Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Устойчивость поверхности при лазерном плавлении. применения к планаризации металлов, сглаживанию сверхтвердых керамик и чистой обработке полимеров
1.1 Введение... 51
1.2 Обзор литературы и постановка задачи исследования... 52
1.3 Эволюция глубины расплава для поверхностного источника нагрева в течение лазерного импульса 60
1.3.1 Температурное поле внутри расплава 62
1.3.2 Вычисление глубины расплава 69
1.4 Изменение глубины расплава для поверхностного источника нагрева после лазерного импульса 75
1.5 Глубина расплава для объемного источника нагрева 80
1.6 Обсуждение и сравнение с экспериментами 86 1.7 Взрывной механизм удаления материала без испарения из-за релаксации
термически-индуцированного внутреннего напряжения 96
1.8 Общий подход к проблеме поиска условий устойчивости поверхности при лазерном плавлении без испарения 102
1.9 Облучение металлов, полупроводников и керамик (материалы с высокой температуропроводностью и высоким коэффициентом поглощения) 111
1.9.1 Расплав бесконечной глубины 111
1.9.2 Учет конечной глубины и конечного времени жизни расплава... 115
1.9.2.1 Оценка времени жизни расплава 116
1.9.2.2 Оценка величины «замороженных» периодов... 118
1.9.3 Подавление термокапиллярной неустойчивости при облучении короткими импульсами 122
1.10 Сравнение модели с экспериментами по лазерному плавлению и планари зации металлов 123
1.11 Сравнение с экспериментами по лазерному сглаживанию керамик нитрида алюминия и карбида кремния... 125
1.12 Облучение полимеров и керамик (материалы с низкой температуропроводностью и низким коэффициентом поглощения) 133
1.12.1 Эффект конечной глубины и конечного времени жизни расплава 137
1.12.2 Диаграмма (не)устойчивости 139
1.12.3 Оценки и сравнение с экспериментами 142
1.13 Сравнение модели с экспериментами по лазерному сглаживанию керамик из оксида алюминия и оксида циркония 147
1.14 Выводы к Главе 1... 152
Литература к Г лаве 1 155
Глава 2 «Чистая» лазерная абляция: условия подавления боковых течений расплава и получения чистой границы облучаемого пятна при совместном учете плавления и испарения
2.1 Введение 163
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 Г лаве 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 (хо» 1 /а) 368
5.8.1.1 Теория 368
5.8.1.2 Сравнение с неаналитическими результатами расчетов численными методами на ЭВМ (х0» 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 (хо \1а) 375
5.9 Поглощение ПЭВ металлической поверхностью. Решетка покрывает лишь пятно облучения, вне пятна поверхность плоская 376
5.9.1 Большое пятно облучения (х0» 1/ог) 377
5.9.2 Малое пятно облучения (х0 1/а) 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 зависи мости поглощательной способности алюминиевых мишеней на длине волны 10,6 мкм 388
5.12 Поглощательная способность поверхности, обусловленная лазерно индуцированными резонансными периодическими структурами 388
5.12.1 Сравнение с экспериментами по измерению изменений эффективной поглощательной способности поверхности в условиях лазерного самовоз действия 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
- Эволюция глубины расплава для поверхностного источника нагрева в течение лазерного импульса
- Типы выталкивания расплава
- Модель испарения шероховатой поверхности «короткими» лазерными импульсами. Самоорганизация шероховатой поверхности при скользящем падении пучка
- Угловая зависимость эффективности возбуждения ПЭВ и поглощательной способности
Введение к работе
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;
по периферии облученного пятна формируется бруствер из застывшего выплеска расплава материала, что ухудшает пространственное разрешение, чистоту и качество обработки, сужая ее практическую применимость;
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;
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. Огрик, А.Ф. Каплан и С. Лазар. В выполнении некоторых расчетов принимали участие А.В. Тищенко, Ф. Спиняну, А.Ю. Семенов, и Т.Е. Итина. Весомый вклад в проведение экспериментов внесли С.А. Углов, А.С. Сва-хин, О Г. Царькова, СВ. 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), Шарлоттсвилл, 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-MR.S), 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 (M^PL), 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.
Эволюция глубины расплава для поверхностного источника нагрева в течение лазерного импульса
Используя полученные выше результаты для моделирования глубины расплава, мы показали, что "замороженные" гармоники шероховатости Л Л являются так называемыми «длинными» волнами на расплаве конечной глубины h, т.е. для них Л » 2nh. 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 теплопроводностный перенос температуры. В результате для таких волн практически отсутствует модуляция температуры вдоль поверхности, являющаяся необходимым условием развития термокапиллярной неустойчивости, что и объясняет их «замороженность». 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 А] (Ло 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 Ai. 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 (%т » 1//), для достижения устойчивого лазерного плавления предпочтительно укорочение длительности импульса менее = 0,3-1 нс.
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 (1-г2)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 мик рон или десятков микрон, не поддающимся сглаживанию. При этом нужно избежать развития нерезонансных поверхностных структур, приводящих к созданию на поверхности новой шероховатости в диапазоне "неустойчивых" периодов (А0 А Л), 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 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 полиметилметакрилата (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 А1203 С02-лазером [18], керамик Fe304, Si3N4, BN, AIN, SiC, A1203 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 обусловлен 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.
Типы выталкивания расплава
В результате глубина расплава увеличивается с А0 до максимального значения h\ при t = tmax (см. рис. 1.4Ь). В течение этой стадии (стадия II) температура поверхности уменьшается. Температурный градиент, определяющий тепловой поток к фронту расплава и, следовательно, его продвижение в материал, также уменьшается. При tmax, когда фронт расплава останавливается - можно принять, что этот градиент становится нулевым {дГ/ск = 0), т.е. температура по глубине расплава приблизительно выравнивается:
Мы рассмотрим сейчас два подхода для оценки максимальной безразмерной глубины расплава Я, =/г, l{2yfxrj. Они дают соответственно заниженное Яц и завышенное Я2значения, т.е. Яц Н\ Н]2- 1 максимальная в зависимости от времени глубина расплава может быть оценена из равенства Численные значения 12егГс(х) затабулированы [131, 132]. Подстановка уравнений (51) и (52) в (48) позволяет найти искомое к\\\ 412еПс(х) быстро и монотонно уменьшается с ростом х и стремится к нулю при х - из которого видно, что Л11 просто прямо пропорционально интенсивности (но только при интенсивностях, обеспечивающих Н0 1,2, т.е. значительно превышающих порог). В общем случае, включающем и область Щ 1,2, вычисление Ап с использованием уравнения (53) может быть существенно упрощено для того, чтобы избежать использования табличных значений 12егГс(//0). Для этой цели используем следующее приближение (справедливое при 0 Н0 оо с ошибкой не превышающей 0,52 %), также найденное нами с помощью программы “МаЛетабса 3.0": 1 - 412еПс(Я 0) = 1 - л-,/21ег1с(Я0) /(1 + 0,4953Я0).
Согласно уравнениям (26,28, 29, 34) в этом выражении я- ЯеЯс (Я0) = - . Поэтому окончательно в безразмерной форме получим: где Щтах дается уравнением (45). В этих вычислениях вклад энтальпии пространственной области ко г к\ при / = г игнорируется, т. е. фронт расплава при его перемещении от г = к0 к конечному положению г = к\\, рассматривается как распространяющийся через холодную область. В результате энтальпия области расплава при 1тах недооценивается - практически равенство (48) должно быть неравенством 1(к=кп, тах) Щк=кй, (=г). Соответственно поэтому недооценивается и величина Н\.
Второй подход учитывает энтальпию области ко г к\, но дает завышенное значение #ь обозначаемое здесь как Н\2. В этом подходе рассчитывается энтальпия ЩЬ=к)2, I = г) пространственной области 0 г /г)2 при I = т, когда эта область еще нс полностью в расплавленном состоянии, а составлена из жидкого слоя 0 г ко и твердого слоя ко г к\г. Поскольку температура Т согласно (12) состоит из двух компонентов Т\ и Тг, эта энтальпия дается соотношением
В данном случае справедливо неравенство (2). Как упоминалось выше, для на о носекундного диапазона длительностей импульса (т 10 с) эта ситуация имеет ме сто для полимеров и некоторых керамик, например оксида алюминия и оксида циркония, имеющих не слишком высокие значения у и/или х- У Ю4 см , X Ю3 см2/с. В пикосекундном и субпикосекундном диапазоне длительностей импульса эта ситуация имеет место не только для полимеров и керамик, но также и для металлов.
Пренебрежение температуропроводностью в уравнении теплопроводности (т. е. его решение при х = 0) дает экспоненциальное спадание энтальпии Ж в глубину материала в соответствии с экспоненциальным уменьшением поглощенной лазерной интенсивности согласно закону Ламберта - Бэра: плотность энергии, упавшей на поверхность материала к моменту времени /(7 = 0- начало лазерного импульса). В противоположность рассмотрению, данному выше для поверхностного источника нагрева, здесь временная форма лазерного импульса может быть не обязательно прямоугольной. С учетом скрытой теплоты плавления 7 энтальпия связана с температурой в материале как:
Конкретные числа, рассчитанные согласно этой формуле для различных металлов при 7) = 20 С для достаточно коротких (в несколько пикосекунд и короче) лазерных импульсов, когда имеет силу рассматриваемое приближение объемного источника тепла, даются в табл. 1.1. Как можно видеть из этой таблицы и из формулы
Глубины расплава Нътах, вычисленные по ф-ле (78) для ряда материалов в случае объемного источника нагрева (длительность импульса, удовлетворяющая неравенству (2)) при начальной температуре образца Г,- = 20 С. Материалы расположены в порядке убывания котах = (1/у)1п_/„шл, Глубины поглощения 1 /у, а также значения Ть, Та и Тт, необходимые для расчета параметра ]тах = (Ть+ Тя - Т]/(Тт + Тч - Т,), взяты из справочных данных [133-135]. (78), самые высокие значения hmax соответствуют материалам, имеющим высокое отношение (Tb+Tqi)/(Tm+Tqi) и/или большую глубину проникновения излучения 5 = У у. С другой стороны, самые маленькие значения h()max имеют место для материалов, обладающих невысоким отношением (Tb+Tqi)/(Tm+Tqi) и/или малым д. Как и в рассмотренной выше ситуации с поверхностным источником тепла, увеличение начальной температуры образца 7) до значений близких к точке плавления Тт приводит К значительному увеличению homax После окончания лазерного импульса при t = т расплав продолжает распространяться в глубину материала до момента времени t = t\, когда достигается максимум глубины расплава во времени h\. Градиент температуры внутри слоя расплава при t т уменьшается со временем и при t - (\ близок к нулю, т.е. температура поперек глубины расплава становится почти постоянной: Tfz) = const = Т„. Энергия слоя расплава (на единицу площади облучаемой поверхности) дается тогда выражением
Модель испарения шероховатой поверхности «короткими» лазерными импульсами. Самоорганизация шероховатой поверхности при скользящем падении пучка
Практически наша модель применима к аморфным химически и физически однородным материалам при пространственно однородном облучении внутри пятна. 5
Спектры поглощения ДА) для ПЭС и его аналогов в УФ области сдвигаются в длинноволновую область при лазерном воздействии [39], приводя к изменению Д248) и Д308) на стадии развития НППС по сравнению с их начальными значениями при комнатной температуре. Вероятно на стадии абляции Д248) возрастает настолько, что становится больше усг, что дает гладкую поверхность в пятне при облучении на этой длине волны - см. ур-я (77) и (79).
Д308) также может возрасти в течение лазерного импульса, поскольку соответствует краю полосы поглощения ДА) в УФ области, однако такое возрастание, по- видимому, оказывается недостаточным, и Д308) все же вероятно остается меньше чем усг тах, т.е. Д308) усг тах. В этом случае мы получаем формирование гладкого пятна при умеренных плотностях лазерной энергии (1 / / - см. уравнение (77) и рис. 1.25), но при дальнейшем увеличении / т. е. при / )], получаем развитие НППС в облучаемом пятне - см. уравнение (78). Качественно точно такая же ситуация с переходом от режима гладкого «чистого» плавления к режиму с развитием НППС при увеличении / наблюдалась в экспериментах [30, 37,38].
На рис. 1.27 и 1.28 показан общий вид поверхностей керамик оксида алюминия и оксида циркония внутри и вне пятна, облученного эксимерным КгР лазером (Л = 248 нм, г = 25 - 30 нс). Четко проявляется сглаживание поверхности многоимпульсным облучением. Мы можем попробовать сделать теперь прямое сравнение наблюдаемых лазерно-индуцированных изменений в морфологии поверхности с теми, что позволяет вычислить наша модель.
Рассмотрим сначала керамику оксида алюминия. Коэффициент поглощения ДА = 248 нм) необходимый для модельных оценок неизвестен. Однако он может быть найден из измеренного порога плавления величина которого для данной керамики составляет 1,3 Дж/см2. Когда справедливо неравенство (1) (мы покажем ниже, что РИС. 1.27. Сглаживание шероховатой керамики оксида алюминия (АЬОз) облучением экси- мерного КгР лазера (плотность лазерной энергии была 4 Дж/см2, число импульсов 40, частота повторения 1 Гц). Облученные и необлученные области показаны на соответственно левых и правых сторонах фотографии, полученной с помощью сканирующего электронного микроскопа. это действительно так), между и у имеет место следующее соотношение: Рщ = С(Гт- Т)/(Ау), где А = 0,29 - измеренная поглощательная способность образца, С - теплоемкость единицы объема материала. Согласно [133, 134] С изменяется от 3,19 Дж/см К при 373 К до 4,63 Дж/см К при 2073 К (значения С при более высоких температурах неизвестны). Поэтому мы берем для оценок усредненную величину около 3,9 Дж/см РИС. 1.28. Сглаживание шероховатой керамики оксида циркония гСЬ) облучением экси- мерного К гР-лазера. вверху - исходная шероховатая поверхность до облучения, внизу - облученная поверхность (плотность лазерной энергии 0,7 Дж/см2, число импульсов 100, частота повторения 1 Гц).
К. С такими С, Тт = 2323 К [134] и Т, = 293 К, величина у, определяемая из соотношения у=С(Тт-тАРт), составляет у = 2,1х104 см 1. Температуропроводность у уменьшается от 9,4х 10 2 см2/с при 400 К до 4,9хЮ 3 см2/с при Т = Тт = 2323 К [134]. Использование этого высокотемпературного значения % на стадии плавления керамики при лазерном нагреве, когда имеет место модификация поверхности, вместе с определенной выше величиной у показывает, что неравенство (1) действительно выполняется. Тогда мы можем оценить из (33) параметр усгтах. Согласно (26) мы берем для/тах = (Гу - 7}) 1(Тт - Т,), где Гу - нормальная точка кипения. Для Гу = 3530 К [133, 134] и 7] = 293 К это дает /пах = 1,59. Кинематическая вязкость и, коэффициент поверхностного натяжения а и коэффициент температурной зависимости поверхностного натяжения (йо/ТТГ), строго говоря, неизвестны для расплава тугоплавкой керамики. Мы можем однако предполагать, что они близки к значениям типичным для расплавов многих металлов и неорганических соединений: у= 5x10 3 см2/с и и = 1х103 дин/см. Для плотности керамики оксида алюминия р = 3,7 г/см3 это дает а0 = а /р = 2,7x102динхсм2/г. Для типичной величины характерного изменения Оо с температурой А7 = 2000 К, находим оценку для от\ от = ас/АТ = 0,135 динхсм2/(гхК). Подстановка всех этих значений в (33) дает тогда усгтах Усг(/=/тах) = 4,9x103 см"1. Как мы видим теперь, у тах /= 2,1 х 104 см 1. Согласно (135) это означает, что для данного у не имеется неустойчивых гармоник шероховатости (см. рис. 1.25) - поверхность не портится излучением и лазерная обработка поверхности остается устойчивой для всех/ /тах, когда разумно обсуждать развитие НППС, принимая во внимание только капиллярные эффекты и пренебрегая испарительными эффектами. Сглаженные периоды находятся тогда ниже кривой А = А/у) на рис. 1.24, и оценка из (128) дает для них: А 2,4 мкм (при/=/тсх = 1,59).
Несмотря на приближенный характер, эта оценка сглаженных периодов находится в хорошем согласии с экспериментом. Действительно, детальный осмотр облучаемой поверхности (левая сторона на рис. 1.27) показывает, что трудно найти зерна с характерными размерами меньше, чем несколько микрон ( 3-4 мкм), хотя они наблюдаются в большом количестве на необлученной поверхности. Однако зерна с характерным размером вдоль поверхности = 3 мкм и более видны внутри пятна совершенно отчетливо. Чтобы сгладить эти "большие" периоды и получить более широкий диапазон сглаженных периодов без получения каких-либо неустойчивых
ПерИОДОВ мы должны иметь более высокие значения А0(у), что возможно, как следует из (128), если используется материал с гипотетически меньшими /и \ат\, более высокими т0 и к а также излучение с длиной волны, дающей меньшее у(Я). Изменение начальной температуры Т-, также может быть важно.
Для керамики оксида циркония можно получить аналогичные оценки и результаты подобные оксиду алюминия - устойчивую лазерную обработку поверхности для всех / fmax, когда испарительными эффектами можно пренебречь (отсутствие неустойчивых гармоник шероховатости).
При осмотре невооруженным глазом первоначально шероховатые поверхности наших керамик выглядят матовыми, дающими сильное диффузное рассеяние. Как известно из оптики, существенный вклад в сильное диффузное рассеяние (дифракция видимого света, при которой первый порядок дифракции отклоняется от направления зеркального отражения на большие углы) вносят гармоники шероховатости с периодами от 0,5Я до примерно 10Я (Л - длина волны света), т. е. для видимого света приблизительно от 0,2 мкм до 5-6 мкм. Однако, как мы видели, лазерное сглаживание дает исчезновение периодов Л А0, т.е. Л 2 - 4 мкм, поэтому многие из этих сильно рассеивающих периодов удаляются или, по крайней мере, значительно уменьшаются по амплитуде, хотя шероховатость с периодами Л 4 мкм остается на поверхности. Значительное угловое сужение рассеяния и создает визуальный эффект блестящей поверхности в облученной зоне - облучаемая поверхность хотя не имеет все же зеркального качества, но дает намного меньшее рассеяние видимого света на большие углы, рассеивая главным образом в направлениях близких к направлению зеркального отражения (см. рис. 1.29).
В противоположность рассмотренным выше керамикам A1N и SiC облучение в воздухе керамики А Оз (оксида алюминия) индуцирует весьма незначительное изменение стехиометрии поверхностного слоя, хотя дает электрическую активацию этого слоя, проявляющуюся в эффекте повышенного связывании поверхности керамики с металлами при напылении медных пленок толщиной около 300 нм на поверхность после лазерного облучения [97].
Угловая зависимость эффективности возбуждения ПЭВ и поглощательной способности
В этом параграфе мы представим некоторые из недавних результатов, касающихся KrF эксимерной лазерной абляции в вакууме титанового сплава Ti- 6.8Mo-4.5Fe-1.5Al (Timet, USA) [27 , 28 ]. Ta же концепция нестационарного течения, которая использовалась выше для ПММА, хорошо количественно описывает детали поверхностного рельефа в пятне абляции, относящиеся к боковому течению расплава, хотя физические и химические свойства этих двух материалов сильно отличаются.
Исходная поверхность этого сплава выглядит как совокупность нанокристаллов а- и Д-фаз. Для плотностей энергии превосходящих порог абляции F,h = 0,8 Дж/см2 пятно облучения имеет форму кратера, геометрия которого определяется формой пучка, как показано на рис. 2.16, полученном на сканирующем электронном микроскопе со вторичными электронами. Например, глубина абляции
ЭТОГО кратера составляет примерно 0,35 мкм для плотности энергии в пучке 5 Дж/см2, как следует из кривой абляции на рис. 2.27.
Глубина абляции в зависимости от плотности лазерной энергии, измеренная с помощью АСМ для исследуемого сплава титана Ti-6.8Mo-4.5Fe-!.5А1 при одноим- пульсном КгР-лазерном облучении в вакууме.
На границе пятна образуется бруствер из затвердевшего расплава. Его ширина и высота, измеренные с помощью АСМ (рис. 2.1а), составляют 2 и 1 мкм соответственно. Эта жидкость вытеснена на периферию кратера при абляции вследствие высокого давления, созданного абляционным факелом таким образом, что боковое течение расплава вдоль поверхности направлено в зону низкого давления, т.е. наружу аблируемой зоны. АСМ-профилометрия облученного пятна показывает эффект значительного сглаживания поверхности в периферийной зоне, примыкающей к границе пятна, т.е. стирание неоднородного шероховатого рельефа структуры /7-фазы в остаточной структуре смеси а- и /7-фаз, наблюдаемой во внутренней части пятна. Ширина этой сглаженной области около 8 мкм. Кроме того, в этой области глубина абляции примерно в 1,5-2 раза больше, чем в остальной внутренней части пятна облучения.
Мы предлагаем следующее объяснение этих наблюдений. Как уже указывалось выше, для облучения в вакууме давление факела абляции на облучаемую зону имеет характерную длительность тр = 2 г и его усредненная по времени амплитуда приближенно оценивается выражением (31). Для плотности лазерной энергии Т7 = 3.9 Дж/см2, использованной при облучении пятна, показанного на рис. 2.1а, соответствующая глубина абляции Дг, как видно из рис. 2.27, составляет около 0,35 мкм. Использование этих F и Дг в формуле (31), где также для оценок полагаем, что при плотностях энергии намного превосходящих порог абляции Т7,/, параметр = 1, дает оценку абляционного давления р0 = 2,1 кбар. Разность давлений от 2,1 кбар внутри до 0 бар снаружи пятна способна ускорить расплав до максимальной скорости итах на границе пятна, определяемой формулой (66а). Ее величина, как нетрудно подсчитать для полученного р0, составляет 3,3х104 см/с. Тогда характерное расстояние, проходимое расплавом по поверхности, может быть оценено как = (") = “та 7 где мы использовали, что (м) = 0,5нтах - средняя скорость в течение времени тр = 2т. Вычисление для полученной выше величины итах дает Ь = 7,5 мкм. Эта оценка дает порядок величины ширины кольцевой области, непосредственно примыкающей к границе пятна, где рельеф поверхности изменен боковым течением расплава наружу пятна. В частности такое течение расплава по поверхности может вызывать эффективное сглаживание грубой структуры рельефа //-фазы в остаточной а-Р сети. Как мы видим, рассчитанная ширина находится в удовлетворительном согласии с сообщенной выше экспериментально наблюдаемой шириной периферийной сглаженной области. Упомянутое повышенное удаление материала в рассматриваемой периферийной области можно объяснить тем фактом, что материал здесь удаляется не только прямой абляцией (испарением), но также и дополнительным механизмом удаления расплава вдоль поверхности.
Кроме того, тот же самый механизм мог бы объяснить появление на дне пятна множества относительно малых круглых кратеров с диаметрами около с1 = 13-16 мкм, отчетливо видимых на рис. 2.1. Действительно, мы предполагаем, что они созданы неоднородностями (пичками) давления на поверхности расплава, вызванными, например, ускоренным испарением некоторых поглощающих точечных включений (то есть, имеющих характерный размер Д). В этом случае радиальное вымывание расплава от эпицентра такого пичка давления может давать круглые кратеры с диаметрами, оцениваемыми как 2Ь, то есть около 15 мкм, что хорошо соответствует наблюдаемым диаметрам кратеров с/ на рис. 2.1а.
Таким образом, режим абляции вследствие бокового течения расплава может обеспечивать новую топографию поверхности с потенциально полезными свойствами.
В этом параграфе мы дали объяснение новой ранее неизученной формы удаления материала при лазерной абляции - выталкивании из облучаемого пятна длинных (до 1 мм) нановолокон с радиусом около 150-200 нм при абляции мишени из полиметилметакрилата в воздухе единичным импульсом КгР-лазера.
Формирование нановолокон, как показывают экспериментальные наблюдения, сопровождается так называемым фазовым взрывным разложением ПММА в диапазоне плотностей энергии 3-10 Дж/см2 и выталкиванием микро- и нанокапель. Согласно предлагаемой нами модели явления начальная скорость выброса этих капель может быть весьма высока - около 840 м/с за счет ускорения, обеспечиваемого сильным давлением факела на поверхность в режиме нестационарного течения расплава и давлением изнутри материала при взрывном разложении расплава полимера. Столь высокоэнергетичные капли и вытягивают за собой длинное нановолокно вязкого жидкого полимера из слоя лазерного расплава в облучаемом пятне. Относительно малые коэффициент поглощения и температуропроводность полимера обеспечивают длительное время жизни расплава на поверхности пятна, что способствует выходу из расплава длинной струи. Высокая начальная вязкость и быстрое охлаждение и затвердевание этой струи при ее движении в окружающем газе препятствует ее распаду за счет капиллярных сил на малые куски, способствуя таким образом образованию длинного непрерывного нановолокна. Расчеты максимально возможной длины волокон в рамках предлагаемой модели хорошо согласуются с экспериментом, что указывает на адек
