

36. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "Suppression of melt flows in pulse laser ablation- Application to the clean laser processing". J. Phys. D: Appl. Phys., v. 32, pp.1526-1538 (1999).

37. V.N. Tokarev, J. Lopez, and S. Lazare, "Modelling of high-aspect-ratio microdrilhng of polymers with UV laser ablation". Appl. Surf. Sci., v. 168, pp. 76-79 (2000).

38. F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare, and D. Débarre, "Viscosity of transient melt layer on polymer surface under conditions of KrF laser ablation". Appl. Surf. Sci., v. 186, pp. 95-99 (2002)

39 F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare, C. Belin, and J.L. Bruneel, "Millimeter-lorg nanofi-bers of PMMA spun at super-high speed by ablation with a single pulse of a KrF excimer laser". Appl. Phys. A, v. 75, pp. 677-680 (2002).

40. V.N. Tokarev, J. Lopez, S Lazare, and F. Weisbuch, "High-aspect-ratio microdrillirg of polymers with UV laser ablation: Experiment and analytical model" (Invited paper), Appl. Phys. A, v. 76, pp. 385-396 (2002)

41. F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare and D. Débarre, "Ablation with a single micropatterned KrF laser pulse: quantitative evidence of transient liquid microflow driven by the plume pressure gradient at the surface of polyesters". Appl. Phys. A, v. 76, pp. 613-620 (2003).

42. F. Guillemot, F. Prima, V.N. Tokarev, C. Belin, M.C. Porté-Durrieu, T. Gloriant, Ch Baquey, and S. Lazare, "Ultraviolet laser surface treatment for biomedical applications of p titanium alloys: morphological and structural characterization". Appl. Phys A, v. 77, pp. 899-904 (2003)

43. S. Lazare, V.N. Tokarev, "Recent experimental and theoretical advances in microdrilling of polymers with ultraviolet laser beams" (Invit. paper). Proc.SPIE, v.5662, pp.221-231 (2004).

44. F. Guillemot, F. Prima, V.N. Tokarev, C. Belin, M.C. Porté-Durrieu, T. Gloriant, Ch. Baquey, S. Lazare, "Single pulse KrF laser ablation and nanopatterning in vacuum of p titanium alloys used in biomedical applications". Appl. Phys. A, v. 79, pp. 811-813 (2004).

45. S. Lazare, F. Weisbuch, V.N. Tokarev, and D. Débarre, "Improved resolution of submicron KrF laser ablation of polymers by a new filtered imaging irradiation". Proc. SPIE, v. 5662, pp. 249-254 (2004).

46. F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare, С. Belin, and J.L. Bruneel, „Millimeter long PMMA nanofibers - a new form of material removal in laser ablation". Thin Solid Films, v. 453-454, pp. 394-398 (2004).

47. V.N. Tokarev, S. Lazare, С. Belin, and D. Débarre, "Viscous flow and ablation pressure phenomena in nanosecond UV laser irradiation of polymers". Appl. Phys. A, v.79, pp.717720 (2004).

48. S. Lazare, V.N. Tokarev, A. Sionkowska, H. Kaczmarek, M. Wisniewski, J. Skopinska, "Surface foaming of collagen, chitosan and other biopolymer films by KrF excimer laser ablation". Appl. Phys. A 81 (3), pp. 465-470 (2005).

49. S. Lazare and V.N. Tokarev, "Ultraviolet laser ablation of polymers and the role of liquid formation and expulsion'', in: Recent Advances in Laser Processing of Materials, ed. by J. Perriere, E. Millon and E. Fogarassy (Elsevier, 2006), 472 pages, Chapter 5.

50. S. Lazare et V.N. Tokarev, «Récents progrès expérimentaux et théoriques en micro-perçage des polymères par faisceaux laser ultraviolets» Mécanique et Industries, v. 7, pp. 111-122 (2006) (in French).

51. В.Н.Токарев, «Выталкивание вязкой жидкости при наносекундной УФ лазерной абляции: от «чистой» обработки к наноструктурам». Лаз. физика, т.16, № 9, с.1291-1307 (2006).

52. В.Н. Токарев, «Механизм лазерного сверления сверхвысокоаспектных отверстий в полимерах» Квантовая электроника, т. 36, № 7, с. 624-637 (2006).

ВВЕДЕНИЕ

§ 1. Общая характеристика работы

1. Актуальность работы и постановка задачи.,.

2. Цель диссертационной работы.

3. Научная новизна работы.

4. Научная и практическая ценность работы

5. Личный вклад автора.

6. Апробация результатов работы.

7. Структура и объем работы.

§ 2. Содержание работы.

Список цитированной во введении литературы.

Список основных публикаций по диссертации.

Глава

УСТОЙЧИВОСТЬ ПОВЕРХНОСТИ ПРИ ЛАЗЕРНОМ ПЛАВЛЕНИИ. ПРИМЕНЕНИЯ К ПЛАНАРИЗАЦИИ МЕТАЛЛОВ, СГЛАЖИВАНИЮ СВЕРХТВЕРДЫХ КЕРАМИК И ЧИСТОЙ ОБРАБОТКЕ ПОЛИМЕРОВ

§ 1.1 Введение.

§1.2 Обзор литературы и постановка задачи исследования.

§ 1.3 Эволюция глубины расплава для поверхностного источника нагрева в течение лазерного импульса.

1.3.1 Температурное поле внутри расплава.

1.3.2 Вычисление глубины расплава.

§ 1.4 Изменение глубины расплава для поверхностного источника нагрева после лазерного импульса.

§ 1.5 Глубина расплава для объемного источника нагрева.

§ 1.6 Обсуждение и сравнение с экспериментами.

§ 1.7 Взрывной механизм удаления материала без испарения из-за релаксации термически-индуцированного внутреннего напряжения.

§ 1.8 Общий подход к проблеме поиска условий устойчивости поверхности при лазерном плавлении без испарения.

§ 1.9 Облучение металлов, полупроводников и керамик (материалы с высокой температуропроводностью и высоким коэффициентом поглощения).

1.9.1 Расплав бесконечной глубины

1.9.2 Учет конечной глубины и конечного времени жизни расплава.

1.9.2.1 Оценка времени жизни расплава.

1.9.2.2 Оценка величины «замороженных» периодов.

1.9.3 Подавление термокапиллярной неустойчивости при облучении короткими импульсами.

§ 1.10 Сравнение модели с экспериментами по лазерному плавлению и планаризации металлов.

§1.11 Сравнение с экспериментами по лазерному сглаживанию керамик нитрида алюминия и карбида кремния.

§ 1.12 Облучение полимеров и керамик (материалы с низкой температуропроводностью и низким коэффициентом поглощения).

1.12.1 Эффект конечной глубины и конечного времени жизни расплава

1.12.2 Диаграмма (не)устойчивости

1.12.3 Оценки и сравнение с экспериментами.

§1.13 Сравнение модели с экспериментами по лазерному сглаживанию керамик из оксида алюминия и оксида циркония.

§ 1.14 Выводы к Главе 1.

§ 2.2 Постановка задачи исследования.164

§ 2.3 Типы выталкивания расплава.168

§ 2.4 Глубина расплава в присутствие интенсивного испарения при объемном нагреве.177

2.4.1 Изменение глубины расплава в зависимости от поглощенной интенсивности в мелком пятне.177

2.4.2 Изменение глубины расплава по поверхности отверстия. 182

§ 2.5 Глубина расплава в присутствие интенсивного испарения при поверхностном нагреве.185

2.5.1 Изменение глубины расплава в зависимости от поглощенной интенсивности в мелком пятне . 197

2.5.2 Изменение глубины расплава по поверхности отверстия. 187

§ 2.6 Давление факела абляции на облучаемую поверхность.188

2.6.1 Полимеры.191

2.6.2 Керамики и металлы.196

§ 2.7 Движение расплава вдоль поверхности.197

2.7.1 Стационарное решение для движения расплава.200

2.7.2 Нестационарное решение для движения расплава.205

§ 2.8 Измерение вязкости слоя расплава на поверхности полимера в условиях импульсной лазерной абляции.207

2.8.1 Эксперимент.208

2.8.2 Модель вязкого течения слоя расплава.210

2.8.3 Обсуждение.212

§ 2.9 Образование нановолокон миллиметровой длины при одноимпульсной KrF-лазерной абляции полиметилметакрилата.213

2.9.1 Эксперимент.215

2.9.2 Результаты и обсуждение.217

2.9.3 Возможные механизмы .220

2.9.4 Сравнение с абляцией металлов.229

2.9.5 Выводы.232

§ 2.10 Обсуждение результатов.233

§ 2.11 Выводы к Главе 2.238

Литература к Главе 2.240

Глава 3

УСТОЙЧИВОСТЬ РЕЛЬЕФА ПРИ МОДИФИКАЦИИ ПОВЕРХНОСТИ В ТВЕРДОЙ ФАЗЕ

§3.1 Введение.246

§ 3.2 Самоостанавливающаяся полирующая лазерная абляция шероховатых поверхностей при испарении «короткими» импульсами излучения.247

3.2.1 Эксперименты по лазерному сглаживанию и полировке тонких шероховатых алмазных пленок.250

3.2.2 Модель испарения шероховатой поверхности «короткими» лазерными импульсами. Самоорганизация шероховатой поверхности при скользящем падении пучка.254

§ 3.3 Устойчивость рельефа при модификации поверхности в твердой фазе «длинными» импульсами излучения.269

3.3.1 Кинетика массопереноса и выделения тепла на плоской поверхности при ее лазерной модификации.270

3.3.2 Лазерное испарение шероховатой поверхности. Возможность реализации лазерной полировки. 272

3.3.3 Лазерное пиролитическое травление шероховатой поверхности. Возможность реализации лазерной полировки. 279

3.3.4 Лазерное пиролитическое осаждение. Рост шероховатости поверхности. 281

§ 3.4 Выводы к Главе 3.283

Литература к Главе 3.285

Глава 4

САМООРГАНИЗАЦИЯ ПОВЕРХНОСТИ ПРИ МНОГОИМПУЛЬСНОМ УФ ЛАЗЕРНОМ СВЕРЛЕНИИ ГЛУБОКИХ ОТВЕРСТИЙ В ПОЛИМЕРАХ

§4.1 Введение. 288

§ 4.2 Обзор литературы и постановка задачи.289

§ 4.3 Экспериментальные исследования лазерного сверления полимеров. 293

4.3.1 Схема фокусировки излучения.293

4.3.2 Исследуемые полимеры.295

4.3.3 Просверленные лазером отверстия со сверхвысокими аспектными отношениями.296

4.3.4. Экспериментальная зависимость скорости сверления от числа импульсов .298

4.3.5 Экспериментальные зависимости глубины конечных скважин от плотности лазерной энергии.301

4.3.6 Пропускание пучка сквозной скважиной в зависимости от глубины 301

4.3.7 Зона воздействия лазерного излучения в материале вокруг скважины 302 § 4.4 Модель сверления глубоких отверстий при учете угловой расходимости лазерного пучка.303

4.4.1 Пороговая плотность энергии пучка для получения параллельных боковых стенок на входе в отверстие.312

4.4.2 Распределение плотности энергии пучка, обеспечивающее строго цилиндрические боковые стенки.313

4.4.3 Форма скважины для прямоугольного распределения плотности энергии.314

4.4.4 Сверление глубоких сквозных отверстий с малой вариацией диаметра вдоль длины для пучков с прямоугольным распределением плотности энергии.317

4.4.5 Профиль отверстия для гауссова пучка.318

4.4.6 Расчет пропускания лазерного пучка сквозными отверстиями в зависимости от глубины. Сравнение с экспериментом.322

§ 4.5 Обсуждение.324

§ 4.6 Выводы к Главе 4.327

Литература к Главе 4.329

Глава 5

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ИНТЕНСИВНОГО ЛАЗЕРНОГО ПУЧКА С ШЕРОХОВАТЫМИ МЕТАЛЛИЧЕСКИМИ ПОВЕРХНОСТЯМИ В УСЛОВИЯХ ВОЗБУЖДЕНИЯ ПОВЕРХНОСТНЫХ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН

§ 5.1 Введение.332

§ 5.2 Обзор литературы.333

§ 5.3 Измерение температурной зависимости поглощательной способности алюминиевых мишеней на длине волны 10,6 мкм.336

5.3.1 Экспериментальная установка.337

5.3.2 Теория.338

5.3.3 Результаты и обсуждение.338

§ 5.4 Измерение угловой зависимости поглощательной способности рифленой поверхности.345

§ 5.5 Измерение поглощения лазерной энергии на рифленой металлической поверхности вне облучаемого пятна при помощи матричного калориметрического метода.347

5.5.1 Схема эксперимента.348

5.5.2 Описание метода измерений.350

5.5.3 Результаты эксперимента.354

§ 5.6 Измерение изменений поглощательной способность поверхности в условиях лазерного самовоздействия.356

§5.7 Модель возбуждения ПЭВ лазерным пучком на поверхности металла с периодической структурой.358

§ 5.8 Поглощение ПЭВ металлической поверхностью. Решетка покрывает всю поверхность мишени.364

5.8.1 Большое пятно облучения (х0» 1 /а).368

5.8.1.1 Теория.368

5.8.1.2 Сравнение с неаналитическими результатами расчетов численными методами на ЭВМ (хо» Ма).371

5.8.1.3 Сравнение с экспериментом в § 5.4 по измерению поглощательной способности глубокой рифленой поверхности.373

5.8.2 Малое пятно облучения (х0 < Ма).375

§ 5.9 Поглощение ПЭВ металлической поверхностью. Решетка покрывает лишь пятно облучения, вне пятна поверхность плоская 376

5.9.1 Большое пятно облучения (х0» Ма).377

5.9.2 Малое пятно облучения (х0 < 11а).377

§ 5.10 Угловая зависимость эффективности возбуждения ПЭВ и поглощательной способности.380 а) для большого пятна.381 б) для малого пятна.382

§ 5.11 Температурная зависимость поглощательной способности рифленой поверхности.382

5.11.1 Сдвиг резонанса А(0) при нагреве (при неизменном угле падения излучения на мишень).383

5.11.2 Изменение величины резонанса при нагреве.384

5.11.3 Сравнение с экспериментами по измерению температурной зависимости поглощательной способности алюминиевых мишеней на длине волны 10,6 мкм.388

§ 5.12 Поглощательная способность поверхности, обусловленная лазерноиндуцированными резонансными периодическими структурами.388

5.12.1 Сравнение с экспериментами по измерению изменений эффективной поглощательной способности поверхности в условиях лазерного самовоздействия.391

§ 5.13 Эффект усиления поля на поверхности и его возможное влияние на пороги плазмообразования.392

§ 5.14 Локальные значения поглощательной способности. Влияние ПС на пороги оптического пробоя у поверхности.395

§ 5.15 Проявление размерного эффекта в кинетике формирования резонансных лазерно-индуцированных ПС.403

§5.16 Влияние нерезонансной шероховатости поверхности на условия максимального поглощения и его величину.408

§ 5.17 Выводы к Главе 5.413

Литература к Главе 5.415

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Основные результаты диссертации.421

БЛАГОДАРНОСТИ.424

ВВЕДЕНИЕ

1. С.И. Анисимов, Я.А. Имас, Г.С. Романов, Ю.В. Ходыко, Действие излучения большой мощности на металлы (М.: Наука, 1970).

2. Ю.В. Афанасьев, О.Н. Крохин, «Газодинамическая теория воздействия излучения лазера на конденсированные вещества». Труды ФИАН СССР, т. 52, с. 118-170 (1970).

3. Н.Н. Рыкалин, А.А. Углов, А.Н. Кокора, Лазерная обработка материалов (М.: Машиностроение, 1975).

4. J.F. Ready, Industrial Applications of Lasers (New York, Academic Press, 1978).

5. А.А. Веденов, Г.Г. Гладуш, Физические процессы при лазерной обработке материалов(М.: Энергоатомиздат, 1985).

6. С.А. Ахманов, В.И. Емельянов, Н.И. Коротеев, В.Н. Семиногов, «Воздействие мощного лазерного излучения на поверхность полупроводников и металлов: нелинейно-оптические эффекты и нелинейно-оптическая диагностика». УФН, т. 147, с. 675-745 (1985).

7. A.M. Прохоров, В.И. Конов, И. Урсу, И.Н. Михайлеску, Взаимодействие лазерного излучения с металлами (М.: Наука, 1988).

8. А.А. Самохин, «Фазовые переходы первого рода при действии лазерного излучения на поглощающие конденсированные среды». Труды ИОФАН, т. 13, с. 3-107 (М.: Наука, 1988).

9. Р.В. Арутюнян, В.Ю. Баранов, J1.A. Большое и др. Воздействие лазерного излучения на материалы (М.: Наука, 1989).

10. V.I. Mazhukin and А.А. Samarskii, "Mathematical modeling in the technology of laser treatments of materials". Surveys on Mathematics for Industry, v. 4, pp. 85-149 (1994).

11. S.I. Anisimov, V.A. Khokhlov, Instabilities in Laser-matter Interaction (CRC, Boca Raton, 1995).

12. Ф.Х. Мирзоев, В.Я. Панченко, Л.А. Шелепин, «Лазерное управление процессами в твердом теле». УФН, т. 166, с. 3-32 (1996).

13. D. Bauerle, Laser Processing and Chemistry, 2nd Edition, (Springer, Berlin, 1996).

14. D.B. Tuckerman and A. H. Weisberg, "Planarization of gold and aluminum thin films using a pulsed laser". IEEE Electron Device Letters, v. EDL-7, No. 1, pp. 1-4 (1986).

15. P.F. Marella, D.B. Tuckerman, and R.F. Pease, "Modeling of laser planarization of thin metal films". Appl. Phys. Lett., v. 54, pp. 1109-1111 (1989).

16. T. Naganori and S. Matsumoto, Jap. J. Appl. Phys., v. 28, L 1657 (1989).

17. H. Niino, M. Nakano, S. Nagano, et al, "Morphological modification ablated on poly(ethylene 2,6-naphthalate) by excimer lasers". J. Photopolym. Sci. Technol., v. 2(1), pp. 133-137(1989).

18. A.F.H. Kaplan, „Precision ablation processing", in: Handbook of Eur о Laser Academy, ed. by D. Schuocker, v. 2 (Chapman & Hall, London, 1998), chapter 8, pp. 473-522.

19. A.G. Corfe and R.C. Crafer, „Drilling", in: Handbook of EuroLaser Academy, ed. by D. Schuocker, v. 2 (Chapman & Hall, London, 1998), chapter 9, pp. 548-549.

20. J. Arnold, U. Stark, and F. Dausinger, "Structuring of metals by ablation with excimer laser". Proc. ICALEO (San Jose, USA, 1991), pp. 414-423.

21. P.E. Dyer and R. Srinivasan, "Nanosecond photoacoustic studies on ultraviolet laser ablation of organic polymers". Appl. Phys. Lett., v. 48(6), pp. 445-447 (1986).

22. H. Huegel, Strahlwerkzeug Laser (Teubner, Stuttgart, 1992).

23. R. Srinivasan, "Ablation of polymers and biological tissue by ultraviolet lasers". Science, v. 234, pp. 559-565 (1986).

24. В.П. Агеев, JI.JI. Буйлов, В.И. Конов и др., "Взаимодействие лазерного излучения с алмазными пленками". Докл. АН СССР, т. 33, с. 840-842 (1988).

25. S.M. Pimenov, A.A. Smolin, V.G. Ralchenko, et al, "UV laser processing of diamond films: effects of irradiation conditions on the properties of laser-treated diamond film surfaces". Diamond and Related Materials, v. 2, pp. 291-297 (1993).

26. S. Lazare, D. Drilhole, J. Lopez, and F. Weisbuch, in: Le vide: science, technique et applications, v. 54, No. 287 (Revue de la Société Française du Vide: French Vacuum Soc.) 1998, pp.265-283.

27. В.И. Конов, A.M. Прохоров, В.А. Сычугов, А.В. Тищенко, В.Н. Токарев, "Временная и пространственная эволюция периодических структур, возникающих на поверхности облученных лазером твердых тел". ЖТФ, т. 53, № 11, с. 2283-2286 (1983).

28. I. Ursu, I.N. Mihailescu, L.C. Nistor, V.S. Teodorescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Periodic structures on the surface of fused silica under multipulse 10.6 |itn laser irradiation". Appl. Optics, v. 24, No. 22, pp. 3736-3739 (1985).

29. I. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "On the role of the periodical structures induced by powerful laser irradiation of metallic surfaces in the energy coupling process". Physica C, v. 132C, pp. 395-402 (1985).

30. V.I. Konov, A.M. Prokhorov, V.A. Sychugov, and V.N. Tokarev, "Formation of periodic structures on the surface of fused quartz during its vaporization by CO2 laser radiation". Phys. Chem. Mech. Surfaces, v. 4, No. 1, pp. 250-268 (1986).

31. Ursu, I.N. Mihailescu, A.M. Prokhorov, V.I. Konov, and V.N. Tokarev, "Surface electromagnetic waves initiation and propagation by laser irradiation of periodical structures -riddled metallic surfaces". Proc. SPIE, v. 1033, pp. 337-342 (1989).

32. B.H. Токарев, В.И. Конов, "Светоиндуцированная полировка испаряющейся поверхности". Квант, электроника, т. 18, № 4, с. 487-489 (1991).

33. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Light-induced polishing of evaporating surface". Proc. SPIE, v. 1503, pp. 269-276 (1991).

34. V.N. Tokarev, A.Yu. Semenov, and V.I. Konov, "Study of surface stability in laser ablation, etching and deposition". Proc. of Laser Advanced Materials Processing Conference -LAMP'92 (Nagaoka, Japan, June 7-16,1992) v. 2, pp. 1067-1073.

35. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Light-induced polishing of evaporating surface". Precision Engineering, v. 14, No. 4, p. 252 (1992).

36. V.I. Konov and V.N. Tokarev, "Surface stability under pulsed laser ablation" (Invited paper). Proc. SPIE, v. 1882, p. 396 (1993).

37. V.N. Tokarev and V.I. Konov, "Suppression of thermocapillary surface waves in laser melting of metals and semiconductors". J. Appl. Phys., v. 76, No. 2, pp. 800-805 (1994).

38. V.N. Tokarev, J.I.B. Wilson, M.G. Jubber, P. John, and D.K. Milne, "Excimer laser polishing of diamond films: model and experiment". Advances in Science and Technology, v. 6,pp. 47-54(1995).

39. V.N. Tokarev, J.G. Lunney, W. Marine, and M. Sentis, "Analytical thermal model of ultraviolet laser ablation with single-photon absorption in the plume". J. Appl. Phys., v. 78, No. 2, pp. 1241-1246(1995).

40. V.N. Tokarev, W. Marine, C. Prat, and M. Sentis, "Clean processing of polymers and smoothing of rough ceramics by pulsed laser melting". J. Appl. Phys., v. 77, pp. 4714 -4723 (1995).

41. V.N. Tokarev, J.I.B. Wilson, M.G. Jubber, P. John, and D.K. Milne, "Modelling of self-limiting laser ablation of rough surfaces: Application to the polishing of diamond films". Diamond and Related Materials, v. 4, pp. 169-176 (1995).

42. Т.Е. Itina, V.N. Tokarev, W.I. Marine, and M. Autric, "Monte Carlo simulation study of the effect of non-equilibrium chemical reactions in the pulsed laser desorption". J. Chem. Phys., v. 106, No. 21, pp. 8905-8912 (1997).

43. M. Autric, Т.Е. Itina, W.I. Marine, F. Grangeon, L. Lambert, Y. Mathey, H. Sassoli, and V.N. Tokarev, "Pulsed laser deposition of thin film materials in vacuum and in ambient gas conditions" (Invited paper). Proc. SPIE, v. 3574, pp. 415-425 (1998).

44. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "Modelling of melt depth variation in wide range of laser pulse intensities". Lasers in Engineering, v. 7, No. 3-4, pp. 295-332 (1998).

45. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "An analytical modeling of time dependent pulsed laser melting". J. Appl. Phys., v. 86, No. 5, pp. 2836-2846 (1999).

46. V.N. Tokarev and A.F.H. Kaplan, "Suppression of melt flows in pulse laser ablation: Application to the clean laser processing". J. Phys. D: Appl. Phys., v. 32, pp. 1526-1538 (1999)

47. V.N. Tokarev, J. Lopez, and S. Lazare, "Modelling of high-aspect-ratio microdrilling of polymers with UV laser ablation". Appl. Surf. Sci., v. 168, pp. 76-79 (2000).

48. F. Weisbuch, Y.N. Tokarev, S. Lazare, and D. Débatte, "Viscosity of transient melt layer on polymer surface under conditions of KrF laser ablation". Appl. Surf. Sci., v. 186, pp. 95-99 (2002)

49. F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare, С. Belin, and J.L. Bruneel, "Millimeter-long nano-fibers of PMMA spun at super-high speed by ablation with a single pulse of a KrF excimer laser". Appl. Phys. A, v. 75, pp. 677-680 (2002).

50. V.N. Tokarev, J. Lopez, S. Lazare, and F. Weisbuch, "High-aspect-ratio microdrilling of polymers with UV laser ablation: Experiment and analytical model" (Invited paper), Appl. Phys. A, v. 76, pp. 385-396 (2002).

51. S. Lazare, V.N. Tokarev, "Recent experimental and theoretical advances in microdrilling of polymers with ultraviolet laser beams" (Invited paper). Proc.SPIE, v.5662, pp.221-231 (2004).

52. S. Lazare, F. Weisbuch, V.N. Tokarev, and D. Débarre, "Improved resolution of submicron KrF laser ablation of polymers by a new filtered imaging irradiation". Proc. SPIE, v. 5662, pp. 249-254 (2004).

53. F. Weisbuch, V.N. Tokarev, S. Lazare, С. Belin, and J.L. Bruneel, „Millimeter long PMMA nanofibers a new form of material removal in laser ablation". Thin Solid Films, v. 453-454, pp. 394-398 (2004).

54. V.N. Tokarev, S. Lazare, С. Belin, and D. Débarre, "Viscous flow and ablation pressure phenomena in nanosecond UV laser irradiation of polymers". Appl. Phys. A, v.79, pp.717720 (2004).

55. S. Lazare, V.N, Tokarev, A. Sionkowska, H. Kaczmarek, M. Wisniewski, J. Skopinska, "Surface foaming of collagen, chitosan and other biopolymer films by KrF excimer laser ablation". Appl. Phys. A 81 (3), pp. 465 470 (2005).

56. S. Lazare et V.N. Tokarev, « Récents progrès expérimentaux et théoriques en microperçage des polymères par faisceaux laser ultraviolets », Mécanique et Industries, v. 7, pp. 111-122 (2006) (in French).

57. В.Н.Токарев, «Выталкивание вязкой жидкости при наносекундной УФ лазерной абляции: от «чистой» обработки к наноструктурам». Лазерная физика, т. 16, № 9, с. с.1291-1307 (2006).

58. Чтобы найти границы областей "устойчивых" и "неустойчивых" режимов облучения зависимость периода НППС А от коэффициента поглощения у и лазерной плотности энергии F должна быть проанализирована в широком диапазоне их изменения;