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外文翻译--在水中利用高密度飞秒激光对玻璃表面进行加工 中文版.doc

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外文翻译--在水中利用高密度飞秒激光对玻璃表面进行加工 中文版.doc

在水中利用高密度飞秒激光对玻璃表面进行加工署光学科学和技术工程学院,德岛大学,21Minamijosanjimacho,Tokushima7708506,日本收到11月13日2006/accepted2007年1月29日在线出版29march2007©施普林格出版社2007年摘要在水中,利用飞秒激光微米大小的颠簸,形成了对玻璃表面的加工。形成凹凸表面的较广泛的脉冲辐射参数,包括辐射能源和作用位置。凹凸表面,展示了各种各样的形态及大小,其形成主要受有关参数的影响。使用一种液体,即重水,它会被分项和空化气泡形成后回收,使我们能够利用高空间密度制造表面的凹凸,这是坚实的涂层利用烧蚀不可能实现的。颠簸理想的安排,在一个玻璃表面是捏造的调整处理的时间间隔较泡沫失踪的时间长,所产生的作用点是在飞秒激光脉冲附近的水/玻璃界面。PACS42.62.Cf42.70.Ce52.38.Mf78.47.p79.20.Ds1、引言飞秒激光器是功能强大的工具,为微和纳米结构的透明材料,因为它们可以处理高空间分辨率所造成的多光子吸收,并减少热损伤,由于超短期的互动时间之间的激光脉冲和材料,以及各种物理现象造成的由特高强度的激光脉冲1月11日。飞秒激光加工正日益应用到发展的三维立体光学和射流装置7,8,10月14日。作为透明材料形态的处理,是关系到热效应汽化和溶解,由于热扩散,互动与热汽柱底部,和一个在激光脉冲低能量密度的区域,这是高度敏感的不只是该制造材料的物理性质,而且也对激光辐照参数,如波长,脉宽,脉冲能量,数值孔径的聚焦光束,和作用的位置。特别是,当一个飞秒激光脉冲的作用点是近表面的透明材料,不同的作用位置,在表面形貌引起了相当大的差异。利用飞秒激光脉冲进行典型的表面形貌的玻璃处理的重点是,更改一腔一撞时玻璃从外到内的焦点位置的变化。腔周围是一环形凸出和分散的碎片。其规模大小,碎片的数量也紧密的依赖于集中作用场。在玻璃内一碰到一个直径从几百个纳米到几个微米的,是由熔融玻璃表面与熔融玻璃产生的碎片,就会形成一个微型爆炸1520。由于一定范围的协调中心位置和辐射脉冲能量,表面熔化和内部的微爆炸发生的同时和颠簸形成的空间十分狭窄。颠簸通常在规模和结构上展示出较小的变化。在先前的研究,我们发现,一种透明的涂料涂到玻璃表面使其形成较轻微的凸点更广泛的协调中心的立场与没有涂料涂层的玻璃相比,当涂层厚度是不够大于长度的焦点货量时,可以使玻璃减少玻璃碎片的数量19,21。此外,我们发现,当涂层厚度是少于长度的焦点量时,即当涂层表面烧蚀是由一个单一的激光脉冲的作用在透明涂层和玻璃边境之间时,颠簸造成了比使用了厚厚的涂料超过了一定的范围20。从这些调查,我们相信,涂层材料在烧蚀的焦点量的数量,取决于对涂层厚度,同时影响了等离子体时所产生的烧蚀涂层屏蔽效应。因此,规模和结构所形成的凸点是可以改变的。透明涂层的方法具有劣势的空间密度的颠簸是有限的几个微米,因为消融的透明涂料。为了实现可控制的高密度的凹凸,在对透明涂料进行飞秒激光加工的时候,在有可能的情况下使用液体对透明材料进行加工,因为液体分项和气泡的形成后可以循环使用。在水中制作复杂的结构对硅表面的飞秒激光加工已被证明2224。在本文中,我们描述了在水形成高密度微米大小的颠簸飞秒激光加工技术。在第一节,我们描述了实验装置和程序。在第三节,我们描述了实验结果。我们调查了影响辐照参数的因素,包括能源和焦点的位置,形态及颠簸的大小。我们证明了,通过调整处理的时间间隔较在水/玻璃界面附近所产生的飞秒激光脉冲的泡沫的失踪的时间长2528,我们可以制造出对玻璃表面形成高密度的颠簸理想的结构。在第四节,我们总结了我们的研究。2实验装置和程序实验装置由一个扩增飞秒激光和光学显微镜构成,如图1所示。安装使用和我们过去的工作是一样的19,20。扩增的飞秒激光脉冲的产生与峰值波长800纳米,1年期〜150财政司司长,最大重复率1千赫。照射脉冲能量E在该样本控制中性密度过滤器,并给出了该产品的能源测量之前,引入激光脉冲到光学显微镜(奥林巴斯,ix70)和透射光学显微镜,其中包括一名40物镜(数值孔径,钠0.65)。透射显微镜是0.69。在加工区下观察一个惯常的负责电荷耦合器件(CCD)与帧速率30帧/秒传感器转换的影象。激光脉冲的焦距z被定义为显微镜的射线沿光轴移动的距离。零位置(z0)被定义为,形成了玻璃表面照射激光脉冲与附近的烧蚀阈值的能源结构位置。样本的结构如图1所示。该样本准备他们的目标,玻璃,窗户玻璃为sandwiching水,和两个间隔眼镜,厚度130μm的如下。其中在乙醇和纯净水中受到超声波清洗影响的4普通显微镜封面纸(松波)已经准备。他们是目镜,sandwiching水,物镜,和两个间隔130μm的镜片。聚甲基丙烯酸甲酯(聚甲基丙烯酸甲酯)与甲苯溶剂被用来形式的墙壁上的窗口玻璃。经过充分蒸发溶剂间隔器的镜片被拆除,并且形成一个由聚甲基丙烯酸甲酯的墙壁上的玻璃组成的边长1015毫米的空间。水从一个小腔体内下降并且被加工的玻璃被含有少量的聚甲基丙烯酸甲酯的一种胶水固定在腔体上。在这个实验中,用氘氧化氮(重水,以下简称仅仅作为水),因为它的低线性吸收周围的波长800纳米。金国处理后,被加工的玻璃在腔体处被切除,并且经过超声波在纯净水和乙醇中的清洗。加工区的表面结构被原子力显微镜观察(AFM数码文书,直径3000)。3、实验结论图2显示了在水中处理的一系列机构,Z从4.0到12.0μm的时,能量E是2.1μj.数字第2A和B显示的AFM图象及其相应的轮廓,其垂直范围是±500nm左右。图表2C和D显示了利用传输光学显微镜观察加工领域上方的影象。图2e显示直径和高度的颠簸,获得了从原子力显微镜的观察,和从一个侧面观察长度的空白。形成玻璃表面凹凸较广泛的Z的范围是从4.0到8.0μm。伴随着z的增加,高度和直径的颠簸也增加。当z为6.0μm的时候,形成最大高度400nm和直径为3.6μm的凸起。当Z为8.0μm的时候,形成一个高度为50nm的凸起。当z大于8.0μm的空隙,在玻璃内的玻璃表面上没有形成任何结构。凹坑的直径随着Z的增加而增加。当z是4至12μm时,形成的凹坑直径几乎相等。经过详细的观察,在侧视图中显示的图2D中,我们发现孔洞有不同的灰度级时,z是介乎于6.0和8.0μm的。暗色调的空隙下,高颠簸在z3.0μm的和Z6.0μm的灰度比那些空洞完全在玻璃内形成的要大。我们预期的孔洞高凸点比其它处有较低的密度,因为一个内部的微爆炸使玻璃材料从作用点处飞散,形成坑洞,致使密度降低。这颠簸的形成和在我们先前研究的玻璃在一个透明的聚合物涂层处理后的现象是一样的。凸点的形成规律是在从玻璃表面由一个屏蔽效应所产生的等离子体消融聚合物和物理阻断聚合物提供的物质的排放量的基础上。在目前研究的一点不同是,在水中玻璃加工凸起的形成Z在一定的范围内,如图3所示。辐射光束参数几乎和我们以前的实验一样(显示于图3在19)。辐照能量为E0.69μj.当加工玻璃的聚合物涂层,凸点的形成时z是1.0至4.0μm的范围内20,而当处理在水中进行时,凸起形成时,z是在4.0至7.0μm的范围内。主要差异的原因是水的物理性阻挡是弱于聚合物涂层。这是下一段进一步证明的结果,几微焦耳以上的高脉冲能量进行结构加工。图4显示的是在原子力显微镜观察的当z0时,进行结构加工时的各种能量e的图像。当E为0.17至6.9μJ时,凸起形成,其结构随着能量E急剧变化.当能量e增加至4.1μj时,凸起的直径和高度也随着增加.当能量E为4.1μJ时,凸起的直径为5.1μm,高度为1.57μm。随着能量E的增加,凸起的直径和高度随之减小。当e2.1μJ时,有凸起的周围边缘有小碎片。然而,当e≥2.1μJ时,碎片围绕着边缘分布,并且碎片的数目随着能量E的增加而增加。碎片分布的区域在图4中用实线画的区域表示。在水进行加工比应用聚合物涂层进行加工产生更多的碎在水中片散落在凸起的周围。这就进一步证明了,水比聚合物涂层具有较弱的物理阻塞。大部分的碎片在水中利用超声波清洗是不会被清除的。因此,玻璃材料碎片分散在液体状态在玻璃/水界面上,使玻璃表面得以巩固。图5显示凸起高密度地分布在一条直线。线性安排的凸起表示了在空间激光脉冲照射的间隔小于单一的凸起的直径。在这种情况下,当空间间隔D是设定为2.0μm的条件下E为3.5μj和Z为6.0μm时,形成一个直径为3.6μm和高度56nm的单一的凸起。通过扫描显微镜进行加工是为了使一个单一的脉冲照射在每一个位置的重复率r为1Hz。凸起的线性安排形状由D来控制,如图6a和b。当D是0.8μm时,凸起平稳地形成一条线。当D是5.0μm的时候,也就是说,当D是不够大于凸点直径时,凸起就形成了孤立的山峰。在形成高密度的凸起时,除了考虑E和D外,还要慎重选择Z和R。在Z6.0µm,E2.1µJ,D0.5µm和R1Hz的照射条件下,能够顺利的形成一条直线凸起,如图6c所示。直线凸起的直径和高度分别为4.2µm和60nm。当在Z3.0µm,E2.1µJ,D0.5µm,和R1Hz的照射条件下,就会形成许多峰值亚微米大小的凸起。这个形状不规则的结构是由一个前激光脉冲形成的单一的凸起被下一个激光脉冲摧毁所形成的,因为当作用点在玻璃表面附近时,高密度的能量会使消融玻璃表面,形成凸起。形成高密度的凸起时,选择重复率R也很重要。图6e和F中显示了通过显微镜观察在R2和5hz时进行结构加工得到的不同影象。其他条件(z6.0μm,E2.1μJ和D0.5μm)一样的情况下,那些实验结果如图6C所示。这种差异不仅取决于R,而且与在水/玻璃界面等离子体产生的气泡消失的时间密切相关。图7AD显示当E4.8μj和Z0.0μm时,通过CCD图像传感器观察到的在水/玻璃界面泡沫产生。当泡沫的大小少于〜10μs时28,它不能一个普通的CCD图像传感器捕捉到。在图7A–C上只显示了收缩泡沫的影象。在图7D中,显示了激光加工结构的循环模式,因为它暂时没有改变。观察到气泡产生的时间定义为t0时刻。气泡失踪的时间Td定义为气泡产生到气泡消失的时间间隔。因为使用30帧/秒的CCD图像传感器,时间分辨率的测量是33ms。图7e中显示了脉冲能量e引起的气泡消失的时间Td的关系。我们知道气泡主要由气态氢,氧,和水汽组成。激光在气泡内照射相当于激光照射的时候没有水,而是在在空气中直接照射。因此,当辐射的时间间隔小于气泡消失的时间,抑制从玻璃表面排放的物质的物理屏蔽效应变为很薄弱,第一个激光脉冲产生的凸起被第二激光脉冲摧毁,从而形成一个不规则结构。如图6F所示,不规则的结构下形成的重复率5hz,因为当E为2.1μj时,Td小于250ms。4、结论我们已证明了在水中用飞秒激光对玻璃表面加工凸起的形成。我们研究了辐射能量和飞秒激光脉冲的焦点对凸起形状的影响。高密度的凸起的形成原因是照射激光脉冲到作用点之间的时间间隔小于一个单一凸起的直径。形成良好的形式、高密度的凸起,选择适当的参数是很重要的,包括加工时间间隔,照射能量,作用位置,以及空间的间隔。合理的安排高空间密度的凸起要求对玻璃表面进行加工处理的时间间隔比由飞秒激光脉冲水/玻璃界面加工时产生的气泡消失的时间间隔更重要。鸣谢这项工作得到了创业企业孵化器实验室,德岛大学,旭硝子财团,村田科学基金会,科学和技术孵化计划,日本科学技术厅先进科技的科技支持和赠款援助,和由教育部,文化,体育,科学和技术的科研所(B)#16360035的大力支持。参考文献1D.Du,X.Liu,G.Korn,J.Squier,G.Mourou,Appl.Phys.Lett.64,307119942H.Kumagai,K.Midorikawa,K.Toyoda,S.Nakamura,T.Okamoto,M.Obara,Appl.Phys.Lett.65,185019943B.C.Stuart,M.D.Feit,A.M.Rubenchik,B.W.Shore,M.D.Perry,Phys.Rev.Lett.74,224819954D.vonderLinde,H.Schüler,J.Opt.Soc.Am.B13,21619965H.Varel,D.Ashkenasi,A.Rosenfeld,R.Herrmann,F.Noack,E.E.B.Campbell,Appl.Phys.A62,29319966K.M.Davis,K.Miura,N.Sugimoto,K.Hirao,Opt.Lett.21,172919967E.N.Glezer,M.Milosavljevic,L.Huang.R.J.Finlay,T.H.Her,J.P.Callan,E.Mazur,Opt.Lett.21,202319968E.N.Glezer,E.Mazur,Appl.Phys.Lett.71,88219979K.Miura,J.Qiu,H.Inouye,T.Mitsuyu,K.Hirao,Appl.Phys.Lett.71,3329199710Y.Kondo,T.Suzuki,H.Inouye,K.Miura,T.Mitsuyu,K.Hirao,Japan.J.Appl.Phys.37,L94199811M.Watanabe,H.Sun,S.Juodkazis,T.Takahashi,S.Matsuo,Y.Suzuki,J.Nishii,H.Misawa,Japan.J.Appl.Phys.37,L1527199812H.B.Sun,Y.Xu,S.Matsuo,H.Misawa,Opt.Rev.6,396199913K.Yamada,W.Watanabe,Y.Li,K.Itoh,J.Nishii,Opt.Lett.29,1846200414K.Sugioka,Y.Cheng,K.Midorikawa,Appl.Phys.A81,1200515Z.Wu,H.Jiang,Z.Zhang,Q.Sun,H.Yang,Q.Gong,Opt.Express10,1244200216F.Korte,J.Serbin,J.Koch,A.Egbert,C.Fallnich,A.Ostendorf,B.N.Chichkov,Appl.Phys.A77,229200317E.Vanagas,I.Kudryashov,D.Tuzhilin.S.Juodkazis,S.Matsuo,H.Misawa,Appl.Phys.Lett.82,2901200318Y.Hayasaki,H.Takagi,A.Takita,H.Yamamoto,N.Nishida,H.Misawa,Japan.J.Appl.Phys.43,8089200419D.Kawamura,A.Takita,Y.Hayasaki,N.Nishida,Appl.Phys.A82,523200620D.Kawamura,A.Takita,Y.Hayasaki,N.Nishida,Appl.Phys.A85,39200621Z.L.Li,T.T.Lin,P.M.Moran,Appl.Phys.A81,753200522K.Katayama,H.Yonekubo,T.Sawada,Appl.Phys.Lett.82,4244200323M.Y.Shen,C.H.Crouch,J.E.Carey,E.Mazur,Appl.Phys.Lett.85,5694200424H.Yonekubo,K.Katayama,T.Sawada,Appl.Phys.A81,843200525E.N.Glezer,C.B.Schaffer,N.Nishimura,E.Mazur,Opt.Lett.22,18171997

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