（光学专业论文）激光打标的物理机制研究.pdf

长春壤工夫学硕士学位论文骧钥幢声胡 本人群蓬声冁；所受交的磙士学位论文，激光疗稼鹃物理搬铡研 究是本人在指导教师的臻簿下，独立迸孪予褥究工作所取襻懿成采。豫 文中已经液明引用的内释外，本论文不敢禽任何其他个入或集体已经发 袭藏撰霹道豹搀撼成果。对本文约磺究傲出重要委藏教个入积黧体，殇 已在文中以明确方式标明。本人党愈意识剥本声明的法律缡粱由本人承 整。 豫者签名；堡鱼兰塑差筇冀望嚣 长春理工大学学位论文j 筏校使用授权书 零掌继论文僚誊及搔簿教舜究全了释“长春遴工大学磺、潜 学使论文版权使用髋定”，简意长春理工大学保留劳囊国黎蠢关部门或 机构送交学位论文的复印件帮龟予敝，允许论文被蠢阕藕储两。本人授 权长春理王大学可以将本学位论文的全都或部分内窖编入有关数镬蓐 进行检索，也可采用影印、缩印戏搦描等复制手段保存和汇编学位论文。 作者签名；壁：鱼兰翌蔓年月盈旃 攒导肆9 i i 签名： 量月塑日 摘要 激光打标技术在近年来得到了快速的发展和广泛的应用，已 经成为了一种重要的标刻手段。出于技术成熟、使用寿命长、加 t _ ：精度好、效率高等优点，二氧化碳激光器和n d ：y a g 激光器在激 光打标中占有很大的席位。它们分别发射1 0 6 m 和1 0 6 岬的红 外激光。但是某些材料对红外激光吸收率不高，为获得清晰的标 刻效果，就需要增加激光光源的功率和重复率。这样做带来的问 题是对材料的非标刻区的热损伤及热扩散比较严重、加工精度不 高、打标效果不好。这些缺点在某些应用中是无法接受的，因此 开发其它波长的激光打标光源就显得势在必行了。目前国内外都 在大力发展紫外激光打标，如准分子激光和二极管泵浦紫外激光 ( d p s s ) 打标，由于某些材料( 特别是金属材料) 对紫外光的吸 收大，并且由于紫外激光具有很短的脉冲宽度，激光对材料的作 用只发生在材料的最表层，因此紫外激光被称为“冷激光源”。这 样就弥补了以上两种红外激光器的缺陷。 本文试图从理论上研究激光光源打标的物理机制，并给出一 些定量的计算结果对不同波长激光在不同材料上的打标效果进行 理论比较。这对各种波长和不同材料打标参数的优化，提高打标 质量和生产效率有着十分重要的意义。 关键词：激光打标热损伤红外激光絮外激光 a b s t r a c t l a s e rm a r k i n g t e c l l l l o l o g y a n di t s a p p l i c a t i o n sa r cd e v e l o p i n g r a p i d l yi nr e c e n ty e a r s ，d u et ot 1 1 e i ra d v a n t a g e so f m a t et e c h n o l o g y l o n g e rl i f e t i m ea n dh i g h e rp r o c e s s i n ge 街c i e n c yf o rs o m em a t e r i a l s ， i n 疗a r e d ( i r ) n d ：y a ga i l dc 0 2l a s e r so c c u p ym o s to ft l l el a s c r m a r k i n gm a r k c t s h o w e v e rf o rm a n ym a t e r i a l se s p e c i a l l ym e t a l l i c m a t 刚a l sw i t l ll o wa b s o r p t i v i t yo f i rr a d i a t i o n ，t og e tc l e a rm a r k ，i th a s t oi n c r c a s et h eo u t p u tp o 、v e ra n dp u l s er e p e t i t i o nr a t ew h i c h 、v o u l d r e g u l ts 甜o u sm e r i i l a ld a m a g ea n dh e a td i 贷h s i o n ， c a u s i n gp o o r m a r l ( i n gq u a l i t y t h e s ed i s a d v a n t a g e sa r eu n a c c e p t a b l ei ns o m e a p p l i c 撕o n s u vl a s e r sa r cv e f y叠o o ds u b s t i t u t e s e x c i m e ra n d d i o d c p 、l r r 巾e ds o l i d - g t a _ t c ( d p s s ll a s e ra r ei m p o r t a n tu vl a s e rs o u r c e s m a t e r i a l s 、i mm g l la b s o r p t i v i t yo f u vl a s e rc a l lb cp m c e s s e db ys h o o t p u i s e w i d t l lw i t l lp ，e a tp r e c i s i o na i l dv d y1 i t n et h e n n a le f i b c t t h i st l l e s i sa n e m p t st os t u d yt h e 曲y s i c a lm e c h 觚i s mo fl a s e f m a r k i n g 锄dc o m p 盯et 1 1 em a r k i n ge f i e c t so fd i 任b r e ml a s e rw a v e l e n g t h 0 u 硼t a t i v er e s l l l t sf o rs o m eo f t e nu s e dm a t e r i a l sa r cg i v e nw h i c h g r c a ti m p o n 觚c et ot l l ep a r 锄e t e ro p t i m i z a t i o ni sml a s e rm 址i n g k e y _ o r d s ：l b s e r 8 r k i n g t h e r m a ld 8 m a g e i n f r a r e d1 a s e r u l t r 8 v i o l e t1 a s e r 第一章绪论 1 1 激光打标技术应用于工业加工的优势 激光技术是二十世纪j 原子能，半导体及计算机齐名的四项重 人科技发明之一。激光具有很好的单色性，相干性，方向性，能在很小 的向积中积聚很高的能量密度，特别适用于材料加工。七十年代末 八卜年代初，一项崭新的激光应用技术激光打标技术在国际间悄 然兴起，并迅速得到产业化，成为激光加工最大的应用领域之一。 激光打标技术采用计算机控制激光束作为加工手段，其基本原 理是：计算机控制高能量密度的聚焦激光束按预定的轨迹作用于 机械零部件，电子元器件，仪器仪表等需要进行标记的工件表面，使 表层材料达到瞬间汽化或发生化学变化改变颜色落0 蚀出具有一定 深度或颜色的文字，图案等，从而在工件表面留下永久性标记。 激光打标技术作为一种现代精密加工方法，与腐蚀，电火花加 工，机械刻划，印刷等传统的加工方法相比，具有无与伦比的优势： 1 采用激光做加工手段，具有无接触，无切削力，热影响小的优 点，保证了工件的原有精度； 2 激光的空间和时间控制性能很好，对加工对象的材质，形状， 尺寸和加工环境的自由度大，特别适用于自动化加工和特殊面加 工： 3 激光刻划精细，线条可以达到微米量级，这些对于精细加工 有着先天的优势： 4 激光加工系统与计算机数控技术相结合可构成高效自动化 加工设备，可以打出各种文字，符号和图案，易于用软件设计标刻图 样，更改标记内容，适应现代化生产高效率，快节奏的要求： 5 激光加工没有污染源，是一种清洁无污染的环保型加工技 术。 激光打标技术已被广泛的应用于各行各业，为优质，高效，无污 染和低成本的现代加工生产开辟了广阔的前景。随着现代激光标 刻j 、e 用领域的不断扩展，对激光制造的设备系统小型化，高效率和 集成化的要求也越来越高，新型高功率光纤激光技术的开发成功， 必将对此产生极大的推动。 1 2 国内激光打标的发展历程 激光打标设备的核心是激光打标控制系统，因此，激光打标 的发展历程就是打标控制系统的发展过程。从1 9 9 5 年到2 0 0 3 年 短短的8 年时间，中国激光打标控制系统就经历了大幅面时代、 转镜时代和振镜时代，控制方式也完成了从软件直接控制到上下 位机控制到实时处理、分时复用的一系列演变，如今，半导体激 光器、光纤激光器的应用推广又对光学过程控制提出了新的挑战。 以控制对象分类，标刻控制可以分为三种：光束控制、对象 控制和飞行控制。其中，光束控制是应用最广泛的，对象控制主 要是针对特殊行业，而飞行控制将是激光标刻控制在未来的主要 发展方向。顾名思义，光束控制指固定作用对象，直接控制光束 在作用物表面的移动和停留。这种控制手段从一开始就成为主要 的控制方式：对象控制指固定光束，控制作用对象的移动和停留， 这种控制手段主要应用在对象体积比较小、质量比较轻，同时对 控制精度要求比较高而控制过程不太复杂的行业，例如硅片、晶 元和工业用陶瓷等材料的划片行业；飞行控制指同时控制光束和 对象的移动和停留，这种控制将成为激光在流水线应用的主要控 制手段，优点是速度快，自动化程度高，是后工业时代激光加工 的主流控制模式。 光束控制方式在中国经历了三个时代的演变。 1 大幅面时代 大幅面确切的说应该称为“十字扫描”，刚开始是将绘图仪的 控制部分直接用于激光设备上，将绘图笔取下，在( o ，0 ) 点x 轴基点、y 轴基点和原绘图笔的位置上分别安装4 5 。折返镜，在 原绘图笔位置下端安装小型聚焦镜，用以导通光路及使光束聚焦。 直接用绘图软件输出打印命令即可驱动光路的运行，这种方式最 明显的优势是幅面大，而且基本上能满足精度比较低的标刻要求， 不需要专用的标刻软件：但是，这种方式存在着打标速度慢、控 制精度低、笔臂机械磨损大、可靠性差、体积大等缺点。因此， 在经历最初的尝试后，绘图仪式的大幅面激光打标系统逐步退出 打标市场。现在所应用的同类型的大幅面设备基本上都是模仿以 前这种控制过程，用伺服电机驱动的高速大幅面系统，而随着三 维动态聚焦振镜式扫描系统的逐步完善，大幅面系统将逐步从激 光标刻领域销声匿迹。 2 转镜时代 由于看到大幅面系统的一系列缺点，在高速振镜技术还没有 在中国广泛普及的情况下，一些控制工程师自行开发了由步进电 机驱动的转镜式扫描系统，其工作原理是将从谐振腔中导出的激 光通过扩束，经过成9 0 。安装的两个步进电机驱动的金镜的反射， 由f t h e t a 场镜聚焦后输出作用于处理对象上，金镜的转动使工作 平面上的激光作用点分别在x 、y 轴上移动，两个镜面协同动作使 激光可以在工作平面上完成直线和各种曲线的移动。这种控制过 程无论从速度还是定位精度来说都远超过大幅面，因此在很大程 度上能满足工具行业对激光控制的要求，虽然同当时国际上流行 的振镜式扫描系统还有比较明显的差距，但严格来说这种设计思 路的出现和逐步完善代表着中国激光应用的一个里程碑，是中国 完全能自行设计和生产激光应用设备的典型标志。直到振镜在中 国大规模应用的兴起，这种控制方式才逐步退出中国激光应用的 舞台。 3 振镜时代 1 9 9 8 年，振镜式扫描系统在中国的大规模应用开始到来。所 谓振镜，又可以称之为检流计式，它的设计思路完全沿袭电流表 的设计方法，镜片取代了表针，而探头的信号由计算机控制的 一5 v 一5 v 的直流信号取代，以完成预定的动作。同转镜式扫描系 统相同，这种典型的控制系统采用了一对折返镜，不同的是，驱 动这套镜片的步进电机被伺服电机所取代，在这套控制系统中， 位置传感器的使用和负反馈回路的设计思路进一步保证了系统的 精度整个系统的扫描速度和重复定位精度达到一个新的水平。 1 3 激光打标的技术现状 目前激光打标按其工作方式可分为掩模式打标、阵列式打标 和扫描式打标。 1 掩模式打标 掩模式打标又叫投影式打标。掩模式打标系统由激光器、掩 模掇和成像透镜组成，其工作原理( 如图1 所示) 是在一块模板上， 将待打标的数字、字符、条码、图像等雕密，做成掩模，经过辍 墨l 掩模式打标媛蠖 邋镜扩束的激光，均匀的投射在事先徽好的掩模扳上，光跌瓣空 部分透射。掩模板上的图形通过透镜成像剥工件( 焦面) 上。通 常每个脉冲即可形成个标记。受激光辎射的材料表面被迅遮加 热汽化或产生化学反应，发生颜色变化形成可分辨的清晰标记。 掩模式打标一般采用c o z 激光器和n d ：y | a g 激光器。掩模式封标 圭鼹优点是一个激光稼转一次裁能拄出令完整熬、包括死耱蒋 号懿藤记，因魏蠢称瀵凄浚。对予夫援鏊产品，可在生产线上壹 谈打标。缺点是打标灵活性差，能量剩用率低。 2 阵列式打标 卜一一光出辩鸯l i 】 图2 阵列式打标原理 阵歹式打标系统如图2 所示，它是使用几台小型激光嚣同时 发麓脉冲，经反瓣镜粒聚焦透镜蜃，使几个激光菰诤在被努橛誊孝 睾喜袈褒上浇毽( 溶镪) 壅大小及深度鹭匀豹小鹜坑，每个字符、 图案都是由这些小圆黑凹坑构成的，一般是横笔划5 个点，竖笔 划7 个点，从而形成5 7 的阵列。阵列式打标一般采用小功率射 频激励c o z 激光器，其打标速度最高可达6 0 0 0 字符妙，因而成 为高速在线打标的理想选择，其缺点是只能标记点阵字符，且只 能达到5 7 的分辨率，对于汉字无能为力。 3 扫描式打标 扫描式打标系统由计算机、激光器和x y 扫描机构三部分组 成，其工作原理是将需要打标的信息输入计算机，计算机按照事 先设计好的程序控制激光器和x y 扫描机构，使经过特殊光学系 统变换的高能量激光点在被加工表面上扫描运动，形成标记。 通常x y 扫描机构有两种结构形式：一种是机械扫描式，另 一种是振镜扫描式。 ( 1 ) 机械扫描式 机械扫描式打标系统不是采用通过改变反射镜的旋转角度去 移动光束，而是通过机械的方法对反射镜进行x y 坐标的平移， 从而改变激光束到达工件的位置，这种打标系统的x y 扫描机构 通常是用绘图仪改装( 如图3 所示) 。其工作过程：激光束经过反 光镜、转折光路后，再经过光笔( 聚焦透镜) 作用射到被 加工工件上。其中绘图仪笔臂只能带着反光镜和沿x 轴方 向来回运动；光笔连同它上端的反光镜( 两者固定在一起) 只能沿y 轴方向运动。在计算机的控制下( 一般通过并口输出控 制信号) ，光笔在y 方向上的运动与笔臂在x 方向上的运动合成， 可使输出激光到达平面内任意点，从而标刻出任意图形和文字。 9 ( 2 ) 振镜扫描式 图3 机械扫描式打标原理 x 轴搬镜 y 轴振镜 融一护 磐 j 与 激究谐振藏 平场逶镜 x 0 ：了= = ：= 二￥辘 强4 扫描振镜式打标原理 振镜扫描式打标系统主要由激光器、x y 偏转镜、聚焦透镜、 诗冀极等斑成。其工作原理是将激光寐入辩到鼹反射镜( 掇镜) 上，用计算机控制反射镜的反射角度，这两个反射镜可分别沿x 、 y 辘扫撼，跌纛达到激是寒豹镳转，馕具套定功率密度浆激光聚 焦点在打标材料上按所需的要求运动，从而在材料表面i 二留下永 久鹣标澎，聚焦载光斑可滋是爨影或短形。在振镜打椽系绞中， 可以采用矢量图形及文字，这种方法采用了汁算机中图形软件对 1 0 图形的处理方式，具有作图效率高，图形精度好，无失真等特点， 极大的提高了激光打标的质量和速度。同时振镜式打标也可采用 点阵式打标方式，采用这种方式对于在线打标很适用，根据f 不 同速度的生产线可以采用一个扫描振镜或两个扫描振镜，与前面 所述的阵列式打标相比，可以标记更多的点阵信息，对于标记汉 字字符具有更大的优势。 振镜扫描式打标系统一般使用连续光泵工作波长为1 ，0 6um 的n d ：y a g 激光器，输出功率为1 0 1 2 0 w ，激光输出可以是连续 的，也可以是q 开关调制的。近年发展的射频激励c o z 激光器， 也被用于振镜扫描式激光打标机。 振镜扫描式打标因其应用范围广，可进行矢量打标和点阵打 标，标记范围可调，而且具有响应速度快、打标速度高( 每秒钟 可打标几百个字符) 、打标质量较高、光路密封性能好、对环境适 应性强等优势已成为主流产品，并被认为代表了未来激光打标机 的发展方向，具有广阔的应用前景。 目前用于打标的激光器主要有n d = y a g 激光器和c 0 2 激光器。 n d ：y a g 激光器产生的激光能被半导体和大多数塑料很好地吸收， 而且其波长短( 为1 0 6um ) ，聚焦的光斑小，因而非常适合在这些 材料上进行高清晰度的标记。c 0 z 激光器产生的激光波长为1 0 6 pm ，木制品、玻璃、聚合物和多数透明材料对其有很好的吸收效 果，因而特别适合在非金属表面上进行标记。 1 - 4 紫外激光打标的兴起 材料受热就会膨胀。激光加热产生瞬态和非均匀的温度分布， 使材料中不同区域发生不同程度的膨胀，于是产生不同的热应力。 应力很小时，它为材料的弹性所吸收；当应力超出某一值时，材 料屈服而出现组织破坏，产生断裂或塑性形变滑移。 金属的光学性质在光束作用下也会发生改变：在辐射作用下， 通常可以观察到它们的反射系数会减小。实质上，这是一中热效 应，这种热效应是金属对热损耗很敏感，特别是在反射系数较大 的红外波段更是如此。般来说，因为视在电子晶格的碰撞时间 很短，所以金属整体的反射系数随温度升高而减小。在室温以上， 典型金属的电导率大致随温度的增高而线性f 降，对于温度不太 高情况下的液态金属也是成立的，在熔融状态下，多数金属的电 导率f 降程度更大。 近年来，人们对高能红外激光与金属作用的兴趣与日俱增。 这种兴趣来源于金属对红外激光的高反射率和良好的热传导率， 同时也来源于精密令属光加j 的兴起。然而，激光损伤效应同样 作用于激光工作物质和其他光学组件，这些基本决定了激光器的 使用极限。因此，理解其损伤机制以及随后降低光学元件灵敏度 以避免损害就显得尤为重要。 山脉冲激光引发的热应力导致塑性形变是多脉冲损伤的物理 机制，这个概念最早是由wang 在1972 年提出的。此后， 随着p o r t e u s ，f o u m a i n ，j e m i g a n ，f a 汕对滑动形变的观测，m u s a l 从 各细节处对该机制进行重新考虑。他们使用单脉冲c 0 2 激光器对 铜表面进行照射研究，并将激光能量调低至铜的熔点以下。根据 m u s a l 的理论，倘若金属表面强度在每次脉冲中都被超过，那么重 复的激光照射导致的塑性形变将不断积累增加。此外，这种累加 效应会逐渐恶化表面品质并在最终造成灾难性的破坏。 由于非均匀加热的影响，金属表面的热应力将沿径向逐渐变 化致零点。另一方面，当位移( 张力) 被金属表面未加热区域所 限制之后，平行于径向表面的热应力会变得极大。肖应力大小超 过金属的弹性极限，金属表面就会发生塑性形变。重复脉冲的照 射会造成加热和冷却环的交替。随后带来的压缩( 加热) 和拉伸 ( 冷却) 的塑性形变将使被照射区域呈现为凹凸不平的表面。 发生塑性形变的闽值强度与辐照的光斑尺寸线形相关，因此， 对高斯分布而言，较大的光斑尺寸相比较小的光斑尺寸发生塑性 形变要困难得多。在试验中重复不断的照射将导致加热和冷却效 应交替出现，塑性形变也会不断叠加。塑性形变非规则的发生使 得金属表面变得粗糙。金属表面的粗糙度由多脉冲引起，并随脉 冲次数的增加而增加。作为金属镜的一种损伤模式，形变的重要 性在于它使得镜面变得粗糙，并且随着粗糙度的积累，它会逐渐 破坏镜面。当前试验所观察到的在多脉冲辐照之后的严重损伤是 由光场的微不规则性带来的光场增强所引起的。这导致了较低的 光学破坏阈值。 通过上述理论，我们不难看出：由于某些材料( 例如金属、 玻璃、聚合物等) 对1 0 6 p 肌和1 0 6 坍的红外光吸收率低下，为 了在这磐材料上进行标刻，我们不得不增加功率密度来把更多的 能量耦合到材料中去，但这会造成热应力集中和产乍细微裂纹甚 至损伤性的热副作用。n d ：y a g 激光器和c 0 ：激光器的缺点是对这 些材料的热损伤及热扩散比较严重，产生的热边效戍常会使标记 模糊，限制某些特殊要求的应用。有鉴于此，国内外都在大力发 展紫外激光打标。由于某些材料对紫外光的吸收大，并且紫外激 光具有很短的脉冲宽度，激光对材料的作用j i 发牛在材料的最表 层，因此紫外激光被称为“冷激光源”。这样就弥补了以上两种红 外激光器的缺陷。所以，用紫外激光打标时，标记边缘十分清晰， 对材料几乎没有烧损现象。因此紫外激光器览适合于材料的精密 标记。 紫外激光器包括准分子激光器和二极管泵浦紫外激光器 ( d p s s ) 。 1 准分子紫外激光器 准分子( e x c i m e r ) 是由e x c i t e d d i m e r 两个字组成，意思 是“受激二聚体”。二聚体所包含的是惰性气体和卤素两种元素。 基态下的惰性气体原子，其电子壳层已被充满，从而保持其化学 性能的稳定性。当这些稳定的原子受到激发，由于电子被激发到 更高的轨道上而打破了最外层的满壳层电子分布，此时可以与其 它原子形成寿命极短的分子，这种处于激发态的分子称之为受激 发分子简称准分子( 1 0 一1 0 1 3 ) 。不同的惰性气体与卤素的短暂 结合的混合物在解离时会释放不同波长的准分子激光。主要有a r f ( 1 9 3 蛳) ，k r f ( 2 4 8 m ) ，x e c l ( 3 0 8 m ) ，x e f ( 3 5 1 m ) 等。 准分子激光是指受激二聚体所产生的激光。当惰性气体和卤 素气体按一定比例和压力混合在一起时，在激励源的作用下使气 体原子从基态跃迁到激发态，甚至被电离。处于激发态的原子或 离子很容易结合成分子，这种分子的寿命仅有几十个毫微秒。当 激发态的分子数远多于基态准分子数，就形成粒子数反转。准分 子从激发态跃迁回基念时，释放出光子，经谐振腔振荡发射出激 光。同时稀有气体和卤素气体从准分子状态迅速解离成2 个原子。 这些光子所释放出的光子能量是非常大的，它们作用于生物组织 时发生光化学效应，使细胞组织汽化，分解，从而达到切削组织 的目的但对周围组织不产生影响，被认为是一种“冷激光”。 2 半导体泵浦固体( d p s s ) 紫外激光器 直到最近，准分子激光器仍在紫外“冷加工”微处理应用领 域占有主导地位，但是，准分子技术本身具有一些缺点。所有的 准分子激光器都要使用有毒气体，特殊气体的更换、处理和调整 过程很麻烦。而且，它们体积庞大，价格昂贵，操作和维修费用 高。不仅如此，最大的问题在于准分子激光器输出光束大而方， 空间质量较差，这严重限制了聚焦性，使得在微处理过程中一定 要使用掩模板。准分子激光对钻出相同形状的孔和重复性工作效 果不错( 如加工喷墨打印机磁鼓喷嘴上的孔) ，但是效率不高，只 有1 的脉冲能量作f j 于加【表面，而其它约9 9 的有用脉冲能量 损失于掩模板。而且使用掩模板对加工灵活性有一定的限制，如 果图形变化需要更换掩模板时，整个加工过程必须中止。 以前，固态激光器还丌：能在紫外波段提供足够的脉冲能量和 平均功率来有效地完成微处理。但是，随着技术的发展已经出现 了可靠的半导体激光器泵浦技术以及更为有效可靠的三倍频机 理，情况已经有所改变。新的三倍频半导体泵浦固体激光器( d p s s ) 成为准分子激光器适用领域中强有力的竞争者。 d p s s 不像一般准分r 激光器的矩形输出光，它的光束质量很 好，可以在长工作距离上聚焦成很小的点，使加工不再需要掩模 板，而且可以通过计算机控制的扫描振镜系统，将光导到工作面 上的任何位置，通过c a d c a m 软件，在一次“直接刻写”工艺 中执行钻孔、刻线或切割。这种“软加工”方法本身具有非常好 的灵活性，无需更换硬件就可以改变加工图样。通过钻孔实验， 比聚焦点大的任意尺寸和形状的钻孔和切割都可以通过反复雕琢 的方式进行。 高重复频率是现代d p s s 激光器的又一突出优点。准分子激光 器一般重复频率在几百赫兹，而美国c o h e r e n t 公司生产a v i a 高功率调q 紫外激光器可达到1 0 0 k h z 。更高的重复频率在低密集 度孔分布应用中以及布线或切割加工中可大大提高生产量。 从上面的分析不难看出，在能量密度水平相当的前提下，d p s s 的脉冲重复频率更高，光束质量更好。在加工要求高的大批量生 产环境下，不允许过多的维修或停工，因此紫外d p s s 激光器以它 先进的技术和高度的可靠性成为系统集成的理想选择。而且由于 d p s s 激光器紧凑的全固态设计、全封离结构，使之非常容易与高 效的生产环境相配合。不仅如此，操作简便以及对水电设施要求 低等特点，使之日渐成为工业生产领域中被广为使用的设备。 1 4 第二章激光的吸收 激光必须首先被材料吸收才能引起后续的效应。看起来似乎 很简单，得实际上，在激光加工中，吸收往往是最严格、最麻烦 的一步。人们对于不同条件下激光吸收的机理，已经进行了大量 的研究工作。这些工作，对于研究材料的激光处理很有用处。 2 1 基本光学性质 2 1 1 平面波的传播 光的最简单形式是单色的、线偏振的平面波。在大多数情况 下，真实的激光束于上述形式极为近似。在均匀的、无吸收的介 质中，光波传播的电场可以表示为： e = e o e x p 【f ( 2 届五一w ，) 】， ( 2 1 ) 其中z 是沿着光传播方向的坐标轴，w 是角频率，九使波长，后两 个量通过相速度c 相互联系，c 是光速，m 是介质的折射率，其 关系式为： = ( 2 石w ) ( c ) ( 2 2 ) 磁场h 也有与电场相类似的表达式。磁场和电场的幅值之间的关 系为： 口o = 昂”t 岛c ， ( 2 3 ) 式中晶是真空介电常数。平均来讲，电场和磁场携带相等的能量， 但是，电磁波作用于一个电子上的力为： f = 一p 【e + ( 强c ) ( 矿h ) ( 2 4 ) 可见，磁场的贡献比电场的要小v c 倍，v 使电子的速度。因此， 常忽略磁场对力的贡献。因此，本文所讨论的各种现象，主要是 一p 项产生的。 单位光波截面上的能量通量称为辐照度，有下式给出： ，= l e x 日i = n ，晶c 鹾， ( 2 5 ) 从量子力学的角度来看，频率为w 、辐照度为的光波，对应于能 量为 w 、通量为， w 的光子流。光与物质的相互作用自由某些过 程是全量子化的。然而，当我们用量子力学来理解这些过程的微 观机制时，由于强激光束中的光子流量是巨大的，通常可以用经 典的概念来描述光束与固体相互作用的现象。 光束概念的含义是，在光轴附近辐照度最大，偏离光轴则辐 照度减小。辐照度的横向分布一般是柱面对称的g a u s s 分布， ，( ，) = j oe x p ( 一，2 w 2 ) ， ( 2 6 ) 式中厶是光轴( r = o ) 处的辐照度， 功率为： p = 甜l 、 w 为光束半径。所以光束的总 ( 2 7 ) 严格的说，只有基模激光( t e m o o ) 才满足g a u s s 分布，不过在高 阶模情况下，我们仍用它来做近似公式。自由传播的g a u s s 光束 的波前总可以认为是接近于平面的，在一级近似下，忽略衍射效 应，式( 2 6 ) 也适用于在焦点附近的聚焦光束。 在吸收介质中，实际的折射率是复数n = h 。+ f ”：，而不是啊。 将式( 2 2 ) 做适当变化代入式( 2 1 ) 中，n ：( 也称为消光系数) 的意义就变得明显了：电场传播z 距离后衰减了e x p ( ，n ：z c ) 倍。 这说明，有部分光能量被吸收了。由辐照度表达式( 2 5 ) 得到吸 收系数为： 口= 一( 1 f ) ( 兰! ) = 2 w 以2 c = 4 砌2 ， ( 2 8 ) 日的倒数称为吸收长度。 本文中以著名的光波反射公式为例，认为此时光波从真空或 空气垂直入射到固体表面上，固体的折射率为n 。这种情况下，反 射光与入射光之比为 r = l ( ”1 ) ( 胛+ 1 ) i ( 2 9 ) 反射系数和吸收系数决定了被材料吸收的光束功率的大小。垂直 入射的、辐照度为i 的光束，沉积在深度z 处的功率密度为： 厶( z ) = ，( 1 一胄) d l e x 十f 心) 出。j ) 由此可知，在不透明的材料中( z 1 a ) ， ( 1 一r ) 决定，也称为吸收系数。 2 1 2 材料的宏观性质 ( 2 1 0 ) 被吸收的能量仅由量 传播媒介的性质与折射率之间的关系，通常由麦克斯韦方程 得出。对于介电常数为s 和电导率为盯的非磁性各向同性材料，麦 克斯韦方程为： v e = 0 v h = o 一 一 可x e = 一q i6 水z 、8 h | 8 t ， ( 2 1 1 ) ( 2 1 2 ) ( 2 1 3 ) v = 稻o a e 西+ 仃e ( 2 1 4 ) 取式( 2 1 3 ) 的旋量，按照下式： v ( v e ) 三v ( v e ) 一v 2 e ， 以及式( 2 1 1 ) 和( 2 1 4 ) ，则可得光波方程： v 2 e = ( 占c 2 ) a 2 e a r 2 + ( 盯氏c 2 ) a e a ( 2 1 5 ) 将平面波矢量式( 2 1 ) 代入，并利用式( 2 2 ) ( 其中用复折射率 n 代替隅) ，得到n 和、盯之间的关系式为： ，z 2 = 占+ f 盯占o w 兰占= 占l + f 占2 ， ( 2 1 6 ) 由式( 1 6 ) 决定的量s 为复介电常数，可以认为是材料的一个普适 特性函数。h 和的实部和虚部分别通过下面的式子相联系： 占l = 珂? 一疗；占2 = 2 盯l 盯2 ； ( 2 1 7 ) n ? = ( h + 占) 2 ；胛；= 0 占卜q ) 2 介电函数完全描述了材料对弱电磁辐照的响应。 料的微观结构决定的，并于光的频率相关。 ( 2 1 8 ) 介电函数是由材 2 2 3 非金属 绝缘体和半导体仅含有束缚电子，如果不是在共振频率附近， 由于缺少激发跃迁，他们基本不吸收光子。在经典洛仑兹模型q - ， 电子被描述为在波的电场力( 2 4 ) 作用下做受追振动的谐振子。 电子的振动时材料发生宏观极化，极化场又与入射波电场叠加。 介点函数就是总电场( 波电场加极化场) 与入射波电场的比。在 量子力学看来，共振是对应两个态之间的电子跃迁，两态之间的 能量差e 决定了共振频率w 。= e 。经典力学和量子力学的处 理得到几乎完全相同的介电函数表达式，对于有。个束缚电予的 非金属，考虑一次单共振，我们有： 占篇l + ( 札8 2 肌。) 厶。( w 2 一以+ f i _ w ) ( w 2 一w ；) 2 一1 1 2 w 2 】， ( 2 1 9 ) 式中，是振子强度，它是跃迁概率的量度，而衰减常数r ，描述 由电子初态和终态的有限宽度所引起的电子共振宽度。 | 芏【2l 在单一共振频率w o 附近介质的介电函数、折射率、f r e s n e l 反射 系数和吸收系数随频率的变化关系( 计算中 而，0 = 4 口r ，壳r = l p y ，。= 5 o 1 0 2 2 c 小4 ) 图2 1 显示出了共振的光学结果。正像从式( 2 8 ) 、( 2 9 ) 、 ( 2 1 7 ) 、( 2 1 9 ) 所德铡豹那样，介电函数g ，娃及导出量糟，震 葶嚣伐，帮是竞菝枣弱缀数。 当然，实际孝毒糕中会鸯许多共振，式( 2 1 9 ) 中共振矮藏该 用许多项的求和来代静。最重要的一类共搬，是电子从价带向导 带跃迁( 带间跃迁) 引起的。为了产生带间跃迁，入射光予糍蹙 必须至少等于带隙能擞嚣。在带问跃迁中成对产生的自由载流予， 如浆数强足够大，将会影响材辩的光学性矮。绝缘体的带隙桶应 予囊空紫癸竞频率，囊鞠毙照嚣瑟产生懿载浚予浓度数忽溱不 计。另一方面，半导体程光谱的可觅光或敬外光范围内有一悠带 隙。在可见光范围内，自由载流子( 由光戚热产生的) 对许多半 导体的类金属反射有明鼹的贡献。 2 ，1 4 金属 金属戆光学穗应主癸鼗决于传导窀予。由予电子气体是鬻并 的，只有靠近费米能级的电子( 自由电予) ，才对材料的光学性质 有赏献。自由电子没有共振频率，它与晶格的唯一相互作用就是 碰撼。在( 2 1 9 ) 式巾，用碰撞时间的倒数l ，r 。代替衰减常数r ， 势令共振频率等予o ，令歹二= l ，可班褥至g 爨囱电子金属豹奔魄函 数： f = 1 + w ：( 一f ；+ ，f 。帅( w 2 f ；+ 1 ) ， ( 2 - 2 0 ) 式中 w ，= 0 娥p 2 捌。岛， ( 2 2 1 ) 是泡予的等离子体频率。当w = w 。( 大多数金璃在囊空紫雏波段 满足此条件) 时，s 。和m 等于o 。 鼙 帮2 ，2 袅藏豹羚毫丞数、辑射率、f r e s n e l 扳瓣系数瓣骚牧系数 隧频率变化的些线( 计算中，袁w 。= 8 3 8 矿( 相应于。= s o 1 0 2 2 搠一3 ) 和森t = o 。0 2 9 矿) 图2 2 给蹬了8 和有关的蹙随光频率变化的情况。从图中可以看 黉，等离子体频率将整个频率嚣闯翎分为光学往质完全不弼的两 个送闼；在w 撑p 区潺，霆秘伐都 小。 当w w 。时，自由电子金属的光学性质与直流导电率c r o 有关。 借助于d r u d e 公式： 口j = 致9 2 f 。，掰。= w ：嚣o t ( 2 2 2 ) 我键可以褥妥毒鼹懿关予光学参数霞秽找静：i 馥毂公式。对于 r l t 范围( 远红外波段) ，式( 2 2 0 ) 绘出“啊岛以及 s ：“岛w 。由此可得臻“h 2 “2 岛w 。在利用式( 2 。8 ) 和 ( 2 9 ) ，得： 和 1 一r “、厩而i 口z 历瓦万 ( 2 2 3 ) ( 2 2 4 ) 对于1 r 。 w w 。( 大多收金属对应于红外和可见波段) ，我们 有4 w p ，2 w 2 f 。o ，h 2 w p w ，于是得到 和 、一r 2 | w 乒c = 2 s q wp i g 。 口2 w 。c ( 2 2 5 ) ( 2 2 6 ) 当然，图2 2 表明的是材料的整体光学性质。实际上，由于 表面污染( 吸附、氧化层等) 或宏观缺陷，金属表面的反射系数 比整体反射系数要小。这就是在文献中看到的反射率数据明显减 小的原因。表面行为和整体行为有明显差异，也可能是由“内禀” 的表面效应( 比如等离子激发或漫射电子散射) 引起的，特别是 在薄膜中，这种情况更加明显。当金属材料的尺寸小到吸收长度 的量级时，光学行为几乎完全由表面效应决定，例如极薄的蒸镀 膜或由小的、孤立的金属粒子组成的聚合结构就是这种情况。 2 2 修正后的光学性质 之前叙述的是基本光学性质，是材料对弱光的相应，这种弱 光不足以影响到材料内部的电子态和原子态。然而，强激光辐照 可以使许多材料的光学性质发生改变，而且这种改变往往非常之 大。于是，耦合不再由稳定的介电函数来表征，而成为一种动力 学过程。材料中吸收光的数量，比由基本光学性质得到的结果明 显不同。 光束引起固体光学性质的所有变化，可以归结为三种机理， 按照辐照度增大的顺序，它们是：( 1 ) 热的产生，从而导致材料 的密度或电子性质发生改变，有关的效应是透明介质中的热聚焦 以及半导体和金属的“热逃逸”现象；( 2 ) 半导体和绝缘体中， 由于带间跃迁或碰撞电离，发生自由载流子的光学产生现象，导 致吸收系数明显增大，甚至可能引起爆炸性的材料损伤；( 3 ) 强光 柬的龟场辩奄子辘道或整个分子发生菲线健碡交。许多 线经光 学现象，甑括自聚焦和多光子吸收，都是由场效应引起的。 下藤我锻摄讨论固体巾与露提到的兰穆枧毽有关的现象。 2 2 1 自聚焦 当介质的折射率实部题辐照度的函数时，就会发尘自聚焦或 蠡激焦爨象。由于激光寒焱光毒虫隧避的强发大于亵轴时的强度( 光 束的高斯分布) ，敞折射率实部随辐照度变化所引超的效应，就相 当予在光鼹中置入了一块逑镜。正如图2 。3 赝示，当强照辐照度 的增加而增大时，这块透镜就起汇聚作用。此时，相速度沿光轴 方自减小，是乎甏波毳参交鞠。最终宠全爆骧。曩疆，如鬃强随疆 照腱的增加而减小，则起发散作用。虽然这不影响能量的沉积， 毽爨聚焦可以增搬蠢效辐照度，镬其它与辐照度蠢关的瑗象餐到 加强。折射率本身变化是由热或场弓f 起的。 一：、7 一一一 、巧誓、器 0 而却卯 b 时，光束将传播一段距离z ，后聚焦， 在无象差近似下 z ，“忽。只口p ( 2 2 9 ) 式中z 。= 2 删2 n ，兄是光束的衍射长度。在许多材料中，1 w 的小功 率就会发生热自聚焦。在特定条件下，聚焦光束会在介质中形成 热波导，光束可以传播很长的距离( z 。) 而不发散。 根据上诉讨论，我们得出无限大辐照度的结论：当p p ，时， 衍射不能阻止光束聚焦为一个类似点的光斑。实际上，最终聚焦 的直径至少为几微米。限制自聚焦的主要机理是自由载流子的产 生。在吸收介质中是由热发射产生的，而在非吸收介质中是由光 学击穿产生的。自由载流子对实部的贡献是负的。它最终导致自 聚焦。同时，自由载流子引起强烈的吸收。典型的结果是，在聚 焦区域引起爆炸性的热损伤。 2 2 2 自由载流子效应 自由载流子的产生是非金属中最重要的自感耦合效应。这里 简单讨论一下自由载流子对非金属的光学性质的影响。 最简单的方法是把整个极化看成是晶格和载流子的贡献之 和。利用式( 2 2 0 ) 和( 2 2 1 ) ，并且只考虑电子，我们能够写出 总折射率( 假设w 1 f 。) 的表达式为： 胛= 订。l + ( w ，七w ) 2 ( 一1 + f w f 。) ( 2 3 0 ) 式中的h 。是晶格折射率，w 。= 札p 2 ，坍，岛。是辐照度的函数。 这里假设m 比原子密度小，而且足够小，以至可以认为晶格和载 流予的行为是相互独立的( 正如下面将要看到的，实际上这一条 件通常是得不到满足的) 。空穴也有与电子类似的表达式。正如式 ( 2 3 0 ) 所显示的，自由载流子对非金属光学性质的影响，是使” 的实部减小，虚步增大。根据式( 2 8 ) 和( 2 9 ) ，这就使当w 。 w 时，进一步增大w 。，反射系数才增大。 在半导体中，空穴往往会运动，并对吸收有重要贡献。因为 电子和空穴在数目上是相等的，便于一同处理，我们把总吸收系 数写成下列形式： 口= 口o + 曲“ ( 2 3 1 ) 式中是晶格吸收系数，。= 札= m 是载流子对的密度，。是 载流子对的吸收截面，定义为： “= 和2 岛n 1 删2 ) 【( 1 m z ) + ( 1 m ) ， ( 2 3 2 ) 式中m ：和r 。( x = e ， ) 分别是电子和空穴的有效质量和碰撞时间。 值得注意的是。基本上随五2 而变化，这就使自由载流子的吸收主 要与红外光有关。 现在来考虑绒流子产生的机理，半导体和绝缘体的翻由载流 予现象在性质上肖所不同，本文将分别讨论这两种不同类型的材 料。 ( 1 ) 半导俸 隧2 4 不同掺杂浓度的掺磷s i 中在波长为l o 6 微米时 的吸牧系数醚湿度静变亿盛线( 患是疆l 壁值，实线为计冀德) 在半导体申，蠢予热激发，弹便怒矗w e ，的光子产生载流子的机理，要比加热有效得多，称为 带问吸收，每吸收一个光子就产生一对载流子( 电子和空穴) 。在 用纳秒脉冲激光对s i 进行退火的工艺中，光学产生的载流予及其 效应，已经得到了相当的重视。在本征半导体中，带间吸收产生 载流子对的速率为， w ，其中就是带间吸收系数，取决于 带间吸收和自由载流子吸收的局域辐照度。为了模拟这种情况， 由于散射和复合，必须允许载流子的产生和湮灭。结果，载流子 密度满足微分方程： ar 一 云心= “0 石w + v ( d 删6 v “) 一 心一“( ，) 】f ，( 2 - 3 4 ) 式中第一项描述载流子对的产生，第二项描述载流子对的散射。 最后一项是复合速率( 对于“ 札。，这一项表示热载流子的产 生) 。复合寿命l 必须被看作是温度和载流子密度的函数。在大多 数半导体中，在大载流子密度情况下，主要的复合方式是a u g e r 复合，其复合能量e 。传给第三个载流子( 电子或空穴) ，而不是晶 格。因此，a u g e r 跃迁是一个三粒子过程，其彤三。 在脉冲激光退火的典型情况下，载流子密度可以达到这样一 个值，这时被自由载流子吸收的能量大于晶格吸收的能量。更进 一步说，在密度为1 0 1 7 或1 0 ”硎。以上时，载流子之间的碰撞开始 比载流子与晶格之间的碰撞更占优势了，而且载流子的行为更加 整体化，即如同等离子体。众所周知，在半导体中，热激发的载 流子服从b 0 1 t z m a n n 分布一这仅仅是在e e 。 七r