В. П. ВЕЙКО
М. Н. ЛИБЕНСОН
ЛАЗЕРНАЯ
ОБРАБОТКА
Под общей редакцией
лауреата Ленинской премии,
доктора технических наук,
профессора С. П. Митрофанова
974^15
Л Е Н И 3 Д А Т • 1 9 73
В4в
6П4
В настоящей книге сделана попытка обобщения опыта
использования лазерной технологии при обработке ма-
териалов в различных отраслях производства.
В ней содержится информация о существующих ти-
пах лазеров, предназначенных для решения технологи-
ческих задач, о физических основах процессов обработ-
ки и специфике их проведения. Рассмотрены конкрет-
ные способы и приведены оптимальные параметры про-
цессов обработки — прошивки отверстий, резки, фигур-
ной обработки поверхностей для различных материалов
и областей применения.
Книга предназначена для инженерно-технических и
научных работников и может быть полезна студентам
вузов соответствующих специализаций.
I	“"ЛЯбинехиЯ	f
г иолйг Unusny: °бяз‘
I	б'МИбТЕКА	jjaK3,
в
О 316-116
М 171(03)—73
92-73
© Лениздат, 1973
ПРЕДИСЛОВИЕ
Обработка материалов с помощью лазерного
излучения является одной из важнейших об-
ластей практического применения лазеров. На
протяжении десятилетия в этом направлении
проделан путь от получения отдельных отвер-
стий в лабораторных условиях до разработки
и внедрения в различные отрасли промышлен-
ности производительного оборудования и тех-
нологических процессов.
По мере развития лазерной техники техно-
логические возможности и сфера применений
лазеров для обработки материалов непрерыв-
но расширяются.
В настоящее время уже внутри самой об-
ласти лазерной обработки можно выделить не-
сколько направлений, имеющих свою специфи-
ку: получение отверстий; резку и скрайбирова-
ние материалов; обработку тонких слоев и
пленок.
Основы лазерной технологии получения от-
верстий с применением импульсных лазеров и
первые образцы технологических установок
были разработаны в середине 60-х годов.
В это же время появились первые лазерные
установки и для обработки тонких пленок. Те-
перь главное внимание здесь уделяется повы-
шению точности и качества обработки и созда-
нию высокопроизводительного оборудования.
3
Фигурная обработка тонкослойных мате-
риалов особый интерес представляет для ми-
кроэлектроники, где требуется выполнять ри-
сунки с высокой разрешающей способностью
на тонких пленках различных материалов.
В этом направлении использования лазерной
техники разработаны специфические методы
обработки лазерным излучением и несколько
типов лабораторных и промышленных уста-
новок.
Резка и скрайбирование материалов —
наиболее позднее направление, появившееся
в результате создания мощных надежных ла-
зеров непрерывного и квазинепрерывного дей-
ствия. За несколько лет в этой области до-
стигнуты значительные успехи, позволившие
уже сейчас освоить методы лазерной резки в
полупроводниковой, стекольной, текстильной и
других отраслях промышленности.
Уникальные характеристики лазерного из-
лучения — высокая мощность, возможность
острой фокусировки, широкий диапазон дли-
тельностей светового импульса и длин волн,
на которых получена лазерная генерация,—
обеспечили лазерным методам обработки ма-
териалов богатые технологические возможно-
сти, которые далеко еще не исчерпаны. Лазер-
ная обработка заняла прочное место среди
других электрофизических методов обработки
материалов концентрированными потоками
энергии и привлекает к себе заслуженное вни-
мание специалистов самых различных отрас-
лей техники.
В предлагаемой вниманию читателей кни-
ге предпринята попытка осветить современ-
ное состояние этой отрасли технологии обра-
ботки материалов, ее возможности и перспек-
4
тивы развития. На практике часто возникает
вопрос — можно ли и насколько целесообраз-
но использовать лазер для решения той или
иной технологической задачи. Для правильно-
го ответа на этот вопрос необходимо знать
основы лазерной обработки, ее физическую
сущность и возможности использования су-
ществующих лазеров. Первые две главы книги
знакомят читателя с лазерами технологиче-
ского назначения, их важнейшими характери-
стиками и спецификой, а также с физически-
ми процессами, происходящими при лазерной
обработке. Три следующие главы посвящены
отдельным разновидностям лазерной техноло-
гии: получению отверстий, резке и фигурной
обработке. В этих главах сначала излагаются
физико-технологические закономерности рас-
сматриваемого вида обработки, приводятся ин-
женерные методики расчета режимов облуче-
ния, а затем — описание осуществляемых с по-
мощью лазеров технологических операций, как
уже разработанных и освоенных промышленно-
стью, так и перспективных с технической и эко-
номической точки зрения. Вопросы технологи-
ческого лазерного оборудования подробно не
рассматриваются; основной упор сделан на
технологические процессы, их оптимизацию,
методы повышения точности и качества обра-
ботки.
Большая часть материалов, помещенных в
книге, является обобщением уже накопленного
опыта исследования, разработки и промыш-
ленного применения методов лазерной техно-
логии. В то же время она содержит материа-
лы, освещающие достижения последнего вре-
мени, которые не получили еще широкого рас-
пространения и известны из литературных
источников лишь соответствующему кругу спе-
циалистов. К ним относятся разделы по много-
импульсной обработке материалов, физиче-
ским процессам при резке, лазерной литогра-
фии и некоторые другие. Эти сведения могут
быть полезны не только тем, кто применяет
лазерную технологию, но и тем, кто ее разра-
батывает.
Авторы искренне благодарны Я. А. Ниасу,
под руководством которого были выполнены
многие исследования, нашедшие отражение
в книге.
Авторы считают своим долгом выразить
признательность Г. П. Суслову, Г. А. Котову,
М. Н. Никитину, Б. М. Юркевичу, Б. Н. Кот-
лецову, В. Л. Володькиной, совместная рабо-
та с которыми в продолжение нескольких лет
во многом способствовала появлению настоя-
щей книги, а также приносят благодарность
сотрудникам Петродворцового часового заво-
да, предоставившим в их распоряжение ряд
материалов о внедрении лазерной технологии.
ОСНОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИИ
1. Характеристики лазерного излучения
W — энергия излучения в импульсе;
Р — мощность излучения в импульсе;
q0 — плотность падающего светового потока;
q — плотность поглощенного светового потока;
Q — плотность поглощенной энергии излучения;
т — длительность импульса излучения;
т0 — длительность отдельного пичка генерации;
п — число импульсов излучения;
э — частота излучения;
X — длина волны излучения.
2 Константы и характеристики материалов
р — плотность;
с — удельная теплоемкость;
k — коэффициент теплопроводности;
а — электропроводность;
а —коэффициент температуропроводности;
а —коэффициент поглощения света;
8=1/ос—глубина проникновения света;
Р — отражательная способность (коэффициент
отражения);
А — поглощательная способность;
% — температурный коэффициент изменения от-
ражательной способности;
е0 — энергия разрыва связей при 0° К на атом;
Т* — выраженная в градусах энергия испарения
вещества, рассчитанная на один атом;
7пл — температура плавления;
Тк — температура кипения при атмосферном дав-
лении;
1ПЛ — скрытая теплота плавления единицы объ-
ема вещества;
£о—энергия испарения единицы объема веще-
ства при 0° К;
£ц — скрытая теплота испарения единицы объ-
ема вещества;
L — полная теплота испарения единицы объема
вещества;
7
Lp — удельная энергия разрушения единицы
_ объема вещества;
и — средняя скорость звука в твердом теле;
п— концентрация частиц;
D — коэффициент диффузии.
3 Основные характеристики процесса
вазимодействия
Т— температура,
То — температура поверхности,
Та—начальная температура;
Tv — температура начала разрушения материала;
хпр — толщина прогретого слоя;
v0 — скорость движения границы разрушения;
va—скорость испарения;
q* — пороговые плотности светового потока;
Q*—пороговые плотности энергии излучения
(1=1, 2, 3, 4);
q — удельный вынос массы,
Рь Рь Л, vi— начальные параметры пара в струе (давле-
ние, плотность, температура и скорость рас-
ширения);
tu— время нагревания поверхности до темпера-
туры начала разрушения Tv,
ti — время установления процесса квазистацио-
нарного испарения;
«о — скорость перемещения светового пятиа по
поверхности материала.
4 Геометрические характеристики
г0 — радиус зоны облучения на поверхности ма-
териала;
•9 — площадь светового пятна;
Л—глубина отверстия, толщина пленки (пла-
стины) ,
г — радиус отверстия;
d—диаметр отверстия.
ГЛАВА 1
ЛАЗЕРЫ ТЕХНОЛОГИЧЕСКОГО
НАЗНАЧЕНИЯ
Первые лазеры — твердотельный на рубине и газовый
на смеси гелия и неона — были созданы в 1960—
1961 гг. С тех пор разработаны лазеры на нескольких
десятках веществ, причем многие из созданных при-
боров успешно применяются в различных областях
техники.
Если сначала одни и те же модели лазеров исполь-
зовались для решения разнообразных задач, то в по-
следние годы наметилась тенденция к разработке раз-
личных специализированных установок, в том числен
для технологических целей.
В настоящей главе дан общий обзор основных ти-
пов лазеров, используемых для обработки материа-
лов, приведены их сравнительные характеристики и
параметры, а также указаны области их технологиче-
ского применения. Принцип действия, устройство, спе-
цифика работы лазеров здесь не рассматриваются, и
более подробные сведения о них читатель может
найти в специальной литературе — см, например,
[10; 39; 58].
1. ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ
Первыми для обработки материалов стали исполь-
зоваться твердотельные лазеры на рубине и стекле
с неодимом [28]. Принцип действия, параметры и воз-
можности этих генераторов примерно одинаковы [58].
Активной средой первого лазера является кристалл
корунда (А120з) с примесью ионов хрома, а второго —
стекло с присадкой ионов неодима. Длина волны из--
лучения рубинового лазера лежит в видимой (крас-
ной) области спектра и равна 0,69 мкм, неодимового ла-
зера— в ближнем инфракрасном диапазоне (1,06 мкм).
Для возбужденна, генерации в обоих случаях исполь-
9
зуется метод оптической накачки импульсными газо-
разрядными лампами. Энергия излучения в импульсе
W этих лазеров может достигать 100 дж и более. Ти-
пичная длительность импульса излученият составляет
около 1 мсек (вообще говоря, ее можно менять от
0,1 до 10 мсек) в режиме свободной генерации и 10—
100 нсек в режиме гигантских импульсов. Импульс
свободной генерации представляет собой серию нере-
гулярных пучков различной амплитуды длительностью
около 1 мксек, следующих с интервалом 2—10 мксек.
Угол расхождения пучка, величина которого важна
при фокусировке излучения, как правило, не превы-
шает 1<У для стекла с неодимом и 30' — для рубина.
Типичные частоты повторения импульсов f равны не-
скольким герцам, хотя созданы модели (нетехнологи-
ческого назначения) с частотой следования импульсов
до сотен герц [58].
Определенная разница в параметрах рубинового и
«стеклянного» лазеров обусловлена различием в свой-
ствах матриц стекла и корунда и в схемах генерации
ионов хрома и неодима.
Достоинством стеклянной матрицы является ее вы-
сокая оптическая однородность, что обеспечивает
меньший угол расхождения пучка и большую равно-
мерность излучения. Многие физико-химические свой-
ства стекла, в том числе оптические, спектральные и
термооптические, можно изменять в широких преде-
лах, меняя его химическую основу. Благодаря работе
лазера на стекле с неодимом по 4-уровневой схеме
генерации [58] и меньшим световым потерям порог ге-
нерации этого лазера заметно ниже, чем рубинового;
к тому же он практически не меняется с температу-
рой. Этим обстоятельством обусловлена большая ста-
бильность параметров лазера на стекле с неодимом.
Концентрация активных ионов неодима в стекле мо-
жет достигать нескольких процентов (от 2 до 6), что
значительно больше, чем в рубине (0,5% ионов хро-
ма), и обеспечивает большую удельную энергию излу-
чения. Типичная величина к. п. д. этих лазеров равна
0,1—1% и достигает 2—3% Для стекла с неодимом.
Наконец, немаловажными достоинствами стекла явля-
ются невысокая стоимость и возможность в широких
пределах варьировать форму и размеры активных эле-
ментов— рабочих тел лазеров,
10
Основные недостатки стекла — его низкие тепло-
проводность и термостойкость. Это препятствует по-
лучению высокой средней мощности и затрудняет
использование стекла в лазерах непрерывного или
квазинепрерывного действия. Большая теплопровод-
ность, термостойкость, механическая прочность и дли-
тельный срок службы рубина благоприятствуют со-
зданию на его основе лазеров с высокой частотой пов-
торения импульсов.
Следует отметить, что свойства стекла и рубина
непрерывно улучшаются; в последнее время разрабо-
таны сорта стекол с повышенной термостойкостью, а
также освоены методы выращивания рубинов с повы-
шенной однородностью.
Перечисленные параметры рубинового и неодимо-
вого лазеров определяют характерный круг их техно-
логических применений и возможностей. В первую
очередь — это получение отверстий диаметром 10—
500 мкм в различных материалах толщиной до 1—Злей
(типичные параметры импульса: IF«1 дж; тя»0,1—
1 мсек; f«l гц). К числу конкретных задач такого
рода относится получение отверстий в алмазных филь-
ерах для протягивания проволоки, в рубиновых часо-
вых камнях, фильерах для текстильной промышлен-
ности, в подложках микросхем, деталях типа руба-
шек, в заготовках для диафрагм и т. д. Широкое при-
менение нашли импульсные лазеры на рубине и стек-
ле с неодимом при микросварке объемных и печатных
проводников, пленок, многочисленных деталей в при-
боростроительной, авиационной, радиоэлектронной и
других отраслях промышленности (при W—1 дж;
т~2—10 мсек); при обработке пленок, в том числе
для получения рисунков на них (при W = 1—100 дж;
т = 0,1 мсек—10 нсек), и подгонке номиналов пленоч-
ных элементов: резисторов, конденсаторов, кварцевых
резонаторов, датчиков Холла и т. д. (при IF^0,01 —
0,1 дж; т='1 мсек—10 нсек). Стекло с неодимом и
рубин заложены в основу большинства промышлен-
ных лазерных технологических установок (28; 105].
В установках, выпущенных в 1964—1967 гг., чаще
использовался рубин. Они предназначались в основ-
ном для выяснения возможностей лазерной техноло-
гии. Из первых установок наибольшее признание по-
лучили СУ-1, К-ЗМ, «Луч-1М» (на рубине) и ГСИ-1
11
(на стекле с неодимом). В настоящее время серийно
выпускаются специализированные установки, как пра-
вило, на неодимовом стекле, предназначенные
для решения конкретных технологических задач:
«Квант-9» для прошивки черновых отверстий в ал-
мазных фильерах [19], «Корунд» и различные ее моди-
фикации—для получения черновых отверстий в ру-
биновых часовых камнях [6], в ферритовых пластинах
памяти, в фильерах для текстильной промышленности
в деталях топливной аппаратуры и т. д.; СЛС-10-1—’
для микросварки [82]. Кроме того, выпущены специаль-
ные установки для подгонки сопротивлений —
«Луч-Ш» [28] (на рубине) и для получения рисунков
на пленках —«Калан» (на стекле с неодимом) [32].
В общем, в тех случаях, когда требуется более вы-
сокая точность обработки и равномерность излучения
по большой площади (например, при выполнении ри-
сунков на пленках), целесообразно применение лазе-
ров на стекле. В установках для получения черновых
отверстий (алмазные фильеры и т. п.) в настоящее
время также чаще используется стекло с неодимом
вследствие его меньшей стоимости и лучших энерге-
тических параметров. Применение рубина, обладаю-
щего большей стойкостью и надежностью, было оп-
равдано в установках с частотой следования импуль-
сов 10 гц и более, однако сейчас рубин используется
все реже в связи с появлением новых типов лазеров.
„Наиболее перспективный из них и к тому же близ-
кий по принципу действия, устройству и параметрам
к названным выше — лазер на Y3AI5O12 — иттрий-алю-
миниевом гранате (ИАГ) с примесью неодима, излуча-
ющий на длине волны 1,06 мкм. Активная среда — кри-
сталл ИАГ, обладающий хорошей оптической однород-
ностью, высокой механической прочностью и большой
теплопроводностью. Достоинствами лазера на ИАГ
являются значительно более низкий порог генерации
по сравнению с лазерами на рубине и стекле и спо-
собность работать в непрерывном или квазинепре-
рывном режиме.
Мощность излучения лазера на ИАГ с неодимом
в непрерывном режиме достигает 300 вт при к. п. д.
до 3% [9]. При работе в импульсном режиме полу-
чена частота повторения импульсов 10 кгц и макси-
мальная энергия в импульсе 0,1 дж при длительности
12
импульса около 10 мксек. Модуляция добротности при
помощи оптико-акустического преобразователя позво-
ляет получить импульсы с энергией 0,001 дж при дли-
тельности 0,75 мксек и частоте следования 50 кгц.
Этот режим представляет большой интерес для осу-
ществления точной размерной обработки (получение
отверстий многоимпульсным методом и многоимпульс-
ная проекционная обработка) [9].
Хотя параметры отдельного импульса излучения
лазера на ИАГ незначительно отличаются от таковых
для стекла с неодимом, однако значительно большая
частота повторения импульсов обусловливает новые
технологические возможности этого лазера. С его по-
мощью удалось осуществить разрезание и скрайбиро-
вание (надрезку) кремниевых подложек интегральных
схем, заготовок рубина, подложек из ситалла и т. п.;
решить многочисленные задачи поверхностной контур-
ной обработки материалов, в том числе гравировку
тонких пленок, получение щелевых конденсаторов,
маркировку твердосплавного инструмента, получение
изображений на ювелирных камнях и т. д; добиться
значительного прогресса в шовной сварке.
2. ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Сравнительно недавно при обработке материалов
начали использоваться газовые лазеры, которые на-
много расширили возможности лазерной технологии
и повысили эффективность ее применения, заменив
на некоторых операциях твердотельные лазеры [18].
Существующие достаточно мощные газовые лазеры
излучают в широком диапазоне длин волн от уль-
трафиолетового до инфракрасного. Это дает возмож-
ность выбора подходящего лазера для обработки ма-
териалов различных классов — металлов, стекол,
полимеров, окислов, полупроводников, керамики, дре-
весины, тканей и т. д. К. п. д. газовых лазеров обыч-
но примерно на порядок выше, чем твердотельных,
а к. п. д. СОг-лазера достигает 25%. Все газовые ла-
зеры способны работать в непрерывном или импульс-
но-непрерывном (с высокой частотой повторения им-
пульсов) режиме Это позволяет не только добиться с
их помощью высокой производительности обработки,
13
но и значительно расширяет круг поддающихся
решению задач. Достоинством их является также луч-
шая по сравнению с твердотельными лазерами вое
производимость энергии излучения, его структуры и
других параметров.
Газовые лазеры в большинстве случаев просты
в обслуживании, а их отработанные модели обладают
высокой надежностью и большой долговечностью, осо-
бенно в вариантах с прокачкой газа. Все эти преиму-
щества позволяют высоко оценивать перспективы их
применения в технологии.
Остановимся подробнее на основных типах газо-
вых лазеров технологического назначения.
Лазер на смеси СОг—N2 (или воздух) — Не. Гене
рация в этой смеси осуществляется на длине волны
10,6 мкм, соответствующей переходу между колеба-
тельными уровнями молекулы СОг, возбуждаемой га-
зовым разрядом. Линия генерации лежит в среднем
инфракрасном диапазоне, и все прозрачные в види-
мой области материалы — стекло, кварц и другие —
хорошо поглощают излучение СО2-лазера. Таким об-
разом, становится возможной обработка, резка и
сварка этих материалов. Мощность излучения в не-
прерывном режиме у современных СО2-лазеров, до-
ступных для промышленного применения, достигает
1 кет (максимальная погонная мощность моделей с
возбуждением газовым разрядом при медленной про
качке газа —100 вт)му. Это довольно большая вели-
чина, которая делает лазер конкурентоспособным при
выполнении таких операций, как раскрой тканей, бу-
маги, кож, картона, древесины, резка плексигласа,
тонких листов тугоплавких металлов и т. д. При этом
весьма полезным оказывается сочетание лазерной об-
работки с поддувом активного (кислорода) или пас-
сивного (аргона, азота) газа — газолазерная резка.
Поддув кислорода при резке металлов уменьшает
энергоемкость процесса и улучшает качество реза.
Поддув инертного газа применяется при обработке
1 Отметим, что возможности увеличения мощности излучения
СО2-лазеров при одновременном уменьшении их линейных раз
меров далеко еще не исчерпаны- назовем хотя бы разработки ла-
зеров с быстрой поперечной прокачкой, с поперечным разрядом
при атмосферном давлении (для непрерывного режима работы)
и с термическими методами возбуждения [39, 68]
легковоспламеняющихся материалов для предотвра-
щения горения. СО2-лазеры с успехом используются
дЛя резки стеклопрофилита, стеклянных листов и тру-
бок, для заварки стеклянных колб, где они обеспе-
чивают высокое качество и чистоту процесса, особен-
но важную в вакуумном производстве.
В сочетании со стандартными устройствами управ-
ления СО2-лазеры можно использовать для гравиров-
ки металлов и неметаллов, например для изготовле-
ния типографских клише, нарезки резистивного уча-
стка сопротивлений и т. п.
При соответствующей системе питания лазер на
СО2 может работать и в импульсном режиме. В ка-
честве примера можно привести лазер, использован-
ный в установке ТИЛУ-1 [18], с параметрами: энергия
в импульсе — несколько джоулей, длительность им-
пульса— около ста микросекунд, частота следова-
ния— несколько сот герц. Импульсный СО2-лазер мо-
жет использоваться для прошивки отверстий в неме-
таллах, подгонки толстопленочных сопротивлений и
т д На последней операции установка ТИЛУ-1 заме-
нила целую линию из 20 рубиновых лазеров СУ-1 [18]
Лазер на молекулярном азоте. Генерация в азоте
наблюдается при возбуждении в сильноточном высо-
ковольтном разряде на длине волны 0,33 мкм, лежа-
щей в ультрафиолетовой области спектра. Основные
параметры излучения азотного лазера: длительность
импульса — 10—40 нсек, частота повторения импуль-
сов— несколько сот герц, энергия излучения в им-
пульсе— 0,01—0,1 мдж. Такой режим работы чрезвы-
чайно удобен для обработки поверхностных слоев
материала, особенно тонких пленок. Малая длина вол-
ны облегчает фокусировку излучения, малая дли-
тельность импульса обеспечивает обработку пленок
без повреждения подложки, а большая частота сле-
дования импульсов делает этот процесс весьма про-
изводительным.
Отечественные лазеры на азоте «Сигнал-3» и
ЛГИ-21 выгодно отличаются от зарубежных тем, что
имеют круглое (а не прямоугольное) сечение луча.
Они с успехом применяются для обработки пленочных
слоев — гравировки высокоомных сопротивлений и под-
гонки их номиналов, изготовления щелевых конден-
саторов, подгонки частоты кварцевых резонаторов как
15
на воздухе, так и внутри вакуумированных объемов.
Другая область их применения —обработка поверх-
ностных слоев при изготовлении полупроводниковых
приборов, в том числе разделение р—п переходов, из-
готовление меза-структур, скрайбирование кремние-
вых интегральных схем и т. п. Кроме того, ультра-
фиолетовые лазеры «а азоте могут быть использованы
в фотолитографии для засветки фоторезиста, в голо-
графии и т. д.
Среди других типов газовых лазеров, еще не на-
шедших широкого применения в технологии, следует
отметить лазеры на ионах аргона, ксенона, крипто-
на [2]. Они излучают на ряде линий в сине-зеленой
области спектра. Из ионных лазеров наибольшего со-
вершенства достиг аргоновый, суммарная мощность
излучения которого в диапазоне от 0,45 до 0,51 мкм.
достигает 100 вт в непрерывном режиме. На аргоно-
вом лазере получена также генерация в ультрафиоле-
товом диапазоне на длине волны 0,36 мкм с мощно-
стью 2,3 вт [68]. Ионные лазеры могут работать и
в импульсном режиме с высокой частотой повторения
импульсов.
Недостатком первых моделей этих лазеров являет-
ся небольшой срок их службы. Так, гарантированный
срок службы отечественного лазера на аргоне
ЛГИ-37 — 30 часов [2]. Однако в технике аргоновых
лазеров за последнее время достигнуты значительные
успехи.
Одна из последних разработок в области газовых
лазеров — лазер на парйх кадмия, который возбужда-
ется разрядом в смеси с гелием [2]. Этот лазер имеет
две мощные линии излучения в фиолетовой (А =
=0,44 лкл, Р=50 мет) и ультрафиолетовой (А=0,32 мкм,
Р = 10 мет) областях спектра. Гелий-кадмиевый ла-
зер указанной мощности типа ОКГ-19 выпускается
отечественной промышленностью и имеет гарантиро-
ванный срок службы 300 часов [2]. Этот лазер пред-
ставляет особый интерес для фотохимии в связи
с наибольшей по сравнению с другими лазерами энер-
гией .кванта излучения. Правда, имеются сообщения
о создании экспериментального макета лазера на па-
рах ртути с еще меньшей длиной волны А,=0,25 мкм.
Мощность излучения этого лазера в непрерывном ре-
жиме составляет 3 вт [68].
16
HP t
0,26 0,33 \
НТ
Материалы, . ^3	,
обладающие Фотослои
максимальным
поглощением
Видимый едет	i X/Д' »
05	0,63 0>69 ШЮ ffl,6l
m I I	т~?ni
Аг, Хе HrNe Рубин С“*^М С0г
Металлы	Неметаллы
Стекло
Рис. 1.1. Шкала длин волн излучения лазеров.
~9 10сек	-8	-,т	Кбазинепрерыбное,
	Мсек	Мсек	непрерывное
 Щ.......I..LL..1. 1. TZZ
СОг
ыг
Область Обработка	Прошивка	Резка
использования пленок	отверстий
Рис. 1.2. Диапазон длительностей импульса лазеров технологи-
ческого назначения.
Рис. 1.3. Структурная схема лазерной тех-
нологической установки:
1 — лазерная головка (а — активный элемент;
б — зеркала резонатора; в — лампа накачки;
а —лазерное излучение); 2 — источник питания;
3 — блок охлаждения; 4 — оптическая система,
формирующая излучение; 5 — наблюдательная
оптическая система; 6 — рабочий стол- 7 — обра-
зец; 8 — блок управления,
974415
Основные параметры типичных отечествен
Параметры х излучения 1 лазера х. гановки)	х.	Активная среда	Длина волны (мкм)	Частота следования импульсов (гц)	Мощность не- прерывного излу- чения (am)	Энергия импуль- са излучения (дж)	
1уч-1М“ *	Рубин	0,6943	1—5			1—2	
ЗМ*			0,1	—	1—2	
1уч-1П“ *			1—5	—	1—2	
Z-1 *			0,1	—	1—2	
вант-9“ *	Стекло	1,06	1		1—2	
	с неодимом					
орунд-1“ *			0,05—10	—	0,5	
IC-10*			1	—	1-2	
алан”*			1	—	10-15	
изил”*			1		1	
И-5	НАГ	1,06	50			0.01	
И-4	с неодимом		100	—	0,1	
'НД-100*	СО2—N2—Не	10,6	Непрерыв- ный режим	100	—	
-22			То же	40	—	
-17			9	9	30	—	
1ТОД-КЛИСТ- р *	*		9	9	40	—	
			»	9	600	—	
ЛУ-1 *			50—200	—	0,2	
лпульс”			50	—	2	
Таблица 1.1
яых лазеров технологического назначения
Длительность импульса излучения {сек)	Ресурс (срок службы без ta >ены элементов)	Наз1 ачение
2-Ю-з	100 000 имп.	Получение отверстий
1-Ю-з	50 000 имп.	•	я
5-Ю-4	100000 имп.	Подгонка резисторов
0,5-2- Ю-з	50 000 имп.	Сварка
5-10-4	50 000 имп.	Получение отверстий в алмазных фильерах
1-10-4	50 000 имп.	Получение отверстий в рубиновых часовых камнях	|
2-Ю-з	100 000 имп.	Сварка
1-Ю-з	50 000 имп.	Получение рисунков иа пленках
1-Ю-7	—	Я	я	я	•
2-10-4	—	Экспериментальная
2-10-4	—	Резка и скрайбирование кремния
—	—	Универсальная установка экспери- ментального типа
—	500 час	Сварка, резка
—.	1 000 час	Резка стеклопрофилита, нарезка стеклянных листов, сопротивле- ний, изготовление типографских клише
—	500 час	Резка и сварка стеклянных трубок
—	—	Раскрой тканей, кож, металличе- ских листов
1-10-4	2000 час	Подгонка толстопленочных рези- сторов
1-10-4	—	Экспериментальная
Параметры излучения Тип лазера X. (установки)	Активная среда	Длина волны {мкм)	Частота следования импульсов (гц)		Мощность не- прерывного Излу- чения {вт)	Энергия импуль- са излучения {дж)	!
»Сигнал-3“ * ЛГИ-21	N2	0,3371	150 100		—	ю-< 10-5
ЛГИ-37	Аг	0,5260 0,5353 0,5397 0,5955		 100—700	—	6-10-*
ЛГ-109		0,4880	Непрерыв- ный режим		1	—
ОКГ-19	Не—Cd	0,4416 0,3250	Непрерыв- ный режим		50-10-3 10-Ю-з	
ЛГИ-17	Не—Ne	1,118 1,150 1,206	5000		—	4-Ю-з
* Лазерные технологические установки.
В технологических целях широко применяются так-
е гелий-неоновые (Не—Ne) лазеры. Они являются
щоначальниками газовых лазеров и их конструкции
эсьма совершенны. Не—Ne-лазеры обладают >высо-
)й когерентностью излучения и нашли широкое при-
анение для измерительных целей. Для обработки
атериалов могут применяться лишь импульсные
е—Ne-лазеры, мощность излучения которых в им-
дшсе достигает 250 вт при частоте следования им-
лльсов до 2000 гц. Такие лазеры с успехом исполь-
>вались для испарения тонких пленок.
Основные параметры лазеров непрерывного и им-
лльсного действия, используемых в технологии, све-
жы в табл. 1.1. Шкала длин волн и диапазон дли-
Продолжение табл. 1.1
Длительность импульса излучения (сек)	Ресурс (срок службы без замены элементов)	Назначение
3-10-8 MO'S	1000 час 500 час	Обработка тонких пленок и полу- проводников
3-10-7	100 час	Экспериментальная
	100 час	»
—	300 час	*
8-10-5	300 час	
тельностей импульсов, перекрываемый этими лазера-
ми, приведены на рис. 1.1 и 1.2.
Лазеры, как источники света, составляют основу
любой лазерной технологической установки (рис. 1.3).
Помимо лазера 1 с источником питания 2 и устрой-
ством охлаждения 3 установка включает в себя опти-
ческую систему 4, формирующую излучение (колли-
мирующую, фокусирующую или проекционную), наб-
людательную оптическую систему 5 и устройство 6
для закрепления и перемещения (ручного или автома-
тического) образца 7, движение которого синхронизи-
ровано с работой лазера. Описания некоторых лазер-
ных технологических установок, предназначенных для
решения тех или иных конкретных задач, приведены
в соответствующих главах.
ГЛАВА
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ
ЛАЗЕРНОЙ ОБРАБОТКИ
В области исследования воздействия мощных свето-
вых потоков на поглощающие среды, составляющего
физическую основу методов лазерной технологии, на-
коплен большой экспериментальный и теоретический
материал. Показано, что в широком диапазоне плот-
ностей световых потоков взаимодействие лазерного
излучения с сильнопоглощающими материалами хо-
рошо описывается тепловой моделью, согласно ко-
торой весь процесс в целом может быть условно раз-
делен на несколько стадий: 1) поглощение света и
передача энергии тепловым колебаниям решетки твер-
дого тела; 2) нагревание материала без разруше-
ния; 3) разрушение материала и разлет образующих-
ся продуктов; 4) остывание после окончания взаимо-
действия.
Для задач, связанных с обработкой материалов,
наибольший интерес представляет стадия разруше-
ния, которой здесь будет уделено 'основное внимание.
Подробное описание остальных стадий процесса чита-
тель может найти в специальной литературе [5].
/. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В МАТЕРИАЛЕ,
ПРЕДШЕСТВУЮЩИЕ РАЗРУШЕНИЮ.
УСЛОВИЯ НАЧАЛА РАЗРУШЕНИЯ
При взаимодействии излучения с поверхностью
среды оно частично отражается, а частично проникает
внутрь материала, поглощается в нем и, как прави-
ло, достаточно быстро переходит в тепло. В этом слу-
чае изменение плотности светового потока по глубине
описывается законом Бугера:
q (х) = <70Д ехр(—ах),	(2.1)
22
где qo — плотность падающего светового потока на
поверхности материала;
А — поглощательная способность материала;
а — линейный коэффициент поглощения.
Координата х отсчитывается от поверхности в
глубь 'материала. Формула (2.1), соответствующая
линейному поглощению излучения, применима к са-
мым различным материалам в широком диапазоне
длин волн. В то же время конкретные значения
входящих в нее величин А и а, а также механиз-
мы поглощения света и перехода его в тепло мо-
гут сильно отличаться для материалов различных
классов.
В металлах (кванты света поглощаются в основ-
ном электронами проводимости, которые рассеивают
поглощенную энергию на тепловых колебаниях ре-
шетки за время релаксации ~ 10-11—10-10 сек [5]. Этот
процесс протекает в слое толщиной 10-6—10-5 см, при-
мерно соответствующей глубине проникновения излу-
чения в металл. Поскольку время релаксации значи-
тельно меньше длительности используемых для обра-
ботки материалов световых импульсов, можно счи-
тать, что в течение лазерного импульса тепловой
источник, напревающий решетку металла, следует за
изменениями светового потока с пренебрежимо ма-
лым временным запаздыванием. Для большинства
металлов в диапазоне длин волн от дальней инфра-
красной области до ближней ультрафиолетовой ха-
рактерны высокая отражательная способность /? =
= 1—А (особенно для благородных металлов) и боль-
шой коэффициент поглощения а~105—10е см~1.
В отличие от металлов, в полупроводниках, имею-
щих при комнатной температуре незначительную
концентрацию свободных электронов, поглощение
света определяется в основном связанными носи-
телями.
Полупроводники будут сильно поглощать излуче-
ние начиная с некоторой частоты v, для которой энер-
гия кванта hv больше ширины запрещенной зоны Eg
или же достаточна для ионизации примесей. Линей-
ный коэффициент поглощения света а может дости-
гать при этом значений до 104—105 см~1. Если hv>Eg,
то действие лазерного излучения приводит к внутрен-
нему фотоэффекту в полупроводнике. С течением
23
времени концентрация свободных носителей растет,
однако в пределе ее рост ограничен различными вида-
ми рекомбинации и диффузией электронов и дырок
из области возбуждения из-за наличия градиента кон-
центрации носителей {12; 16; 20] Интенсивное выде-
ление тепла в решетке полупроводника начинается
с момента достижения такой концентрации электро-
нов, когда они сами будут поглощать значительную
долю светового потока, т е. когда полупроводник
«металлизируется» (34] При световых потоках плот-
ностью свыше 10е вт!см2 время, необходимое для та-
кого возбуждения полупроводника, может составлять
10-9—10~8 сек. При меньших освещенностях передача
энергии излучения решетке осуществляется более мед-
ленными рекомбинационными процессами. Однако
в любом случае сдвиг во времени между поглощением
света и переходом его в тепло можно не учитывать и
считать, что тепловой источник во времени и про-
странстве изменяется по тому же закону, что и по-
глощенный световой поток. Исходный коэффициент
отражения у полупроводников обычно меньше, чем
у металлов.
Механизмы поглощения света в непрозрачных не-
металлических материалах могут быть самыми раз-
нообразными и включать в себя как составную часть
отмеченные выше механизмы междузонного и внутри-
зонного электронного поглощения. Существенную
роль может играть также примесное поглощение и по-
глощение на дефектах и включениях, приводящее к
собственному поглощению в материале в процессе на-
гревания При действии на неметаллы излучения
СОг-лазера весьма вероятным становится молекуляр-
ное поглощение.
В результате перехода энергии света в тепло начи-
нается нагревание материала. Перенос тепла в твер-
дом теле осуществляется механизмами теплопровод-
ности, из которых для металлов и сильно вырожден-
ных полупроводников основным является электронная
теплопроводность, а для неметаллов — решеточная
Размер прогретой излучением области хПр сначала оп-
ределяется глубиной проникновения света в среду
б = 1/сс, а с течениеМ-Времени растет за счет тепло-
проводности как У at, где а — коэффициент темпера-
туропроводности вещества,
24
Повышение температуры материала может сопро-
вождаться изменением его оптических и теплофизиче-
ских свойств, тепловым расширением, а также фазо-
выми переходами в твердом состоянии и плавлением.
В ряде случаев при нагревании могут активироваться
диффузионные процессы в твердом теле и некоторые
химические реакции на его поверхности и в приповерх-
ностных слоях. Таким образом, нагреванию материала
лазерным излучением сопутствуют обычные явления,
однако высокие скорости нагревания (до 1010град/сек)
и охлаждения (до—108гра<Э/сек) и большие градиенты
температуры (до 10е град/см) обусловливают некото-
рые особенности. Так, в частности, возможно повыше-
ние температуры фазовых переходов вследствие инер-
ционности процессов перестройки кристаллической
решетки при быстром нагревании и возникновении
значительных термических напряжений, а также со-
хранение при быстром остывании после облучения
ряда высокотемпературных структурных модифика-
ций, которые при медленном охлаждении неизбежно
распадаются [11; 37].
Важную роль при нагревании излучением может
играть изменение оптических свойств вещества, так
как от величин Лиа непосредственно зависит коли-
чество выделенного тепла и его пространственное
распределение. Как известно, отражательная способ-
ность металлов с ростом температуры примерно ли-
нейно падает из-за уменьшения подвижности свобод-
ных электронов, а коэффициент поглощения практи-
чески не меняется [15; 54; 69]. При этом у химически
чистых металлов с малой начальной поглощательной
способностью (например, у серебра и алюминия в
видимой и ближней ИК областях спектра) при нагре-
вании до температуры плавления наблюдается за-
метное изменение величины А Для переходных ме-
таллов и сплавов, у которых начальное значение А не
меньше 0,2—0,3, температурные изменения поглоща-
тельной способности несущественны. Если облучение
металла происходит в химически активной среде, то
при достаточной длительности воздействия на поверх-
ности металла образуются тонкие слои химических
соединений, изменяющие его отражательную способ-
ность. Например, нагревание металлов излучением
СО2-лазера на воздухе приводит к росту поглощатель-
25
ной способности за счет дополнительного поглощения
излучения образующимся окислом (подробнее см.
гл. 4).
Изменение отражательной способности полупро-
водников при действии на них лазерного излучения
происходит вследствие изменения как подвижности,
так и концентрации свободных носителей. Если рост
температуры приводит к уменьшению отражения
вследствие уменьшения подвижности носителей, то ге-
нерация этих носителей при поглощении излучения
ведет к увеличению отражения4. В целом удается
зафиксировать не более чем двукратное увеличение
отражательной способности полупроводников при на-
гревании мощным световым потоком [12; 16].
Теплофизике нагревания материалов лазерным из-
лучением посвящено большое количество работ — см.,
например, [23; 38; 56; 66]. Многие аналогичные гелио-
физические задачи рассмотрены в монографии [43]
в связи с другими проблемами.
В общем случае скорость роста температуры мате-
риала определяется, помимо энергетических характери-
стик светового пучка и свойств вещества, соотноше-
нием глубины проникновения излучения б, прогретого
слоя	и радиуса зоны облучения г0 (при фо-
кусировке излучения в круговое пятно). Когда эти
три величины меньше размеров облучаемого образ-
ца, его в теплофизическом смысле можно считать по-
лу безграничной средой. Если к тому же прогретый
путем теплопроводности слой значительно больше
глубины проникновения излучения, то источник теп-
ла можно считать поверхностным. Практически такое
допущение всегда оправдано при анализе нагревания
металлов. Для других сред оно пригодно для момен-
тов времени t^&la от начала воздействия. Если же
(полупрозрачные среды), то источник тепла
следует считать объемным, в соответствии с формулой
(2.1), но зато можно не учитывать теплопроводность
в направлении распространения излучения. При
r0^>yat можно пренебречь теплоотводом в стороны от
места воздействия излучения, а при r0<^at боковой
теплоотвод становится решающим. Формулы для рас-
1 Полупроводник «металлизируется» Сом выше).
26
чета температуры центра зоны облучения на поверх-
ности материала при действии светового потока по-
стоянной плотности для различных соотношений ме-
жду величинами г0, У at, б приведены в табл. 2.1.
Более строгие расчеты с учетом реальной времен-
ной структуры импульса, неравномерной освещенно-
сти в пятне фокусировки и т. п. показали, что приве-
денные в таблице формулы вполне пригодны для ин-
женерных оценок.
Стадия нагревания материалов излучением являет-
ся основной при изучении физической сущности тех-
нологических операций, проводимых без разрушения
материала (например, сварки, термообработки, диф-
фузии и т. д.). Для операций лазерной обработки ма-
териалов, связанных с удалением некоторой их части,
стадия нагревания является предварительной, но вме-
сте с тем весьма важной, так как ее анализ позволяет
определить условия начала разрушения: температур-
ную границу Tv и необходимый для ее достижения
так называемый пороговый световой поток q*.
\В большинстве случаев начало разрушения непро-
зрачного материала под действием мощного излуче-
ния связано с испарением вещества. Плавление мас-
сивного материала, как правило, не приводит к разру-
шению, так как вытеснения расплава из зоны облуче-
ния и образования лунки не наблюдается до тех пор,
пока не начнется испарение. Другие возможные меха-
низмы термического разрушения, например растре-
скивание хрупких материалов под влиянием термиче-
ских напряжений при нагревании, воспламенение и
горение, термическое разложение и пр., которые в оп-
ределенных условиях имеют более низкий температур-
ный порог, чем испарение, реализуются большей ча-
стью либо при непрерывном облучении, либо при об-
лучении в режиме длинных импульсов. Они могут как
ограничить возможности лазерной обработки (растре-
скивание), так и, наоборот, сильно расширить их
(управляемое раскалывание, горение, разложение).
Эти механизмы разрушения будут специально рас-
смотрены в гл. 4. Что касается испарения, то оно
обусловливает начало разрушения всех металлов и
большинства неметаллов при действии на них им-
пульсного оптического излучения.
27
28
В принципе испарение твердого тела происходит
при любой температуре выше абсолютного нуля, при-
чем тем интенсивней, чем выше температура. Однако
результирующая скорость движения границы испаре-
ния будет отлична от нуля только тогда, когда испа-
рение вещества не компенсируется конденсацией из
обратного потока, образующегося при столкновениях
атомов (молекул) пара между собой и с атомами (мо-
лекулами) окружающей среды. При испарении твер-
дого тела в вакуум пары получают возможность сво-
бодно расширяться в окружающем пространстве, и
обратный поток частиц на поверхность испарения мал.
Поэтому здесь нельзя указать четкой температурной
границы стадии нагревания и наиболее оправданной
является энергетическая оценка величин Tv и q*, осно-
ванная на сравнении удельного потока Ет, рассеивае-
мого теплопроводностью, с удельным потоком Fa,
идущим на испарение. Если считать, что для стадии
нагревания 77а<0,1<у, то обычно верхняя граница ста-
дии соответствует температуре Tv, лежащей несколько
ниже температуры кипения Тк данного материала при
атмосферном давлении. При облучении твердого те-
ла на воздухе до тех пор, пока парциальное давление
пара меньше атмосферного, т. е. при Т<_ТК, отвод
испаренного вещества осуществляется малоэффектив-
ными механизмами молекулярного переноса, и прежде
всего — диффузией в воздухе. В этом случае состоя-
ние пара у поверхности испарения близко к насыще-
нию [79], и испарение практически полностью уравно-
вешено конденсацией частиц из обратного потока. Та-
ким образом, верхней границей стадии нагревания
здесь является температура TV = TK, выше которой
включается газодинамический механизм расширения
пара.
Зная температуру начала разрушения, можно опре-
делить минимальную (пороговую) плотность погло-
щенного светового потока q*, необходимую для дости-
жения температуры Tv к моменту окончания импульса
излучения /=т. Соответствующие формулы легко по-
лучить из формул табл. 2.1 или других аналогичных
выражений. Так, для часто встречающегося случая —
поверхностного нагревания материала — ИЗ форму-
лы 1 а табл. 2.1 получим:
29
<5
t-* I
в
5'
II
Таблица
Расчетные значения минимальной плотности потока (Мвт/см2), необходимой для нагревания
центра зоны облучения некоторых материалов до температуры кипения непрерывным излучением
Материал г0 (мкм)	Ag	Al	Ац	Сг	Си	Ре	Ni	Si
5	18,4	11,3	16,5	4,4	20	4,4	4,5	4,2
10	9,2	5,7	8,3	2,2	10	2,2	2,3	2,1
20	4.6	2,8	4,1	1,1	5	1,1	1,12	1,05
50	1,84 '	1,13	1,65	0,44	2	0,44	0,45	0,45
100	0,92	0,57	0,83	0,22	1	0,22	0,23	0,21
Таблица 2.3
Плотность энергии Q* (дж/см2), необходимая для начала разрушения некоторых материалов
при действии на них прямоугольных световых импульсов различной длительности (т)
	Материал 1 т	А?	А1	Au	Cd *	Cr	Си	Ge *	”е	Mg	Мо *	Ni	Si *	w *	Сталь	Феррит
	100 нсек	64	24	35	0,3	2,2	26	0,8	3	9,7	2,5	5,7	0,8	3,4	3	5
	100 мксек	2-Юз	760	1,1-103	9,2	70	820	24,4	95	310	80	180	25	НО	95	13
	1 мсек	6,4-Юз	2,4-10з	3,5-Юз	29	220	2,6- Юз	77	300	970	250	570	80	340	300	40
Со	Примечание. Звездочкой * отмечены материалы, для						которых величина Qx* рассчитана по					поглощенному потоку.				
(2-4)
затем вСе быстрее, приближаясь в пределе (а практи-
чески уже при т<г„/4а) к зависимости типа 1<2:
VKk(Tv-TH)
= ----2^-----
При этом q* не зависит от размера зоны облучения,
поскольку боковым теплоотводом можно пренебречь.
График зависимости	в функции от ^ах)г0
представлен на рис. 2.1. Значения 0*шш при TV — TK
для некоторых материалов сведены в табл. 2.2.
В табл. 2.3 приведены значения пороговой плотности
энергии Q*~q*t, рассчитанные для ряда материалов
при длительностях импульса излучения т=100 нсек,
100 мксек и 1 мсек, типичных для работы импульсных
лазеров. В этой таблице значения Q* частично даны
по падающему потоку для длины волны излучения
Х=1 мкм с учетом соответствующей поглощательной
способности материала. В целом вычисленные и экс-
периментальные значения величин q* хорошо совпа-
дают друг с другом [5; 23]. По установившейся терми-
нологии световые потоки плотностью q^q*, не вызы-
вающие разрушения материалов, называют потоками
малой плотности, а потоки, приводящие к заметному
разрушению, — потоками умеренной плотности.
2. РАЗРУШЕНИЕ МАТЕРИАЛОВ
СВЕТОВЫМИ ПОТОПАМИ УМЕРЕННОЙ ПЛОТНОСТИ
Экспериментальные исследования кинетики разру-
шения металлов импульсами свободной генерации
твердотельного лазера, проведенные с помощью ско-
ростной киносъемки [14], показали, что:
1) имеется известная задержка во времени между
началом светового импульса и началом испарения ме-
талла, зависящая от плотности светового потока (дли-
тельность этой задержки примерно соответствует вре-
мени нагрева поверхности до температуры Tv)\
2) первоначально разрушение происходит за счет
испарения материала;
3) в дальнейшем, в процессе роста лунки, часть ве-
щества удаляется в жидкой фазе.
32
В работе [14] отмечаются также некоторые особен-
ности процесса, связанные с пичковой структурой им-
пульса: соответствие пульсаций свечения зоны облу-
чения и струи паров пульсациям излучения; прекра-
щение поступления высокотемпературных светящихся
паров с окончанием очередного пичка излучения; не-
которое поглощение падающего излучения в струе, при-
водящее к ее разогреву и увеличению яркости свечения.
Там же указывается, что разлет паров сначала про-
исходит в большой телесный угол, а затем, по мере
образования глубокой лунки, формируется узкая
струя паров. Наибольшее количество расплава выбра-
сывается примерно в середине импульса. При облу-
чении материала на воздухе на границе пар—воздух
наблюдается скачок уплотнения, образующийся при
истечении сверхзвуковой струи паров в атмосферу.
Киносъемка позволяет изучить и кинетику образо-
вания лунки, которая в течение импульса генерации
растет как в глубину, так и по диаметру. При этом,
начиная с некоторого момента, ее форма сохраняется
неизменной. Одновременно стабилизируются соотно-
шение количества жидкости и пара в струе и удель-
ный вынос массы (удельный вынос массы x\ = m/W,
где т — масса удаленного вещества при действии им-
пульса с энергией IF). Такой режим образования лун-
ки назван [14] режимом квазистационарного разру-
шения.
Разрушение сильнопоглощающих неметаллов (на-
пример, феррита) подчиняется в основном тем же
закономерностям, что и разрушение металлов. Если
эти материалы обладают повышенной хрупкостью, то
возможно дополнительное разрушение под действием
импульса отдачи вытекающих из лунки паров [21].
В частности, если скалывающие напряжения в мате-
риале превысят его ударную вязкость, то дно лунки
будет разрушено механически с образованием сквоз-
ного отверстия.
Теоретически указанные явления рассмотрены
лишь частично. Наиболее детальный анализ проведен
для одномерной модели испарения вещества, позво-
ляющей выяснить принципиальную сторону вопроса
о кинетике испарения и разлете пара при разруша-
ющих плотностях световых потоков и достаточно точ-
но описать температурное поле в материале при испа-
2 Зак № 113	33
рении с поверхности. Ниже рассмотрены основные по-
ложения этой модели.
С момента времени tv— достижения на поверхно-
сти материала температуры Тг, — начинается перерас-
пределение поглощенной и перешедшей в тепло энер-
гии излучения между рассеиваемой в материале ме-
ханизмом теплопроводности и идущей на испарение.
Хотя при />^темп нагревания поверхности замед-
ляется, однако температура Т и скорость испарения
продолжают расти до тех пор, пока практически вся
поглощенная энергия не будет расходоваться на испа-
рение. Время установления такого процесса (так на-
зываемого квазистационарного испарения) по порядку
величины1 равно ti~a/vo, где Vo — скорость движения
границы раздела фаз при квазистационарном испа-
рении. В течение переходной стадии	в среде
изменяется также и распределение температуры. При
этом размер прогретой области, как правило, умень-
шается. Баланс энергии при квазистационарном испа-
рении осуществляется таким образом, что все выде-
ленное в единицу времени тепло идет на, нагревание
и сообщение скрытой теплоты испарения (Ла) слою
толщиной Ио, т. е.
^=^5[Р^о+^и(7'о)]-	(2-5)1 2
Хотя в баланс энергии при квазистационарном испа-
рении теплопроводность среды явно не входит, ее роль
в этом процессе активна, так как сформированная за
счет теплопроводности волна нагрева в материале,
движущаяся впереди фронта испарения, «подготов-
ляет» к испарению очередные слои вещества, нагре-
вая их от начальной температуры до температуры ис-
парения То. В этом заключается одна из основных
особенностей теплового механизма разрушения мате-
риалов. Другая особенность связана с кинетикой испа-
рения вещества. При тепловом механизме разрушения
скорость испарения va следует за температурой по-
1 Строгая теория дает два времени установления квазиста-
ционарного процесса- одно — по температуре; оно примерно
совпадает с Л, другое — по скорости испарения; оно приблизи-
тельно на порядок больше.
2 Здесь не учитываются затраты тепла на плавление £пл,
поскольку обычно Лил
34
верхности То, оставаясь все время равновесной1 по
отношению к этой температуре. Для эйнштейновской
модели твердого тела, как известно [49],
г’и(Т’о) = -^ехр	>
где
7’*=-^;	(2.6)
и — средняя скорость звука в твердом теле;
ц— молекулярный (атомный) вес вещества;
R— универсальная газовая постоянная;
Lo — удельная теплота испарения при абсолютном
нуле1 2.
Результирующая скорость движения границы испа-
рения Vo должна быть вычислена с учетом обратного
потока частиц, образующегося при их столкновениях
в расширяющемся паре. Расчет, проведенный в рабо-
тах [3; 64] в рамках кинетического уравнения для
функции распределения частиц по скоростям, показал,
что
v0 ж 0,8т)„=0,8-“-ехр	.	(2.7)
При этом начальная температура Л и плотность
Pi образующегося пара связаны с температурой по-
верхности испарения и плотностью насыщенного пара
Рн(То) при этой температуре соотношениями:
Л « 0,67 То, Р1« 0,31 Рн (То).	(2.8)
Начальная скорость расширения щ пара в вакууме
или в среде с относительно малым давлением, как из-
вестно из газодинамики, равна местной скорости зву-
ка в газе и определяется по формуле
«!=	= h06(2-9)
1 При равновесном испарении количество испаренных атомов
и их распределение по скоростям и направлениям движения опре-
деляется распределением Максвелла при температуре поверхно-
сти испарения.
2 Фактически величина Т* представляет собой энергию испа-
рения вещества, рассчитанную на один атом и выраженную в гра-
дусах.
35
где у = 5/3— показатель адиабаты пара (в приближе-
нии одноатомного идеального газа).
Используя формулы (2.5) и (2.7), можно найти
важные для технологических приложений характери-
стики стадии разрушения: температуру То и скорость
v0 движения границы при квазистационарном испаре-
нии как функции плотности потока q. Расчетные зна-
чения То и v0 для некоторых материалов приведены
в табл. 2.4.
Температурное поле в материале при квазистацио-
нарном испарении с поверхности может быть опреде-
лено из решения стандартной краевой задачи тепло-
проводности с движущейся границей, на которой дей-
ствует сток, соответствующий затратам тепла на фа-
зовый переход при испарении. Если пространственное
распределение источников тепла определяется законом
поглощения света (2.1), то решение этой задачи имеет
вид [4]:
Пх) = т-(Д^ехрЬ«) + [7'0-wL]exp (-₽%),
(2.10)
где р = ц0/а.
Как видно из выражения (2.10), характерный раз-
мер прогретой области в материале при квазистацио-
нарном испарении, так же как и при нагревании, опре-
деляется либо глубиной непосредственного проникно-
вения света б = 1/а, либо величиной a/v0, пропорцио-
нальной коэффициенту температуропроводности среды.
Из выражения (2.10) следует также, что при сов-
местном действии объемного источника тепла в ма-
териале и поверхностного стока максимальная тем-
пература твердого тела (Лпах) достигается не на
поверхности испарения, а на некотором расстоянии от
нее х0 [51]. При этом
*«-(2-п)
а
Т’тах = Т (*о) =	' (2Л2)
Обычно для металлов и сильнопоглощающих полу-
проводников а^>р, тогда
1 In (^/рС'ПоТ’о) — 8 и Лпах — То	«^0-
36
В этих условиях можно считать, что
Г(х)«Гоехр(-^х).	(2.13)
Пользуясь формулой (2.13), можно найти глубину
прогретого слоя в материале при квазистационарном
испарении, которая равна
*пр=За/Хо.	(2.14)
Вычисленные для некоторых металлов значения
хПр приведены в табл. 2.4.
Подробное рассмотрение процесса испарения ме-
таллов под действием лазерного излучения и разлета
паров содержится в монографии [5] и статье [8].
В последнее время [40; 67] было обращено внимание
на то, что определенную роль в разрушении реальных
металлов при облучении играют процессы объемного
парообразования на искусственных центрах, конкрет-
ный характер которых зависит от способа получения
материала. Показано, что строгое согласие экспери-
ментальных и расчетных значений глубины образую-
щихся в металлах лунок может быть получено только
с учетом этих процессов. Таким образом, даже одно-
мерную картину разрушения материалов лазерным
излучением нельзя считать полностью изученной.
Важным вопросом, в том числе и для технологиче-
ских приложений, является определение диапазона
плотностей световых потоков, при которых целесооб-
разно производить разрушение материалов. Предель-
но малый световой поток плотностью q*, соответству-
ющий началу испарения к концу импульса, был опре-
делен выше. Однако фактически ощутимое разруше-
ние начинается при большем потоке q*, когда к концу
импульса испарение не только начинается, но и стано-
вится квазистационарным, т. е. ^=т. Расчет, выпол-
ненный в работе [42], показывает, что
q*2»ql-----?		(2.15)
и превышает значение q^ не более чем в 2—3 раза
(см. табл. 2.4). Величина q% соответствует нижней гра-
нице световых потоков умеренной плотности, при
37
ч
ci
0
ST
X
с;
О
0
Основные характеристики стадии разрушения некоторых металлов
38
которых разрушение материала происходит наиболее
эффективно.
Верхнюю границу световых потоков умеренной
плотности q* обычно связывают с началом заметного
ослабления излучения продуктами разрушения мате-
риала. Такое ослабление происходит вследствие по-
глощения лазерного излучения нагретыми парами при
связанно-свободных переходах электронов возбужден-
ных атомов, при тормозном поглощении электронов
в поле ионов и нейтральных атомов [5; 41], а также
микрокаплями жидкости [65], вылетающими со дна
лунки и образующимися при объемной конденсации
расширяющегося пара, который в большинстве слу-
чаев оказывается пересыщенным. Сильное поглоще-
ние лазерного излучения в парах может наступить
при их пробое [46; 63].
Наконец, частичное ослабление светового потока
происходит и при его рассеянии на турбулентных не-
однородностях расширяющегося параЧисленные
оценки показывают, что для металлов q*~ 108 вт!см2.
При q>q* кинетика процесса разрушения материала
будет определяться в основном динамикой разлета па-
ра, заметно экранирующего поверхность испаре-
ния [7].
Изложенная одномерная модель разрушения поз-
воляет выяснить принципиальные закономерности воз-
действия на вещество световых потоков умеренной
плотности, но не может быть использована для описа-
ния кинетики роста лунки в материале. Это связано
с тем, что как только глубина лунки h становится со-
измеримой с размером светового пятна, необходимо
учитывать влияние стенок лунки на процесс ее фор-
мирования. Если увеличение глубины h можно по-
прежнему описывать моделью квазистационарного
испарения, то расчет изменения диаметра d значи-
тельно более сложен, так как нагрев и разрушение
стенок происходят под действием многих факторов:
конденсации пара, непосредственного поглощения ла-
зерного излучения из-за расфокусировки светового
пучка и его рассеяния на факеле, лучистого и конвек-
тивного теплообмена струи паров со стенками, а так-
же путем теплопроводности.
1 Этот вопрос рассмотрен Ю. К. Крыловым.
39
(2-16)
По-видимому, для разрушения стенок их достаточ-
но расплавить, так как образующаяся жидкость мо-
жет быть вытеснена из лунки избыточным давлением
паров. Необходимый для начала оплавления стенок
удельный тепловой поток F* можно оценить по фор-
мулам [27]:
F* = г01гГ(Э^ (пРИГ0«У^);
(при г0»]/а7),
у ат
где Тпл — температура плавления. Для большинства
металлов при т=10~3 сек и г0= Ю—50 мкм величина
F* заключена в пределах 105—10е вт/см2.
Поскольку при совместном действии перечислен-
ных выше факторов нагрева стенок передаваемый им
удельный тепловой поток F по приближенным оцен-
кам может превышать 5% падающего светового пото-
ка <7о, то при <7о> Ю7 вт/см1 (F>F*) в течение импуль-
са будет изменяться не только глубина, но и диаметр
лунки.
Строгий анализ кинетики роста лунки во времени
требует решения гидродинамической задачи о движе-
нии пара и вязкой жидкости вдоль стенок с учетом
всех факторов их нагрева. В настоящее время подоб-
ное рассмотрение провести сложно как из-за недоста-
точности экспериментальных данных, так и вследствие
необходимости многочисленных допущений, точность
которых трудно оценить. Поэтому приходится идти по
пути феноменологического описания процесса роста лу-
нок, основанного на экспериментальных зависимостях.
Так, в работе [76] предлагается использовать методы
теории подобия. При этом численные коэффициенты,
входящие в окончательные формулы для зависимости
h и d от времени, выбираются из условия наилучшего
согласия расчетных и опытных данных.
В работе [27] предложена иная феноменологиче-
ская модель роста лунки при <70>Ю7 вт/см2, основан-
ная на данных скоростной киносъемки процесса разру-
шения металлов [4; 14]. Согласно этим данным, при
фокусировке излучения вблизи передней поверхности
образца в материале образуется лунка, профиль ко-
40
торой близок к цилиндрическому *. Изменение ее раз-
меров со временем происходит так, что в первом при-
ближении текущий радиус r(t) и глубина лунки h(t)
связаны между собой уравнением светового конуса
для крайних лучей пучка с углом раствора 2у
(рис. 2.2):
r(Z) = r0+tg	(2.17)
При построении феноменологической модели пред-
полагают, что материал со дна
ряется, а со стенок уносится в
виде расплава, причем оба про-
цесса являются квазистацио-
нарными; кроме того, прене-
брегают температурной зави-
симостью полной теплоты испа-
рения материала (L(7'o)~Lo)
и экранировкой Поверхности
испарения продуктами разру-
шения. Тогда уравнение энер-
Рис. 2.2. Схема изменения глубины h
и диаметра лунки d=2r во времени
при условии совмещения поверхности
образца с фокальной плоскостью
линзы:
7—половина угла раствора светового ко-
, D — til
нуса; tg 7 = —, где D - диаметр излуча-
теля; I —расстояние от излучателя (лазера)
до переднего фокуса линзы с фокусным рас-
стоянием /; г0—начальный радиус лункн, рав-
ный радиусу светового пятна; а—угол рас-
хождения пучка.
лунки только испа-
гетического баланса в лунке в каждый момент вре-
мени может быть записано в виде:
P{f) dt=L0^r1 2 Апл-2кг (/)-й (/) dr, (2.18)
где P(t)—текущее значение поглощенной мощности
излучения.
1 Этот случай представляет практический интерес при по-
лучении с помощью лазера цилиндрических отверстий в мате-
риалах.
Решение системы уравнений (2.17), (2.18) для
P(t) = const дает:
при h(t) <г0
<2Л9>
Рис. 2.3. Глубина лунки h(l), ее диаметр d(2) и отношение h/d(3)
в зависимости от безразмерного времеии при фокусиров-
ке лазерного излучения на поверхность образца.
/а = 30   —	' —время установления процесса квазистационарного раз-
рушения при данной плотности потока ~д, P=tg у.
при й(О>го
Г______________Г'3.
W ~ л tg27 (£0+2/.пл) J >
(2.21)
(2.22)
На рис. 2.3 приведены построенные по формулам
(2.19) — (2.22) качественные зависимости глубины h и
42
диаметра d лунки от величины 0, пропорциональной
времени разрушения t. Там же приведена зависимость
отношения глубины лунки к диаметру h/d как функ-
ция @.
На начальной стадии процесса образования лунки
ее диаметр меняется слабо, а глубина растет со време-
нем по линейному закону за счет испарения мате-
риала по всей площади светового пятна (так же, как
и в модели квазистационарного иопарения). С тече-
нием времени интенсивное оплавление стенок лунки и
выброс жидкой фазы приводят в рамках рассмотрен-
ной модели разрушения к замедлению скорости роста
лунки в глубину, причем в предельном случае (/->оо)
ее глубина и радиус растут пропорционально Р/3, т. е
форма лунки не изменяется. Такой режим развития
лунки, когда ее форма не меняется, соответствует ре-
жиму квазистационарного разрушения, эксперимен-
тально обнаруженному в работе [14].
Помимо стабилизации формы лунки квазистацио-
нарное разрушение характеризуется также постоян-
ным соотношением количества жидкости и пара в про-
дуктах выброса материала, по расчету равным двум,
а также уменьшением удельной энергии разрушения
Ар до величины
Ар ~ (^о+2АПЛ)/3.
Режим квазистационарного разрушения устанав-
ливается к концу лазерного импульса длительностью
т=1 мсек при плотности потока q = q*~\О7—108вт/см2.
Рассмотренная выше модель роста глубоких лунок
в непрозрачных средах под действием лазерного излу-
чения позволяет объяснить некоторые интегральные
закономерности процесса разрушения материалов,
важные для технологических приложений, и прежде
всего — зависимость удельного выноса массы (ц) от
плотности падающей энергии излучения (Qo). На
рис. 2.4 изображен ряд кривых, качественно ха-
рактеризующих эту зависимость для случаев, когда
разрушение описывается моделью плавления мате-
риала (кривая /), моделью испарения (кривая 2) и
моделью квазистационарного разрушения (кривая 3).
При малых плотностях энергии Qo<Q*™i =
43
материал лишь нагревается излучением. При плавлении
(кривая 7) в области <Q0<Q*m_______имеет место не-
стационарный процесс (ф*пл ~Ьвяуаг); для больших
потоков (<?о>С?2пл) плавление становится квазиста-
Рис. 2.4. Удельный вынос массы материала
т] в зависимости от плотности падающей
энергии излучения Qo для различных моде-
лей разрушения:
1 — плавление; 2— испарение со дна, плавление
на стенках; 5 —испарение.
ционарным уже через малое время после начала воз-
действия; удельный вынос при этом максимален, ра-
вен ц = р/£Пл и не зависит от Qo вследствие чрезвы-
чайно слабой зависимости ТПл от внешних условий.
Однако чистое плавление материала под действием
Удельная энергия разрушения и удельная эн
Материал	А1	Bi	Ре	Cd	Си	Мо	Ni
/ кдж\ ЛР\ см? J	14,5	12	52	12,5	35	65	59
/ кдж\ см? )	23	9,4	55	8,6	47	69	54
44
лазерного излучения, как правило, не наблюдается, и
кривая 1 приведена здесь лишь для сравнения с дру-
гими случаями.
Если основным механизмом разрушения является
испарение, то по аналогии с кривой 1 область
Qt<Qo<Q2 (кривая 2) соответствует нестационар-
ному испарению материала, которое переходит в ква-
зистационарное при Q0>Ql когда отводом тепла пу-
тем теплопроводности можно пренебречь. Удельный
вынос при этом равен т] = р/Л и падает с увеличением
плотности потока q, так как полная энергия испаре-
ния L растет с увеличением температуры испаряемой
границы [4].
Кривая 3 построена для случая, когда материал на
дне лунки только испаряется, а на стенках только
плавится. При малых плотностях энергии (неглубо-
кие отверстия) такая модель разрушения приводит
к тем же закономерностям, что и модель испарения,
поэтому на начальном участке кривые 2 и 3 совпа-
дают. По мере роста плотности энергии вплоть до Q*
режим разрушения материала стремится к квазиста-
ционарному, характеризующемуся постоянным соот-
ношением количества жидкости и пара в продуктах
выброса. Удельный вынос при этом возрастает почти
в 3 раза (так как АПл<СЕо)- Наблюдаемые экспери-
ментально зависимости ri = f(Q0) [14; 21] имеют вид,
подобный качественным кривым рис. 2.4, и лежат
внутри области, ограниченной кривыми 1 и 2. Экспе-
риментальные значения минимальной удельной энер-
гии разрушения единицы объема материала (Lp),
соответствующие максимальному удельному выносу
Таблица 2.5
гия испарения некоторых металлов и сплавов
	Sn	РЬ	Mg	Сг	Zn	Дюралю- миний Д-16Т	Бронза Б1АМ9-4	Латунь ЛС-59	Сталь 10
	8	13,5	13	70	15	13,5	42	38	62
	20	11	12,5	50	12,5	—	—	—	—
45
(1/Lp), при плотности энергии Q0=Q* сведены в
табл. 2.5 [4]. Там же приведены табличные значения
удельной энергии испарения Lo.
Рассмотренные закономерности разрушения погло-
щающих материалов характерны для действия на
них лазерных импульсов длительностью 10-4—10-3сек.
Ряд особенностей, связанных с временной структурой
таких импульсов и с влиянием перераспределения рас-
плавленного материала после облучения на оконча-
тельный результат воздействия, будет рассмотрен
в гл. 3. Здесь же следует отметить, что, как и дру-
гим методам обработки концентрированными источ-
никами энергии, лазерному методу свойственны ти-
пичные различия между разрушающими и неразруша-
ющими режимами облучения. В то время как для
осуществления разнообразных видов термообработки
и сварки материалов предпочтительнее режимы мяг-
кого нагревания гладкими световыми импульсами от-
носительно большой длительности с пологими фрон-
тами или непрерывным излучением, для размерной
обработки необходимы короткие мощные импульсы
(одиночные или сформированные в серию) с крутыми
фронтами. В этом смысле режим свободной, в том
числе хаотической, генерации твердотельных лазеров
оказался вполне приемлемым для получения отвер-
стий в материалах. В то же время укорочение им-
пульса вплоть до типичных для гигантских импульсов
значений (10—100 нсек) не приводит к увеличению
эффективности лазерной обработки массивных мате-
риалов, поскольку «испарительный» механизм раз-
рушения при <7>1О9 вт!см2 сменяется «взрывным» [5],
при котором удельный вынос примерно в 5 раз мень-
ше. Однако гигантский импульс может быть исполь-
зован для обработки тонких слоев и пленок, по-
скольку в этом случае требуемая плотность потока
не превышает 108 вт!см2, когда разрушение происхо-
дит путем чистого испарения (см. гл. 5).
Удлинение лазерного импульса свыше 1 мсек
(или переход к непрерывному облучению) с целью
получения глубокой тонкой лунки оправдано только
в случае, когда материал имеет низкую теплопровод-
ность (иначе тепло уйдет далеко в стороны от места
воздействия), высокую пластичность или малый ко-
эффициент линейного расширения (иначе раньше про-
46
изойдет хрупкое разрушение) и обладает способно-
стью дополнительно подфокусировать излучение без
заметного ослабления его на дне лунки по мере ее
роста (либо за счет отражения от стенок, либо за
счет тепловой самофокусировки излучения [45]). При-
меры использования таких режимов для получения
отверстий в неметаллах приведены в гл. 3.
Другую важную область применения непрерывного
и квазинепрерывного излучения составляет лазерная
резка материалов, физические особенности которой
рассмотрены в гл. 4.
ГЛАВА 3
ЛАЗЕРНАЯ ТЕХНОЛОГИЯ
ПОЛУЧЕНИЯ ОТВЕРСТИЙ
Получение отверстий в различных материалах яви-
лось, по-видимому, первой иллюстрацией практиче-
ских возможностей лазеров в технологии. Достаточно
вспомнить первые опыты по обработке алмазов [86]
и многочисленные сообщения о лазерах, мощность ко-
торых оценивалась числом одновременно прожигае-
мых бритвенных лезвий. В 1963—1964 гг. широко об-
суждались перспективы использования лазеров для
размерной обработки: возможность получения отвер-
стий в твердых, хрупких, тугоплавких, сверхпрочных
и радиоактивных материалах; указывалось на относи-
тельную простоту получения отверстий диаметром до
10 мкм, а в тонкой фольге—даже 0,4 мкм [101]; на
отсутствие изменения свойств и структуры материала
в зоне, окружающей отверстие; на возможность по-
лучения отверстий цилиндрического и конического
профиля, отверстий под углом к поверхности, отвер-
стий с большим отношением глубины к диаметру
и т. д.
Однако внедрение импульсных лазеров в техно-
логию размерной обработки на практике оказалось
достаточно сложным. К настоящему времени они при-
меняются в основном для получения черновых отвер-
стий, например в алмазах и рубинах, а также в дета-
лях приборов ряда отраслей промышленности, где не
предъявляется особо жестких требований к точности
обработки. Возникшие же трудности в разработке и
внедрении лазерной технологии прошивки высокоточ-
ных отверстий связаны как с нестабильностью работы
существующих лазеров, так и с принципиальными
особенностями образования отверстий в материалах
под воздействием импульсов свободной генерации
лазеров миллисекундного диапазона.
в настоящей главе будут рассмотрены зависимо-
сти основных технологических параметров отверстий
(размеров, профиля, формы сечения, точности обра-
ботки и качества поверхности) от режимов облучения,
проведен анализ методов повышения точности лазер-
ной обработки и описаны конкретные применения ла-
зеров в технологии получения отверстий.
/. ЗАКОНОМЕРНОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ ОТВЕРСТИЙ
В НЕПРОЗРАЧНЫХ МАТЕРИАЛАХ
При анализе стадии разрушения непрозрачных ма-
териалов световыми потоками умеренной плотности
отмечено, что основными процессами, приводящими
к образованию лунки, являются испарение и плавле-
ние вещества При этом лунка растет в глубину
в основном за счет испарения, а по диаметру — за
счет плавления стенок и вытеснения жидкости избы-
точным давлением паров. Кинетика развития такой
лунки под действием импульса свободной генерации
удовлетворительно описывается феноменологической
моделью, рассмотренной в гл. 2. Эту модель можно
использовать для расчета окончательных размеров
лунки в непрозрачной среде, считая для простоты, что
^о^>7.пл. Если излучение фокусируется на поверх-
ность материала, то из (2.17) и (2.18) получим, что
к моменту окончания импульса образуется лунка глу-
биной
” - 7м'8т)’ + 5п?т^-тгт- <3>)
и диаметром
<з-2>
где W=Pr— энергия излучения в импульсе;
Р — импульсная мощность.
Вычисленные по этим формулам значения h и d
Для некоторых материалов приведены в табл. 3.1. Из
формул видно, что глубина и диаметр лунки зависят
°т энергии излучения нелинейно. В частности, при
^>2r0, h~ U71/3 и d~ W-3, что согласуется с экспери-
ментальными результатами работы [14].
Значительное влияние на профиль лунки, а также
на характер разрушения оказывают условия фокуси-
ровки излучения. На рис. 3.1 приведены типичные
профили лунок, полученных в непрозрачном мате-
Таблица 3.J
Расчетные значения глубины h (мм)
и диаметра d (мм) отверстий,
образующихся при фокусировке излучения
на переднюю поверхность образца
W (дж)	AI		Сталь		Mo		w		Феррит	
	h	d	h	d	h	d	h	d	h	d
0,1	0,58	0.14	0,45	0,11	0,40	0,10	0,38	0,10	0,45	0,11
0,5	1,10	0,23	0,85	0,18	0,80	0,18	0,70	0,16	0,85	0,18
1,0	1,37	0,29	1.10	0,24	1,00	0,22	0,90	0,20	1,10	0,24
2,0	1,75	0,37	1,40	0,30	1,35	0,29	1,20	0,26	1,40	0,30
5,0	2,40	0,50	1,90	0,40	1,85	0,39	1,65	0,35	1,90	0,40
Примечания. 1. Принято т = 1 мсек; tg у = 0,1; го=1О мкм.
2. Удельная энергия испарения материала (кдж/см3): А1 — 31;
сталь —• 57; Мо — 69; W — 88, феррит — 50.
риале при одной и той же энергии излучения, но раз-
личных положениях фокуса относительно передней по-
верхности образца. Такое изменение профиля лунки
качественно легко объяснить, если рассмотреть ход
лучей вблизи фокуса оптической системы (рис. 3.2).
Для обработки в сходящемся световом пучке харак-
терным является конический профиль лунки, а в рас-
ходящемся— цилиндрический. «Колбообразный» про-
филь представляет собой комбинацию конуса и ци-
линдра. За счет неравномерности распределения из-
лучения по сечению светового пятна и во времени
в течение импульса, а также под влиянием теплопро-
водности и гидродинамических явлений профиль лун-
ки, задаваемый ходом лучей в ней, искажается.
В частности, появляется характерная воронка на
входе лунки и плавный переход от дна к стенкам,
а при больших расфокусировках профиль лунок ста-
новится параболическим.
Несмотря на ряд предельных упрощений, лежащих
в основе изложенной выше модели роста лунки, выте-
50
кающие из этой модели закономерности в целом хо-
рошо согласуются с экспериментальными данными
[1; 14; 21]. Пользуясь ею, можно по заданным разме-
рам отверстия произвести выбор режима обработки
материала при получении черновых отверстий.
Рис 3 1. Профили лунок, полученных в ферритовой пластине тол-
щиной 0,5 мм, в зависимости от положения фокуса относительно
передней поверхности пластины. Энергия излучения неодимового
лазера в режиме свободной генерации (т= 1 мсек) 117=0,4 дж.
Рис. 3 2. Зависимость профиля образующейся в материале лунки
от фокусировки излучения.
Прежде чем перейти к рассмотрению этой задачи,
следует подчеркнуть, что модель квазистационарного
разрушения достаточно строго описывает рост отвер-
стия только в глубину, в то время как изменение его
диаметра происходит с известным (иногда значитель-
ным, вплоть до 50—80%) отклонением от расчетной
зависимости (3.2). Причина этого заключается в при-
ближенном характере связи глубины с диаметром
лунки, согласно уравнению светового конуса
d=d0+2h-lg f.	(3.3)
51
Для получения большей точности в определении
диаметра лунки можно воспользоваться простым со-
отношением между объемом удаленного из цилиндри-
ческой лунки вещества и затраченной энергией излу-
чения.
^-AZp=IF,	(3.4)
где Lp — удельная энергия разрушения единицы
объема вещества, определяемая экспериментально
(см. табл. 2.5).
При известных оптических и теплофизических ха-
рактеристиках материала формул (3.1) и (З.З)вприн-’
ципе достаточно для построения приближенной ниже--
нерной методики расчета параметров светового им-
пульса для получения цилиндрического отверстия раз-
мерами h и d. Вообще говоря, с помощью этих фор-
мул можно определить только два параметра: напри-
мер, энергию излучения W и необходимое фокусное
расстояние линзы f. Остальные параметры импульса:,
длительность импульса т, угол расходимости излуче-'
ния а и расстояние I между лазером и передним фо-!
кусом линзы, которыми варьировать трудно, берутс^
такими, какими обладает каждый конкретный лазер:
в типичном режиме работы Поэтому ниже величины
т, а и I будем считать известными	j
Тогда необходимую энергию излучения W можно
определить по формуле (3.4), а фокусное расстояние
линзы f найти из выражения	j
/«A. (D-al),	(3.5)
где D — диаметр светового пучка на выходе лазера.
Расчетное значение f следует округлить до бли-
жайшей стандартной величины (в большую сторону),
а расхождение с расчетной формулой (3.5) скомпен-
сировать изменением диаметра светового пучка D,
т. е. за счет его частичного диафрагмирования. При
этом необходимо обеспечить, чтобы в диафрапмиро-
ванном пучке содержалась требуемая энергия излу-
чения W.	1
Например, для получения в алюминии отверстия
глубиной й=1 мм и диаметром d=0,2 мм с помощь^
лазерной установки «Луч-1М» (D = 4 мм, 1=50 см,
а = 3 • 10~3 рад, т= 1 мсек) необходимо обеспечить
энергию излучения W=0,7 дж и выбрать линзу с f =
= 2,7 см.
Что же касается точной, чистовой обработки мате-
риалов лазерным излучением, то факторов, учтенных
в изложенной модели роста лунки, оказывается недо-
статочно для определения результатов воздействия.
Прежде всего, как показывают эксперименталь-
ные исследования процесса разрушения металлов, не
вся жидкая фаза удаляется из лунки, расплав час-
тично остается в ней и после окончания импульса кон-
денсируется на стенках и на дне [5; 114]. Причиной
этого может служить уменьшение плотности светового
потока на дне лунки как за счет расфокусировки све-
тового пучка по мере ее роста в глубину и действия
других перечисленных выше факторов ослабления
светового потока, так и вследствие обычно наблю-
даемого у твердотельных лазеров уменьшения к кон-
цу импульса мощности генерации. При этом падают
скорость и давление паров в лунке, и расплав выбра-
сывается из нее лишь частично. Результатом непол-
ного удаления жидкой фракции продуктов разруше-
ния является заплавление лунки, которое нередко
наблюдается при получении отверстий световыми им-
пульсами длительностью ~1 мсек и более (рис. 3.3).
Согласно экспериментальным данным, полученным
в работе (60], заплавление отверстий в тонких пла-
стинах происходит, как правило, после образования
сквозного отверстия, т е. либо в конце импульса из-
лучения, когда мощность генерации падает, либо
сразу же после его окончания, и обусловлено, по-ви-
димому, перераспределением расплавленного мате-
риала в эти моменты времени.
Для пояснения вероятного механизма заплавления
лунки рассмотрим, как образуется и движется рас-
плавленный материал при различных плотностях све-
тового потока в пятне фокусировки (рис. 3.4). При
плотности потока 7o<7mm возможно лишь проплавле-
ние поверхностных слоев материала на некоторую,
обычно незначительную, глубину. Движения расплава
при этом не происходит (рис. 3.4,а). Если <7><7min, то
в некоторый момент времени начинается испарение
Материала в центре фокального пятна, где темпера-
53
тура выШе, и под действием избыточного давления1
пара поверхность расплава искривляется (рис. 3.4,6),
так что граница плавления сдвигается в глубь мате^
риала. При еще больших потоках в центое зоны об-
Рис. 3.3. Искажения профиля лунки в стали вследствие перер ас
пределения расплава при постепенном уменьшении плотности све
тового потока от 5 - I07 до 3- 106 вт!смг.
лучения начинает эффективно расти лунка какзасче:
непосредственного испарения, так и за счет вытеснени;
жидкости из этой зоны. Пока движение жидкости ла-j
минарно и происходит с относительно небольшой око-
Рис. 3.4. Влияние изменения плотности светового по-
тока на профиль лунки в течение импульса излучения
(верхний ряд) и после окончания импульса (нижний
ряд).
ростью, она не распадается на отдельные капли и не
увлекается струей пара, а, удерживаемая силами по-
верхностного натяжения, располагается в виде валика
на поверхности материала (рис. 3.4,в). После окон-
чания импульса или на спадающей его части не
54
успевшая остыть жидкость снова заполняет лунку.
В результате после кристаллизации в материале обра-
зуется узкая и глубокая зона переплавленного веще-
ства (так называемая зона кинжального проплавле-
ния). При дальнейшем увеличении плотности потока,
когда движение жидкости становится частично турбу-
лентным, отдельные капли могут отрываться от по-
тока расплава, движущегося вдоль стенок лунки
(рис. 3.4, а). В этом случае лунка заплавляется не
полностью, и вблизи ее дна могут оставаться отдель-
ные пустоты. Последнее может объясняться также
частичной кристаллизацией расплава на поверхности
еще в течение импульса излучения. Наконец, при та-
ких потоках, когда на протяжении действия светового
импульса материал интенсивно испаряется, движение
жидкости вдоль стенок лунки приобретает турбулент-
ный характер, и большинство капель отрывается от
поверхности материала и летит по периферии факела.
Однако при длительностях облучения 1 мсек и более,
особенно для импульса с пологим задним фронтом,
жидкости, оставшейся на поверхности материала и на
стенках лунки, может быть достаточно для заплавле-
ния лунки вблизи ее входа (рис. 3.3 и 3.4, д). И лишь
при потоках плотностью q~'5 • 107 вт/см2 можно ожи-
дать, что лунка не будет заплавлена (рис. 3.4, е).
Необходимо отметить, что заплавление может наб-
людаться только для лунок с вполне определенным
отношением глубины к диаметру. Это следует из того,
что даже если весь расплав, составляющий в сред-
нем 2/з объема лунки, останется в ней после оконча-
ния импульса, то под действием сил поверхностного
натяжения он переформируется и будет стремиться
принять форму некоторого тела вращения с мини-
мальной площадью поверхности. В простейшем слу-
чае— это соосный с отверстием тороид, усеченный его
боковыми стенками. Расчет показывает, что внутрен-
ний диаметр тороида будет равен нулю (лунка запла-
вилась), когда /i/d^l,35. Если жидкость лишь час-
тично остается в лунке (например, 30% от общего
объема жидкости), а при больших потоках, в силу
сказанного выше, это всегда именно так, то лунка не
будет заплавлена при йД/<4.
Таким образом, наличие большого количества рас-
плава и его неполное удаление из лунки является
55
неблагоприятным и трудноуправляемым фактором
при использовании импульсов свободной генерации
лазеров миллисекундного диапазона для размерной
обработки. В известной степени именно поэтому такие
лазерные импульсы нашли применение только для
прошивки черновых отверстий в различных мате-
риалах. Осуществление же чистовой обработки
лазерным излучением требует выбора таких ре-
жимов облучения, когда количество образующейся
жидкости минимально, а зона воздействия излучения
четко очерчена.
2. ТОЧНОСТЬ ЛАЗЕРНОЙ ОБРАБОТНИ
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА ТОЧНОСТЬ
И ВОСПРОИЗВОДИМОСТЬ ОБРАБОТКИ
Накопленный опыт по исследованию и примене-
нию лазеров в технологии размерной обработки по-
зволяет провести анализ факторов, влияющих на точ-
ность и качество получаемых отверстий.
Подчеркнем еще раз, что основное влияние на точ-
ностные характеристики лазерной обработки оказы-
вает оплавление стенок и дна отверстия, степень ко-
торого зависит от энергии и длительности импульса.
Чем длиннее импульс, тем больше доля остающейся
жидкости, тем труднее осуществить управление про-
цессом получения отверстия, тем больше разброс па-
раметров отверстий. Одновременно чрезмерная дли-
тельность импульса приводит к неоправданному росту
области возможных изменений структуры и свойств
материала в зоне, окружающей отверстие, за счет уве-
личения размера прогретого слоя (рис. 3.5). Наконец,
для хрупких материалов большая длительность
импульса (особенно длительность его спадающей
части) по той же причине приводит к увеличению
зоны термических напряжений в материале и к
появлению трещин. Это неоднократно наблюдалось
при обработке алмазов, рубинов и ферритов
(рис. 3.6).
Из анализа физики процесса образования отвер-
стия следует также, что доля тепла, рассеиваемого
теплопроводностью и частично идущего на плав-
56
ление материала, зависит от плотности светового по-
тока. -Последняя величина претерпевает сильный раз-
брос на протяжении импульса свободной генерации
лазера с хаотической пичковой структурой. Поэтому
еще одним факто-
ром, влияющим на
точность и качество
отверстий, является
временная структу-
ра светового импуль-
са и форма его оги-
бающей.
Плотность свето-
вого потока на по-
верхности материала
и на движущейся по-
верхности испарения
зависит от условий
фокусировки излуче-
ния и его распреде-
ления по сечению
светового пучка. К
искажению формы
отверстия приводит
случайное распреде-
ление интенсивности,
характерное для не-
упорядоченного пич-
Рис. 3 5. Зависимость относитель-
г
ного размера — прогретой обла-
сти вокруг цилиндрического отвер-
стия радиусом го от безразмерной
длительности воздействия излуче-
( at \	.
ния	в логарифмическом
масштабе.
кового режима рабо-
ты твердотельных лазеров Если же распределение
излучения по сечению пучка осесимметрично, но не-
равномерно и спадает от центра к краю пучка (при
неоднородной накачке активного элемента), то, хотя
форма поперечного сечения отверстий не искажается,
возможно дополнительное оплавление его краев и об-
разование входного конуса. Кроме того, важными
факторами, влияющими на форму продольного се-
чения, являются профиль каустики фокусирующей си-
стемы и расположение обрабатываемой детали отно-
сительно этой каустики (см. рис. 3.2).
1 При асимметрии угловой расходимости излучения наблю-
дается дополнительное искажение формы фокального пятна даже
при диафрагмировании светового пучка.
57
Рассмотрим теперь факторы, влияющие на Воспро
изводимость результатов обработки, что особен»
важно при получении систем идентичных отверстий
Эти факторы можно разбить на три группы.
К факторам первой группы относится нестабиль
ность различных параметров излучения лазер!
(энергии, длительности импульса, угла расхождений
Рис 3 6. Картина растрескивания
феррита вокруг отверстия диамет-
ром 100 мкм при длительностях
импульса 1,5 мсек (а) и 0,1 мсек
(б); трещин нет.
излучения, его времен
ной и пространственно!
структуры). Практи
чески во всех технолд
гических установка!
для получения систе!
отверстий используете!
периодический режим
работы лазера, o6ecnq
чивающий достаточную
производительность ме<
тода. В этом случае ла)
зер в течение некоторой
го времени работает
переходном режиме,
когда все характер»
стики излучения изме
няются. К концу пере-
ходкого участка энер
гия может возрасти 1
5—10 раз по отноше
нию к энергии в перво!
вспышке; одновремен-
но длительность ИМ'
пульса может увел»
читься в 5—6 раз, а
расходимость излуче]
ния — в 2—3 раза [298
103]. Таким изменени-
ям соответствует неиз-
бежное увеличение раз-
меров отверстий от им-
пульса к импульсу.
Получение одинаковы?
отверстий возможно
лишь после окончания
переходного периода, Я
58
установившемся режиме работы лазера При одно-
импульоном методе обработки материала разброс
размеров отверстий определяется в первую очередь
нестабильностью параметров светового импульса
За меру нестабильности какого-либо параметра
излучения х (и размеров отверстий) можно выбрать
его среднее относительное отклонение (по модулю)
%х=]Дх|/х, которое оказывается при гауссовом законе
распределения отклонений пропорциональным универ-
сальной характеристике разброса значений величины
X — ее среднеквадратичному отклонению о. При этом
сг=1,25|Лх|. Удобство введения величины как ха-
рактеристики нестабильности связано с простотой ее
вычисления при обработке экспериментальных данных
и возможностью раздельного определения влияния
различных факторов на воспроизводимость парамет-
ров отверстий.
Исследования показали {29; 30], что наиболее силь-
ные изменения в установившемся периодическом ре-
жиме работы лазера претерпевает энергия излучения,
нестабильность которой значительно больше неста-
бильности длительности импульса и углового рас-
хождения пучка хп. Например, для неодимового ла-
зера с энергией излучения 2—3 дж при хш = 5%
х. = 0,5%, а ха==1%. При этом с увеличением неста-
бильности энергии (как главного фактора) возрастает
нестабильность диаметра (ха) получаемых сквозных "7
отверстий, причем тем сильнее, чем больше глубина, •
отверстия (рис. 3.7).
Важное практическое значение имеет определение,
наряду с нестабильностью параметров, законов их
распределения. Это позволяет не только правильно
охарактеризовать сам метод обработки (величинами
Хт), но и оценить выход годных изделий с большим
количеством отверстий, где брак определяется выхо-
дом за пределы допуска хотя бы одного отверстия.
Специальное исследование, проведенное на боль-
шом количестве отверстий в ферритовых пластинах
с регистрацией параметров излучения в каждом им-
пульсе и многократными измерениями диаметров от-
верстий, после обработки результатов измерений на
ЭЦВМ, показало, что отклонение параметров излуче-
ния в установившемся режиме работы лазера и откло-
59
нения диаметров отверстий от среднего значения под.
чиняются гауссовому закону (рис, 3.8) *.
К факторам второй группы, влияющим на воспро-
изводимость результатов обработки, относятся раз-
личные неточности установки и перемещения детали
Рис. 3 7. Нестабильность
диаметра (zj) сквозных
отверстий в зависимости
от нестабильности энер-
гии (zw) неодимового ла-
зера для материалов раз-
личной толщины: феррит
0,7 .«!(/); феррит 0,2 мм
(2)', латунь 0,03 мм (3).
Рис. 3.8. Гистограмма н пара-
метры распределения диамет-
ров отверстий в феррите при
одноимпульсной обработке в
установившемся периодическом
режиме работы неодимового
лазера:
т'. — эмпирические и теорети-
ческие частоты, А7—номер интервала.
в зоне воздействия излучения. Влияние этих факторо!
на практике может быть сведено к минимуму.
Факторы третьей группы связаны с неоднородно
стью свойств и структуры обрабатываемого мате
риала. Их влияние существенно, когда диаметр от
верстия соизмерим с размерами неоднородностей ил;
когда велико их количество. Так, наличие в реальны:
материалах растворенных газов или примесей, которы!
могут играть роль зародышей для процесса кипения
1 Сравнение эмпирической функции распределения с нормаль
ным законом проводилось по критерию Пирсона %2.
60
облегчает вскипание жидкой фазы при относительно
небольших перегревах по сравнению с химически чис-
тыми материалами. В частности, в работе [17] было
исследовано влияние некоторых факторов (степени
чистоты материала, содержания газов, пористости) на
характер и размеры зоны обработки на примере меди
различных марок: катодной, анодной, черновой, пори-
стой и т. д. Обнаружено, что форма лунок, получае-
мых на пористых и монолитных образцах, заметно от-
личается. Наибольший разброс размеров лунок наблю-
дается у черновой меди, что объясняется большой
неоднородностью образцов (в объеме материала име-
лись крупные поры, включения и т. д.).
МЕТОДЫ ПОВЫШЕНИЯ точности
И ВОСПРОИЗВОДИМОСТИ ОБРАБОТКИ
В настоящее время разработан ряд методов повы-
шения качества и точности размерной обработки. Их
можно разделить на две большие группы. Для ме-
тодов первой группы характерным является измене-
ние параметров светового пучка в зоне обработки пу-
тем управления импульсом, выбора специальных
оптических схем обработки и специальных режимов
облучения; для второй — применение дополнительных
технологических операций и приемов. К первой группе
следует отнести такие методы, как обработка в ре-
жиме малого бокового теплоотвода, использование
лазерного импульса с определенной формой и струк-
турой, обработка в цилиндрической световой трубке,
многоимпульсная обработка; ко второй — всевозмож-
ные виды калибровки отверстий, продувку отверстий
сжатым воздухом, химическое растравливание и
Другие.
Выбор режима обработки.\\Л^х\ использовании су-
ществующих лазерных технологических установок,
в которых можно, как правило, управлять лишь энер-
гией излучения, необходимо выбирать такую плот-
ность потока, при которой в процессе роста лунки
образуется минимальное количество жидкости. Как
известно, одной из причин увеличения доли жидкой
фазы в продуктах разрушения является боковой теп-
Юотвод в процессе предварительного нагревания
61
материала. Он приводит к сильному оплавлению
входной части отверстия и, как следствие этого,
к появлению воронки на входе. Влияние бокового теп-
лоотводу можно уменьшить, если ограничить время
начала разрушения (за которое обычно принимают
время установления процесса квазистационарного ис-
парения tv при некоторой плотности потока q) вели-
чиной Го/а, характеризующей степень отвода тепла
в стороны от места фокусировки излучения т. е. вве-
сти условие!
h (?) < гЦа.	1	(3.6)
Это условие в неявном виде накладывает ограни-
чение снизу на требуемую плотность светового потока.
Для определения tv воспользуемся приближенной фор-
мулой для скорости нестационарного испарения 6 за-
висимости от времени, которая, как это можно пока-
зать, имеет вид:
 (37>
То — стационарная температура испарения, свя-
занная со скоростью стационарного испаре-
ния v<}=q'L(l известной активационной фор-
мулой [5]:
(3.8)
Считая, что при t=tv и(Д) =0,9щ>, с помощью (3.7)
и (3.8) после соответствующей подстановки в (3.6)
получим:
(М)
Для многих металлов (£0~1—5-Ю4 дж)смъ,
см2!сек, и~105 см/сек) при Го=Ю0 мкм qmn ко-
леблется в пределах (1—5) • 107 вт/см2.
1 При неравномерном распределении плотности светового по-
тока в зоне облучения (в частности, по закрну Гаусса) за вели-
чину Го следует принять некоторый эффективный радиус свето
вого пятна, внутри которого сосредоточена основная доля энер-
гии излучения (например, в количестве 90%).
62
Необходимо подчеркнуть, что выбор плотности по-
тока согласно условию (3.9) не устраняет других при-
чин образования жидкости в процессе формирования
лунки, а только способствует получению отверстий
с малым входным конусом.
Применение импульса с определенной формой и
структурой. В большинстве оптических квантовых ге-
нераторов существующих технологических установок
для прошивки отверстий используется нерегулярный
пичковый режим излучения при длительности им-
пульса 0,3—1,5 мсек. Он реализуется в резонаторе
с плоскими зеркалами. Естественно, что этот режим
работы лазера уже сам по себе является источником
нестабильности процесса образования лунки и раз-
броса размеров отверстий. Поэтому вопросы управле-
ния импульсом и в связи с ними — выбора длительно-
сти, огибающей и внутренней структуры импульса
при точной лазерной обработке играют существенную
роль, особенно при прошивке отверстий с hld>2.
длительности импульса при такой обработке
предъявляются противоречивые требования.^С одной
стороны, для формирования глубоких отверстий необ-
ходимо увеличивать длительность импульса, посколь-
ку повышать плотность потока выше 108 вт!см2 неце-
лесообразно. Однако, с другой стороны, получение
глубоких отверстий только за счет увеличения дли-
тельности импульса неизбежно приводит, как уже от-
мечалось выше, к значительному оплавлению, что не-
приемлемо при точной обработке. ^Решение этой за-
дачи заключается в выборе некоторой промежуточ-
ной длительности импульса (как правило, не более
0,1—0,2 мсек) и плотности потока, при которых ко-
личество образующейся жидкости минимально, а не-
обходимая глубина отверстия достигается за несколь-
ко импульсов^| Подробно эти вопросы рассмотрены
ниже.
Изучение влияния формы импульса на процесс
разрушения материалов показывает, что для чистовой
обработки важны как крутизна его переднего и зад-
него фронтов, так и огибающая импульса в целом.
От крутизны переднего фронта в первую очередь
зависит время нагревания материала до температуры
испарения. Чем положе фронт импульса, тем больше
величина tv и размер зоны термического влияния из-
63
лучения, а следовательно, тем больше Диаметр конуса
на входе отверстия. Поэтому, исходя из условия ма-
лости бокового теплоотвода, целесообразно выбрать
длительность переднего фронта импульса Тф не более
чем 0,1 Го/а, что при го»1О“2 см и см2/сек дает
Тф~ 10 мксек.
Изменение мощности излучения на протяжении
основной части импульса должно быть в принципе
таким, чтобы поддерживалась постоянной плотность
светового потока на движущейся границе испарения.
Тогда можно ожидать уменьшения доли жидкой фазы
в продуктах разрушения в конце импульса. Отметим,
что если не повышать мощность генерации в течение
импульса, то световой поток на дне лунки будет па-
дать в силу расфокусировки светового пучка по мере
роста лунки, частичного поглощения излучения стен-
ками и ослабления его факелом продуктов разруше-
ния. Соответствующие оценки показывают, что для
поддержания постоянной плотности светового потока
при получении глубоких отверстий требуется увеличе
ние подводимой мощности на протяжении импульса
по закону Р~Р [53].
Что касается требований к заднему фронту им-
пульса, то уже из физических предпосылок точной об-
работки вытекает необходимость резко оборвать про-
цесс испарения в момент получения отверстия нуж-
ной глубины, чтобы свести к минимуму образование
и перераспределение расплава в конце импульса и
уменьшить вероятность заплавления. Длительность
заднего фронта импульса целесообразно иметь не
больше, чем переднего.
Получить световые импульсы с требуемыми харак-
теристиками можно путем применения соответствую-
щих формирующих линий в блоке питания ламп
накачки или использования внутренних и внешних мо-
дуляторов. В существующих технологических установ-
ках специальные меры для получения таких импуль-
сов не применяются. Максимум, к чему стремились
разработчики, — это получение импульсов прямо-
угольной формы различной длительности. При этом
крутизна переднего фронта в ряде случаев удовлетво-
ряет поставленным выше требованиям (например,
в блоке питания установки «Луч-1») Однако задний
фронт импульса, как правило, получается пологим,
64
достигая по длительности 100—200 мксек при т~
1,5 мсек. В этом случае для повышения точности и
качества обработки необходимо производить отсечку
спадающей части импульса, например механическим
модулятором. С помощью таких модуляторов можно
осуществить и формирование требуемого импульса
р целом, но с неизбежными потерями энергии излу-
чения.
Иной путь получения импульса заключается в при-
менении нескольких зарядно-разрядных линий в бло-
ке питания лампы накачки с малой постоянной вре-
мени разряда, заряжаемых до разного напряжения и
включаемых в разрядную цепь лампы последова-
тельно, в соответствии с требуемым законом измене-
ния мощности в зоне обработки. Необходимого ре-
зультата можно добиться и путем обработки мате-
риала серией импульсов, энергия которых изменяется
по заданному закону.
Переходя к вопросу о влиянии внутренней струк-
туры импульса на процесс разрушения непрозрачных
материалов, еще раз отметим, что пичковый режим
излучения лазера является благоприятным для раз-
мерной обработки материалов, поскольку только
в этом случае удается при сравнительно небольшой
средней мощности излучения за импульс наиболее ра-
ционально использовать для разрушения всю энер-
гию излучения за счет высокой импульсной мощности
и малой длительности пичка (~ 1 мксек), сведя к ми-
нимуму потери на теплопроводность. Кроме того, на-
личие интервала между пичками генерации позволяет
в значительной степени уменьшить экранировку излу-
чения факелом продуктов разрушения
Однако необходимую точность и воспроизводи-
мость результатов обработки пичковый режим спосо-
бен обеспечить лишь в том случае, когда он упорядо-
чен, т. е. все пички генерации имеют одинаковую
форму, длительность (т0) и энергию, следуют с по-
стоянным временным интервалом (ti) и отличаются
равномерным пространственным распределением из-
лучения в пучке. Дело фактически сводится к много-
импульсной обработке серией последовательных им-
пульсов (пичков), параметры которой (то, тй, q) вы-
бираются такими, чтобы каждый пичок испарял ма-
териал, а количество расплава было минимально. Это
3 Зак № 113
65
можно обеспечить, если в течение каждого пичка про-
цесс испарения будет квазистационарным (т е tv=-to),
тогда количество расплава на дне лунси минимально,
и в промежутках времени между личками поверхность
испарения успевает остыть по меньшей мере до тем-
пературы кристаллизации То^) ^Тпл, и на стенки со
дна лунки вытесняется минимальное количество жид-1
кости.
Используя для определения температуры остыва- '
ющей поверхности формулу из работы [22]
7(/) = 70(ap>/)i/4,
а для t-o — выражение (3 6), в итоге получим:
q  10&
где ре — удельная объемная теплоемкость вещества;
q — плотность потока в отдельном пичке.
Для многих металлов (£0/рсГпл ~20) поставлен-
ным условиям удовлетворяет импульс со скважностью
пичков, большей 1. При этом каждый пичок действует
на металл независимо, поскольку пары, движущиеся
со скоростью ~ 105 см/сек, успевают покинуть лунку
в промежутке между личками (по крайней мере при
глубине лунки до 1 мм).
В настоящее время на основе изучения кинетики
генерации лазеров разработан ряд методов получе-
ния импульсов с регулярной временной (и простран-
ственной) структурой (рис. 3 9). Упорядоченные пич-
ки излучения наблюдаются либо в режиме одновре-
менной генерации многих мод с примерно одинаковой
добротностью (что достигается применением сфери-
ческих резонаторов и резонаторов с линзами), либо
в режиме одномодовой генерации (для чего проводят
селекцию мод). Регулярную структуру импульса
можно получить и в результате слабой модуляции
добротности, например, поместив в резонатор теле-
скопическую систему, внутри которой расположен
вращающийся диск с множеством прорезей ширинок
не более диаметра фокального пятна (~100 мкм)
66
Варьируя скорость вращения, превышение порога
генерации и шаг прорезей, можно регулировать коли-
чество и скважность пичков и мощность излучения
в пичке Так, при использовании подобного модуля-
тора в генераторе на неодимовом стекле можно из-
менить количество пичков в импульсе длительностью
1,5 мсек от нескольких единиц до 150
При выборе метода формирования регулярной дич-
ковой структуры импульса следует учитывать, что
Рис 3 9 Типичные осциллограммы импульсов генерации лазера
с регулярной (1, 2) и нерегулярной (3) пичковой структурой Ри
супок заимствован из книги [5]
в режиме многомодовой генерации световой пучок
имеет сравнительно большое угловое расхождение и
поэтому не может быть сфокусирован в пятно пре-
дельно малого размера. Тем не менее этот способ наи-
более прост в реализации, особенно для лазеров на
рубине, и характеризуется высокой равномерностью
излучения по сечению пучка. Для лазера на стекле
с неодимом предпочтительнее использовать слабую
модуляцию добротности, так как на стеклах послед-
них марок, выпускаемых промышленностью, полу-
чение регулярного режима в сферическом резона-
торе затруднительно
Исследование воздействия на непрозрачные среды
импульсов с регулярной пичковой структурой пока-
67
зало, что во многих случаях каждый пичок излуче-
ния действует па материал независимо и идентично
Это зарегистрировано на фоторазвертках факела про-
дуктов разрушения, приведенных, например, в моно-
графии [5]. Применение импульсов с упорядоченной
временной и пространственной структурой излучения
способствует повышению точности размеров и формы,
а также качества отверстий (рис. 3.10). В различных
материалах с хорошей воспроизводимостью были по-
лучены отверстия правильной формы 3-го класса
точности диаметром от 0,1 до 5 мм при отношении
глубины к диаметру от 2,5 до 6. При этом почти не
Рис. 3 10 Отверстия диаметром 200 мкм, полученные световым
импульсом с упорядоченной временной и пространственной струк-
турой в дюралюминии (а), меди (б), феррите (в).
наблюдалось наплывов расплавленного материала
на стенках отверстия и на поверхности-рластины
j, Цилиндрическая световая трубкаТЦля получения
точных отверстий правильной формы необходимо
определенным образом расположить обрабатываемую
пластину относительно каустики фокусирующей си-
стемы с тем, чтобы сформированный в зоне обработки
световой пучок был наиболее равномерным в попе-
речном и продольном сечении в пределах толщины
пластины \ На каустике имеются две характерные
плоскости, с которыми обычно совмещается поверх-
ность обрабатываемой пластины фокальная плоскость
(способ обработки в дальней зоне; он является наи-
более распространенным при получении круглых от-
верстий) и плоскость изображения излучающего торт
или ограничительной диафрагмы (способ обработки
в ближней зоне). Пространственное распределение
излучения в дальней зоне характеризуется наложе-
68
Излучатель
Фокальная
плоскость
Плоскость
изображения
излучателя
Рис 3 11 Оптическая схе-
ма получения цилиндри-
ческой световой трубки:
D—диаметр излучателя; а—
угол расхождения пучка, I—
расстояние от излучателя до
переднего фокуса линзы с фо-
кусным расстоянием /, Г и
сГ—длина и диаметр цилин-
дрической световой трубки
нием полей всех участвующих в генерации мод и
обычно имеет вид гауссовой кривой; зона обработки
при этом не имеет ярко выраженных границ и
примерно равна af, где а — угловое расхождение
светового пучка, f— фокус-
ное расстояние оптической
системы.
Пространственное распре-
деление излучения в ближней
зоне повторяет в определен-
ном масштабе распределение
поля на излучателе, равномер-
ность которого определяется
режимом работы лазера. Зона
воздействия излучения в этом
случае обычно четко ограниче-
на Расстояние между фокаль-
ной плоскостью и плоскостью
изображения, а также форма
каустики зависят от расстоя-
ния между оптической систе-
мой и излучателем.^ри опре-
деленном расположении лазе-
ра и оптической системы, ког-
да размеры светового пятна в
фокальной плоскости и в пло-
скости изображения излучате-
ля равны (см. рис. 3 11), меж-
ду этими плоскостями обра-
зуется цилиндрическая свето-
вая трубка (ЦСТ)З При этом
длина I' и диаметр трубки d'
определяются соотношениями:
l' = afz/D; d'=af [28; 75]. В
табл 3.2 приведены значения
длины световой трубки в за-
висимости от угла расходимости
d' при диаметре излучателя 1 см
? Очевидно, что при обработке материала в ЦСТ
исключается или сводится к минимуму один из глав-
ных факторов бпЛавления стенок отверстия: непо-
средственное поглощение светового потока, падаю-
щего на них под некоторым углом, что практически
неизбежно при использовании способа обработки
а и
трубки
69
в дальней зоне. Кроме того, по мере роста лунки
исключается расфокусировка светового пучка и
связанное с ней уменьшение плотности светового
потока.
Таблица 3.2
Длина цилиндрической световой трубки V (мм)
в зависимости от ее диаметра d' (мм)
и угла расхождения светового пучка а (утл. минуты)
при диаметре излучателя 1 см
d’ а	0,01	0,03	0,06	0,09	0,1	0,2	0,3
1	0,03	0,3	1,2	2,7	3,33	13,3	30
5	0,006	0,06	0,24	0,54	0,66	2,66	6
10	0,005	0,03	0,12	0,27	0,33	1,35	3
20	0,0015	0,015	0,06	0,13	0,17	0,66	1,5
60	0,0005	0,005	0,02	0,04	0,055	0,22	0,5
Эксперименты, проведенные на установке, оптиче-
ская система которой обеспечивает формирование
ЦСТ, показали, что такая форма сфокусированного
пучка позволяет получать отверстия с отклонением
от цилиндричности не более ‘/гоо при отношении глу-
бины к диаметру до 15 [53]. На рис. 3.12 показано про-
дольное сечение отверстий, полученных с помощью
сфокусированного пучка с цилиндрическим ходом
лучей.
Кроме круглых отверстий повышенной точности
(до 2-го класса) способом обработки в ЦСТ можно
получить фигурные отверстия в пластинах толщиной
до 0,3 мм (рис. 3.13).
Таким образом, способ обработки в ЦСТ является
своеобразным и независимым путем повышения точ-
ности и качества лазерной обработки. Он может быть
успешно использован в сочетании с другими, изложен-
ными выше, методами решения той же проблемы при
одноимпульсной обработке материалов.
Однако наиболее полно все возможности, зало-
женные в существующих методах повышения точности
и качества отверстий, реализуются при многоимпульс-
ной обработке материала.
70
Применение некоторых технологических операций
и приемов для повышения точности обработки. Неко-
Рис 3.12 Профиль отверстии диаметром 50 мкл
в феррите (а) и в стали (б) при обработке в ци-
линдрической световой трубке за несколько импуль
сов длительностью 0,5 мсек
торое повышение точности лазерной обработки может
быть достигнуто применением дополнительных техно-
Рис. 3 13 Фигурные отверстия с наибольшим размером 0,15 мкч
в стальной пластине толщиной 0,1 мм, полученные за один им-
пульс с энергией 3,3 дм
логических приемов, позволяющих увеличить выброс
жидкой фазы в процессе обработки отверстия и тем
самым ослабить влияние неконтролируемого перерас-
пределения расплава после окончания импульса на
71
размеры и форму отверстий. Известен способ кали-
брования отверстий с помощью струи сжатого воз-
духа, под большим давлением проникающего в сквоз-
ное отверстие из камеры, находящейся под заготов-
кой [72]. Этот способ позволяет повысить точность об-
работки до 2-го класса и улучшить на один-два класса
чистоту поверхности отверстия. Применение способа
ограничивается усложнением оборудования и увели-
чением вспомогательного времени.
Определенное воздействие на процесс формообра-
зования отверстия может быть оказано путем подачи
струи сжатого воздуха из специального сопла, уста-
навливаемого на пути следования светового луча
перед обрабатываемой деталью [84].
В ряде случаев применение лазера как обрабаты-
вающего инструмента технологически оправдано и
экономически целесообразно для получения в изде-
лиях черновых отверстий, которые затем с требуемой
точностью доводятся до нужных размеров другими
способами, например механической обработкой с при-
менением алмазного порошка, калиброванных прово-
лок и пуансонов. Примером является широкое внедре-
ние как в СССР, так и за рубежом лазерной техноло-
гии прошивки черновых отверстий в рубиновых кам-
нях и алмазных волоках
В металлических изделиях отверстия могут быть
прокалиброваны с высокой точностью пуансонами из
твердосплавных материалов. Во многих случаях
доводку отверстий до необходимых размеров и
формы можно осуществить химическим растравлива-
нием [53].
Одним из эффектов, сопровождающих травление,
является округление первоначального отверстия.
В процессе травления происходит исправление оваль-
ности, огранки и других отклонений сечения отверстия
от круглой формы. На рис. 3 14 изображено отверстие,
полученное с помощью лазерного луча в медной пла-
стине, соответственно до травления и после 4 и 7 мин
травления в 70%-ном водном растворе азотной кис-
лоты при комнатной температуре. В процессе травле-
ния быстро устраняются расплавленный металл и за-
усенцы внутри отверстия; при этом чистота его по-
верхности может быть значительно улучшена (для
меди — до 8-го класса).
72
Пути повышения воспроизводимости
лазерной обработки. Очевидно, что некон-
тролируемые процессы перераспределения жидкой
фазы в конце импульса свободной генерации и после
его окончания отрицательно сказываются не только на
точности, но и на воспроизводимости размеров и фор-
мы отверстий. Поэтому методы повышения чистоты и
качества размерной обработки одновременно улуч-
шают и ее воспроизводимость Наряду с этим необ-
ходимо уменьшать нестабильность параметров им-
пульса излучения (энергии, длительности, простран-
ственной и временной структуры) Различают два
Рис 3 14 Исходное отверстие в меди (а) и изменение его формы
в результате травления в 70%-ном растворе HNOs в течение
4 мин (б) и 7 мин (а)
вида нестабильности- в. течение относительно неболь-
шой серии импульсов, необходимой для изготовления
одной или нескольких деталей, и на протяжении дли-
тельного периода, когда наблюдается постепенный
износ и старение элементов лазера. Повышения вос-
производимости результатов обработки в этих усло-
виях добиваются: 1) исключением из рабочего цикла
нескольких первых импульсов после каждого включе-
ния установки, когда лазер работает в неустановив-
шемся режиме [103]; 2) работой лазера в режиме
больших превышений порога генерации; 3) введением
систем обратной связи, постепенно повышающих уро-
вень накачки по мере старения основных элементов
лазера.
Среди других постоянно действующих факторов,
влияющих на воспроизводимость обработки, необхо-
димо отметить загрязнение фокусирующих систем про-
дуктами разрушения материала, которое быстро при-
водит к заметному снижению падающей на обраба-
73
тываемую поверхность энергии излучения. Для устра-
нения этого явления нужно использовать либо смен-
ные защитные стекла, или ленты из прозрачного мате-
риала, либо оптические системы с большими рабо-
чими отрезками. Наряду с этим можно осуществлять
отсос продуктов разрушения или сдув факела воздуш-
ной струей.
3. МНОГОИМПУЛЬСНЫЙ МЕТОД О БРА БОТ НИ
Многоимпульсная обработка материалов, приме-
няемая уже с 1964 г. для получения глубоких отвер-
стий, стала в последние годы основным средством
повышения точности и качества лазерной размерной
обработки. При этом способе формирование отвер-
стия производится не за один импульс, а за серию
одинаковых световых импульсов определенной энер-
гии и длительности, последовательно доводящих от-
верстие до необходимых размеров.
Общая характеристика многоимпульсного метода
обработки (МИО). При многоимпульсной обработке
лунка растет в глубину постепенно за счет послойного
испарения материала каждым импульсом. При этом
окончательная глубина отверстия определяется сум-
марной энергией серии импульсов. В то же время
диаметр отверстия определяется усредненными пара-
метрами отдельного импульса излучения в серии;
кроме того, он зависит от диаметра светового пучка
в зоне обработки и формы каустики.
Важная особенность МИО связана с возможностью
получения отверстий серией коротких импульсов, пе-
риод следования которых значительно больше вре-
мени остывания материала. В этом случае характер-
ный размер зоны термического влияния определяется
длительностью отдельного, короткого импульса. В со-
четании с высокой плотностью энергии, которой легко
добиться в каждом импульсе, это способствует рез-
кому снижению доли расплава в продуктах разру-
шения.
Малая длительность отдельного импульса при
М.ИО позволяет получать отверстия в хрупких мате-
риалах без опасности их растрескивания, что связано,
во-первых, с ростом динамической прочности мате-
74
риала при укорочении термоудара >, а во-вторых, с бо-
лее равномерным по отношению к одноимпул’ьсной
обработке распределением остаточных напряжений по
толщине материала.
Другая особенность МИО заключается в возмож-
ности изменения взаимного расположения обрабаты-
ваемой детали и фокусирующей оптической системы
в процессе получения одного отверстия за счет того,
что импульсы в серии разделены достаточным времен-
ным интервалом. При этом можно сохранить при-
мерно постоянную плотность светового потока на дви-
жущейся границе испарения по всей глубине отвер-
стия, производя относительное смещение оптической
системы и образца перед очередным импульсом на ве-
личину, равную толщине испаренного за предыдущий
импульс слоя. В принципе такое смещение можно
производить и непрерывно, согласуя скорость движе-
ния с частотой следования импульсов.
Если к точности размеров и формы отверстия не
предъявляется особых требований, то с движущейся
поверхностью испарения можно совмещать фокаль-
ную плоскость оптической системы. Для получения же
высокоточных круглых и фигурных отверстий с этой
поверхностью следует совмещать плоскость изображе-
ния проецируемой диафрагмы и обработку произ-
водить пучком света с равномерным распределением
излучения по сечению. Диапазон относительного пере-
мещения оптической системы и образца (а тем самым
и глубина отверстия) определяется размерами и фор-
мой каустики фокусирующей системы, а также вход-
ным диаметром получаемого отверстия, который час-
тично диафрагмирует световой пучок, начиная с
некоторого положения фокальной плоскости относи-
тельно передней поверхности обрабатываемого мате-
риала. Используя такое «диафрагмирование», можно
получать глубокие конические отверстия [105] и отвер-
стия более сложного профиля, например цилиндриче-
ские с входным конусом, сходящиеся в нижней части
также на конус. Профиль отверстий можно регулиро-
вать параметрами и величиной смещения оптической
' Следует отметить, что термоудар при т>10~5 сек опреде-
ляется действием всего импульса в целом, а не его фронта, по-
скольку линейные размеры образца, как правило, значительно
меньше расстояния, которое проходит звук за время импульса.
75
системы, а также энергией и углом расхождения из-
лучения. Для увеличения диапазона относительною
смещения оптической системы и образца необходимо
использовать длиннофокусные объективы с малой
апертурой или формировать ЦСТ.
В настоящее время МИО с относительным смеще-
нием оптической системы и образца реализована
только на лабораторных макетах и используется для
получения одиночных отверстий с отношением глу-
бины к диаметру до 25.
Наконец, еще одна особенность МИО связана
с повышением воспроизводимости результатов обра-
ботки серией импульсов за счет уменьшения влияния
нестабильности различных параметров. Например, за-
мена одного импульса излучения с энергией W на п
импульсов с энергией W/n при одной и той же неста-
бильности характеристик лазера приводит с увели-
чением п к уменьшению среднеквадратичных откло-
нений размеров отверстий в раз.
Характеризуя метод МИО, необходимо отметить,
что он используется обычно для решения двух раз-
личных технологических задач:
1) получение максимально глубоких отверстий без
особо жестких требований к их точности (не выше
3-го класса) и форме — наиболее распространенная
до настоящего времени область применения МИО;
2) получение прецизионных отверстий (не ниже
2-го класса точности).
Применение МИО в этих двух случаях отличается
в основном режимами обработки. Если для первого
из них оптимальному режиму МИО соответствует по-
лучение в каждом импульсе максимального отноше-
ния приращения глубины к диаметру	то для
второго наиболее благоприятным режимом является
такой, когда приращение глубины лунки за импульс
меньше диаметра (/i,/d<l).
В результате в первом случае обработка прово-
дится при сравнительно большом удельном выносе,
причем диаметр отверстия формируется уже в первом
импульсе, а последующие лишь углубляют отверстие,
изменяя диаметр незначительно. В отличие от этого во
втором случае обработка проводится при небольшом
удельном выносе в режиме нестационарного испаре-
ния вещества, когда количество образующегося на
76
стенках расплава можно сделать минимальным, устра-
нив или уменьшив действие многих неблагоприятных
факторов: бокового теплоотвода, расфокусировки пуч-
Рис. 3 15. Изменение размеров отверстия в латуни по мере
увеличения числа импульсов в серии от одного до семи при мно
гоимпулъснои обработке.
ка, чрезмерной длительности импульса. Если к тому
же МИО проводится в ЦСТ, то дополнительно исклю-
чается оплавление стенок
за счет непосредственно-
го поглощения ими ла-
зерного излучения. В ито-
ге продукты разрушения
будут в минимальной сте-
пени участвовать в фор-
мировании размеров, фер-
мы и профиля лунки, и
тем самым создаются
все предпосылки для по-
лучения прецизионных от-
верстий, размеры кото-
рых определяются и ре-
гулируются параметрами
оптической системы и из-
лучения.
0,1	0,2	0,3	0,4 W,dx
Рис. 3 16 Зависимость диамет-
ра отверстия d в ферритовой
пластине толщиной 0,8 мм от
энергии излучения в импульсе 11?
_	(при обработке 5 импульсами).
Режимы многоимпульс-
ной обработки при полу-
чении глубоких отверстий. Экспериментальное иссле-
дование изменения размеров отверстия при МИО
в режиме hjd>\ показало (рис. 3.15), что диаметр
отверстия при обработке серией импульсов после пер-
77
boro импу^ьСа изменяется незначительно И опреде-
ляется уср(едненным значением энергии W по серии
импульсов, а глубина отверстия — суммарной энерги-
ей п импульсов Зависимость диаметра отверстия в
ферритовой пластине толщиной 0,8 мм от энергии из-
лучения приведена на рис 3 16
Для расчета окончательных размеров отверстия
в этом случае можно воспользоваться приведенными
выше формулами (3.1), (3.2), с той лишь разницей,
что глубина отверстия h определяется теперь суммар-
п
ной энергией серии импульсов IF=2 Wt, а диа-
метр—усредненной энергией по серии импульсов
Г = —
п Г
С учетов сделанных замечаний из формул (3.1),
(3 2) следует, что основными факторами, влияющими
на соотношение глубины и диаметра отверстия, явля-
ются, как и прежде, величина tg у, характеризующая
ход каустики после фокальной плоскости оптической
системы, и количество импульсов в серии и, необходи-
мое для получения заданных d и h. Из этих формул
следует также, что при h>d относительная глубина
отверстия определяется как:
= (ЗЛ0)
Таким образом, по сравнению с одноимпульсной
обработкой применение МИО позволяет увеличить
относительную глубину отверстия в м1^3 раз. Если же
обработка ведется в ЦСТ (tgy = O), то зависимость
глубины отверстия от числа импульсов более силь-
ная. В частности, если пренебречь ослаблением
светового пучка внутри лунки, то эта зависимость ока-
зывается линейной:
(3.11)
Вместе с тем необходимо отметить, что глубина
отверстия не может расти беспредельно при увеличе-
нии энергии излучения и числа световых импульсов
(рис. 3 17), так как существуют факторы, ограничи-
78
лающие размеры получаемых отверстий. Так, если
образование отверстия происходит в расходящемся
световом пучке (tgyv^O), то ограничивающим факто-
ром становится расфокусировка светового пучка по
мере формирования отверстия, вследствие чего плот-
ность светового потока на дне уменьшается. Как
Рис 3 17 Зависимость глубины h отверстий в феррите
от числа импульсов п в серии при длительности импуль-
са 0,8 мсек и различной средней энергии импучьса W
в серии
1 — TF- 0,2 дж, 2 -W = 0,25 дж, 3-W = 0,35 дж, 4 - W = 0,4 дж,
5 — W = 0,5 дж
только эта плотность достигнет некоторого порогового
значения, дальнейший рост отверстия прекращается.
При этом предельные размеры отверстия равны:
/	31F
(3.12)
где Q*—пороговая плотность энергии, соответствую-
щая установлению процесса квазистационарного
испарения к концу импульса.
С помощью формул (3.12) можно определить пре-
дельное отношение глубины отверстия к диаметру
(й/с!)Шах и оценить количество световых импульсов
«шах, необходимое для получения предельно глубокого
79
/
отверстия. Учитывая, что обычно /гШах и i/max»A>, по-
лучим:
/ h \	~ 0,28	Ц/3-1Г1/6 .
tg4/37 •	(Q*y/2 ; I
_	1,7	Л?/3-^6
«nlax~tgl/37 ' (Q^P •
Из формул (3 13) видно, что с увеличением энер-
гии импульса отношение (h/d)max и величина nmax воз-
растают, но слабо, что и наблюдается эксперимен-
тально (см. рис. 3.17). Отметим также, что (/i/c/)max
И «max зависят от длительности импульса через вели-
чину С?2=<7*’т—]/т (см. гл. 2).
В табл. 3.3 приведены вычисленные значения пре-
дельных параметров отверстия в стали (Lo =
= 5> 104 дж1см3, Qj = 300 <Эж/см2) для серии импульсов
длительностью 100 мксек с различной энергией при
tgy = 0,2.
Таблица 33
Предельные размеры отверстия (rfraax, Лтах)>
их отношение (hld)m^ и число импульсов (и) в серии,
необходимое для их получения,
в зависимости от энергии импульса W(дж)
IF (дж)	Цах (мм>	лтах <мм)	W’max	п
0,1	0,15	0,5	3,3	4
1,0	0,33	1,5	4,5	6
10,0	0,73	5,0	7,0	9
Если обработка материала проводится в ЦСТ, то
предельные размеры отверстия соответствуют разме-
рам самой трубки.
Режимы многоимпульсной обработки при получе-
нии прецизионных отверстий. Оптимальный режим
МИО при высокоточной обработке материала дол-
жен обеспечивать минимальное оплавление стенок
и дна отверстия. Это возможно при выполнении сле-
дующих двух условий, которые определяют область
допустимых режимов обработки:
т < Гц/д; 1
h (т) <»2г0. )
(3.14)
80
Первое условие означает, что в течение импульса
боковой теплоотвод мал, т. е. значительно уменьшено
оплавление стенок за счет теплопроводности. Второе
условие, как уже отмечалось выше (стр 76), накла-
дывает ограничение на действие остальных факторов
образования жидкости.
Если обработка материала проводится в ЦСТ,
то можно считать, что плотность светового потока,
доходящего до дна лунки, по мере ее роста изменяет-
ся незначительно. Тогда для определения глубины
испаренного слоя за импульс /г(т) можно воспользо-
ваться формулой
/г(т) = -п0(]Л — V/i)2,	(3.15)
которая получена интегрированием приближенной за-
висимости (3.7) скорости нестационарного испарения
от времени Здесь — некоторое эффективное время
задержки процесса начала испарения относительно
начала облучения: £i = (kTolq^a)2. Подставив в фор-
мулу (3.15) и вместо й(т) иг — их предельные зна-
чения из (3.14), получим:
где То связана с vQ формулой (3.8).
Решение уравнения (3.16) относительно v0, напри-
мер, методом последовательных приближений позво-
ляет определить необходимую для реализации ре-
жима МИО при условиях (3.14) плотность поглощен-
ного светового потока:
q=v0L0~^- (l+31n-1J£9.	(3.17)
Отметим, что удельная энергия разрушения Ц,
в этом режиме обработки превышает удельную те-
плоту испарения и равна
Лр « Ло(1+3 In"1 •	(3.18)
Зная q, легко определить остальные параметры ре-
жима обработки: энергию излучения в импульсе W —
= r.rlqx (длительность импульса ^=г^а уже известна)
и число импульсов в серии для формирования отвер-
стия глубиной Л: n = /i/2r0-
81
Например, для получения отверстия диаметром
50 мкм в стальной пластине (а = 0,1 см2/сек, и=
= 2-10s см/сек, Lo = 5-104 дж)см?) толщиной 0,5 мм
необходим следующий режим МИО: т=250 мксек,
9 = 2,6-10® вт/см2, W=0,05 дж, п=10.
Несмотря на значительное уменьшение доли об-
разующейся в процессе МИО жидкости, полностью
исключить оплавление стенок и дна невозможно,
в частности потому, что распределение температуры
по толщине материала непрерывно и под поверх-
ностью испарения имеется тонкий расплавленный
слой толщиной
1п-^,
V * пл
где
г1=2г0/т=2а/г0—
средняя скорость испарения материала.
Считая, что в процессе испарения в течение каж-
дого импульса этот слой под действием избыточного
давления паров частично вытесняется на стенки лунки
и равномерно распределяется к концу импульса по
стенкам (в пределах толщины испаренного слоя) и
дну, можно найти возможное относительное отклоне-
ние диаметра отверстия от заданного (Ad/d0), которое
определяет класс точности обработки:
-^ = 0,1 • 1п-^-.	(3.19)
1 пл
Так, для рассмотренного выше примера \d]da =
= 0,08, что при do = 50 мкм, соответствует классу точ-
ности 2а. Если отклонение диаметра отверстия, рас-
считанное по формуле (3.19), превышает допуск, то
необходимо ужесточить условие (3.14), укоротив еще
больше длительность импульса.
Следует отметить, что, вообще говоря, условие
(3.14) для оптимального режима МИО не является
универсальным и в основном применимо к металлам.
Для неметаллов, где теплопроводность мала, ограни-
чение на длительность импульса может быть нало-
жено из других соображений. Например, при обра-
ботке хрупких материалов длительность импульса,
рассчитанная из условия (3.14), может оказаться
82
столь большой, что будет эрудно избежать растрески-
вания материала. В этих условиях на длительность
импульса также следует накладывать более жесткое
ограничение.
4. ОБЛАСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ
ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ ОТВЕРСТИЙ
Хотя применение лазеров для получения отверстий
явилось одним из первых, их возможности в этом на-
правлении еще далеко не исчерпаны. Постоянно обна-
руживаются новые сферы использования лазеров
в очень многих отраслях промышленности — приборо
строительной, радиоэлектронной, авиационной, элек-
тротехнической, текстильной,станкостроительной и т. д
Широкое промышленное внедрение лазеров на опера-
ции прошивки отверстий началось сравнительно не-
давно, но уже приносит ощутимый экономический
эффект Появление новых типов импульсных лазе-
ров— на ИАГ с неодимом и на СО2 — позволяет ре-
шить еще целый ряд родственных задач, а также рас-
ширить круг обрабатываемых материалов.
Остановимся подробнее на некоторых наиболее
разработанных процессах получения отверстий при
помощи лазерного излучения.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ АЛМАЗНЫХ ФИЛЬЕР
ДЛЯ ВОЛОЧЕНИЯ ПРОВОЛОКИ
Алмазные фильеры в очень большом количестве
применяются при протягивании медной проволоки для
телефонных кабелей; проволоки из нержавеющей ста-
ли для изготовления пружин и для ткацкого произ-
водства; реостатной никелевой проволоки, которая
используется в электронагревательных приборах, па-
яльниках, сушилках и т. д.
Отверстие алмазной фильеры имеет сложную фор-
му и состоит из входной распушки 1, смазочного ко-
нуса 2, рабочего канала 3 и выходной распушки 4
(рис. 3.18). Заготовка волоки представляет собой кри-
сталл алмаза весом от 0,1 до 4 карат.
S3
Получение отверстий в алмазе — достаточно слож-
ная задача, традиционным путем решения которой
является механическое сверление (с прокалыванием)
с алмазным абразивом.
Наряду с механическим применяются электрофи-
зические методы обработки алмаза, такие, как элек-
троискровой и электролитический, однако, несмотря
на меньшую трудоемкость, они применимы далеко не
всегда из-за меньшей предельной глубины получаемых
отверстий, а электроискровой, кроме того, вследствие
заметного изменения структуры алмаза.
Рис 3 18 Профиль алмазной фильеры для протяги
вания проволоки
/ — входная распушка, 2~ смазочный конус, 3 — рабочий
канал; 4 — выходная распушка.
Наиболее трудоемкой операцией в сложном про-
цессе изготовления алмазной фильеры является полу-
чение чернового отверстия, которое затем доводится
до требуемых размеров, профиля и качества поверх-
ности многочисленными операциями шлифования и
полирования. Лазер используется чаще всего на
первой операции. Не менее важной задачей, для ре-
шения которой также применяется лазер, является
реставрация отработавших фильер д,о следующего
по стандарту большего размера. Первая операция
при механическом способе занимает отг 24 до 48 час,
вторая — от 12 до 16 час.
Многочисленные эксперименты с импульсами раз-
личной энергии и длительности, данные о которых
приведены в одной из первых работ по алмазам [102],
84
позволили выбрать оптимальный режим работы ла-
зера для прошивки отверстий. Оказалось, что наилуч-
щие результаты получаются при обработке каждого
отверстия серией импульсов сравнительно малой энер-
гии (~3 дж) при длительности 0,5 мсек. Прошивка
нового отверстия требовала нескольких импульсов,
а увеличение диаметра старого — нескольких десятков
импульсов; так, диаметр отверстий увеличивался от
175 до 350 мкм за 22 импульса с энергией 4 дж. Та-
кой режим работы оказался оптимальным и с точки
зрения качества внутренней поверхности отверстия:
в этом случае не наблюдалось никаких структурных
повреждений, поверхность была покрыта тонким гра-
фитизированным слоем, образовавшимся в результате
сгорания углерода, который легко удалялся в про-
цессе ультразвуковой очистки.
Основные параметры использованной лазерной тех-
нологической установки на рубине: энергия в импуль-
се— до 10 дж; угол расхождения луча — 5 мрад; дли-
тельность импульса — 0,5—1 мсек', режимы работы —
ручной, механический, автоматический с частотой со-
ответственно 1 гц, V5 гц, Ую гц-, гарантированный
срок службы ксеноновой лампы накачки — 30 000 им-
пульсов при максимальной выходной энергии.
При этом на образование отверстий диаметром
1,25 мм в кристаллах толщиной 3,1 мм требовалось
меньше 10 мин, в то время как при механическом
способе на это затрачивается 24 часа.
При внедрении указанной выше лазерной уста-
новки большое внимание было уделено технике
безопасности при работе с ней; в частности, для на-
блюдения за установкой образца, процессом и ре-
зультатами обработеи использована телевизионная
система, изображающая отверстие с увеличением
в 200 раз и исключающая воздействие излучения на
оператора.
В настоящее время большие успехи в лазерной
обработке алмазных фильер достигнуты в СССР. Для
получения отверстий в алмазах разработано несколь-
ко специализированных установок на стекле с неоди-
мом: «Квант-9», «Ксрунд», ЛУ-1. Наибольшее рас-
пространение получила установка «Квант-9» (рис. 3.19)
[19]. Основные технические данные установки: макси-
мальная энергия излучения —10 дж\ длительность
85
импульса =- 0,5 мсек.', частота следования импульсов
0,1 — 1 гц, срок службы лампы накачки — не менее
100000 импульсов Размеры отверстий при обработке
одним импульсом диаметр — 0,05—0,4 мм; глубина —
до 1 мм, при многоимпульсной обработке: диаметр —-
до 0,8 мм, глубина — до 3 мм
Оптическая система визуального наблюдения
в установке «Квант 9» состоит из двух микроскопов,
служащих для наблюде-
ния за обрабатываемой
деталью в двух проек-
циях— сверху и сбоку,
изображения которых сов-
мещены в одном поле зре-
ния Наличие такой систе-
мы позволило заметно
увеличить точность полу-
чения черновых отверстий
в алмазных волоках и
уменьшить припуск на
окончательную обра-
ботку
Тщательное изучение
этого процесса дало воз-
можность разработать та-
Рис 3 19 Установка «Квант-9» кую технологию, когда
почти весь процесс обра-
ботки фильеры произво-
дится при помощи лазера, после чего требуется лишь
кратковременная чистовая доводка [19].
Перед лазерной обработкой кристалл подвергают
огранке, чтобы получить две параллельные грани, пер-
пендикулярные оси будущего отверстия, и одну грань,
параллельную этой оси, для визуального контроля
формы отверстия в процессе обработки
Лазерную обработку отверстия осуществляют по-
операционно, комбинируя с ультразвуковой обработ-
кой Ввиду хрупкости алмаза процесс ведут много-
импульсным методом Кристалл закрепляют на хо-
рошо поглощающей излучение пластине, после чего
излучение лазера фокусируют на нижнюю грань кри-
сталла, контактирующую с пластиной. Благодаря боль-
шой поглощательной способности материала пластины
пороговая энергия ее разрушения значительно мень-
86
ше, чем у алмаза Так как на поверхности пластины
развивается высокая температура, прилегающий
к ней участок поверхности алмаза графитизи-
руется и начинает эффективно поглощать из-
лучение В результате образуется начальная
лунка у выходной распушки будущего отверстия
Для получения начального отверстия в таких усло-
виях требуется один импульс с энергией 0,5 дж Сви-
Рис 3 20 Алмазная фильера, полученная
на установке «Квант-9»
жение энергии, необходимой для обработки алмаза,
предотвращает его раскалывание и увеличивает срок
службы импульсной лампы
После образования начальной лунки кристалл пе-
реворачивают и обрабатывают входную распушку и
смазочный конус Обработку ведут импульсами с энер-
гией 0,5—2 дж (в зависимости от размеров кристал-
ла) при частоте следования 60 имп/мин с одновре-
менным вращением кристалла со скоростью 10—
20 об/мин Для образования входной распушки и
смазочного конуса общей глубиной 0,7 мм с входным
диаметром 0,6 мм требуется 100—150 импульсов
87
Далее с помощью ультразвукового инструмента
производят чистовую обработку входной распушки и
смазочного конуса. Затем на установке «Квант-9»
сверлят рабочий канал. Для этого обычно требуется
1—2 импульса с энергией 0,3—0,5 дж.
После сверления рабочего канала кристалл пере-
ворачивают и, подобно сверлению входной распушки,
производят обработку выходной распушки. Заключи-
тельными операциями являются обработка выходной
распушки и рабочего канала ультразвуковым инстру-
ментом и полировка рабочего канала (рис. 3.20).
Лазерная технология получения отверстий в ал-
мазных фильерах внедрена на Рославльском заводе
алмазных инструментов, где для каждой операции
применяют специально настроенные установки
«Квант-9» [19]. Производительность труда на этой
операции возросла в 12—15 раз по сравнению
с применявшимися ранее электрофизическими мето-
дами сверления алмазов и в 200 раз — по сравнению
с механическим способом. Высвободились большие
производственные площади и значительно улучшены
условия труда.
ПОЛУЧЕНИЕ ОТВЕРСТИЙ
В РУБИНОВЫХ ЧАСОВЫХ НАМНЯХ
Производство рубиновых часовых камней является
массовой отраслью промышленности, так как мировое
производство высококачественных часов составляет
около 10 млн. штук в год. Рубиновые камни, которые
используются в часах как опоры осей, представляют
собой диски диаметром от 1 до 1,5 мм и толщиной
около 0,5 мм. Отверстия в них со сквозным диамет-
ром 30—90 мкм должны иметь сложную форму с за-
круглениями на входе и выходе (рис. 3.21), и наибо-
лее распространенная технология их изготовления —
механическое сверление с алмазным абразивом—
в общем подобна изложенной выше для алмазных
волок. На сверление сквозного канала уходит от 1 до
8—25 мин (в зависимости от его размеров), что со-
ставляет около V» общих затрат времени на обработ-
ку отверстия.
Лазерный способ дает несомненную выгоду в ска-
88
рости сверления: черновое отверстие получается за
один или несколько импульсов длительностью 10~3 сек.
В результате лазерной обработки на стенках отвер-
стия образуется тонкий стеклообразный слой, в кото-
ром имеются трещины. Этот слой является бесцвет-
ным, что свидетельствует о сильном уменьшении со-
держания ионов хрома в нем. Он удаляется при даль-
нейшей обработке, однако для того, чтобы его тол-
щина не превышала нескольких микрометров, необхо-
дим тщательный подбор режимов.
Для получения отверстий диаметром 60—90 мкм
в одной из первых работ с рубиновыми камнями [91]
применяли рубиновый
около 4 дж. В системе
питания использовали
двойной импульс на-
качки, позволяющий
обеспечить частоту сле-
дования импульсов до
20 гц. Простое механи-
ческое устройство осу-
ществляло подачу и
перемещение заготов-
ки; при этом точность
расположения отвер-
стия относительно цен-
тра рубинового диска
составляла 50 мкм — больше, чем при механическом
способе. Была изготовлена партия камней хорошего
качества с достаточной повторяемостью. При сроке
службы лампы накачки 300 000 вспышек было полу-
чено снижение стоимости процесса черновой обработ-
ки отверстий примерно в 2 раза.
В настоящее время лазерная технология прошивки
черновых отверстий в рубиновых часовых камнях
с успехом внедрена на ряде крупных заводов нашей
страны. На Петродворцовом часовом заводе (ПЧЗ)
использована лазерная установка, разработанная
ЭНИМСом и ПЧЗ (рис. 3.22). В установке приме-
нена проекционная схема формирования светового
пучка в зоне обработки. В этом случае поверх-
ность камня совмещается с плоскостью изображения
круглого отверстия в «глухом» зеркале, через кото-
рое выводится энергия излучения. Проекционная
89
лазер с энергией излучения
12 з
Рис. 3 21 Профиль отверстия в
рубиновом часовом камне:
/ — контуры заготовки, 2 — контуры
готового часового камня, 3— черновое
отверстие, полученное лазерным лу-
чом.
схема обеспечивает высокую точность соблюдения
формы отверстия.
Установка на стекле с неодимом имеет еще це-
лый ряд оригинальных решений и обладает еле
дующими параметрами, энергия в импульсе — до
2 дж\ длительность импульса — 200 лксек; частота
следования импульсов — 2 гц; срок службы установки
без элементов — более 100 000 импульсов Производи-
те 3 22 Установка для прошивки отверстий в рубиновых
часовых камнях
•ельность установки — 40 000 камней за 8-часовую
•мену. Отверстие почти цилиндрической формы (раз-
гость между входным и выходным диаметрами — не
5олее 0,015 мм при диаметре 50 мкм) (рис 3 23) по-
[учают за два импульса с энергией 0,15 дж Первый
гмпульс образует сквозное коническое отверстие, вто-
рой— улучшает его форму, третий и последующие
шпульсы вносят очень мало изменений Чистота внут-
ренней поверхности полученных отверстий — 7—8-го
.ласса.
0
Время на обработку одного камня уменьшается
при лазерном сверлении в 600 раз и составляет 1 сек
против 10 мин при механическом способе. В расчете
на одного рабочего производительность труда повы-
силась в 15 раз и резервы ее повышения еще далеко
не исчерпаны Благодаря вводимым в технологиче-
ский процесс усовершенствованиям при новом способе
сверления будет получена существенная выгода за
счет экономии материала (рубина) на заготовках.
Рис 3 23 Отверстие в рубине, полученное с помощью лазера
С переходом на лазерную технологию обработки ча-
совых камней на заводе заметно улучшились условия
труда. Кроме того, высвободились значительные про-
изводственные площади.
На ряде других заводов той же отрасли успешно
используются лазерные установки типа «Корунд»
(см табл 11).
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ФИЛЬЕР
ДЛЯ ТЕКСТИЛЬНОЙ ПРОМЫШЛЕННОСТИ
Отверстия в фильерах, так же как и отверстия
ь алмазных волоках, характеризуются наличием рас-
пушки — входной и выходной конической части К Диа-
метру отверстия предъявляются жесткие требования,
поскольку с этим связано качество получаемого искус-
ственного волокна
Изготовление фильер производится обычно меха-
ническим способом. Однако при выполнении их из
высоколегированных сталей этот способ недостаточно
эффективен вследствие повышения износа и увеличе-
91
ния числа поломок пуансона. Использование лазера
для получения черновых отверстий в фильерах [78]
позволяет удешевить их производство. Кроме того,
появляются перспективы замены дорогостоящих
фильер из высоколегированных сталей и платины
керамическими, отверстия в которых могут быть по-
лучены лишь с помощью лазера. Наконец, могут быть
уменьшены диаметры отверстий в фильерах, в резуль-
тате чего повысится качество изготовляемого искус-
ственного волокна.
В настоящее время во ВНИИЛТЕКМАШе разра-
ботана опытная технология производства фильер для
ацетатных волокон, по которой изготовление форми-
Рис 3 24. Поперечный шлиф прокалиброванной фильеры для
ацетатного волокна (а) и пуансон для калибровки капилляров
фильер (б)
рующего капилляра включает в себя два способа об-
работки: получение чернового отверстия диаметром
35—45 мкм лазерным лучом и последующую калиб-
ровку отверстия до диаметра 56 мкм пуансонами
(рис. 3 24). Диаметр окончательного отверстия выдер-
живается с точностью 2—3 мкм, при этом чистота по-
верхности отверстия соответствует 10-му классу.
Однако этот способ калибровки позволяет обраба-
тывать отверстия, глубина которых относительно
невелика и соизмерима с их диаметро>м, что связано с
прочностными характеристиками инструмента-пуан-
сона.
Там же предложен способ дополнительной обра-
ботки фильер путем химического травления, отлича-
92
ющийся тем, что позволяет производить калибровку
отверстий практически любого диаметра и глубины,
которые могут быть достигнуты при лазерной обра-
ботке изделий из металлов и сплавов. Растравливание
отверстия при статическом положении изделия в ван-
не с кислотной средой используется для исправле-
ния дефектов первоначальной обработки, повышения
точности и чистоты поверхности отверстия (см.
рис. 3.14).
ПОЛУЧЕНИЕ ОТВЕРСТИЙ
В ФЕРРИТОВЫХ ПЛАСТИНАХ ПАМЯТИ
Отверстия диаметром 0,5—0,6 мм в ферритовых
пластинах памяти получают методом литья; для про-
шивки отверстий меньшего диаметра применяется
ультразвуковой способ [48]. При этом получают тре-
буемое количество отверстий в пластине за одну опе-
рацию с помощью специального инструмента —•
«ерша», представляющего собой матрицу, набранную
из стальных проволочек определенного диаметра, рас-
положенных в строгом соответствии с заданной гео-
метрией пластины. Сама ультразвуковая прошивка
занимает немного времени (~30 сек), однако опера-
ция сборки ерша весьма трудоемка. Кроме того, ерш
быстро изнашивается — при обработке около 10 пла-
стин Минимальный размер отверстий при ультразву-
ковом способе ограничен тем, что иголочки ерша те-
ряют устойчивость при отношении длины к диаметру
h/d>5. В пластинах толщиной 0,5 мм минимальный
диаметр отверстий — около 100 мкм
Попытки использовать для сверления отверстий
меньших диаметров электронный луч не увенчались
успехом [117]. Оказалось, что вокруг отверстия обра-
зуется зона примерно той же ширины, что и радиус от-
верстия, в которой произошло необратимое изменение
магнитных свойств феррита.
Лазерный способ позволяет уменьшить диаметр
отверстий до нескольких десятков микрометров. Удает-
ся надежно получать системы отверстий диаметром
50 мкм с перемычкой 50 мкм. Целесообразность умень-
шения диаметров отверстий определяется в этом слу-
чае уже характеристиками последующих технологи-
93
ческих операций — нанесения печатного монтажа и т. д.
Кроме того, использование лазера может оказаться
экономически оправданным и при получении отвер-
стий диаметром до 200 мк.
Задача получения отверстий в феррите является
более сложной, чем изложенные выше, поскольку там
речь шла о единичных черновых отверстиях, размеры
и форма которых доводились до требуемых в процессе
последующей обработки. Здесь же необходимо полу-
чить систему из многих чистовых отверстий, причем
предъявляются весьма жесткие требования к форме
их поперечного сечения, профилю и повторяемости
размеров. Круглые цилиндрические отверстия обеспе-
чивают наибольшую устойчивость хранения информа-
ции, минимальные рабочие токи и удобство последу-
ющих технологических операций.
Одним из наиболее серьезных препятствий при
разработке лазерной технологии прошивки таких от-
верстий является большая хрупкость феррита [21].
Оказалось, что избежать растрескивания можно лишь
при помощи многоимпульсного метода обработки,
когда для прошивки одного отверстия используется
несколько импульсов с энергией 0,2—0,3 дж и дли-
тельностью не более 100 мксек. Для строгого соблюде-
ния формы поперечного сечения отверстия обработка
производилась в плоскости изображения круглой
диафрагмы. Обработка одного отверстия несколькими
импульсами в плоскости изображения и специальный
выбор режима работы лазера обеспечивали малый
разброс размеров отверстий (±10 мкм при диаметре
200 мкм).
В настоящее время изготовлен опытный образец
промышленной установки для прошивки отверстий
в ферритовых пластинах памяти.
ПОЛУЧЕНИЕ ОТВЕРСТИЙ
В ПРОКЛАДКАХ КОАКСИАЛЬНЫХ КАБЕЛЕЙ
Изолирующие прокладки в современных преци-
зионных коаксиальных кабелях изготовляются из
плотной поликристаллической глиноземистой кера-
мики (99,5% А1гО3) толщиной несколько миллиметров.
Диски из керамики должны иметь разное количество
94
отверстий диаметром 0,25—0,30 мм, которое зависит
от числа проводников. Задача сверления отверстий
в твердой жаропрочной керамике непроста, требует
специальных закаленных сверл с алмазными наконеч-
никами и усложняется по мере увеличения числа ка-
налов в кабеле. Поскольку глубина отверстий h зна-
чительно больше их диаметра d, сверла часто лома-
ются, так что при механическом способе можно полу-
чать отверстия с h/d до 2, а при ультразвуковом —
до 4.
Значительно лучшие результаты получены при по-
мощи рубинового лазера [105]. Для образования отвер-
стий в керамике толщиной 3,2 мм требовалось в сред-
нием 40 импульсов с энергией около 1 дж. Отношение
глубины к диаметру hid составляло в среднем 20,
а в некоторых случаях — 25.
ДРУГИЕ ОБЛАСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ
ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ ОТВЕРСТИЙ
Кроме названных выше имеется еще ряд предло-
жений об использовании лазеров для получения от-
верстий. Сюда следует отнести прошивку микроотвер-
стий в подложках микросхем для осуществления
соединений [94], в магнитном проводе для запомина-
ющих устройств [96], в деталях из твердых сплавов
типа сопел и форсунок в двигателях [104], в деталях
типа рубашек для пропускания охлаждающего газа
[74], в камнях для ювелирной промышленности, в сет-
ках для клистронов [101], в заготовках диафрагм [113]
и др.
Диафрагмы для электронно- и ионно-лучевых об-
рабатывающих установок, микроскопов и т. д. изго-
товляют из тугоплавких металлов (вольфрама, мо-
либдена), сверление малых отверстий в которых пред-
ставляет известные трудности. Обычно в диафрагмах
требуются отверстия конического профиля с выход-
ным диаметром от 5 до 50 мкм. Получение таких от-
верстий может быть успешно осуществлено с по-
мощью лазера путем подбора условий фокусировки
излучения [113].
В работе [111] особо отмечается перспективность
использования лазера для обработки сверхпрочных
95
сплавов. В качестве примера сообщается о получении
за 8-часовую смену 14 400 отверстий диаметром
254 мкм в корпусе камеры с толщиной стенок 3 мм,
изготовленной из сверхпрочного сплава хостеллоя,
при помощи лазера с энергией 30 дж в импульсе дли-
тельностью 1 мсек.
В последнее время появились сообщения о том, что
с помощью лазеров на углекислом газе, работающих
в непрерывном и импульсном режимах, можно по-
лучать глубокие отверстия в различных неметалличе-
ских материалах. Так, излучением СОг-лазера непре-
рывного действия при плотности потока 104 вт!см2
Рис. 3.25. Получение отверстий
большого диаметра обработкой
по кольцевому контуру.
а — оптическая схема, б — вид об-
разца; 1 — аксиконная линза, 2 —
фокусирующая линза, 3~ образец.
© Зона облучения
в плавленом кварце толщиной 9 см было получено
отверстие диаметром 1 мм [18]. По всей длине канала,
за исключением неглубокого входного конуса, отвер-
стие имеет цилиндрическую форму. В работе [88] отме-
чается, что в металлах иногда целесообразно вести
прошивку отверстий диаметром до 0,5 мм с поддувом
кислорода. Для получения отверстий большого диа-
метра (до0,5с.и) в этой же работе предложено исполь-
зовать аксиконную систему, состоящую из аксиконной
и фокусирующей линз (рис. 3.25). Тогда в фокальной
плоскости последней образуется изображение кольца,
диаметр которого d зависит только от угла у при вер-
99
шине конуса и расстояния I до фокусирующей оптики,
а толщина с — от фокусного расстояния собирающей
линзы f. При получении отверстий использовался как
непрерывный, так и импульсный режим работы СО2-ла-
зера. Особенно успешно обрабатываются плексиглас
и резина. С помощью импульсного СО2-лазера мощ-
ностью 250 вт при частоте следования импульсов
25 гц в слое резины толщиной 0,15 мм было по-
лучено за 38 мин 31 400 отверстий диаметром 90 мкм
[109].
Отметим, что приведенными выше примерами
не исчерпывается круг технологических задач, в ко-
торых лазер может быть применен для получения
отверстий.
ТЕХНОЛОГИiECKUE ВОЗМОЖНОСТИ л
ЛАЗЕРНОГО МЕТОДА П0ЛУ1ЕНИЯ ОТВЕРСТИЙ _ <3 1
Основные характеристики применяемых в промыш-
ленности процессов получения отверстий с помощью
лазеров и параметры полученных при этом отверстий
приведены в табл. 3.4.
Возможности лазерного метода получения отвер-
стий на современном этапе его развития иллюстри-
руются табл. 3.5, где указаны характерные диапазоны
толщин ряда материалов, в которых можно получать
отверстия при помощи существующих лазеров. Типич-
ные значения диаметров обрабатываемых отверстий
лежат между 0,005 и 1 мм. Глубина отверстий до-
стигает 1—5 мм и может быть в 25 раз больше
диаметра.
Точность обработки многоимпульсным методом
в настоящее время составляет ±0,002 мм. Чистота
поверхности соответствует V7—V9. Производитель-
ность метода — от нескольких тысяч до нескольких
сотен тысяч отверстий за 8-часовую смену.
Переходя к предельным возможностям лазерной
технологии получения отверстий, отметим, что про-
движение в область субмикронных размеров затруд-
нительно в связи с тепловым механизмом образова-
ния отверстий Обработка отверстий диаметром и
глубиной до нескольких сантиметров требует исполь-
зования мощных импульсных лазеров с кольцевой зо-
ной облучения, причем для металлов целесообразно
« Зак. № 113
97
Типичные характеристики применяемых в промышленное^
Наименование детали	Материал	Параметры		отверстия		Режим об(		
		h (мм)	d (нм)	5 (мкм) |	(чистота класс)	(дж)	(мсек)	<7 (вггЦсм'*)
Волоки для протягивания проволоки	Алмаз	1 3 3,1 4,8 6,2 5—6	0 05— 04 0,8 1 25 2,0 3 75 0,5— ОЬ		3 3 3 3 3 3	2—5 0 5— 2 10 10 10 2—3	0,5 0,5 0,5 0,5 0,5 0,6	2—5 Ю? 0,5-2 Ю 1,8 Ют 1,8 10’ 1,8 10’ 1 8 Ю’
Часовые камни	Рубин	0 035 0 035 0 36 0,03 0,4	0 05 0,05 0 04— 0 09 0 06— 0 09 001		7—8 3—4 3 3 3	0,15 0 1- 02 5— И 4 0,1	02 0,05— 0,1 1 1 10-4	
Фильеры для текстильной промышленно- сти	Нержа- веющая сталь	0 06— 0,08	0 03- 0 04	±3	10	0 1 — 0,2	1	
Пластины памяти	Феррит	1 1	02 0,2	+ 30 ±4	3—4 7—8	1,6 0,3	1 0,1	5 106 2-10’
		1	0 05	—	7—8	0 05	0,09	6 10’
Прокладки для коаксиальных кабелей	Керами- ка (99,5% А12О3)	3,2	0 25— 0,30		3	1,5	0,5	4 106*
Подложки микросхем	Ситалл	0,6	0,05	±3	7—8	0,3	0,1	5 10’
Вкладыши	Латунь	0 1	0,03	±15	7—8	0 05	0,1	4 Ю’_
Диафрагмы	Тантал, молиб- ден	0,1	0,005- 0,05	±25	9	0,2	0,08	1,5 Ю8
Камера охлаждения	Хостел- лой	3	0,254		3	30	0,5—1	
	процессов получения				отверстий с	Таблица 3.4 помощью лазеров	
оотки		Оптическая схема обработки					
	п	фокуси- 1 рующая	проекци оиная		/ (нм)	Время обработки	Тип установки	Характер применения
1	1--2 100 75-100 150-175 250 -275 550	+ + + + +	—	24, 38 24, 38 33 33 33 33	< 10 сек 10 мин 6—9 мин 12—15 мин 20—23 мин Ю мин	„Квант-9" „Кв ант-9 ‘ LES-136	Серийное М< ссовое
	2 5-6 1 1 50—100	+ + F + |	+	14	2 сек 1 сек	АКА-345 „Корунд" Эксперименталь- ная на рубине UBL-5001 Эксперименталь- ная на ИАГ с Nd	Серийное Эксперимен- тальное Серийное Эксперимен- тальное
	1	+	—			„Караван"	Опытное
	1 7 10	+	4 +	15 15 10	1 сек 7 сек 10 сек	„Луч-1М“ Эксперименталь- ная на стекле с Nd То же	Опытное Эксперимен- тальное
	40		—	2а	5 мин	Эксперименталь- ная на рубине	мелкосерий- ное
	3—5		—	| 20	| 3—5 сек	„Луч-1М“	| Опытное
1 1-3			1 —	| 20	| 1—3 сек	|	„Луч-1М“	| Опытное
	1—5	+	—	35	1—5 сек	„Луч-1 М‘	Мелкосерий- ное
	1—2	+	—		30 сек	LO-26	Опытное
98

Таблица 3.5
Материал	Средний коэффициент отражения (в долях единицы)	Толщина (им)	Диаметр отверстия (мм)	Режим	„аботки				
				q (вт см2)					
					одиоимпульсиый		многоимпульсный		
					W (дж)	т (мсек)	W (дж)	т (мсек)	п
Стали, железо- никелевые сплавы	0,5	0,1—0,2 0,3—0,6 1—2	0,02—0,05 0,05-0,1 0,03-0,05 0,1-0,2 0,1-0,2 0,5—0,6	107 ;	0,1-0,2 0,2-0,5 0,2—0,5 0,7-1,5 2—4 10	0,1—1,0	0,05 0,1 0,05 0,1 0,5 1	0,1 0,1 0,1 —1,0	3—5 3—5 5—10 5—15 5—10 10
Тугоплавкие металлы и сплавы	0,4—0,6	0,1 0,2 0,5 1	0,01-0,02 0,02—0,05 0.03—0,05 0,1-0,2 0,1-0,2						
				5-107	0,1 0,2—0,4 0,5-1,0 2-4 5-10	0,1—1,0	0,05 0,05 0,1 0,5 1	0,1 0,1 0,1—1,0 0,1—1,0 0,1—1,0	2—3 5—10 5-10 5-10 5-10
Бронзы, дюралю- миний, сплавы на основе меди и алюминия	0,6—0,9	0,1 0,2 0,5 1 5	0,02 - 0,05 0,02—0,05 0,05 -0,1 0,05-0,1 0,2-0,3 0,5—1,0 1	108	0,1-0,2 0,2-0,4 0,7-1,5 1—2 3—5 30-100	0,1—0,5	0,05 0,05 0,2 0,2 0,5 10	0,1 0,1 0,1 0,1 0,1 0,1—0,5	2-4 5—10 4-8 6—12 6-10 5—10
100
101
использовать лазеры видимого диапазона, а для
неметаллов — СОг-лазеры.
Улучшение точностных и качественных показате-
лей лазерной обработки отверстий связано с внедре-
нием многоимпульсного метода их получения. В этом
плане наиболее перспективными являются лазеры на
ИАГ с неодимом и на СОг, генерирующие относи-
тельно короткие световые импульсы с высокой часто-
той следования. Успешное развитие техники этих ла-
зеров, а также совершенствование лазеров на стекле
с неодимом будут способствовать дальнейшему
прогрессу лазерной технологии получения отвер-
стий.
ГЛАВА 4
ЛАЗЕРНАЯ РЕЗКА
Появление мощных лазеров на углекислом газе и ит-
трий-алюминиевом гранате позволило значительно
расширить круг технологических операций, выпол-
няемых с помощью лазеров, и включить в него
новый вид обработки — резку различных материа-
лов.	1
Начиная с 1967 г. это направление интенсивно
развивается, и в настоящее время с помощью лазеров
уже осуществляется резка металлов, сплавов, полу-
проводников, стекла и керамики, органических мате-
риалов, тканей и т. д.
Разработка импульсного гелий-неонового лазера и,
в особенности, импульсного лазера на молекулярном
азоте позволила успешно производить также резку
тонких пленок и разделение полупроводниковых ма-
териалов.
Области применения лазерной резки на современ-
ном этапе ее развития характеризуются табл. 4.1.
СОг-лазеры непрерывного действия могут быть исполь-
зованы для резки самых разнообразных материалов
при относительно большой ширине реза. Для преци-
зионных разделительных операций предпочтительнее
квазинепрерывные импульсные лазеры на ИАГ с не-
одимом, а для резки тонких пленок — лазеры на
азоте.
В настоящей главе рассматриваются физические
аспекты лазерной резки различных материалов,
требования к соответствующим лазерам и процессы
резки материалов излучением СО2-, ИАГ- и Иг-ла-
зеров.
103
Таблица 4.1
Лазерная резка и области ее практического использования
Класс материалов	Тип исполь- зуемого лазера	Область применения	Примечание	Литера- турный ИСТОЧНИК
Металлы, сплавы	со2	Автомобиль- ная, судо- строительная и авиационная промышлен- ность	С подду- вом кислорода	[84; 108; 115]
Полупровод- ники	ИАГ с нео- димом	Электронная промышлен- ность		[97; 105]
Стекло, керамика	СО2	Стекольная, электротехни- ческая, элек- тровакуумная промышлен- ность		[13; 73; 18; 85]
Органические, синтетические материалы, полимеры	со.	Различные отрасли про- мышленности		[84]
Древесина, бумага, картон и другие мате- риалы на ос- нове целлю- лозы	со3	Легкая, лесная и другие отра- сли промыш- ленности	С поддувом газа-окис- лителя или инертного газа	[84]
Ткани	со3	Текстильная промышлен- ность		[84]
Металличе- ские пленки на диэлектри- ческих под- ложках	СО,; ИАГ с неоди- мом; Не—Ne; n2	Радиоэлект- ронная промышлен- ность, микро- электроника		[105; 118, 107; 18; 70; 98]
104
1.	ОБЩИЕ ОСОБЕННОСТИ
ФИЗИЧЕСИОГО ПРОЦЕССА ЛАЗЕРНОЙ РЕЗНИ
Резка, как и получение отверстий, основана на
тепловом действии лазерного излучения. Несмотря на
различие конкретных механизмов и режимов резки
при использовании непрерывного и импульсно-непре-
рывого лазерного излучения различных длин волн,
в протекающих физических процессах имеется и мно-
го общего, особенно на стадии, предшествующей раз-
рушению материала.
Прежде всего отметим, что предварительное на-
гревание материала при лазерной резке происходит
под действием движущегося источника тепла. В боль-
шинстве случаев световой поток сфокусирован в кру-
говое пятно некоторого радиуса г0, которое переме-
щается по поверхности материала с постоянной ско-
ростью «о- При этом температурное поле вокруг дви-
жущегося источника тепла через некоторое время
стабилизируется, и предельное распределение темпера-
туры зависит только от соотношения времени, необхо-
димого для теплонасыщения образца при нагревании
через круг (для полупространства это время порядка
ГоМ, и времени прохождения световым пятном рас-
стояния, равного его радиусу (го/«о). Если теплонасы-
щение произойдет раньше, чем световое пятно прой-
дет путь, равный своему радиусу, т. е. пого/а<1, то
источник тепла можно считать медленно движущимся.
В этом случае наибольшая температура материала
достигается в центре движущегося пятна, и ее значе-
ние мало отличается от максимального, которое со-
ответствует неподвижному тепловому источнику:
«рГо
4а
(4.1)
По мере увеличения скорости перемещения источни-
ка нагрева тепловой эффект воздействия излучения ос-
лабевает, а максимум температуры сдвигается к краю
движущегося пятна в сторону, противоположную на-
правлению перемещения источника. Можно показать,
что в пределе, для быстродвижущегося источника,
когда н0Го/а»1, справедлива формула
105
Тк2 V- • 4 • V^+T,
г л к т ий '
Из нее следует, что максимальная температура, до ко-
торой нагревается материал, равна температуре по-
верхности полупространства при действии импульсно-
го источника тепла длительностью 2г^и<л, соответству-
ющей времени прохождения движущимся источником
своего диаметра.
Оценка величины ийгй!а показывает, что лазерной
резке металлов и полупроводников («~0,1—1 см2/сек)
при скорости резания до 1 см)сек и размере зоны об-
лучения до 0,5 мм чаще соответствуют условия мед-
ленно движущегося источника тепла, когда примени-
ма формула (4.1). В этом случае из-за большой теп-
лопроводности материала температура поверхности
может зависеть и от толщины обрабатываемого листа
или пластины h, если время 2r0/w0 будет больше вре-
мени теплопроводностного прогрева пластины h2[a, т. е.
при й< (2аг0/м0)1/2.
Поэтому представляет интерес оценка температуры
в центре зоны облучения в случае, когда за счет теп-
лопроводности температура по толщине пластины ста-
новится одинаковой. Тогда
7'-W'1n^i + rH.	(4.3)
Из выражения (4.3) видно, что пороговая плот-
ность потока, необходимая для достижения в стацио-
нарном режиме требуемой температуры, линейно рас-
тет с толщиной пластины h и весьма слабо (логариф-
мически) зависит от скорости движения источника
в пределах выполнимости условия «оГоМ<^1.
Если излучением разрезаются диэлектрические ма-
териалы или тонкие металлические пленки на диэлек-
трических подложках, то, как правило, из-за малой
температуропроводности среды (а<0,01 см2/сек) срав-
нительно легко удовлетворить условию «ого/а»1, что
соответствует быстродвижущемуся тепловому источ-
нику, и, следовательно, здесь применима формула
(4.2) для расчета температуры в наиболее горячей
точке. Одновременно оказывается, что при скоростях
резки «0>1 см/сек и ширине реза не более 0,5 мм
106
(4.2)
слой толщиной /г >0,5 мм можно считать в теплофи-
зическом смысле полубезграничной средой. Поэтому
пороговая плотность потока, необходимая для начала
резки \ в данном случае слабо зависит от толщины
материала и с ростом скорости перемещения источ-
ника увеличивается пропорционально «о12.
Изложенные особенности процесса нагревания дви-
жущимся источником тепла характерны для режима
непрерывного облучения материала. Если же лазер
работает в квазинепрерывном режиме, генерируя се-
рию последовательных импульсов длительностью т
при частоте следования f (например, лазер на ИАГ,
молекулярном азоте, импульсный СО2-лазер), то при
длительности импульса т<0,1г0/п0 импульсный источ-
ник тепла можно рассматривать как неподвижный.
Длительность световых импульсов перечисленных
выше лазеров удовлетворяет этому условию при
ио<1 см!сек и Го>10 мкм, т. е. во всех представляю-
щих практический интерес случаях.
После окончания очередного импульса материал
начинает остывать, и если частота следования импуль-
сов f<a/30rl, то постепенного накопления тепла не
происходит и, следовательно, результат воздействия
зависит только от мощности и энергии отдельного им-
пульса. Когда же скважность импульсов мала, то при
оценке теплового эффекта воздействия излучения на
вещество можно пользоваться усредненными мощно-
стными характеристиками эквивалентного непрерыв-
ного источника излучения, как это делается, напри-
мер, при замене пичкового импульса свободной
генерации лазера эквивалентным гладким импуль-
сом [23].
Перейдем к рассмотрению конкретных физических
механизмов лазерной резки. В принципе она может
быть основана на различных процессах: испарении
материала, плавлении с удалением расплава из зоны
реза, некоторых химических реакциях: горении, раз-
ложении с выделением летучих соединений и др. На-
конец, хрупкие материалы можно разделять методом
термического раскалывания [105], который, хотя и не
1 Под началом резки здесь понимается такой результат воз-
действия излучения, когда на поверхности материала остается за-
метный след облучения.
107
является методом резки в буквальном смысле слова,
предназначен для той же цели.
Лазерная резка путем испарения требует наиболь-
ших удельных энергетических затрат и поэтому про-
водится с использованием лазеров импульсного дей-
ствия. Примерами здесь могут служить резка пле-
нок на подложках излучением лазера на молекуляр-
ном азоте и ИАГ-лазера, скрайбирование и резка по-
лупроводников, а также гравировка излучением лазе-
ров на ИАГ и стекле с неодимом и лазеров на рубине.
Физические процессы при резке тонких пленок путем
испарения квазинепрерывным излучением, как уже
отмечалось выше, не отличаются от таковых при дей-
ствии неподвижного источника, поэтому они будут
рассмотрены в гл. 5, посвященной обработке тонких
слоев и пленок. Что же касается скрайбирования и
резки полупроводников и гравировки поверхности ма-
териалов, то к ним во многом применимы основные
положения теории образования отверстий при одно- и
многоимпульсной обработке, изложенные в гл. 2 и 3.
Так, неглубокое скрайбирование и гравировка серией
коротких импульсов длительностью не более 10 мксек,
как правило, происходят в режиме стационарного
испарения материала, характеризующемся небольшой
относительной глубиной реза (/г/2г0<1) и малым ко-
личеством расплава в продуктах разрушения. В то же
время получение глубоких резов, так же как и глубо-
ких отверстий, сопряжено с образованием достаточно
большого количества жидкости и ее неполным удале-
нием из зоны воздействия излучения под действием
избыточного давления паров. В этом случае сквозной
рез может заплаваться, поэтому с целью удаления
расплава применяют устройства отсоса продуктов раз-
рушения из зоны резания.
Пользуясь моделью образования отверстий при им-
пульсном облучении, изложенной в гл. 2 и 3, можно
определить минимальную энергию в импульсе IFmm,
достаточную для испарения материала на глубину h
за время прохождения световым пятном расстояния,
равного ширине реза 2г0, при частоте следования им-
пульсов f и скорости резания и0:
В формуле (4.4) Lp — энергия разрушения еди-
ницы объема материала; для неглубоких резов (Л<2г)
Ар~/0 (Lo — удельная энергия испарения).
Например, при резке кремния толщиной 0,25 мм
со скоростью 2 мм/сек световыми импульсами, следу-
ющими с частотой /=100 гц, минимальная энергия,
поглощенная в кремнии за импульс, при ширине реза
80 мкм должна составлять 1,5 мдж.
2.	ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
ПРИ ГАЗОЛАЗЕРНОЙ РЕЗКЕ (ГЛР)
ГЛР МЕТАЛЛОВ И СПЛАВОВ
Впервые ГЛР металлов с поддувом кислорода
предложили и осуществили Салливан и Хоулдкрофт
[119]. Струя кислорода выполняет тройную функцию
[84]: сначала кислород способствует предварительному
окислению металла и уменьшению его отражательной
способности (см. ниже), затем происходит переход
к воспламенению и горению, и тепло экзотермической
реакции усиливает термическое действие лазерного
излучения; наконец, струя сдувает и уносит из зоны
ГЛР расплав и продукты сгорания металла, обеспе-
чивая одновременно приток кислорода непосред-
ственно к фронту реакции горения. Последняя функ-
ция струи кислорода является наиболее важной, так
как только в этом случае удается получить чистый,
качественный рез значительно большей глубины, чем
без поддува; кроме того, несколько сокращается вре-
мя остывания материала. Если придерживаться при-
нятой в технике резки металлов терминологии [80],
то в зависимости от режима облучения и свойств раз-
резаемого металла можно выделить два различных
механизма ГЛР — «химический» и «физический».
Для химического механизма характерен существен-
ный вклад теплоты реакции горения металла в об-
щий тепловой баланс. Такой механизм резки, как
правило, реализуется для материалов, подверженных
воспламенению и горению ниже точки плавления и
образующих жидкотекучие окислы, например для
мало- и среднеуглеродистых сталей, титана и его
сплавов и др. При ГЛР этих материалов возможны
109
два режима: режим управляемой резки, когда
тепла от реакции недостаточно для самопроизвольно-
го распространения фронта горения на всю по-
верхность, обдуваемую струей кислорода (в этом слу-
чае ширина реза определяется диаметром сфокусиро-
ванного лазерного луча), и режим неуправляе-
мой, так называемой автогенной резки, когда металл
горит за счет тепла реакции по всей поверхности кон-
такта с газовой струей. Увеличив скорость перемеще-
ния луча, можно перевести режим ГЛР из автоген-
ного в управляемый.
При физическом механизме резки материал не го-
рит, а плавится, и газовая струя удаляет расплав из
зоны реза. Этот механизм резки характерен для ме-
таллов и сплавов, у которых мал тепловой эффект
реакции горения, а также для тех, у которых при
взаимодействии с кислородом образуется тугоплавкий
окисел. Примером могут служить высокоуглеродистые
и легированные стали, медь, алюминий и т. п. При
ГЛР таких материалов для получения глубоких раз-
резов требуются очень высокие мощности, и пока
лазер используется лишь для резки металлической
фольги и тонких листов. Трудность ГЛР меди и алю-
миния усугубляется еще и тем, что они сильно отра-
жают лазерное излучение на длине волны 10,6 мкм и
имеют высокую теплопроводность. Положительный ре-
зультат может быть достигнут лишь за счет высокой
концентрации энергии на поверхности материала, что
выгодно отличает ГЛР от других методов термической
резки металлов.
В настоящее время ведется более глубокое изуче-
ние физических явлений при ГЛР металлов. В работе
[87] экспериментально исследованы зависимости тем-
пературы поверхности металла от времени нагревания
на воздухе сфокусированным излучением СО2-лазера
при неподвижном источнике тепла. Замечено, что та-
кие зависимости (рис. 4.1) имеют необычный ход, что
может быть объяснено только с учетом изменения
поглощательной способности металла при окислении.
В работе [31] на примере тонких пленок хрома по-
казано, что действительно при нагревании ряда ме-
таллов излучением СО2-лазера в присутствии кисло-
рода их отражательная способность R необратимо
уменьшается, обусловливая резко нелинейную зависи-
110
мость времени прогорания тонкой пленки на под-
ложке от плотности светового потока (рис. 4.2). При-
веденные экспериментальные результаты объясняются
тем, что здесь процессы нагревания, окисления и из-
менения отражательной способности сказываются
взаимосвязанными [31]. Причиной этого является мо-
лекулярное поглощение
излучения на длине вол-
ны 10,6 мкм окислами
многих металлов вслед-
ствие возбуждения коле-
бательных спектров, ле-
жащих в диапазоне от 8
до 15.ик.и [92]. Поглощен-
ная таким образом энер-
гия излучения достаточно
быстро переходит в тепло,
т. е. молекулярное погло-
щение в окисле служит
дополнительным источни-
Рис. 4.1. Качественные зависи-
мости роста температуры (То)
поверхности окисляющегося ме-
талла во времени (t) при на-
гревании излучением СОг-ла-
зера.
Кривая 1 соответствует некоторой
наименьшей плотности потока qQ,
кривая 5 — наибольшей; t — время
установления стационарного распре-
деления температуры, —время акти-
вации реакции окисления (длитель-
ность индукционного периода реак-
ции).
ком нагревания металла.
Можно показать, что эк-
зотермичность реакции
окисления на стадии,
предшествующей воспла-
менению, сколько-нибудь
весомой роли в тепловом
балансе не играет.
В итоге качественную
картину нагревания ме-
талла излучением СОг-ла-
зера в присутствии кисло-
рода можно представить себе следующим образом
(см. рис. 4.1). При малых плотностях излучения (кри-
вая )), когда повышение температуры невелико, ме-
талл практически не окисляется и через отрезок вре-
мени	(г0—-радиус освещенной площади)
его температура стабилизируется, причем ее значение
в центре облученной зоны равно (см. гл. 2)
т qoAro
J о— k
(4-5)
Т 1 н>
где А=А0 — исходная поглощательная способность
металла при начальной температуре Тв.
111
По мере роста q0 и, соответственно, То, начиная
с некоторого момента t&, активируется реакция
окисления (кривая 2). Растущая окисная пленка тол-
щиной х сама поглощает лазерное излучение, что ве-
Рис. 4 2. Зависимость времени разру-
шения t'e (в логарифмическом мас-
штабе) пленки хрома толщиной
5000 А на подложке из ситалла от
плотности падающего светового пото-
ка <7о (радиус фокального пятна
г0 = 1 мм).
дет к дальнейшему
росту температуры,
скорости окисления
и поглощательной
способности метал-
ла А:
А= А0+2ах, (4.6)
где а — линейный
коэффициент погло-
щения излучения
окислом.
Таким образом,
при t>ta температу -
из-за лавинообразного
ра будет стреми-
тельно нарастать,
пока не произойдет
переход к воспламе-
нению и горению ме-
талла и его испаре-
нию. Этот переход
характера роста темпе-
ратуры должен наступить быстро, так что за
время поджига реакции (или за время прогорания
пленки Г, см. рис. 4.2) можно принять самое время
(а — длительность индукционного периода реакции.
С временем /а удобно сопоставить точку перегиба на
кривой То(^). Очевидно, что по мере роста время (а
уменьшается, а соответствующая ему температура
активации реакции Тй возрастает (кривые 3, 4, 5 на
рис. 4.1).
Количественная оценка времени /а требует сов-
местного решения уравнений кинетики окисления, из-
менения поглощательной способности металла (4.6)
и теплопроводности. Решение, полученное для пара-
болического закона роста окисла (см., например [77])
xz~t, в случае медленного ((а^> /с) окисления дает:
/с-60,2

7о	Xj Тн
(4.7)
112
где
TD — энергия активации лимитирующей стадии
реакции, выраженная в градусах;
So~lO5 см/сек, — величина порядка скорости звука
в твердом теле;
Х1~10~6 см — дебаевский радиус экранирования
внутреннего электрического поля, появляющегося
в слое окисла.
При быстром окислении (/а<С^с)
/а « 71/4^ • In2 (2 V2- v •	• р^2); '
2^оЛо Vа
!*= V^-k ’	(4.8)
v = 8<?оа VaSgX\Ta
V^-k-TD
Приведенные формулы правильно отражают основ-
ные закономерности изменения времени ta в зависи-
мости от параметров реакции и режима облучения.
Так, при [см. (4.7)] длительность индукцион-
ного периода реакции очень резко (экспоненциально)
зависит от энергии активации реакции TD и темпера-
туры поверхности То, т. е. от плотности потока, погло-
щательной способности металла и его теплопровод-
ности, а также от радиуса зоны облучения [см. (4.5)
и (4.6)]. Поэтому даже при малых изменениях q0
время t& подвержено очень значительным изменениям,
что и было экспериментально показано в работе [87]
и подтверждается зависимостью времени разрушения
тонкой пленки t* от плотности потока до (см. рис. 4.2).
В то же время при /а<^/с величина /а хотя и зависит
от тех же параметров [см. (4.8)], но в значительно
меньшей степени, так как температура сильно растет
и без влияния дополнительного источника тепла, обус-
ловленного поглощением излучения в окисле. Процесс
нагревания здесь можно условно разбить на две ста-
дии: нагревание без окисления в течение времени ia
до некоторой температуры
а 2 In (2/2 •v-7'^2-lu.-2)
и мгновенное «включение» реакции и дополнительного
подогрева излучением после достижения этой темпе-
1 [ Q
ратуры. В итоге	а сама температура Та, как
видно из (4.9), с ростом потока увеличивается слабо
(логарифмически).
Формулы (4.8) и (4.9) могут оказаться полезными
при расчете режима скоростной резки излучением
СО2-лазера тонких металлических пленок, нанесенных
на диэлектрические подложки и способных окисляться
и гореть1, например пленок хрома. Таким способом
можно, в частности, нарезать высокоомные резисторы
из низкоомных. При больших скоростях резки, когда
Иого/я^>1, максимальная температура развивается на
краю движущегося пятна и равна [см. выражение
(4.2)] температуре поверхности полупространства, на-
греваемой в течение времени t = 2ralu0 прохождения
световым пятном своего диаметра. Если за это время
температура поднимется до величины Та, то пленка
«вспыхнет» и сгорит. Таким образом, приравнивая
время £=2го/«о к времени ta индукционного периода
реакции окисления в формуле (4.8), можно опреде-
лить из (4.8) и (4.9) температуру Та, а затем с по-
мощью (4.2) найти необходимую плотность светового
потока q0 и мощность излучения Р:
q ~	• 1/-^;	(4.10)
70	2 У 2	rar,, '	'	’
P^q0^0=(^yl2.k.^~TH).r0	(4.11)
Численный расчет, проведенный для пленки хрома
(7г>=2 • 104 °К; S0 = 105 см/сек;	см; До=О,1;
а=103	см~1), нанесенной на ситалл (k=
= 10 2 вт/сМ’ град; а = 6-1(Н! см^сек), при «о=5 смрек
и г0 = 10 2 см показал, что Т» = 4- 10_3 сек, Та^
х, 1400° К и мощность излучения на образце должна
быть не менее 7 вт. Более строгий расчет необходимой
мощности должен производиться с учетом конвектив-
ной теплоотдачи нагреваемой поверхности, особенно
при больших Но-
Рассмотренные особенности процесса воздействия
излучения СО2-лазера на металл относились к стадии
1 Поддув кислорода здесь необязателен ввиду малой тол-
щины металлической пленки Для ее сгорания достаточно кисло-
рода, содержащегося в воздухе.
114
его предварительного нагревания без разрушения. Пе-
рейдем теперь к анализу условий воспламенения ме-
талла.
Выше отмечалось, что за время воспламенения
можно принять величину /а, поскольку при t~>t& тем-
пература нарастает лавинообразно (действительно,
расчет показывает, что при t>ta Т0(О~ехР (—ejtn),
где параметр п>0). Что же касается темпе-
ратуры воспламенения массивного металла Тъ, то ее
значение на кривой T(t) определяется точкой, в кото-
рой тепловой эффект реакции окисления начинает
играть существенную роль. По-видимому, нагревание
металла излучением в режиме нарастания окисла
(без разрушения) не может обеспечить воспламене-
ния, так как по мере роста слоя окисла и температу-
ры, несмотря на увеличение скорости окисления, от-
носительный вклад теплоты реакции в общий тепло-
вой баланс уменьшается. Картина изменяется при
достижении температуры плавления Тпл окисла, осо-
бенно если резка производится с поддувом кислорода
Струя вытесняет жидкий окисел из зоны облучения и
практически скачком переводит реакцию в новый ре-
жим (как правило, кинетический) с предельно высо-
кой скоростью окисления1 и большим тепловым эф-
фектом— металл воспламеняется и горит [33]. Отме-
тим, что это свойственно металлам, окислы которых
плавятся при температуре, меньшей или пример-
но равной температуре плавления металла (см.
табл. 4.2). Для таких материалов характерен «хими-
ческий» механизм резки. В то же время, если окисел
более тугоплавкий, чем металл, то до воспламенения
металла может произойти его расплавление, и резка
произойдет по схеме «физического» механизма.
Анализ процесса горения металла при ГЛР пред-
ставляет наибольший практический интерес. Несмот-
ря на сравнительно небольшое число работ на эту
тему и многие неясности в деталях, уже сейчас можно
предложить простую теоретическую модель разруше-
ния металла при «химическом» механизме ГЛР и пол-
ном удалении продуктов реакции струей кислорода.
Предполагается, что через некоторое время после
1 Вследствие непосредственного контакта кислорода с нагре-
тым металлом.
115
воспламенения металла устанавливается квазистацио-
нарный режим разрушения, при котором скорость раз-
рушения равна скорости горения и определяется
только температурой поверхности металла То. Послед-
нее выполняется, если струя полностью удаляет рас-
Таблица 4.2
Температуры плавленгя ТУл и кипения 7'к
некоторых металлов и их сь велев и теплота реакции G
Металл J	Дл (°c>	ГК(°С)	G (ккал моль)	Окисел	Д1 (°C)	7KCC)
А1	660	2400	390	A12O3	2050	1 2250
Со	1500	2900	—	Со203	900	Разло- '
						жение
Сг	1900	2600	270	СГ2ОЗ	1990		
Си	1080	2580	40	Cu2O	1235	—
			f 60	FeO	1420	—
Fe	1540	2900	( 196	Fe2O3	1540	—
			( 267	Fe3O4	1565	
Nb	2420	5100	460	Nb2O5	1520	-
Ni	1450	2820	53	NiO	—	-
			(	66	PbO9	290	Разло-
Pb	327	1750	J			жение
			1 176	Pb3O4	500	То же
Та	3000	6000	500	Ta2Oo	1470	» »
Ti	1680	3300	220	TiO2	1640	
Zn	420	910	83	ZnO	1800	Воз-
						гонка
плавленный окисел и обеспечивает непрерывное по-
ступление кислорода к фронту реакции. В этом случае
квазистационарные значения величин Vo и То можно
определить с помощью одного энергетического и
одного кинетического соотношения, аналогично тому,
как это делалось при анализе процесса квазиста-
ционарного испарения материала (см. гл. 2).
Для химически чистого металла при неподвижном
источнике нагрева (и0 = О) и плоском фронте горения
эти соотношения можно записать в виде:
^ + Gti0-=t>0 [рс (Г,-Гн) + У	(4.12)
т>0=50-ехр

(4.13)
116
Выражение (4.12) представляет собой уравнение
энергетического баланса с учетом дополнительного
тепла, выделенного при горении (G — удельная тепло
та реакции), и затрат тепла на нагревание и плавле-
ние (LUJl— удельная теплота плавления; при высоких
температурах поверхности, когда металл горит в рас-
плавленном состоянии, в (4.12) входит суммарная
теплота плавления металла и окисла). Выражение
(4.13) является уравнением реакции при кинетиче-
ском законе окисления [77], которому подчиняется го-
рение металла, если на фронте реакции имеется до-
статочное количество кислорода. В (4.13) So — неко-
торая константа, Та — выраженная в градусах теплота
реакции.
Приближенное решение системы уравнений (4.12),
(4.13) имеет вид:
С помощью (4.14) можно найти время прогора-
ния t* отверстия в слое толщиной /г: t*=h/v0.
Если теперь учесть, что при ГЛР источник тепла
движется по поверхности металла с некоторой ско-
ростью Ио, то для разрезки слоя толщиной h необхо-
димо, чтобы время было не больше времени про-
хождения источником своего диаметра, т. е. /*<2го/ио.
Тогда можно определить требуемую скорость прого-
рания слоя v9 = huol2ro и из (4.13) и (4.12) найти не-
обходимую плотность светового потока <?*:
~ "ч 2г0
I У 7 Q
u^h
(4-16)
„	, So (SZ-пл б) ।
1 Из (4 14) следует, что при pcTg-In * 1	- г
+S LnJI=G v0->oo, что соответствует переходу к самоподдер-
живаемому горению (автогенный режим резки), когда процесс
обеспечивается теплом, выделяемым самой реакцией. Ксреч-
ную скорость горения здесь можно получить, если учесть боко-
вой теплоотвод.
117
Мощность излучения лазера Р* с учетом сказан-
ного выше может быть рассчитана с помощью (4.16)
из условия, что при стационарной резке излучением
освещается не круговая площадка радиусом г0 на по-
верхности образца, а вся движущаяся боковая поверх-
ность реза, площадь которой примерно равна
лг0(4г§+/12)12. Тогда
Р*»к4-1/4гб + Л2
«о
рсТд
uoh
(4-17)
Формула (4.17), как и предыдущие выводы, спра-
ведлива при Р>го/а (или при и0г0/а>2), когда мал
боковой теплоотвод. Как видно из (4 17), при малых h
Р* растет пропорционально /г, а при больших h —
пропорционально /г2. Из (4.17) следует также, что Р*
падает с уменьшением г0. Однако при ГЛР ширина
реза не может быть меньше некоторой определенной
величины [84]. Это связано с тем, что при малой ши-
рине реза трудно удалить с помощью кислородной
струи вязкие расплавленные окислы из зоны реакции.
Поэтому уменьшать размер светового пятна ниже
некоторой величины го~ЮО мкм нецелесообразно.
Отметим также, что величина Р* зависит от удель-
ной теплоты реакции G. Для различных металлов и
сплавов снижение требуемой для резки мощности из-
лучения вследствие экзотермичности реакции горения
колеблется в пределах от 20 до 70%.
ГЛР НЕМЕТАЛЛОВ
Все многообразие неметаллических материалов,
резка которых осуществляется с помощью СО2-лазе-
ра, можно подразделить на две группы [84]: 1) ма-
териалы, которые под действием излучения раз-
лагаются пли распадаются, и 2) материалы, кото-
рые при нагревании излучением плавятся или испа-
ряются.
В первую группу входят органические материалы,
пластмассы, дерево, ткани, бумага и др. Химический
состав газовой струи при ГЛР большинства из них
существенной роли не играет [84; 110], и поэтому
обычно используют поддув струи воздуха.
118
Это видно из приведенных в табл 4.3 данных
о глубине реза в плексигласе в зависимости от со-
става газовой струи при неизменном давлении газа,
мощности излучения лазера и скорости резки [ПО].
Таблица 43
Глубина реза в плексигласе
Газ	Не		О3	Воздух	Аг	С02	Аг-75 %, Н_-25%
Глубина ре- за (мм)	23,5	24,0	22,5	24,5	25,5	22,0	23,0
Назначение газа состоит здесь лишь в удалении
продуктов разложения или разрушения из зоны реза.
Применять поддув кислорода при ГЛР таких мате-
риалов следует не всегда, во избежание их возгорания,
а также для уменьшения обугливания поверхностей,
образующих разрез. В некоторых случаях для увели-
чения эффективности охлаждения материала, окру-
жающего зону резки, в струю газа вводят воду, где
она распыляется, или непосредственно охлаждают
обрабатываемую поверхность водой [84]. Следует от-
метить, что лазерную резку материалов, образующих
при разложении летучие компоненты, можно в прин-
ципе проводить вообще без поддува газа.
К материалам второй группы относятся многие
горные породы и керамика [84]. Струя газа здесь
также служит только для удаления расплавленных
материалов из зоны реакции, поэтому состав его не
имеет существенного значения. При отсутствии газо-
вой струи, в отличие от материалов первой группы,
здесь образуется зона расплава, а не разрез.
Некоторые закономерности ГЛР неметаллов мож-
но проследить на примере плексигласа по данным
работы [ПО]. Исследование, проведенное с использо-
ванием СОг-лазера непрерывного действия мощностью
200 вт и струи воздуха при различных давлениях р,
показало, что при р^0,7 атм глубина реза h от р не
зависит и определяется только мощностью излучения
и шириной реза. При отсутствии поддува h умень-
шается лишь в 1,2 раза, однако качество реза зна-
чительно ухудшается.
119
Зависимости глубины реза h от мощности излуче-
ния Р при давлении струи 1,8 атм и скорости ГЛР
Ио = 2,2 мм]сек для различных размеров фокального
пятна (определяемых фокусным расстоянием линзы/)
приведены на рис. 4.3. Ход этих кривых качественно
Рис. 4.3. Зависимость глуби-
ны реза h в плексигласе от
мощности излучения Р при
различных фокусных рас-
стояниях ( линзы:
/ —/ — 50 мм; 2—/ — 100 мм; 3—f =
= 200 мм. (Давление струи —
1,8 атм, скорость резки —
2,2 мм!сек.)
Рис. 4.4. Зависимость макси-
мальной скорости разрезки (ио)
листов плексигласа различной
толщины (h) от мощности из-
лучения (Р):
l—h = 30 мм; 2—h=2Q мм; 3—h —
= 10 мм. (Давление струи —
1,8 атм, фокусное расстояние
линзы—200 мм).
хорошо согласуется с зависимостью /i=f(P*), следую-
щей из выражения (4.17), что указывает на возмож-
ность построения общей методики расчета параметров
ГЛР для самых различных материалов при соответ-
ствующем учете особенностей кинетики разрушения
в каждом конкретном случае.
Качественное совпадение с расчетными соотноше-
ниями наблюдается и для зависимости максимально
возможной скорости разрезки слоя некоторой тол-
щины h от мощности излучения Р, которая и теоре-
тически [выражение (4.17)] и экспериментально
(рис. 4.4) оказывается линейной.
3.	ОБЛАСТИ ПРИМЕНЕНИЯ СО^ЛАЗЕРА
ДЛЯ РЕЗНИ РАЗЛИЧНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Исследования в области резки материалов излуче-
нием СО2-лазера вызывают интерес специалистов раз-
личных областей промышленности. Положительными
являются следующие особенности лазерной резки:
1) возможность резки материалов различных клас-
120
сов; 2) возможность получения тонких разрезов (за-
частую недостижимых при других методах резки) бла-
годаря сравнительно острой фокусировке лазерного
луча; 3) малая зона термического влияния излучения;
4) минимальное механическое воздействие, оказывае-
мое на разрезаемый материал; 5) возможность авто-
матизации процесса; 6) возможность резки по слож-
ному профилю в двух и даже в трех измерениях;
7) высокая точность и достаточная производитель-
ность.
Введение поддува газа позволило сразу значи-
тельно ускорить и удешевить процесс лазерной резки,
а для металлов — увеличить на порядок глубину
реза. Чистота реза, малая ширина области термиче-
ского влияния (менее 0,1 мм) обеспечили ГЛР точ-
ность выше, чем при кислородно-ацетиленовой резке.
В настоящее время с помощью мощных С02-лазеров
при поддуве кислорода (по данным работы [84]) можно
осуществлять резку мягких сталей толщиной до 10 мм,
легированных и нержавеющих сталей — до 6 мм, ни-
келевых сплавов — до 5 мм, тантала и ниобия — от
1,5 до 3 мм. Скорость резки варьируется в зависимо-
сти от материала от 4—7 см]сек — для металла толщи-
ной 0,8 мм до 4—12 мм/сек,— при толщине металла
10 мм. Титан можно резать со скоростью 4—8 см[сек
при толщине свыше 1 см [84]. ГЛР неметаллов произ-
водится в ряде случаев с еще большей скоростью и
при большей толщине. Сводные данные по ГЛР раз-
личных материалов приведены в табл. 4.4 [84; 18; 89].
В основном для ГЛР используются многомодовые
лазеры мощностью от 200 до 1000 вт. При существую-
щих способах получения генерации в СО2 та-
кие лазеры имеют внушительные размеры (до 10 м
длиной). Их излучение фокусируется в пятно диамет-
ром не менее 0,1—0,2 мм. При этом сравнительно
легко получить разрезы шириной 0,5—0,6 мм [18; 90].
Уменьшение ширины реза при ГЛР за счет использо-
вания одномодовых С02-лазеров, излучение которых
можно сфокусировать более остро, целесообразно до
тех пор, пока газовая струя способна удалять про-
дукты разрушения из разреза Г
1 Использование одпомодовых СО2-лазеров особенно выгодно
для уменьшения ширины реза при резке тонких листов или фоль-
ги, когда поддув струи газа необязателен.
121
Схема типичной установки для газолазерной резки
материалов представлена на рис. 4.5 {108]. Излучение
лазера 1 с помощью зеркала 2 направляется на лин-
зу 4 и фокусируется на поверхность образца 9. На
Таблица 4.4
Показатели газолазерной резки различных материалов
Материал	Толщина листа (жи)	Р (вт)	Скорост ь {см сек)
Мягкая сталь	8,0	400	1,5
»	я	3,8	400	3,0
Мартенситная нержавеющая сталь	8,0	850	0,6
То же	5,0	850	1,2
Аустенитная нержавеющая сталь	3,0	850	1,2
Титан	3,8	250	4,2
Титановый сплав	5,0	850	5,5
Нимоник 90	3,8	250	0,6
Алюминий	3,8	300	0,4
Медь	0,6	300	2,5
Плексиглас	30,0	850	0,5
Мягкая древесина	14,0	850	2,5
Твердая древесина	5,0	850	7,5
Фанера	6,3	850	8,8
Стекло	3,8	300	0,4
Керамика	6,3	850	1,0
Примечание. При резке металлов используется поддув кисло- рода, неметаллов — аргона.			
пути луча между линзой и образцом помещается фор-
сунка 6 для поддува газа под давлением в несколько
атмосфер, в которую запрессована прозрачная для
излучения пластина 5, выдерживающая повышенное
давление. Для формирования струи служит сопло 7,
с осью которого совмещается ось излучения. Фокаль-
ная плоскость линзы несколько смещена за срез сопла
форсунки.
Одно из устройств, обеспечивающих требуемый
профиль реза, изображено на рис. 4.6 [108]. Здесь луч
(и струя) перемещается, а обрабатываемый материал
122
неподвижен. Устройство имеет подвижную головку 4,
в которой установлены линза, фокусирующая лазер-
ное излучение, и форсунка для поддува газа. Переме-
щение головки в двух взаимно перпендикулярных на-
правлениях параллельно плоскости разрезаемого ли-
ста 5 осуществляется червячными парами 8 с элек-
трическим приводом 6, управление которым произво-
дится от специального устройства. Излучение лазера
вводится в головку с помощью двух призм 9, закреп-
Рис. 4 5. Схема установки для газолазерной резки:
/ — лазер на основе СО2: а — глухое зеркало резонатора (сфериче-
ское); б — рубашка водяного охлаждения, в — газоразрядная трубка;
г — полупрозрачное зеркало резонатора (плоское); д — электроды,
2—зеркало под углом 45°; 3 — защитное стекло, 4— линза, 5 — окно
под давлением, 6 — форсунка для поддува газа, 7 — конус форсунки,
8 — положение фокуса линзы, 9~ образец
ленных на подвижной части конструкции. Подобное
устройство особенно целесообразно применять при
разрезке по сложному профилю листов большого раз-
мера. Иногда более оправдан вариант с перемеще-
нием обрабатываемого изделия.
В связи с тем что в настоящее время существует
много промышленных способов резки, широкому внед-
рению ГЛР должна предшествовать тщательная срав-
нительная оценка технико-экономической эффектив-
ности. Например, резка мягкой и слаболегированной
стали с применением горючих газов дешевле и мо-
жет быть более глубокой, чем ГЛР. Для многих ме-
таллов можно использовать резку плазменной струей,
преимуществами которой являются высокая скорость
резания и большая глубина. Для получения прямых
резов в ряде материалов используются гильотинные
123
резаки и ножницы, дающие очень глубокий разрез,
для ряда неметаллов резка с помощью ножниц или
пил оказывается намного дешевле лазерной резки.
Однако способ лазерной резки обеспечивает самый
узкий разрез, что весьма важно для дорогих мате-
риалов, отходы которых должны быть сведены к ми-
Рис 4 6 Схема устройства для получения разреза по сложному
профилю
/ — выход СО2 лазера 2— система передачи излучения, 3 — шланг по
дачи газа в зону резки, 4 —подвижная головка, 5 — неподвижный обра-
зец (лист), 6 — электрический привод, 7 — система управления приводом;
8 — червячная пара, 9 — призма
нимуму. Кроме того, малая зона термического влия-
ния при ГЛР позволяет вести качественную резку
некоторых чувствительных к теплу металлов и спла-
вов, а в таких материалах, как дерево или пластмас-
сы, обеспечивает минимальные повреждения краев ре-
за. Следует отметить также, что с помощью лазерного
излучения можно производить разделение хрупких
материалов способом управляемого термораскалыва-
ния [73; 105]. Этот способ отличается высокой ско-
ростью разделения (несколько сантиметров в секун-
ду), минимальной шириной зоны раскола и отсут-
ствием отходов материала.
Широкое применение газолазерная резка находит
при раскрое различных тканей. Преимуществом этого
124
способа разрезки тканей является оплавление концов
волокон, что уменьшает или предотвращает износ из-
делий из тканей
ГЛР может быть применена также для резки бу-
маги, картона и т. п.
Широко применяется лазерная резка в стекольной
промышленности, где этим способом осуществляется
резка стеклопрофилита стеклянных труб, обрезка
краев стаканов и других сосудов.
В СССР разработана и внедрена в производство
лазерная технологическая установка для резки стек-
лопрофилита без поддува газа Установка снабжена
двумя СО2-лазерами типа Л Г-17 со стабилизирован-
ными по току источниками питания
Излучение лазеров фокусируется на поверхность
широких стенок стеклопрофилита с помощью объекти-
вов, закрепленных на подвижных каретках. При дви-
жении кареток с объективами сфокусированное излу-
чение прочерчивает на поверхности стекла термо-
риски, по которым в дальнейшем происходит отламы-
вание стеклопрофилита под действием собственного
веса. Установлено, что при мощности излучения Р =
= 25 вт и диаметре фокального пятна 0,2—0,3 мм ско-
рость ведения процесса составляет 3,5 м/мин и близка
к максимальной, при которой обеспечивается разламы-
вание стекла по заданному контуру. Эксплуатация
этой установки снизила брак по резке стеклопрофи-
лита в среднем на 10% [13].
Для резки стеклянных трубок предназначена ла-
зерная установка «Катод-клистрон», созданная на
базе лазера Л Г-22 мощностью 30 вт [73] Резка про-
изводится в режиме термораскалывания материала
Развитие технологии лазерной резки и темпы ее
внедрения в промышленность в большой степени зави-
сят от прогресса в технике СО2-лазеров, в частности,
от создания надежных, небольших по габаритам ла-
зеров мощностью около 1 кет и увеличения срока их
службы 1 2.
1 Стеклопрофилит представляет собой полый прямоуголь
ный брус (сечением 250X50 им, свернутый из стеклянного листа
толщиной 5—6 мм со швом внахлестку в середине широкой
стенки), который используется как строительный материал
2 Несомненный интерес представляет также использование
лазеров непрерывного действия на ИАГ с неодимом, которые
уже достигли достаточных мощностей
125
4. РЕЗКА ТОНКИХ ПЛЕНОК
И ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПЛАСТИН
Для резки тонких пленок и полупроводниковых
слоев в отличие от массивных металлов требуется от-
носительно небольшая энергия излучения. Здесь прак-
тически всегда, особенно в микроэлектронике, предъ.
являются повышенные требования к качеству краев
реза, точности его расположения и ширине, включая
зону структурных изменений.
В этих условиях самой подходящей является обра-
ботка серией коротких импульсов на возможно более
коротких длинах волн, когда можно обеспечить пре-
дельную локализацию светового пучка. Наиболее
полно таким требованиям удовлетворяют два типа ла-
зеров: газовый на азоте и твердотельный на ИАГ
с неодимом (в режиме с модуляцией добротности).
РЕЗНА ТОНКИХ ПЛЕНОК
Азотный лазер, несмотря на небольшую энергию
излучения в импульсе, позволяет получить достаточ-
ную для обработки тонких пленок плотность свето-
вого потока (~10®—107 вт]см2). С его помощью в пле-
ночной технологии может быть решен целый ряд
задач.
Одной из них является изготовление тонкопленоч-
ных резисторов методом гравировки резистивного
слоя. Резистивная пленка в этом случае наносится
на подложку сплошным слоем, а затем вместо про-
цессов фотолитографии проводится лазерная грави-
ровка. В работе [18] сообщается об изготовлении ре-
зисторов на основе тонких пленок МЛТ-ЗМ (р =
= 500 ол/П) и кермета (р =2,5 колг/П), полученных
термическим испарением в вакууме. В результате
гравировки получали резистор в виде «змейки» с со-
противлением до 1 Мом на МЛТ-ЗМ и 5—7 Мом— на
керметах. Ширина реза составляла 5—30 мкм. На из-
готовление одного резистора из МЛТ-ЗМ с номиналом
1 Мом общей площадью менее 0,3 мм2 требовалось
около 1 мин. При таком методе изготовления резисто-
ров не требуется подгонки их номиналов, так как не-
126
обходимая точность обеспечивается в процессе изго-
товления.
Наряду с изготовлением резисторов — вырезанием
их из сплошного слоя пленочного покрытия — можно
получать высокоомные резисторы из низкоомных пу-
тем нарезания «змейки» в
последних. Тем же мето-
дом гравировки можно
подгонять сопротивления
тонкопленочных резисто-
ров до заданного номина-
ла с очень высокой точно-
стью (не менее 0,01%).
Скорость процесса грави-
ровки тонких пленок на
установке с Ы2-лазером
типа «Сигнал-3» (рис. 4.7)
составляет 1—5 мм)сек.
Применение методов
лазерной гравировки поз-
воляет в 3 раза сократить
число технологических
операций и, в частности,
полностью исключить хи-
мическую обработку эле-
ментов пленочных схем.
Процесс изготовления ре-
зистивных тонкопленоч-
ных схем может быть пол-
ностью автоматизирован. При этом можно обеспечить
100%-ный выход годных схем, так как разброс в тол-
щинах пленок не влияет на точность изготовления
сопротивления. Резистивная тонкопленочная схема,
полученная методом лазерной гравировки, приведена
на рис. 4.8.
Примером применения азотного лазера в пленоч-
ной технологии может служить также изготовление
Щелевых конденсаторов. Щелевой, или гребенчатый,
конденсатор представляет собой структуру, получен-
ную в результате перерезания проводящей пленки пу-
тем гравировки «змейки» поперек электродов. При
этом щель между проводящими обкладками выпол-
няет функции диэлектрика. Емкость щелевого кон-
127
Рис. 4.7. Лазерная технологи-
ческая установка на молеку-
лярном азоте типа «Сигнал-3».
денсатора линейно растет с увеличением длины щели
и падает по мере увеличения ее ширины
Процесс изготовления щелевых конденсаторов с по-
мощью ИАГ-лазера с модулированной добротностью
и их параметры описаны в работе [95] Конденсаторы
Рис 4 8 Резистивная тонкопленочная схема, полу-
ченная методом лазерной гравировки (заимствовано
из работы [70])
получали на подложках из титаната бария с электро-
дами из золота с подслоем хрома (ширина щели d со-
ставляла 13—630 мкм) и на сапфировых подложках
с трехслойными электродами Та—Сг—А1 при d =
= 7—38 мкм Конденсаторы на сапфире имели
удельную емкость 0,7 пфЫ/л1 при ширине щели
13 мкм Полная емкость такого конденсатора дости-
гала 18 пф
В упомянутой выше работе [18] также сообщается
об изготовлении щелевых конденсаторов при помощи
Nz-лазера Удельная емкость конденсатора 50—
100 пф1мм2 заметно больше, чем при изготовлении
конденсаторов ИАГ-лазером, что объясняется мень-
шей шириной реза Отметим, что кроме указанных
операций азотный лазер может эффективно использо-
ваться в разнообразных операциях размерной обра-
ботки и доводки всевозможных тонкопленочных эле-
ментов (обработка тонких слоев внутри вакуумиро-
ванных объемов, подгонка частоты кварцевых резона-
торов и т п )
128
Разделение полупроводников
Рис 4 9 Образование
скола при разделении
кремниевых пластин ме-
тодом алмазного скрай-
бировапия
а — общий вид пластины,
б __ сечение, 1 — канавка,
полученная при надрезке,
2 — алмазный резец
Одной из важных задач полупроводниковой техно-
логии является скрайбирование и резка полупровод-
никовых пластин с интегральными схемами (ИС) и
дискретными приборами Доминирующим методом
разделения этих пластин до
настоящего времени является
метод алмазного скрайбирова-
ния. Сущность его состоит в
нанесении на поверхность
кремния сетки царапин (над-
резов) шириной 20—50 мкм и
глубиной 25 мкм в желаемых
направлениях, вдоль которых
вследствие появления механи-
ческих напряжений и происхо-
дит преимущественное разла-
мывание пластин при после-
дующей прокатке Достоинст-
ва этого метода — простота,
высокая производительность,
доступность оборудования. Од-
нако брак на операции алмаз-
ного скрайбирования дости-
гает 20% и более [97], что за-
метно ограничивает выход
годных ИС Основные причины брака, которые зало-
жены еще в операции нанесения рисок, а прояв-
Рис 4 10 Кремниевая интегральная схема, разрезанная при по-
мощи лазера на ИАГ с неодимом типа ЛТИ-4
ляются после прокатки, следующие 1) сколы пластин
в направлениях, не соответствующих заданным,
5 Зак № 113	129
йслёдствйе появления зародышей сколов при нанесе-
нии рисок перпендикулярно первоначально нанесен-
ной системе параллельных полос из-за ударов алмаз-
ного резца о стенки канавок (рис. 4 9) и наличия на-
пряжений в пластине; 2) царапины и загрязнения
поверхности ИС; 3) крошение кремния при скрайби-
ровании и неполное удаление осколков перед разла-
Таблица 4.5
Сравнительные параметры лазерных установок на ИАГ
с неодимом для разделения кремниевых пластин
Параметры	СССР	США
Длительность импульса Средняя мощность Частота следования импульсов Срок службы- лампы накаливания лампы-вспышки Размеры кристалла ИАГ Скорость: надрезки разрезки Ширина: риски реза Ширина зоны реза с учетом тер- мического влияния	200 мксек 5—10 вт 100 гц 1 млн. импульсов 5 X 0,3 см 60 мм 1 мин 80 мкм 120 мкм	100 нсек 50—100 вт 1 —10 кгц 250 час 2,5 X 0,25 см 50 мм 1 сек 25 мкм 50 мкм
мыванием, 4) микротрещины, оставшиеся после раз-
ламывания пластины на отдельные ИС. Кроме того,
при сколе по линии надреза, но не перпендикулярно
поверхности (рис. 4.9, пунктирные линии), пластины
не могут быть использованы из-за отсутствия опорной
плоскости для точной ориентации на последующих
операциях.
Лазерная разрезка кремниевых пластин при нали-
чии достаточно мощных лазеров, работающих в непре-
рывном или квазинепрерывном режиме, представляет-
ся простой и эффективной. Так как способ не механи-
ческий, то исключается первая и самая существенная
причина брака. Сквозная разрезка устраняет непер-
пендикулярность лицевой и боковых граней Тепловой
130
механизм разделения пластин должен обеспечивать
прочный оплавленный край. Кроме того, поскольку
способ разрезки бесконтактный, ориентация пластин
в процессе разрезки не нарушается, мто резко сни-
жает трудоемкость последующих операций. Наконец,
лазерный луч может прорезать кремний сквозь слой
окисла SiO2 или металла, нанесенного на поверхность
кремния, че^о не способен сделать алмазный резец.
Наиболее перспективными для резки полупровод-
ников, по видимому, являются лазеры на ИАГ
с неодимом ввиду большой мощности излучения, по-
зволяющей осуществлять сквозную резку кремния
толщиной 0,25 мм.
Лазеры на ИАГ положены в основу созданных
в СССР и в США (фирмой «Quantronix») установок
для разделения кремния [97; 81] Сравнительные па-
раметры этих установок сведены в габл. 4 5. Отме-
тим,чтов США лазер на ИАГ использук>т для скрайби-
рования кремниевых пластин, в то время как отече-
ственная установка может быть использована и для
скрайбирования и для сквозной резки кремния
(рис 4.10) С помощью установки фирмы «Quantro-
nix» разделение пластины диаметром 50 мм на эле-
менты размерами 1,27X1,27 мм производится за
2 мин, с учетом вспомогательных операций [97]. Дан-
ные сравнительного экономического анализа алмазно-
го и лазерного скрайбирования, проведенного фирмой
«Motorola», использующей установку «Quantronix-601»,
Т аб л и ц а 46
Данные сравнительного экономического анализа
лазерного и алмазного скрайбирования [97]
Статья расходов	Стоимость (доллары)	
	чазерное скрайбирование	алмазное скрайбирование
Установка 	 Электроэнергия 	 Эксплуатация 	 Потери материала 		5 500 250 24 000 (0,5%) 15 000	2 000 250 96 000 (5%) 150 000
Итого .. .	44 750 I 248 250
Примечание Анализ проведен для 120 000 пластин общей стой
мостью 3 млн. долларов.
131
приведены в табл 4 6 Таким образом, применение ла-
зеров на ИАГ с неодимом для скрайбирования крем-
ния является экономически выгодным прежде всего
благодаря уменьшению потерь материала и сокраще-
нию трудоемкости
В проспекте отечественной экспериментальной уста-
новки с лазером ЛТИ-4 на ИАГ с неодимом
(рис 4 11) указывается [81], что ее применение со-
Рис 4 11 Лазерная технологи
' ческая установка на ИАГ с не
одимом типа ЛТИ-4 для раз
к деления кремниевых пластин
Рис 4 12 Линия скрайбирования
полученная на кремниевой ИС с
помощью лазера на молекулярном
азоте типа «Сигнал 3»
кращает трудоемкость на операции разделения крем-
ния в 10—15 раз
Для этих же целей можно применить лазер на мо-
лекулярном азоте Но при этом следует учитывать,
что вследствие небольшой мощности использовать
его цтя сквозной разрезки кремния нецелесообразно,
однако для скрайбирования этот лазер представляет
интерес Экспериментально показано, что при ча-
стоте следования импульсов 100 гц, средней мощно-
сти излучения 1,2 мет, диаметре светового пятна
15 мкм, и скорости перемещения образца 2 мм/сек
глубина реза составляет 5—10 мкм за один про-
ход [18] Скрайбирование всей пластины требует
132
при этом 3—4 мин, что примерно равно времени
скрайбирования на установке «Quantronix-бО!» Рез
имеет малую ширину (15 мкм) и весьма ровный и
чистый (свободный от продуктов испарения) край
Фотография ИС с линией скрайбирования, получен-
ной лучом азотного лазера, представлена на рис 4 12
Лазер на молекулярном азоте может быть исполь-
зован также для разделения р—п переходов [18]
Глубина канавки за один проход луча достигает 2—
3 мкм при ширине 10—20 мкм Углубление канавки
при повторных проходах сопровождается ее сужением
до 6—10 мкм Контроль глубины канавки удобно про
изводить по сопротивлению образца, которое суще-
ственно увеличивается при перерезании р—п перехо-
да Возможность непрерывного контроля глубины
реза практически исключает брак на этой операции
Такой метод может быть использован для создания
меза-структур, в различных процессах изготовления
опто электронных приборов и т п
ГЛАВА 5
ФИГУРНАЯ ОБРАБОТКА
ПОВЕРХНОСТИ МАТЕРИАЛОВ
Проблема фигурной обработки поверхности возникает
во многих отраслях промышленности. Наибольшую
сложность представляет она в микроэлектронике, так
как современные интегральные схемы — это много-
слойные пленочные или полупроводниковые структуры
с высокой плотностью элементов. Конфигурацию (ри-
сунок) каждого из слоев в настоящее время получают
обычно методом фотолитографии.
Сходные, по существу, проблемы встречаются и
в полиграфической промышленности, когда на мате-
риал типографского «негатива» — клише нужно на-
нести тот или иной рисунок К фигурной обработке
поверхности сводятся и задачи маркировки металло-
режущего инструмента из твердых сплавов, поскольку
существующие методы отличаются трудоемкостью
Весьма малоэффективны эти методы и при нанесе-
нии декоративных изображений на ювелирные камни,
так как большинство из них представляет собой ми-
нералы высокой твердости.
Во всех указанных и во многих других случаях
фигурная обработка с помощью лазера может ока-
заться весьма полезным, а иногда и незаменимым
технологическим процессом.
Обратимся к сущности лазерных методов фигурной
обработки поверхности материалов. Для осуществле-
ния той или иной операции фигурной обработки необ-
ходимо, во-первых, сформировать световой пучок
в соответствии с формой и размерами зоны обработки
и, во-вторых, осуществить в пределах этой зоны тре-
буемое энергетическое воздействие, характер и сте-
пень которого определяются прежде всего плотностью
светового потока.
131
Высокая мощность излучения лазеров делает воз-
можным наряду с фотохимическим и тепловое воздей-
ствие на материал, а кратковременность воздействия
обеспечивает локализацию его в пределах освещенной
зоны. Как известно, нагревание позволяет активиро-
вать в твердом теле целый ряд физико-химических
процессов, например диффузию, химические реакции,
а также вызывать фазовые переходы и т. п. Эти яв-
ления, как будет показано ниже, могут быть исполь-
зованы для создания микрорельефа при фигурной об-
работке поверхности. Таким образом, с помощью ла-
зеров можно осуществлять как фотолитографический,
так и термолитографический процесс.
В различных конкретных применениях лазерной •
литографии на первый план выступают либо простота,
удобство и точность формирования изображений оп-
тическими методами (например, в микроэлектронике,
при записи информации), либо возможность произво-
дительной обработки поверхности сверхтвердых или
тугоплавких материалов (например, при нанесении
изображений на камни и маркировке твердых спла-
вов), где к качеству изображения не предъявляется
высоких требований.
1. МЕТОДЫ ФОРМИРОВАНИЯ
ОПТИЧЕСКОГО ИЗОБРАЖЕНИЯ
ПРИ ФИГУРНОЙ ОБРАБОТКЕ
Известно несколько методов построения оптиче-
ского изображения: контактный, проекционный, голо-
графический и контурно-лучевой. Первые три метода
сводятся к тому, что поверхность образца совмещает-
ся либо с плоскостью предмета (трафарета) —в пер-
вом случае, либо с плоскостью его изображения — во
втором, либо с плоскостью его восстановленного дей-
ствительного изображения — в третьем. Контурно-лу-
чевой метод заключается в том, что изображение син-
тезируется обычно в результате сканирования сфоку-
сированного светового луча по поверхности движу-
щегося образца.
Рассмотрим последовательно все эти методы,
а также некоторые их особенности, связанные с фор-
мированием изображения в когерентном свете.
135
Контактный метод
При контактном методе изображение представляет
собой теневую картину, образующуюся в результате
освещения трафарета (фотошаблона), плотно прижа-
того к поверхности образца. Неизбежными дефек-
тами при таком методе являются быстрый износ фо-
тошаблона и механические повреждения образца при
его плотном прижатии или подсвет и дифракционные
искажения изображения при неплотном прижатии.
В связи с этим реальные значения разрешающей
способности рисунка составляют около 10 мкм.
При контактном методе построения изображения
с использованием лазера для освещения трафарета
следует иметь в виду, что дифракционные искажения
в этом случае особенно четко проявляются вследствие
когерентности и монохроматичности излучения (см.
рис. 5.7). Если для получения изображения исполь-
зуется тепловое действие лазерного излучения, то
трафарет должен быть более стойким к воздействию
излучения, чем обрабатываемый материал.
ПРОЕКЦИОННЫЙ МЕТОД
Хотя проекционная оптическая схема известна до-
статочно давно, первые сообщения о ее применении
для получения микроизображений (в фотолитогра-
Рис. 51 Принципиальная схема проекционного метода
построения изображения
/ — источник света, 2 — осветительная система, 3— трафарет,
•/ — проекционный объектив 5 — образец
фии) относятся к 1964 г. [106]. В это же время начал
разрабатываться лазерный проекционный метод [261,
принципиальная схема которого представлена на
рис. 5.1. Пучок света лазера 1 (или другого источни-
ка света) расширяется с помощью осветительной оп-
136
тической системы 2 до размеров трафарета 3, умень-
шенное изображение которого строится с помощью
проекционного объектива 4 на поверхности обрабаты-
ваемого материала 5. В качестве осветительной си-
стемы могут быть использованы одна линза или набор
линз типа конденсора. Удобно использовать также
телескопическую систему (рис. 5.2), так как преобра-
зованный ею пучок имеет малую расходимость, что
уменьшает потери света и позволяет располагать тра-
фарет на большом расстоянии от телескопа. Посколь-
ку прорези в трафарете занимают не всю его пло-
Рис. 5 2. Вариант оптической схемы проекционного метода:
/ — источник света; 2 —телескоп, 3— маска; 4 — коллективная линза;
5 — проекционный объектив. 6 — образец
щадь, при проекционном способе обработки неиз-
бежны потери энергии излучения.
Наиболее важным параметром проекционной си-
стемы является ее линейное увеличение V1. Получе-
ние значений V = 1/io, V20 не является проблемой, одна-
ко дальнейшее уменьшение V, как видно из рис. 5.1,
связано со значительным увеличением размеров си-
стемы.
Для получения меньших значений V можно исполь-
зовать иную схему, содержащую коллективную линзу,
подобно тому, как это делается в оптических схемах
диапроекции [75] (рис. 5.2). Коллективная линза
располагается рядом с трафаретом и поэтому практи-
чески не меняет масштаба изображения. Роль ее за-
ключается в том, что она отклоняет главные лучи, вы-
ходящие из каждой точки маски, к оптической оси и
поэтому позволяет пропустить их во входной зрачок
1 Линейное увеличение проекционной системы, равное отно-
шению размера элемента изображения на образце к размеру со-
ответствующего элемента трафарета, в рассматриваемом случае
является величиной меньше единицы.
137
проекционного объектива С помощью такой системы
можно получить увеличение V^/ioo
Для получения максимального масштаба проекции
целесообразно использовать микрообъективы. Если
требуется облучать большое поле, то следует исполь-
зовать фото- или кинопроекционные объективы
В конечном итоге возможности уменьшения раз-
меров при формировании оптических изображений
проекционным способом ограничены лишь разреша-
йте 5 3 Соотношение меж-
ду разрешающей способно-
стью (лин/мм) и полем изо-
бражения (мм) объективов
(Цифрами на кривой указан мн
нимальный размер детали изо-
бражения )
ющеи способностью объ-
ективов Последняя у луч-
ших современных объек-
тивов достигает весьма
больших значений (на-
пример, разрешающая
способность микрообъек-
тива планахромата типа
63/0,9 фирмы «Цейсс» —
3000 лин)мм в центре по-
ля [61]). Однако чем
больше разрешающая
способность объектива,
тем меньше его поле изо-
бражения (у того же объ-
ектива оно составляет
0,2X0,2 мм) (рис 5 3)
Иными словами, поскольку увеличение проекционной
системы V определяет как общий размер рисунка,
так и размер его элементов, то требования макси-
мальной производительности (т е обработки площад
ки максимальных размеров) и высокой разрешающей
способности (максимальной плотности элементов) на-
ходятся в противоречии, которое в «классической»
оптике практически неустранимо
Реальный рисунок, полученный на лазерной проек-
ционной установке «Калан» (см ниже) с кинопроек-
ционным объективом типа РО-109 методом испарения
металлической пленки в облученных местах, состоит
из элементов размером 2—3 мкм на площади 1X1 мм2
Одним из возможных путей получения рисунка
с высокой разрешающей способностью на большой
площади является мультипликация изображения его
элементов при помощи лазера периодического дей-
ствия. В этом случае необходимо либо перемещать
138
образец относительно неподвижных луча и трафарета
(если рисунок повторяющийся), либо сканировать
световой луч по поверхности образца или трафарета
В первом варианте легче обеспечить заданную сте-
пень воздействия излучения, а во втором — высокую
точность взаимного расположения элементов рисунка.
В отдельных случаях могут быть использованы
упрощенные варианты оптической схемы, например
может отсутствовать осветительная система, если раз-
мер трафарета меньше диаметра выходного пучка
лазера
Подведем некоторые итоги. В проекционном ме-
тоде исключаются недостатки контактного: трафарет
не приводится в контакт с образцом и поэтому слу-
жит практически неограниченный срок; образец,
в принципе, можно точно совместить с плоскостью
изображения и таким образом избавиться от дифрак-
ционных искажений. Однако в обоих случаях оста-
ются потери энергии на трафарете и предъявляются
жесткие требования к равномерности освещенности по
всему полю трафарета. Проблема равномерности све-
тового пучка является особенно острой для лазеров,
поскольку они излучают лишь на определенных ди-
скретных типах колебаний (различающихся по час-
тоте и направлению распространения), и распределе-
ние интенсивности по сечению пучка зависит от
многих факторов В проекционном методе принци-
пиально, а практически и в контактном, невозможно
за одно экспонирование получить изображение с вы-
сокой разрешающей способностью на большой пло-
щади Если изображение состоит из множества иден-
тичных элементов, то эту задачу можно решить путем
мультипликации изображения отдельного элемента
Действительно, для указанного класса изображений
один элемент малого размера можно сформировать
высококачественным объективом, а полное изображе-
ние получить в результате механического синтезиро-
вания этих элементов. Однако такой оптико-механи-
ческий метод получения рисунка требует высокой
точности работы механических устройств и больших
затрат времени.
Помимо механической мультипликации существуют
и чисто оптические методы. Среди них отметим в
в первую очередь метод, основанный на использовании
139
растровой оптики. Линзовый растр представляет
собой набор (типа сотов) большого количества ма-
леньких линз, имеющих общую фокальную плоскость
Такой растр воспроизводит размноженное (по числу
линз в нем) изображение объекта — маски, причем
предельное разрешение и относительное расположение
отдельных элементов зависят от параметров растра___
его светосилы и периода. Оптическая емкость линзо-
вого растра может достигать 1000 раздельно наблю-
даемых изображений. Недостатком растровой системы
является относительно малая разрешающая способ-
ность, не превышающая в лучших системах 400 лин/мм
в центре поля, причем вследствие малого размера от-
дельных линз растра добиться большего разрешения
весьма сложно [61].
ГОЛОГРАФИЧЕСКИЙ МЕТОД
Голография позволяет получать изображения
с более высокой разрешающей способностью и, что
самое главное, на большей площади, чем указанные
выше методы «классической» оптики. Особенность
голографического метода заключается в том, что бла-
годаря высокой когерентности лазерного излучения
удается зафиксировать как амплитудную, так и фа-
зовую информацию о световой волне, рассеянной
объектом (трафаретом) (рис. 5.4, а) [71]. Информа-
ция о структуре поля в плоскости трафарета реги-
стрируется на фотопластинке 3 в виде картины
интерференции двух когерентных пучков света —
опорного 4, непосредственно излучаемого источником 5,
и отраженного (рассеянного) объектом (фотошабло-
ном, трафаретом) 1. Если полученную голограмму 3
осветить с обратной стороны тем же опорным пуч-
ком 4, то в результате дифракции света на ее интер-
ференционных полосах удается восстановить волно-
вой фронт излучения, исходящего от объекта и за-
фиксированного на голограмме, т е получить его
изображение 2 (рис. 5.4,6).
Более высокая разрешающая способность голо-
грамм в пределах большего по сравнению с линзо-
выми системами поля, характеризуемого рис. 5.3,
объясняется тем, что если у обычных оптических
систем разрешающая способность, освещенность и
140
качество изображения заметно падают от центра поля
к краю, то у голограммы все эти параметры рас-
пределены по полю более равномерно Благодаря
этому в первых же работах [71] с помощью голо-
грамм были получены элементы микрорисунка шири-
ной 4 мкм на площади 2,5 см2.
Используя голограммы, можно получать дополни-
тельное уменьшение размеров изображения на этапе
восстановления, производя его в более коротковол-
Рис 5 4. Принципиальная схема получения голограммы (а) и вос-
становления изображения (б)
/ — объект (трафарет), 2 — действительное восстановленное изображение
объекта, 5 — фотопластинка голограмма, 4—опорный пучок света
5—пучок света от источника, 6 — зорка ю
новом диапазоне Масштаб уменьшения будет равен
в этом случае отношению длин волн при записи и
восстановлении изображения
Голографический метод обладает еще рядом важ-
ных в технологическом отношении достоинств. Ин-
формация о зарегистрированном на голограмме изо-
бражении распределена по всей ее поверхности, в от-
личие от обычных оптических методов построения
изображения, где каждой точке предмета соответ-
ствует сопряженная точка изображения Вследствие
этого повреждения голограммы, а также царапины,
пыль и загрязнения, неизбежные в процессе эксплуа-
тации, не вызывают потери элементов изображения,
а приводят лишь к некоторому ухудшению контраста.
По той же причине голограммы позволяют работать
141
с лазерными пучками, имеющими значительную не-
однородность по сечению пучка
Голография позволяет восстанавливать изображе-
ния, имеющие любую форму в пространстве, а не
только плоские. Это может явиться существенным
обстоятельством при фигурной обработке по криво-
линейной поверхности или при формировании объем-
ных изображений.
Существенным ограничением голографического
метода обработки является невысокая энергетиче-
ская эффективность (к. п. д.) фокусирующих голо-
грамм. В образовании действительного изображения
у наиболее распространенных — амплитудных голо-
грамм участвует не более 6,25% падающей энергии,
у фазовых голограмм — до 33,9%. Теоретически лишь
толстые диэлектрические голограммы могут достигать
100% эффективности [44].
Выше уже говорилось о проблеме мультипликации
изображения. Особенно остро она стоит в микроэлек-
тронике при изготовлении полупроводниковых инте-
гральных схем. Голография позволяет осуществить
мгновенную оптическую мультипликацию изображе-
ния с высокой разрешающей способностью. В этом
случае становится возможным наносить полное изоб-
ражение слоя интегральной схемы непосредственно на
подложку, отказаться от трудоемкого процесса изго-
товления мультиплицированных фотошаблонов и по-
высить точность совмещения.
Мгновенная голографическая мультипликация мо-
жет быть осуществлена различными путями: методом
Фурье-голографии, с помощью френелевской голо-
граммы-мультипликатора как оптического элемента
(юлограмма-мультипликатор представляет собой на-
бор элементарных голограмм точечного источника све-
та) и т. д.
В качестве примера рассмотрим подробнее схему
мгновенной мультипликации с помощью Фурье-голо-
графии (рис. 5.5) [55]. Источник когерентного света 1
и телескопическая система 2 создают широкий парал-
лельный световой пучок, который освещает трафарет
ИС 3, выполненный в увеличенном в несколько раз
размере. Трафарет помещен в переднюю фокальную
плоскость объектива 4. Как известно [35], линза (объ-
ектив 4) осуществляет пространственное преобразова-
142
пие Фурье объекта 3 (ИС),расположенного передней,
так что в ее задней фокальной плоскости образуется
картина поля, представляющая собой пространствен-
ный спектр объекта В этой же плоскости находится
оптический фильтр 5 — голограмма сетки отверстий,
расположение которых соответствует требуемому рас-
положению мультиплицируемых элементов изображе-
ния. В результате в задней фокальной плоскости
объектива 4 будет происходить перемножение спек-
тров (пространственных) объекта (ИС) и сетки от-
Рис 5 5 Схема мгновенной мультипликации изображения мето-
дом Фурье-голографии.
/ — лазер, 2 — телескоп, 3 — объект (ИС);	4 и 6 — объективы;
<5 — фильтр — голограмма сетки, 7 — поверхность подложки
верстий. Объектив 6 осуществляет обратное преобра-
зование Фурье, восстанавливая из пространственного
спектра объекта (ИС + сетка отверстий) его действи-
тельное изображение. Оно представляет собой раз-
множенное уменьшенное изображение трафарета ИС,
расположенное на поверхности подложки 7, совпа-
дающей с задней фокальной плоскостью объектива 6 1.
Степень мультипликации изображения равна количе-
ству отверстий в сетке, а масштаб уменьшения от-
дельных изображений ИС — отношению фокусов объ-
ективов 6 и 4.
1 Из теории преобразования Фурье известно, что для про-
изведения двух функций оно равно свертке Фурье-образов этих
функций, т е в плоскости изображения объектива 6 образуется
свертка и корреляция (в +1 и —1 порядках дифракции) функ-
ции, описывающей объект, и функции, описывающей сетку от-
верстий, так что получается мультиплицированное изображение
рисунка ИС,
143
Указанным способом было получено 121 изображе-
ние (11X11) на площади 5 см2 с размером элементов
не более 3 мкм [55].
НОНТУРНО-ЛУЧЕВОЙ МЕТОД
При контурно-лучевом методе изображение синте-
зируется в результате последовательного освещения
заданного контура световым лучом, сфокусированным
с помощью микроскопического объектива. Обход за-
данного контура на образце осуществляется либо пу-
тем перемещения образца, либо сканированием све-
тового луча.
При помещении образца в фокальную плоскость
разрешающая способность определяется размером
пятна в фокусе d—K-f'/D, где f'/D — знаменатель от-
носительного отверстия, который может быть снижен
до величины порядка длины волны света. Поэтом}
для получения предельно высокой разрешающей спо-
собности предпочтение следует отдавать лазерам уль-
трафиолетового диапазона.
В некоторых случаях удобнее вместо облучения
в фокальной плоскости использовать при построении
изображения микроскопическую проекцию простого
элемента, например прямоугольника, одна сторона ко-
торого равна ширине узких, а другая — широких ли-
ний рисунка. Тогда зона воздействия строго ограни-
чена.
При контурно-лучевом методе от объективов не
требуется большого поля изображения Кроме того,
гораздо легче обеспечить равномерное освещение
небольшой зоны, проецируемой объективом, и умень-
шить аберрационные и дифракционные искажения ри-
сунка.
Параметры метода в значительной степени опреде-
ляются характеристиками механической системы пе-
ремещения образца или сканирования луча, в частно-
сти ее точностью. При этом важно правильно выбрать
оптимальный диапазон скоростей перемещения, для
того чтобы избежать искажения формы изображения
при передержках и добиться в то же время необходи-
мой для регистрации изображения плотности свето-
вого потока. Кроме того, существенным моментом яв-
ляется временная стабильность источника освещения.
НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ
ПОСТРОЕНИЯ ИЗОБРАЖЕНИЯ
В ЛАЗЕРНОМ СВЕТЕ
На характер изображения в лазерном свете оказы-
вают влияние когерентность, монохроматичность и ма-
лая угловая расходимость излучения. Это влияние
проявляется в том, что при построении изображения
оптическими системами в когерентном свете играют
роль не только амплитуды сигналов, как при некоге-
рентном освещении, но и их фазы. Последнее обстоя-
тельство приводит к тому, что освещение с высокой
степенью когерентности особенно чувствительно к раз-
личным оптическим дефектам, которые могут встре-
титься на пути луча. Частицы пыли на линзе и изъяны
в стекле могут приводить к появлению ярко выражен-
ных дифракционных колец, которые будут наклады-
ваться на изображение. При формировании деталей
изображения вблизи предела разрешения может по-
явиться зернистость, связанная со структурой поверх-
ности изображаемого предмета, что является прямым
следствием оптической «грубости» поверхности. Сле-
дует заметить, что вообще дифракция когерентного
света проявляется значительно резче, чем некогерент-
ного (рис. 5.6) Так, авторам удалось получить изо-
бражение квадратного отверстия в маске на металли-
ческой пленке при помощи гигантского лазерного им-
пульса, на котором хорошо видно до 40 порядков
дифракции (рис. 5.7).
Сравнивая свойства оптических систем при коге-
рентном и некогерентном освещении, следует учиты-
вать, что предельная пространственная частота 1, про-
пускаемая оптической системой при когерентном осве-
щении , v“arx=-^— -у, в два раза меньше, чем при
некогерентном. Это хорошо видно из графика оптиче-
ских передаточных функций (ОПФ) при когерентном
и некогерентном освещении (рис. 5.8).
1 Пространственная частота объекта — величина, обратная
размеру его элементов Строго она определяется для объектов,
яркость которых меняется по синусоидальному закону, как вели-
чина, обратная периоду изменения яркости Предельная (гра-
ничная) пространственная частота, пропускаемая оптической си-
стемой, характеризует ее разрешающую способность
145
ОПФ характеризует передачу контраста при изо-
бражении объектов с разными пространственными час-
тотами, т е качество построения изображения,
состоящего из элементов разных размеров При коге-
рентном освещении, несмотря на в два раза более низ-
кую по сравнению с некогерентным освещением гра-
ничную частоту, ОПФ на всем участке передаваемых
частот одинакова и равна единице, в то время как
Рис 5 6 Распределение освещенности при ди
фракции на крае щели в когерентном (а) и неко-
герентном (б) свете в ближней зоне (дифракция
Френеля)
ОПФ при некогерентном освещении1 монотонно спа-
дает по мере роста v Это свойство систем при коге-
рентном освещении может быть полезно при построе-
нии микроизображений, где важно получать элементы
различного размера с одинаковым качеством (кон-
трастом), что обеспечивает также получение необхо-
димых размеров элементов в заданных допусках
Как видно из графиков рис 5 8, элементы с мень-
шими размерами при некогерентном освещении будут
Близкий к горизонтальному участок ОПФ при некогерент
ном освещении можно получить с помощью аподизации — изме-
нения коэффициента пропускания системы по зрачку, например
экранированием центральной части зрачка
146
передаваться оптической системой с меньшим контра-
стом, чем более крупные элементы Это будет сказы-
ваться на том, что элементы большого размера будут
находиться в допуске (по размерам и плотности по-
чернения), а более мелкие элементы не будут прора
Рис 5 7 Дифракционное изображение отверстия в маске на
пленке хрома (й= 1000 А) при неплотном контакте маски с под
ложкой (зазор 250 мкм) полученное методом прямого испарении
с помощью лазера на стекле с неодимом в режиме модулирован
нои добротности
ботаны Наоборот, при проработке более мелких эле-
ментов (в допуске по размерам и плотности) крупные
элементы могут выйти из допуска (в сторону увеличе-
ния размеров)
В каждом конкретном случае для правильного
выбора оптической системы или вида освещения (не-
когерентного или когерентного) следует знать спектр
пространственных частот объекта, ОПФ объектива и
ОПФ используемого детектора излучения (например
фотоматериала, фоторезиста и т. д.), так как известно,
что ОПФ совокупной системы равна произведению
ОПФ составляющих ее элементов [35]. Например, для
системы объектив—фотослой резкое падение ОПФ на-
чинается при dmm=5—10 мкм. Таким образом, при по-
лучении рисунков с элементами менее 5—10 мкм,
а именно к этой об-
Рис. 5.8 Оптическая передаточная
функция (ОПФ) системы при коге-
рентном (а) и пекогерентном (б) ос-
вещении.
ласти подошли в на-
стоящее время ми-
кросхемы с повы-
шенным уровнем ин-
теграции, необходи-
мо учитывать ОПФ
системы.
В общем случае
качество изображе-
ния при когерентном
освещении зависит и
от вида объекта, оно
может быть как ху-
же, так и лучше,
чем при некогерент-
ном освещении. Од-
нако если все точки
объекта излучают
синфазно (напри-
мер, трафарет, осве-
щенный одномодовым одночастотным лазером), ка-
чество изображения не зависит от вида объекта и оп-
ределяется только ОПФ системы (см. рис. 5.8), т. е.
для любого объекта все пространственные частоты от
0 до Сах передаются с одинаковым контрастом [24].
В технологическом оборудовании следует преду-
смотреть возможность использования обоих видов
освещения.
Другие свойства лазерного излучения — высокая
монохроматичность излучения и малая расходимость
а также близкий к телецентрическому 1 ход лучей —
в принципе позволяют создать новые типы объективов
специально предназначенных для лазерного проекци
1 Телецентрический ход лучей характеризуется тем, что ос
каждого элементарного пучка параллельна оптической оси си-
стемы.
148
онного способа, которые по своим параметрам (поле
изображения, качество изображения) могут превзойти
существующие.
Следует отметить, что при применении обычных,
«нелазерных» объективов не используются эти воз-
можности лазерного излучения (что имеет место, на-
пример, в лазерной проекционной установке «Калан»).
Так, уменьшение хроматических аберраций при пере-
ходе к монохроматическому освещению не уменьшает
размеры аберрационного кружка, так как другие абер-
рации, которые «вгонялись» при расчете в тот же кру-
жок, не устраняются.
Импульсный характер воздействия излучения не-
которых типов лазеров позволяет устранить нечет-
кость изображения, обусловленную вибрациями.
Дело в том, что пассивные способы устранения влия-
ния вибраций требуют больших материальных затрат
(независимый фундамент, повышенная прочность
конструкции, специальные антивибрационные устрой-
ства и т. д.) и зачастую не достигают цели. Между
тем наличие вибраций, как известно, может значи-
тельно ухудшить качество изображения. Вибрации
приводят к тому, что за время воздействия излучения
(экспонирования) изображение смещается, и в ре-
зультате даже при «идеальных» передаточных харак-
теристиках всей системы изображение точки пред-
ставляется в виде некоторого пятна рассеяния. ОПФ
системы с учетом сдвига изображения равна произве-
дению ОПФ системы без сдвига и ОПФ сдвига. ОПФ
сдвига зависит от его амплитуды и от вида функции,
описывающей этот сдвиг во времени [24].
Очевидно, что при использовании коротких лазер-
ных импульсов (т=10 3—10-7 сек), когда длитель-
ность экспонирования /э = т значительно меньше пе-
риода вибраций Т, величина сдвига незначительна,
ОПФ близка к единице, и ухудшения качества изобра-
жения из-за вибраций практически не наблюдается
при частотах вибраций /<50 Мгц, если т= 10 7 сек, и
{<500гц, если т= 10’3 сек. При t3>T, в том числе при
использовании для обработки, как это бывает на прак-
тике, нескольких следующих друг за другом коротких
импульсов, не удается использовать малую длитель-
ность лазерного импульса для улучшения качества
изображения микрорисунков.
149
2. ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ
ЛАЗЕРНЫХ МЕТОДОВ ОБРАБОТКА
ПОВЕРХНОСТЬ
При фигурной обработке поверхности можнс
использовать как фотохимическое, так и тепловое
действие лазерного излучения. В последнем случае
благодаря кратковременности и локальности воздей-
ствия, можно регистрировать термическими методами
изображение, сформированное оптическими средства'
ми, без заметных искажений
Как указывалось выше, необходимость в фигурной
обработке встречается чаще всего в микроэлектрони'
ке при нанесении рисунков на пленочных покрытиях
Поэтому наибольшее внимание ниже будет уделенс
обработке тонких слоев и пленок
С целью пояснения сущности физико-химических
процессов, которые могут быть использованы для по-
лучения рельефа, рассмотрим кратко особенности теп-
лового воздействия лазерного излучения на непрозрач-
ные тонкие пленки и слои, а также на прозрачные по-
крытия, нанесенные на поглощающие подложки1
Применимость общей тепловой модели процесса воз-
действия лазерного излучения на вещество для этогс
случая показана в работе[50]
Здесь существенно отметить, что даже при нерав
номерном выделении тепла по толщине тонкого ело*
он уже через короткое время
th1 2!^	(5 1
(/г — толщина слоя, — его температуропровод-
ность) 2 от начала импульса прогревается равномерно
и темп дальнейшего нагревания определяется теплоот-
водом в подложку и по пленке (слою) в стороны от
места воздействия Размер прогретой путем теплопро-
водности области растет со временем как У at, npi
этом влияние подложки на темп нагревания пленю
сказывается, когда ^a2t станет больше h, т е npi
1 Тепловое действие лазерного излучения на поверхность од
породных массивных материалов рассмотрено в гл 2
2 Здесь и ниже индексом 1 отмечаются параметры тонкогс
слоя или пленки, индекс 2 относится к параметрам материал:
подложки
1 чп
t>hz/az, а влияние теплоотвода вдоль пленки соответ-
ственно при ^а^>г0 (го — размер зоны облучения),
т е при t>rQ'a^.
По мере повышения температуры в пленке могут про-
исходить различные структурные изменения (напри-
мер, рекристаллизация), фазовые превращения, хими-
ческая диссоциация пленок сложного состава, хими-
ческое взаимодействие с подложкой и с атмосферой,
в которой производится облучение, и т п На стадии
нагревания могут активироваться и диффузионные
процессы на границе пленка (слой)—подложка, ко-
торые влияют как на адгезионные свойства покрытия,
так и на физические свойства поверхностных слоев
подложки
Верхней температурной границей стадии нагрева-
ния является температура плавления fTm} пленки
Если расплав плохо смачивает поверхность подложки,
то плавление может стать причиной разрушения по-
крытия, когда из-за появившихся разрывов пленка
под действием сип поверхностного натяжения скаты-
вается в шарики Иногда при плохой адгезии может
происходить и отслаивание пленки при температуре
меньше 7"т Если расплав хорошо смачивает поверх-
ность, то разрушение пленки (слоя) происходит путем
ее испарения при дальнейшем росте температуры
Температура пленки, при которой наступит ее полное
испарение, в общем случае различна и зависит от тол-
щины пленки, плотности светового потока, длительно-
сти воздействия и условий разлета образующихся
паров
СПОСОБЫ ОБРАЗОВАНИЯ ИЗОБРАЖЕНИЯ
НА ПОВЕРХНОСТИ МАТЕРИАЛА
Исходя из рассмотренной качественной картины
воздействия лазерного излучения на тонкие слои,
легко выделить несколько физических процессов, ко
торые могут быть положены в основу лазерных мето-
дов фигурной обработки поверхности
Испарение Этот простейший путь создания рельеф-
ных рисунков удобен в том отношении, что позволяет
получить требуемый рисунок сразу, в результате облу-
чения, без последующих технологических операций
Его недостатком является неизбежность нагревания
151
пленки и поверхности подложки до очень высоких
температур, что ограничивает применение способа
однослойными покрытиями и зачастую требует спе-
циальных мер для обеспечения механической целост-
ности подложки и уменьшения термических искажений
рисунка. Однако этот вид воздействия вполне прием-
лем, когда речь идет об обработке поверхности «мас-
сивных» материалов (металлов и минералов) с целью
нанесения знаков, изображений и т. п
Термическая обработка. Этот способ фигурной
обработки основан на том, что при определенных ре-
жимах облучения в материале происходят структур-
ные превращения типа рекристаллизации или фазовые
переходы в твердом состоянии без разрушения. В ре-
зультате облученные участки изменяют свои физико-
химические свойства (электропроводность, трави-
мость, твердость и т. д. [57]). Итогом обработки лазер-
ным излучением в этом случае является образование
скрытого оптического изображения, которое в даль-
нейшем может быть выявлено, например, химически-
ми методами (в частности, травлением). Хотя такой
метод получения рисунков состоит из нескольких тех-
нологических операций, он не требует для своей реа-
лизации столь высоких температур, как метод испа-
рения.
Диффузионно-термическая обработка. В процессе
такой обработки, также проводимой без разрушения
покрытия, активируется диффузия вещества пленки
или слоя в подложку, в результате которой меняются
физические свойства поверхностных слоев подложки
в облученных местах. Этим способом можно получать
резкие р—п переходы диффузионно-сплавного типа
с малой глубиной залегания. Такая особенность р—п
переходов здесь обусловлена тем, что диффузия, как
и всякий сильно зависящий от температуры процесс,
эффективно протекает лишь в те моменты времени,
когда достигается максимальная температура Ттах-
Если в обычных условиях (при неизменной темпера-
туре) глубина диффузии за время t составляет вели-
чину lD = yD • t, где.0 — коэффициент диффузии, то при
импульсном нагревании потоком постоянной плотно-
сти, когда температура не остается постоянной,
~ VD (T'majf) • ^Кр>
152
Где /экв~2&07тах/е</(е— энергия активации диффу-
зии). Например, при ТШах = 1200оК, достигнутой на
поверхности кремния к моменту окончания лазерного
импульса длительностью т= 1 мсек., глубина диффузии
бора составит ~0,5 мкм.
В результате активации диффузионных процессов
можно также добиться локального насыщения по-
верхности легкоплавкого металла тугоплавким, на-
пример железа — вольфрамом [57]
Термохимические методы обработки. Под термо-
химическим воздействием лазерного излучения будем
понимать такое воздействие, при котором вследствие
нагревания на поверхности или в объеме материала
активируются химические реакции. Для получения ри-
сунков могут быть использованы химические реакции
различных классов: реакции разложения в твердой и
паровой фазе, окислительно-восстановительные реак-
ции, реакции полимеризации и деструкции и ДР- Все
эти реакции могут быть локализованы непосредствен-
но в зоне термического действия излучения. Рассмот-
рим кратко их особенности.
Типичным примером термического разло-
жения в твердой фазе может служить реак-
ция разложения формиата меди (НСОО)2Си на чи-
стую медь и летучие компоненты:
(НСОО)2Си -Си +Н2О [ 4-СО t +СО21 
При обычных условиях температура разложения
составляет около 325° С, причем реакция идет практи-
чески сразу по всему равномерно нагретому объему
формиата меди, нанесенному в виде порошка или су-
спензии на поверхность диэлектрической подложки.
При лазерном воздействии реакция начинается с об-
ращенной к излучению поверхности и ее фронт пере-
мещается по исходному веществу со скоростью про-
движения изотермы разложения Тэ.
Поскольку удельный объем твердого осадка про-
дукта реакции (в данном случае меди) значительно
меньше удельного объема формиата, продвижение
фронта реакции можно в некотором смысле уподобить
продвижению фронта волны испарения. Тогда в ква-
зистационарном приближении при постоянном под-
водимом потоке q скорость фронта реакции ир
равна:
Vp= ’ <5’2)
где р2сг — удельная объемная теплоемкость исходного
вещества;
Tv(q)— температура разложения, которая в общем
случае зависит от потока.
За время t образуется слой осадка толщиной
где 6 — доля материала осадка в исходном веществе;
Pi — его плотность;
Q — плотность энергии излучения за время t.
Реакция разложения в паровой фазе
может быть термически активирована в малом объеме
газа в непосредственной близости от подложки, ло-
кально нагреваемой излучением по заданному рисун-
ку. Эта реакция может быть использована для полу-
чения тонких слоев различных неорганических мате-
риалов путем их высадки из паровой фазы. Наиболее
легко поддаются разложению в паровой фазе органи-
ческие соединения этих материалов. Если такая реак-
ция лимитируется обеднением пристеночного слоя
пара материалом осадка, то для интенсификации реак-
ции ее следует проводить либо в токе пара, либо
сканировать луч по требуемому рисунку.
Окислительно-восстановительные ре-
акции (ОВР) могут быть использованы для различ-
ных целей: получения скрытого изображения (напри-
мер, путем окисления металлов и полупроводников),
создания участков с резко отличающейся электропро-
водностью (например, в результате реакции восста-
новления окислов металлов, входящих в состав фер-
рита [24]) и др. Ход гетерогенных ОВР чаще лимити-
руется процессами диффузии и переноса веществ
к фронту реакции, нежели собственно химической
реакцией [77]. При импульсной термической активации
лимитирующей стадией реакции может стать адсорб-
1 Е Л
ция газа на поверхности твердой фазы, если время
нагревания
t < 4/га • v • ао,
где п — концентрация газа у поверхности твердого
тела, зависящая от давления и температуры
газа;
v — средняя тепловая скорость частиц в газе;
а0 — постоянная решетки твердого тела.
Например, при атмосферном давлении кислорода
для типичного чистого металла это время—порядка
Ю-8 сек, т. е. соизмеримо с длительностью импульса
излучения азотного лазера, а также гигантского им-
пульса твердотельных лазеров, но значительно меньше
длительности импульса свободной генерации лазера.
В последнем случае ход ОВР лимитируется процес-
сами диффузии исходных веществ к фронту реакции,
причем энергия активации диффузии изменяется за
счет появления электрического поля вследствие разде-
ления зарядов в зоне реакции при хемосорбции газа *.
Главная особенность ОВР при нагревании лазерным
лучом связана с тем, что температура в зоне реак-
ции все время меняется. При этом окончательный
результат реакции, как показывает соответствующий
расчет, определяется скоростью реакции при макси-
мальной температуре Ттах, достигнутой в течение им-
пульса излучения, и некоторым эквивалентным вре-
менем ее поддержания (время такое же, как
и в случае диффузии при изменяющейся температуре
(см. выше), только энергия активации е здесь другая
и соответствует лимитирующей стадии процесса).
Обычно /Экв на порядок меньше т~1 мсек, и общее
количество прореагировавшего вещества за время ла-
зерного импульса — невелико. Так, при облучении
пленки хрома толщиной 1000 А на воздухе лазерным
импульсом длительностью 1 мсек, при котором Гтах =
1 Хемосорбция атома отличается от обычной адсорбции бо-
лее сильной связью с поверхностью твердого тела за счет элек-
тронного обмена Например, адсорбированный кислород удержи-
вается на поверхности лишь слабыми силами молекулярного
взаимодействия, а при хемосорбции кислорода происходит пере-
ход двух электронов от твердого тела к кислороду, заряды раз-
деляются, и связь становится более сильной Хемосорбция яв-
ляется фактически начальной фазой химической гетерогенной
реакции,
155
= 1400° К, на поверхности образуется слой окиси хро-
ма Сг2О3'толщиной около 50 А. Такая окисная пленка
внешне невидима, тем не менее она значительно из-
меняет электропроводность хрома в облученной зоне
и его травимость, т. е. может использоваться для по-
лучения рисунков методом лазерной термолито-
графии.
Фотохимические реакции полимеризации
и деструкции некоторых органических веществ
(фоторезистов) широко применяются в современной
микроэлектронике, радиоэлектронике, полиграфии и
других отраслях промышленности. Для засветки фо-
торезистов обычно используют источники ультрафио-
летового излучения. Очевидно, что фотохимическую
реакцию можно осуществлять и с помощью излучения
лазера соответствующей длины волны. В то же время
полимеризацию или деструкцию таких материалов
можно производить и за счет теплового действия ла-
зерного излучения. Длина волны излучения в этом
случае может лежать и в области прозрачности веще-
ства. Необходимо только, чтобы излучение тогда по-
глощалось слоем, на который нужно нанести рису-
нок; при этом термическое воздействие на фоторезист
осуществляется путем передачи тепла механизмом
теплопроводности. Примером такого рода воздействия
является реакция полимеризации поливинилцинна-
мата при температуре около 400° С [61].
ВЫБОР РЕЖИМА ОБЛУЧЕНИЯ
ПОВЕРХНОСТИ
Важнейшими параметрами режима облучения яв-
ляются плотность светового потока на образце q0 и
длительность импульса излучения т. Регулируя пер-
вый из этих параметров, можно изменять степень теп-
лового воздействия излучения на вещество, а регули-
руя второй — его локальность. Однако практическг
изменять в широких пределах длительность генерациг
у существующих импульсных лазеров не удается, г
выбор сводится либо к режиму свободной генерация
лазера (т~0,1— 1 мсек), либо к режиму модулиро-
ванной добротности (т« 10—100 нсек) *.
1 Имеются отдельные типы лазеров, генерирующие импульсы
длительностью в несколько десятков микросекунд.
156
Если известно т, то для определения q0 можно вос-
пользоваться решением задачи теплопроводности о на-
греве (или испарении) тонкого слоя (пленки) на под
ложке или поверхности массивного материала. Ре-
жимы обработки поверхности массивных материалов
можно определить по формулам, приведенным
в гл. 2.
Рассмотрим подробнее режимы обработки тонких
пленок В частном, но достаточно типичном случае
нагревания без разрушения пленки, находящейся
в идеальном тепловом контакте с подложкой, темпе-
ратура пленки 7\ при постоянном во времени падаю-
щем световом потоке плотностью q0 меняется по сле-
дующему закону:
Л (*) =	• [АВ. X
X W + Ит) ] + wfef)  [ 7=	] + т-
(5.4)
где
$ = <^Va2t;
F(x) = exp (х2)  Ф* (х)—1—
табулированная функция [43];
А2 — поглощательная способность пленки;
В2 — ее пропускание (на данной длине волны);
а2 — линейный коэффициент поглощения мате-
риала подложки.
Выражение (5.4) получено при условии, что тепло
не отводится в стороны от места воздействия излуче-
ния, поэтому в формуле (5 4) не фигурирует размер
зоны облучения.
Практически важные формулы для предельных ре-
жимов нагревания пленки излучением, следующие из
общего выражения (5.4), сведены в табл. 5.1. Исполь-
зуя эти формулы, можно определить плотность пото-
ка q0, необходимую для нагревания слоя до заданной
температуры Т к концу светового импульса т или
к любому другому моменту времени £<т.
Например, для окисления пленки хрома толщиной
Л=1000 А на стеклянной подложке («2=6* Ю~3 см2/сек-,
157
fe2=10”2 вт!см • град} излучением неодимового лазера
(для Z = l,06 мкм\ Bi = 0; Лд —0,5) при температуре
Т~ 1400°К за время 1 мсек (ф^Д), как следует из
формулы 61 табл. 5.1, необходим световой поток плот-
ностью д0 = 8 кет/см2. Или, необходимый для поли-
меризации при температуре 300° С поливинилцин-
намата, нанесенного на кремний (у4д=0; В4=0,7), све-
товой поток д0 для аналогичного импульса равен
3 квт/см2— формула 64.
Расчет режима испарения тонкой пленки прово-
дится по-разному, в зависимости от соотношения за-
трат тепла на испарение пленки и на нагрев поверх-
ностных слоев подложки. Для коротких световых им-
пульсов (т</г2/а2), когда теплоотвод в подложку
мал, — это соответствует режиму гигантского импуль-
са,— все тепло идет на нагревание и испарение плен-
ки, и порог ее полного разрушения q* определяется
[52] как
(5.5
где Lj — энергия испарения единицы объема вещества
пленки.
Например, для испарения пленки хрома (Li=
= 50 кдж/см3; Л.^0,5) толщиной h= 1000 А, импуль-
сом длительностью т=100 нсек необходима плотность
светового потока д*~107 вт!см2. При этом температура
испарения пленки может превышать температуру ки-
пения вещества при атмосферном давлении в 2—
3 раза.
Для импульсов свободной генерации лазера
(т^>/г2/а2) затраты тепла па испарение, как правило,
значительно меньше количества тепла, отведенного
механизмом теплопроводности в подложку, и разру-
шение пленки на воздухе происходит практически
мгновенно по достижении темпеоатуры кипения Тют
при атмосферном давлении. Порог разрушения пленок
определяется в этом случае с помощью формул
табл. 5.1 из условия, что при / = т 7=7цИП. Для пленки
хрома (й= 1000 А; А, = 0,5) на стеклянной подложке
при т= 1 мсек получим, что д*~15 квт1см2.
Вычисленные для некоторых металлических пленок
значения пороговой плотности энергии разрушения
приведены в табл. 5.2,
158
Изменение температуры тонкой пленки (слоя) во времени
при различных соотношениях между параметрами пленки (слоя)
и подложки и различных длительностях облучения
отражательная способность пленки; Тн — начальная температура — принята за 0.
Таблица 5.Й
Пороговые плотности поглощенной энергии (дж^см2),
достаточные для разрушения тонких металлических пленок
на стеклянной подложке
Материач пленки	Толщина пленки (А)	Длительность импульса		
		1 мсек	100 нсек	
	500			0,25
Хром	1000	8,2(15)		0,50
	5000			2,50
	500			0,20
Серебро	1000	7,4 (35)		0,40
	5000			2,00
	500			0,15
Алюминий	1000	9,0 (25)		0,30
	5000			1,50
Примечание. В скобках указаны зн		ачеиия пороговой		плотности
энергии по падающему потоку для длины волны 1 мкм.				
Более строгое рассмотрение кинетики разрушения
тонких пленок импульсом свободной генерации лазера
показывает, что порог разрушения зависит от толщи-
ны пленки h, поскольку чем толще пленка, тем при
большей температуре происходит ее полное испарение
световым импульсом фиксированной длительности.
Однако практически и порог разрушения на воздухе,
и соответствующая температура зависят от тол-
щины пленки лишь логарифмически, т. е. достаточно
слабо. При этом порог разрушения и температура
испарения пленок в вакууме меньше, чем на воздухе.
Это объясняется тем, что в вакууме испарение пленки
не компенсируется конденсацией частиц из обратного
потока на поверхность испарения, а пары свободно
разлетаются, в то время как при нагревании
на воздухе при температуре ниже точки кипения испа-
рение почти полностью скомпенсировано конденса-
цией (см. об этом п. 1 гл. 2). Зависимость порога раз-
рушения тонких пленок от длительности импульса
(при т> 100 нсек) и теоретически, и экспериментально
хорошо описывается законом типа <7у^-т-1/2.
ТОЧНОСТЬ И КАЧЕСТВО
ФИГУРНОЙ ОБРАБОТКИ
Точность и качество обработки поверхности мето-
дами лазерной термолитографии непосредственно
связаны с величиной и характером термических иска-
жений рисунка, обусловленных отводом тепла меха-
низмом теплопроводности в стороны от места воздей-
ствия излучения. Эти искажения приводят к откло-
нению размеров и формы элементов полученного
рисунка от соответствующих размеров и формы
элементов оптического изображения. В термических
искажениях в итоге проявляются и другие виды иска-
жений: аберрационные, дифракционные и т. п. [26].
Рассмотрим роль различных факторов, влияющих
на величину термических искажений рисунка.
Длительность светового импульса. Из теории не-
стационарной теплопроводности известно, что размер
прогретой области увеличивается со временем как у/,
поэтому с ростом длительности воздействия термиче-
ские искажения рисунка возрастают. Радикальным
способом их уменьшения является использование для
обработки коротких (например, гигантских) световых
импульсов.
Плотность светового потока и его распределение.
Для получения точного рисунка одним из изложенных
выше термических методов необходимо обеспечить
такие условия нагревания излучением, при которых
температура во всех точках оптического изображения
одинакова и соответствует требуемому режиму обра-
ботки. При малых длительностях импульса г эти ус-
ловия обеспечиваются равномерным облучением зоны
требуемых размеров. При этом благодаря резкому
спаду температуры за пределами зоны облучения
даже большие отклонения плотности светового потока
от заданных приводят к появлению лишь незначитель-
ных термических искажений рисунка. Однако с увели-
чением т для равномерного нагревания зоны тре-
буется все более неравномерное ее облучение, и один
и тот же разброс значений q вызывает все более за-
метные термические искажения.
Размеры элементов рисунка и их взаимное распо-
ложение. Известно, что нагревание элементов различ-
ных размеров потоком одинаковой плотности в общем
« Зак. № 113	161
случае протекает по сходным законам лишь до мо-
ментов времени t~l2ja (/— линейный размер наи-
меньшего из элементов), т е пока тепло сосредото-
чено внутри облучаемой зоны В дальнейшем элементы
малых размеров нагреваются медленнее, причем пре
дельная температура (стационарная) тем меньше, чем
меньше размер элемента Например, для круга ра-
диусом Го Tw = qrolk Отсюда следует, что для нагрева-
ния элементов различных размеров до одной и той же
температуры необходима разная плотность потока
В противном случае (при равномерном облучении)
возникнут термические искажения
В частности, при малой плотности потока, когда
элементы больших размеров будут выполнены в до-
пуске, малые элементы получатся либо меньше допу-
стимых размеров, либо вообще не проработаются На-
оборот, при относительно больших плотностях потока,
когда малые элементы будут выполнены в пределах
допуска, большие превысят допустимые размеры Рас-
чет показывает, что термические искажения, связан-
ные с разными пороговыми энергиями, необходимыми
для получения элементов различных размеров, несу-
щественны, если размер любого из элементов рисун-
ка />/о = 3]/ат, где а — температуропроводность плен-
ки при т<100 нсек и температуропроводность под-
ложки прит> 10 мксек Величина/о в среднем состав
ляет для гигантского импульса несколько микрометров,
для импульса свободной генерации — на порядок
больше. Очевидно, что термические искажения будут
зависеть и от расстояния между элементами S в том
случае, если 5<ЗУат.
Таким образом, режим коротких импульсов выго-
ден и с точки зрения получения в одних и тех же
условиях облучения элементов различных размеров
(и формы).
Теплофизические свойства пленки и подложки При
малых длительностях импульса (т</г2/а2) тепло в под-
ложку практически не отводится и все параметры ре-
жима нагревания определяются исключительно свой-
ствами пленки (слоя) Это же относится и к терми-
ческим искажениям рисунка, которые пропорциональны
y'ait При больших т (x^>h2/a2), как показано в рабо-
те [36], абсолютные значения температуры зоны облу-
162
чения определяются теплофизическпми параметрами
подложки (при l'>kih!k'i'), а закон изменения темпера-
туры, особенно вблизи края зоны облучения, зависит
в большей степени от свойств пленки, если
Характер воздействия излучения При получении
рисунков методом испарения в дальнейшем невозмож-
но исправить термические искажения и подогнать раз-
меры и форму элементов под эталон Однако при тер-
мохимических методах обработки, когда сам рисунок
проявляется при травлении, имеется возможность
подогнать его размеры как раз за счет области тер-
мических искажений, отдельные участки которой были
нагреты до различных температур и потому травятся
различное время
Строгий расчет термических искажений с учетом
перечисленных факторов может быть выполнен путем
аналитического или численного решения достаточно
сложных задач В то же время ряд предельных слу-
чаев может быть рассмотрен на упрощенных матема-
тических моделях процесса нагревания пленок на под-
ложках Так, в работе [52] получены практически важ
ные формулы для расчета термических искажений при
гигантском импульсе и импульсе свободной генерации
лазера Показано, что для круглых элементов отпо
сительмое отклонение размера от заданного (Аг/го)
при действии гигантского импульса пропорционально
У^ти относительному отклонению плотности потока
от пороговой для центра зоны облучения (А<//<7*):
Дг 7 , i--------------Lq
Го	V0	<71
(5.6)
Например, для пленки хрома при т=100 нсек, г0 =
= 10 мкм и Kqjq* = 0,4 величина Аг/го равна 0,025
Для импульса свободной генерации лазера макси-
мальная ширина зоны термических искажений рисун-
ка, представляющего собой полосу шириной с/^>Ус?2т,
составляет
Дс/~2 1/
|/	^2
(5 7)
При т=1 мсек, й=1000 А для различных металлов на
стеклянных и ситалловых подложках Ас/ изменяется
в пределах 10—30 мкм
163
Рис 5.9. Картина растрескивания подложек при испарении пле-
нок импульсом свободной генерации (г=1 леек):
а—стекло, го=ЗОО мкм, б—стекло, го=130 мкм', в—стекло, го = 5О мкм, г —
стекло, го = ЗО м£м (трещин нет); d—ситалл, гс —300 мкм (снимок сцелан
через 10 сек посте облучения; трещин нет); е—то же, через 40 сек после
облучения (появитесь трещины), ж—плавтеный кварц, г©= 300 мкм (трещин
нет).
Рис 5 10 Пороги растрескивания подложки (1), окисления
пленки (2) и ее испарения (3) в зависимости от размера эле-
мента (радиуса зоны облучения) при Т=1 мсек.
164
Рассмотрим кратко вопрос о хрупком разрушении
поверхностных слоев материала (подложки) в зоне
облучения в результате возникновения термических
напряжений, превышающих пределы прочности. К на-
стоящему времени доказано, что действие гигантского
импульса на пленки, нанесенные на подложки, не при-
водит к разрушению последних даже в режиме испа-
рения пленок, когда температура поднимается до
нескольких тысяч градусов, но поддерживается очень
малое время Однако использование таких импуль-
сов не всегда удобно на практике. Что касается им-
пульса свободной генерации лазера, то здесь трудно
избежать растрескивания стеклянных (а зачастую и
ситалловых) подложек в режиме испарения пленок
при размерах элементов рисунка больше 30 мкм
(рис 5.9, а—г).
Интересно отметить, что растрескивание подложки
может носить в этом случае усталостный характер и
происходить после окончания импульса. Это особенно
заметно для ситалла (см. рис 5 9, д, е), где появление
первых трещин наблюдалось через 40 сек.
Избежать растрескивания в режиме свободной ге-
нерации лазера можно, используя в качестве подло-
жек плавленый кварц, обладающий малым линейным
расширением (рис 5.9, ж). Трещины исключаются
также при получении рисунков различными низкотем-
пературными термохимическими методами.
На рис. 5.10 представлены кривые порогов испа-
рения, термохимической обработки (окисления) и рас-
трескивания стеклянной подложки с нанесенной плен-
кой хрома для элементов разных размеров. Исполь-
зуя такого рода зависимости, можно на практике
выбирать режимы облучения, обеспечивающие сохра-
нение целостности подложки.
3. ОБЛАСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ
ДЛЯ ФИГУРНОЙ ОБРАБОТКИ
ТЕХНОЛОГИЯ МИКРОСХЕМ
Получение рисунков микросхем является одной из
областей широкого применения методов лазерной
литографии. Основное требование, предъявлемое
к рисунку микросхемы, — высокая точность. Она
165
может быть обеспечена оптическими средствами фор-
мирования изображения и должна сохраняться при
переносе изображения на материал пленочного или
полупроводникового слоя.
Остановимся на некоторых характерных примерах
использования лазерной литографии в микроэлектро-
нике.
Изготовление фотошаблонов. Изготовление фото-
шаблонов (ФШ) является одной из наиболее слож-
ных задач в связи с тем, что к ним предъявляются
очень высокие требования, и в первую очередь —
к разрешающей способности, точности и контрастно-
сти рисунка. Процесс изготовления фотошаблонов
обычным фотолитографическим методом — многосту-
пенчатый и состоит из большого количества фотогра-
фических и химических операций. Он может быть зна-
чительно упрощен, если использовать проекционную
схему обработки с применением лазера (см. рис 5 2),
что позволит получать металлизированные ФШ пря-
мым испарением рисунка в облученных местах. Так
как ФШ представляет собой однослойное металличе-
ское покрытие на прозрачной подложке, то при его
изготовлении необходимо наряду с испарением пленки
обеспечить сохранение высокой прозрачности стекла.
Метод прямого испарения дает хорошие результаты
по разрешающей способности, особенно при исполь-
зовании гигантского импульса излучения лазера
(рис. 5.11).
Для изготовления ФШ может быть успешно при-
менена лазерная проекционная технологическая уста-
новка «Калан» [32] (рис. 5.12). Принципиальная опти-
ческая схема установки подобна приведенной на
рис. 5.1. В качестве осветительной системы исполь-
зуется телескоп. Кинопроекционный объектив типа
РО-Ю9А имеет теоретическую разрешающую способ-
ность в центре поля около 300 лин)мм. Максималь-
ное поле изображения— 1X1 мм. Максимальный мас-
штаб проекции — 50:1. В установке используется ла-
зер на стекле с неодимом, работающий в режиме сво-
бодной генерации при длительности импульса 0,2 мсек.
Для мультипликации изображения предусмотрены
работа лазера в периодическом режиме с частотой сле-
дования импульсов 0,3 гц и механическая система пе-
редвижения стола с образцом с точностью ±10 мкм.
166
Движение стола в установке «Калан» не автоматизи-
ровано.
Установка позволяет вести широкие технологиче-
ские эксперименты и может быть использована в про-
изводстве. На установке такого типа с модернизиро-
ванным лазером, работающим в режиме гигантских
импульсов (т=100 нсек), и специальной системой кор-
рекции распределения энергии пучка по сечению прак-
тически получены раз-
меры круглых отверстий
в ФШ 2—3 мкм на поле
20—30 мм.
Рис. 5 12. Лазерная техно-
логическая установка «Ка-
лан» для проекционной об-
работки тонких пленок.
Рис. 5 11. Элемент хромового
фотошаблона, полученный ме-
тодом прямого испарения ги-
гантским импульсом излучения
лазера. Ширина прорези —
12 мкм
Одной из серьезных проблем при получении ФШ
методом прямого испарения в режиме свободной ге-
нерации являются трещины в подложке, а также на-
рушения ее прозрачности, вызванные диффузией ма-
териала пленки в подложку и необратимыми струк-
турными изменениями поверхностного слоя стекла тол-
щиной ~50 мкм при высокотемпературном нагреве.
Заметное улучшение качества (исключение трещин
в подложке и уменьшение термических искажений)
возможно лишь при термохимическом способе поЛу-
167
чения хромовых ФШ — пассивации хрома при облуче-
нии на воздухе с последующим вытравливанием необ-
лученных участков [25] Преимуществом его является
меньшая по сравнению с методом прямого испарения
температура обработки (-700—1100° С против 2500°С
Ifllllllllfl-
г 1Г..1Г 1Г.I
Рис. 5 13 Хромовый фо
тошаблон (а), получен-
ный термохимическим ме
тодом (минимальный раз-
мер элемента — 50 мкм>,
край элемента, полученного
термохимическим методом
(б) и методом испарения
импульсом свободной ге-
нерации (в)
8)
при испарении). Кроме того, в этом случае получают
негативный рисунок, так как хром вытравливается
с тех мест, которые не подвергались облучению, что
обеспечивает сохранение их высокой прозрачности;
уменьшаются термические искажения рисунка благо-
даря тому, что отсутствуют эффекты плавления
(Т
окисл <Тпл) и испарения (рис. 5.13).
168
Этим методом получены следующие практические
результаты: минимальная ширина линии — 2,5 мкм,
воспроизводимость размеров элементов рисунка на
поле 20X20 мм — 93%, повторяемость масштаба изо-
бражения на том же поле может быть доведена до
97—98%.
Наряду с указанными выше методами безэмуль-
сионной термолитографии, для изготовления ФШ
Рис 5 14 Фотошаблон, полученный путем термической по
лимеризации фоторезиста
можно использовать термическое воздействие излуче-
ния на фоторезисты (которые играют здесь роль тер-
морезистов), т е вызывать их полимеризацию или
деструкцию (рис. 5 14). Рассматривая методы изготов-
ления ФШ, необходимо остановиться и на возможно-
стях исправления дефектов в фотошаблонах с помо-
щью лазера, например путем обратного перенесения
при испарении Этот способ заключается в следую-
щем На небольшом расстоянии от ФШ помещается
пленка хрома на стеклянной подложке, обращенная
к поверхности ФШ. Хром облучают со стороны под-
ложки короткими лазерными импульсами в местах,
169
соответствующих дефектам в ФШ. В результате испа-
рения хром переносится с подложки на дефектные
участки ФШ. Облучая пленку по рисунку, можно по-
лучать одновременно позитивный и негативный фото-
шаблоны.
Масштабы практического использования лазерных
методов изготовления ФШ зависят от решения двух
задач: 1) от увеличения равномерности и стабильно-
сти излучения и надежности лазерных систем, осо-
бенно при работе в режиме гигантских импульсов,
и 2) от разработки проекционных объективов, реа-
лизующих преимущества лазеров как источников
света.
Пленочные схемы. Основное отличие пленочных
схем от фотошаблонов с технологической точки зре-
ния заключается в том, что первые имеют несколько
пленочных слоев. Кроме того, эти слои обычно нано-
сятся на непрозрачные для лазерного излучения под-
ложки из ситалла или керамики.
Относительно литографии по первому слою спра-
ведливы в основном все те соображения, что и для
ФШ. Разница заключается в том, что плотность эле-
ментов пленочных схем, как правило, меньше, и раз-
меры элементов составляют 30—100 мкм. Кроме того,
рисунок пленочной схемы не содержит повторяющих-
ся элементов на площадке размерами 5X10 мм, ко-
торую занимает одна микросхема. Поэтому для полу-
чения рисунка пленочной микросхемы с необходимой
разрешающей способностью может найти применение
лазер, облучающий сразу площадку от 0,5 до 5 см2.
В этом случае от лазера требуется довольно большая
энергия излучения. Так, порог испарения пленки хро-
ма при длительности импульса 1 мсек составляет
~20 дж!см2, а алюминия ~ 125 дж/см2, т. е. необхо-
димая энергия излучения лазера должна составлять
100—600 дж.
Рисунок пленочной микросхемы можно получить
также путем сканирования луча лазера относительно
небольшой энергии по поверхности маски.
При литографии по второму и последующим слоям
требуется обеспечить сохранность нижележащих пле-
нок. Поэтому термические методы нанесения рисунка
здесь следует применять с осторожностью, и, во вся-
ком случае, метод прямого испарения пленок све-
170
товыми импульсами миллисекундной длительности не
подходит.
Большой интерес представляют термохимические
методы получения рисунка на пленках. Однако в этой
области необходимы еще широкие исследования для
расширения круга обрабатываемых материалов. При
получении рисунка на любом поглощающем пленоч-
ном слое можно использовать процесс термического
задубливания фоторезистов. Поскольку пороговая
плотность энергии для такого процесса при т~1 мсек
составляет ~ 1 дж]см? (что значительно меньше, чем
плотность энергии, необходимой для испарения метал-
лических пленок), то рисунок можно получить одно-
временно на большой площади. Для этой же цели
можно использовать высадку пленок из паровой фазы
или термическое разложение в твердой фазе. Первым
способом можно осаждать не только металлические,
но и полупроводниковые и диэлектрические пленки.
Высадка по рисунку происходит за счет нагревания
подложки лазерным лучом, причем изображение фор-
мируется проекционным или контурно-лучевым ме-
тодом. Примером применения второго способа может
служить процесс получения проводящего медного
покрытия путем термического разложения формиата
меди.
Применение лазеров в технологии пленочных ми-
кросхем для изгоготовления резисторов и щелевых
конденсаторов методом фрезеровки пленочного слоя
было описано в гл. 4.
Полупроводниковые интегральные схемы. В техно-
логии полупроводниковых интегральных схем лазер
может быть использован как для литографии по пле-
ночным слоям, например для получения геометрии
соединений, так и для решения некоторых специфиче-
ских задач. Одна из наиболее сложных операций
в технологии больших интегральных схем (ИС) —
это получение нерегулярной разводки соединений ИС
после выяснения годных ИС на пластине. Для этой
цели можно использовать уже упомянутый выше ме-
тод обратного перенесения при испарении металли-
ческой пленки, нанесенной на прозрачную для излуче-
ния подложку. Луч лазера фокусируется на металли-
ческой пленке, которая испаряется и осаждается на
пластине кремния, причем при движении всей системы
171
относительно луча на пластине образуется соедини-
тельный проводник Движением стола управляет вы-
числительная машина, определяющая в каждом слу-
чае оптимальную конфигурацию соединений. Таким
же способом можно выполнять и фотошаблон раз-
водки, а также ремонтировать поврежденные токо-
ведущие цепи.
В работе [98] для этой цели использовался им-
пульсный Не—Ne-лазер, излучающий на длине волны
1,15 мк импульсы мощностью 200 вт с частотой следо-
вания 2 кгц. Луч лазера фокусировался в пятно диа-
метром 10 мкм.
Отметим, что специфике этой операции как нельзя
лучше соответствует импульсный ультрафиолето-
вый лазер. Помимо уже указанных выше его до-
стоинств малая длительность импульса исключает в
данном случае вторичное испарение перенесенной
пленки.
В связи с повышением степени интеграции полу-
проводниковых ИС стоит задача получения изобра-
жений микронных размеров Одним из реальных пу-
тей ее решения является использование голографиче-
ской схемы для засветки фоторезиста непосредствен-
но на поверхности подложки излучением лазера с под-
ходящей длиной волны. В этом отношении интересен
ультрафиолетовый лазер, однако необходимо дальней-
шее повышение степени когерентности излучения. На-
пример, длина когерентности излучения лазера «Сиг-
нал-3» составляет ~2 см, что при записи голограммы
требует точного выравнивания длины оптического пути
лучей.
Среди других применений лазеров в технологии
ИС упомянем также возможность получения одно-
временно большого количества р—п переходов при
облучении (в проекционной схеме) кристалла крем-
ния, на поверхность которого нанесен источник при-
меси. Отдельные локальные р—п переходы диффузи-
онно-сплавного типа были успешно получены путем
легирования кремния алюминием или фосфором и
германия — мышьяком.
Печатные схемы. Печатные схемы обычно отлича-
ются от пленочных толщиной проводящих слоев, до-
стигающей 100 мкм, и методами их получения, среди
которых чаще всего используется метод химического
172
осаждения с последующим электрохимическим нара-
щиванием. Рисунок печатной схемы с достаточно ма-
лой шириной линии получают методами фотолитогра-
фии Для этой цели может быть использовано также
несколько способов нанесения рисунка с помощью
лазеров. Рассмотрим некоторые из них
Наиболее простому способу получения рисунка пе-
чатной схемы — прямому испарению — препятствуют
энергетические затраты, которые возрастают пропор-
ционально толщине слоя Q=L0-h и при /г-=100 мкм и
Д> = 5-104 дж!см'л достигают 100 дж/см2. Поэтому ри-
сунок целесообразнее получать на тонком слое хими-
чески нанесенного металла (например, меди или ни-
келя), а затем увеличивать толщину слоя гальвани-
чески Аналогичные комбинированные приемы можно
использовать для получения печатных схем путем тер-
мического разложения (например, формиата меди
до меди) или восстановления (окислов феррита до
металлов) с последующим наращиванием толщины
слоя. Последняя операция облегчается благодаря то-
му, что печатные схемы — это схемы соединений, и
для гальванического наращивания обычно достаточ-
но подвести потенциал к одной точке схемы
Известный интерес представляет также процесс
активации химического осаждения металлов на инерт-
ные диэлектрические подложки. Для активации хи-
мического осаждения используют селективное осажде-
ние палладия из его светочувствительных солей. Эту
операцию можно проводить при помощи лазеров, при-
чем в зависимости от длины волны и мощности излу-
чения она может иметь как фотохимическую, так и
термохимическую природу.
Фотолитография. В микроэлектронике под фотоли-
тографией понимается процесс получения резистивно-
го (защитного) рельефа под действием излучения
с последующим травлением нижележащего слоя через
образовавшиеся «окна».
В настоящее время фотолитография базируется
на контактном способе перенесения изображения на
образец с использованием ранее изготовленных муль-
типлицированных фотошаблонов (ФШ). Мультипли-
цированные ФШ изготовляются с помощью специаль-
ных фотоповторителей — фотоштампов на высокораз-
решающих фотопластинках.
173
В фотолитографическом производстве по ряду при-
чин используются не эмульсионные фотошаблоны,
а хромовые копии, полученные с них также методом
контактной фотолитографии (засвечивание фоторези-
ста, нанесенного на пленку хрома на стеклянной под-
ложке, с последующим травлением рисунка).
Перспективность использования лазеров в фотоли-
тографических процессах определяется свойствами ла-
зерного излучения, описанными в настоящей и преды-
дущих главах.
Так, с целью упрощения технологии фотолитогра-
фии при изготовлении хромовых ФШ и улучшения их
качества представляется целесообразным использо-
вать ультрафиолетовый лазер для получения проекци-
онным способом изображения непосредственно на
слое фоторезиста, минуя промежуточный этап изго-
товления мультиплицированных эмульсионных ФШ.
Внедрение в производство проекционных фотоштам-
пов, позволяющих экспонировать фоторезист, встре-
чает значительные трудности, связанные с малой ин-
тегральной чувствительностью известных фоторези-
стов и сдвинутым в ультрафиолетовую область спектра
максимумом их спектральной чувствительности. Это
ограничивает производительность фотоштампов, так
как требует больших выдержек при экспозиции (на-
пример, для получения одного фотошаблона ИС
с 1000 элементов требуется около 2 часов). Поэтому
разработка источника света, позволяющего снизить
экспозицию до долей секунды, — первоочередная за-
дача совершенствования фотоштампов [61].
Очевидно, что мощный импульсный лазер с ультра-
фиолетовым излучением может явиться в данном слу-
чае наиболее подходящим источником света.
Уже сейчас для этой цели в принципе может быть
использован газовый лазер на азоте типа «Сигнал-3»,
а также аргоновый лазер ЛГ-106, излучающий в ко-
ротковолновой сине-зеленой области спектра.
Дальнейший прогресс лазерной техники несомнен-
но позволит создать совершенные установки для про-
екционной фотолитографии и осуществить экспониро-
вание фоторезиста одним коротким лазерным импуль-
сом. Эти установки можно будет использовать не
только для производства металлизированных ФШ
(одна из задач фотолитографии), но и вообще они
174
позволят отказаться от контактных ФШ, от контакт-
ной фотолитографии и перейти к непосредственному
изготовлению полупроводниковых и пленочных микро-
схем методом проекционной лазерной литографии.
НАНЕСЕНИЕ РИСУННОВ
НА ПОВЕРХНОСТЬ РАЗЛИЧНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Обработка камней. Перспективы применения лазер-
ной технологии при обработке камней обусловлены
тем, что она обеспечивает значительно большую про-
изводительность по сравнению с существующими ме-
тодами— ультразвуковым, механическими и т. п. С по-
мощью лазеров можно получать глубокие отверстия
(до 1 см и более) в горном хрустале, корунде, рубине,
алмазе. Фокусируя излучение внутри ограночных про-
зрачных или полупрозрачных камней, можно полу-
чать в них внутренние декоративные звездчатые тре-
щины и т. и.
Проецируя на поверхность камня декоративное
изображение — портрет, орнамент и т. п , его можно
зафиксировать, используя тот или иной способ воз-
действия лазерного излучения на поглощающее ве-
щество. Изображение в данном случае должно бук-
вально лишь «смотреться», т. е. необходимо обеспе-
чить разницу в коэффициентах отражения облучен-
ных и необлученных участков. Это можно осуществить
и чисто термическим действием — испарением или
разрушением поверхностного слоя, и за счет термо-
химических эффектов. Пороговые плотности энергии,
необходимые для обработки камней, как правило, со-
ставляют при действии импульса излучения неодимо-
вого лазера длительностью 1 мсек около 100 дж'см2
(яшма, обсидиан, агат и др.). Для улучшения внеш-
него вида изделий, а также для снижения пороговых
энергий обработки целесообразно использовать ко-
роткие импульсы излучения. На рис. 5.15 приведены
декоративные изделия из яшмы и родонита, изо-
бражения на которых получены за один импульс мощ-
ного лазера.
Обработка твердых сплавов. Лазерное излучение
может быть использовано при нанесении маркировки
на инструменты, изготовленные из твердых сплавов.
175
В настоящее время из-за трудности обработки некото-
рые инструменты выпускаются вообще без марки-
ровки. В отдельных случаях маркировочные знаки на-
носятся электрохимическим способом, но они весьма
нестойки и быстро стираются Представляет известные
трудности также маркировка тонкостенного инстру-
мента, где вообще нежелательно механическое воз-
действие на готовое изделие (обычный способ марки-
ровки — штамповка).
Рис 5 15 Изображения, полученные на родоните (а) и яшме (б)
в проекционной схеме импульсом излучения лазера с энергией
50 дж в режиме свободной генерации.
Проведенные эксперименты по нанесению марки-
ровочных знаков с помощью лазеров показали, что
ввиду высоких пороговых энергий обработки поверх-
ности металлов маркировку целесообразно осуществ-
лять контурно-лучевым способом. При этом опти-
мальным является лазер импульсного действия на
ИАГ с неодимом с энергией -~0,1 дж в импульсе и
частотой их следования — несколько сот герц. Что
касается качества изображения, набранного по точ-
кам, то оно вполне удовлетворительно, а глубина об-
работки в указанном режиме обеспечивает сохран-
ность маркировочного знака. Пример маркировки
твердого сплава ВК-8 приведен на рис. 5.16.
Полиграфия. Луч непрырывного СО2-лазера может
быть использован для гравировки поверхности раз-
личных деталей. Одним из наиболее интересных при-
менений является изготовление типографских клише
В настоящее время для их изготовления чаще всего
176
применяются цинкографический метод и гравировка
механическим резцом с электронным или электро-
механическим управлением. Оба метода достаточно
сложны. Цинкография — многоступенчатый и вредный
для здоровья процесс, а при механической гравировке
неизбежно появление стружки и заусенцев, ухудшаю-
щих качество клише и требующих для своего удале-
ния много времени.
Лазерный метод имеет целый ряд преимуществ
перед этими способами, прежде всего, благодаря лег-
кости фокусировки и управ-
ления лучом и отсутствию
механического контакта при
обработке. Использование
лазеров позволяет значи-
тельно увеличить скорость
гравировки, улучшить каче-
ство клише, удешевить про-
изводство печатных форм
[47]. Процесс изготовления
клише для цветной печати
значительно ускоряется бла-
годаря одновременному из-
готовлению печатных форм
всех цветов. Становится воз-
Рис 5 16. Маркировка, нане-
сенная на твердый сплав
ВК-8 методом лазерной гра-
вировки.
можным создание системы
одновременного изготовле-
ния клише (матриц) для га-
зет и журналов в различных
пунктах по программе, пе-
редаваемой по каналам связи, и т. д. [47].
Структурная схема установки для изготовления
клише с помощью СО2-лазера представлена на
рис. 5.17. Для гравировки используется сфокусирован-
ный луч лазера типа ЛГ-17. Оригинал — фотография,
диапозитив — вращается на одном валу с формным
материалом клише — заготовкой из пластмассы. Счи-
тывающая головка, состоящая из источника света,
линзы и фотоприемника, при перемещении вдоль оси
цилиндра последовательно преобразует яркостную
картину оригинала в электрический сигнал, пропор-
циональный яркости изображения в данной его точке.
Усиленный отраженный сигнал управляет электро-
177
оптическим затвором, степень пропускания которого
зависит от величины сигнала На формном материале
клише получается след в виде непрерывной канавки
или круглых лунок, размер которых определяется ко-
личеством прошедшего света Набор растровых кана
вок или точек-лунок составляет картину типографско-
го клише
Рис 5 17 Структурная схема изготовления типо-
графских клише с применением гравировки изл>
чением СО2-лазера
1 — источник света 2 — оригинал 3 — фотоприемник
4 — электрооптический затвор 5 — формный матеоиаг
клише
На такой установке изготовляли клише высокой пе-
чати, причем были исследованы зависимости парамет-
ров растровых канавок (ширины и глубины) от то-
нальности оригинала Скорость гравировки при мощ-
ности излучения на выходе электрооптического моду-
лятора в 6 вт составляла 25 м/мин Образец отпечатка
с клише точечного растра, полученного лазерным ме-
тодом, приведен на рис 5 18
В работе [93] описана установка для контурной
гравировки деталей из неметаллов лучом СО2-лазера
При мощности излучения 40 вт скорость вращения
заготовки составляла 5 см!сек Диаметр пятна в фо-
кусе 0,5 мм обеспечил разрешающую способность
20 линуем
178
Рис 5 18 Отпечаток с кпише, полученного мето
дом лазерной гравировки (заимствовано из [47])
4. КЛАССИФИКАЦИЯ МЕТОДОВ
ФИГУРНОЙ ОБРАБОТКИ ПОВЕРХНОСТИ
Приведенная на стр 181 схема отражает два по-
следовательных этапа получения рисунка — образова-
ние оптического изображения и передачу его на под-
ложку По аналогии с существующими, первые три
метода построения изображения — контактный, про-
екционный и голографический (см схему) — можно
назвать методами печати (литографии), а контурно-
179
лучевой — методом «карандаша» (гравировки) Ч Каж-
дый из этих методов может быть использован для по-
лучения рельефа на поверхности в сочетании с лю-
бым из приведенных в схеме способов передачи изо-
бражения на подложку.
Перечислим последовательно области применения
указанных методов фигурной обработки поверхности
массивных материалов и пленочных слоев:
термообработка может быть использована для за-
калки локальных участков деталей в приборостроении
и машиностроении; в микроэлектронике — для рекри-
сталлизации полупроводниковых и металлических
пленок;
диффузионно-термическая обработка — в микро-
электронике для получения р—п переходов; в при-
боростроении, машиностроении, металлургии — для
локального изменения поверхностных свойств мате-
риалов путем насыщения легирующими добавками, на-
пример легкоплавкого металла — тугоплавким ит. п.;
плавление — для одновременной сварки нескольких
контактов в микроэлектронике, в точном электромаши-
ностроении и т. п.;
испарение — в микроэлектронике для изготовления
фотошаблонов, при обработке пленочных и полупро-
водниковых микросхем; для создания и ремонта соеди-
нений в интегральных схемах методом обратного пе-
ренесения при испарении; для резки и скрайбирова-
ния интегральных схем и т. д.; в полиграфии — для
изготовления типографских клише; в ювелирной про-
мышленности— при нанесении изображений на камни;
в инструментальном производстве — для маркировки
инструмента и т. п ;
термическое разложение в твердой фазе, осажде-
ние из паровой фазы, окисление — для изготовления
и обработки пленочных схем; для нанесения изобра-
жений на камни;
восстановление — для получения подслоя печатных
схем на феррите и обработки оксидных полупровод-
ников;
1 Если рассматривать получение рисунка как запись некото-
рой информации, то контактный, проекционный и голографиче-
ский методы получения изображений относятся к методам парал-
лельной, а контурно-лучевой — последовательной записи
180
S
а
эин01гавс11О1оф
Классификация методов получения рельефных изображений на поверхности материалов
3S
О
		—	урно-	—		
			о			га 1=5
						
						S Он О
								
оптического изображения		—	।	| Голографический	—		ажения на поверхности Mai
| Методы построения		—	|	Проекционный |	—		обы регистрации изобр
						О о с
			1 гныи			
		—	и	—		
а
о
S
S

эээпобп
иилээьифвйлохоф
ви’пяХйхээГохо^ и
ЕИПВСИСЬ^ИЕОПОХОф
S
id
s
эинэйииэ^!
эинэгаеги
вяходвбдо ввяээь
-иифэд-онноие/ффи^
pxxopudgoowcloj.
181
полимеризация и деструкция полимеров, задублива-
ние красителей — при изготовлении разнообразных
элементов микроэлектронных схем; в полиграфии;
в приборостроении — при изготовлении шкал, сеток
и т. п.;
испарение с травлением, испарение с наращива-
нием, разложение с наращиванием, восстановление
с наращиванием — при изготовлении печатных схем,
свободных масок (трафаретов) и т. п.;
окисление с травлением — при обработке пленок;
при маркировке инструмента;
фотохимические процессы — в микроэлектронике и
полиграфии.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Десятилетний опыт использования лазеров для тех-
нологических целей показал, что они нашли наиболее
успешное применение там, где существующие методы
обработки отличаются большой трудоемкостью. Го-
раздо более сложно конкурировать лазерным методам
в современных условиях высокоразвитой технологии
в тех областях, где основным требованием является
высокая точность размерной обработки. Однако и
здесь достигнуты определенные успехи.
Дальнейшее развитие лазерной обработки, видимо,
пойдет в следующих направлениях:
1.	Благодаря появлению мощных лазеров на СО2
и ИАГ с неодимом и их неуклонному быстрому со-
вершенствованию будут расширяться технологические
возможности различных видов лазерной обработки,
увеличиваться толщины обрабатываемых материалов
и скорости обработки.
2.	Изучение физических процессов при воздействии
лазерного излучения на вещество и физических про-
цессов в лазерах, а также продвижение лазеров в об-
ласть малых длин волн и малых длительностей им-
пульсов позволит увеличить точность, воспроизводи-
мость и качественные показатели обработки.
3.	Благодаря совершенствованию способов управ-
ления лучом будут развиваться специфические виды
лазерной обработки: фигурная обработка, обработка
лучом в полостях, голографическая обработка и дру-
гие тонкие виды обработки, например шлифование и
полирование.
4.	Будет расширяться круг прецизионных подго-
ночных операций, выполняемых с помощью лазеров.
183
ЛИТЕРАТУРА И ИСТОЧНИКИ
А На русском языке
1	Акимов А И, Миркин Л И ФизХОМ, 1969, № 1,
стр 7—16
2	Алейников В С, Беляев В П , ЮхвидинЯ А
Состояние н перспективы развития некоторых приборов кванто-
вой электроники «Электронная техника», сер 1 «Электроника
СВЧ», вып 4, 1970, стр 52—73
3	Анисимов С И ЖЭТФ, т 54, № 1, 1968, стр 339—342
4	Анисимов С И, Бонн Бруевич А М, Е чьяш е
вичМ А ИмасЯ А, Павленко Н А, Романов Г С
ЖТФ, т XXXVI, вып 7, 1966, стр 1273—1284
__А- Анисимов С И, Имас Я А, Романов Г С, Xо-
дыко Ю В Действие излучения большой мощности на метал-
лы М, «Наука», 1970
6	Астахов В В, Башаров Ю П Гуревич Е Б,
Недра и ец Ю И, Тартер В Г, Фуксман В М Про
шивка черновых отверстий в точных технических камнях Сб
«Использование ОКГ в современной технике» ч I Изд ЛДНТП
Л , 1971, стр 63
7	Афанасьев Ю В, Крохин О. Н ЖЭТФ, т 52, № 4,
1967, стр 966—975
8	Афанасьев Ю В, Крохин О Н Газодинамическая
теория воздействия излучения лазера на конденсированные ве
щества Труды ФИАН СССР им П Н Лебедева, т 52, 1970,
стр 118—170
9	Базаров В К ОКГ на стекле и гранате с неодимом
«Зарубежная радиоэлектроника», 1970, № 2, стр 86—99
10	Батраков А С Квантовые приборы М, «Энергия»,
1971
11	Белянин В А, Жуков А А, Кокора А Н,Ту
шева А А ФизХОМ 1967, № 2, стр 115—116
12	БлиновЛ М, Вавилов В С, Галкин Г Н ФТТ,
т 9, вып 3, 1967, стр 854
13	Большов В Ф, Гурьянов В М.МачулкаГ А,
Муратова Л П Лазерная технологическая установка для
резки профильного стекла Сб «Квантовая электроника», № 6,
«Советское радио», 1971, стр 78—83
14	Бонч-Бруевич А М, Имас Я А ФизХОМ, 1967,
№ 5, стр 3
15	Б о и ч - Б р у е в ич А М,ИмасЯ А.РомановГ С,
184
Либенсон М Н, Мальцев Л Н ЖТФ, т XXXVIII,
вып 5, 1968, стр 851—855
16	Бонч-Бруевич А М, Ковалев В П Рома
нов Г С, Имас Я А, Либенсон М Н Ж4 Ф, т XXXVIII,
вып 4, 1968, стр 677—685
17	БреховскихВ Ф, Р ы калин Н Н , У i лов А А
ДАН СССР, т 190, № 5, 1970, стр 1059—1062
18	БубякинГ Б.ЛевинсонГ Р, СвиридовА Н,
СмилгаВ И, Тычин ский В П Технологическое примене-
ние газовых лазеров Изд ЛДНТП, Л , 1970
19	Вакуленко В М, Захаров В Г, Лавров А Ф,
Парфенов Б А, Чельный А А Лазерная установка
«Квант 9» для сверления алмазных волок Сб «Квантовая элек-
троника», 1973 (в печати)
20	Вахне п ко И Ф,СтрижевскийВ Л ФТП, т 3,
вып 12, 1969, стр 1844—1856
21	ВейкоВ И, Имас Я А ФизХОМ, 1967, № 2,
стр 120—123
22	ВейкоВ П, ИмасЯ А, Кокора А Н, Либен
сон М Н ЖТФ, т XXXVII, вып 10, 1967, стр 1920—1923
23	ВейкоВ П, Имас Я А, Либенсон М И
ФизХОМ, № 1, 1967, стр 27—32
24	ВейкоВ П, КотлецовБ Н, Либенсон М Н
Лазерная литография Изд ЛДНТП, Л , 1971
25	Вейко В П, Котов Г А, Либенсон М Н,
Никитин М Н Термохимические методы получения рисунков
микросхем Сб «Физико-технические основы лазерной техноло-
гии» Изд ЛДНТП, Л, 1970, стр 43—46, ДАН СССР, т 208,
№ 3, 1973
26	ВейкоВ П, Либенсон М Н «Вопросы радиоэлек-
троники», сер. 3, вып 5, 1964, стр 99—104, ФизХОМ, 1968, № 4,
стр 44—50
27	ВейкоВ П, Либенсон М Н Обработка материалов
излучением оптических квантовых генераторов Изд ЛДНТП, Л ,
1969
28	Вейко В П, Либенсон М Н, МелючевА М,
Тайпов Р А, Четьный А А Лазерная технология «Об
зоры по электронной технике», вып 68 (137) М, «Электроника»,
1970
29	Вейко В П, Либенсон М Н, Суслов Г П
ФизХОМ, 1967, К-> 2, стр 26—30
30	Вейко В П, Суслов Г П ЖПС, т XII, № 1, 1970,
стр 41—44
31	Володькина В Л, Либенсон М Н, Проко-
пенко В Т Тезисы докладов II Всесоюзного совещания по
физике воздействия оптического излучения на конденсированные
среды М, 1972, стр 32
32	Высоцкий В 3 Получение рисунков на пленках Сб
«Физико технические основы лазерной технологии» Изд ЛДНТП,
Л , 1970, стр 33—35
33	«Гетерогенное горение» Сб статей М, «Мир», 1967
34	Гринберг А А.МехтиевР Ф, Рывкин С М
Салманов В М, Ярошецкий И Д ФТТ, вып 5, 1967,
стр 1390—1397
35	Гудмен Дж Введение в Фурье-оптику М, «Мир», 1970
185
36	Гуревич Г Л Муравьев В А К теории воздей
ствия лазерного излучения на топкие металлические пленки Сб
«Физико-технические основы лазерной технологии» Изд ЛДНТП
Л , стр 41—43
37	Давыдов Ю И, Жуков А А, Кокора А Н,
Криштал М А ФизХОМ, 1969, № 1, стр 17—21
38	Дульнев Г Н, Ярышев Н А, Испирян Р А
Труды ЛИТМО, вып 31, Л, 1966, стр 5—19
39	Елецкий А В, Смирнов Б М Газовые лазеры
М, Атомиздат, 1971
40	Жиряков Б М, Рыкалип Н Н, Углов А А,
ФаннибоА К ЖТФ, т XLI, вып 5, 1971, стр 1037—1041
41	Зельдович Я Б, Райзер Ю П Физика ударные
волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. М,
«Наука», 1966
42	И м а с Я А , Л и б е и с о п М Н Тезисы I Всесоюзного
совещания по физике воздействия оптического излучения на кон-
дегсированные среды М, 1969, стр 20
43	КарслоуГ.ЕгерД Теплопроводность твердых тет
М, «Наука», 1964
44	Крылов Ю К Возмущение лазерного излучения про
дуктами разрушаемого металла Сб «Физико технические основы
лазерной технологии» Изд ЛДНТП Л , 1970, стр 13—16
45	Крылов Ю К «Оптика и спектроскопия», т XXIII,
вып 5, 1967, стр 775—780
46	Крылов Ю К Труды ЛИТМО, вып 67, Л, 1970, стр
29-12
47	Куклев Ю И.МачулкаГ А Применение ОКГ для
гравирования клише Сб «Квантовая электроника», № 6, «Со-
ветское радио», 1971, стр 86
48	Лашевский Р А, Тамарченко Н Г, Хав
кин В Е Запоминающие устройства на многоотверстпых фер
ритовых пластинах М, «Энергия», 1969
49	ЛейбфридГ Микроскопическая теория механических
и тепловых свойств кристаллов М—Л, Физматгиз, 1963
50	ЛибенсонМ Н ФизХОМ, 1968, № 2, стр 3—11
51	ЛибенсонМ Н, Вейко В П «Электронная техни-
ка», сер 6, вып 5, 1967, сгр 89—92
52	Либенсон М Н, Никитин М Н ФизХОМ, 1970,
№ 5, стр 9—13
53	Либенсон М Н, Суслов Г П, Кокора А Н,
Рыжих С В, Чельный А А Методы повышения точно-
сти лазерной размер юй обработки Изд ЛДНТП, Л , 1972
54	ЛибенсонМ Н, Романов Г С, Имас Я А
ЖТФ, т XXXVIII, вып 7, 1968, стр 1116—1119
55	Л у Синь Создание многократных изображений для
интегральных схем с помощью голограмм Фурье ТИИРЭ (русск
пер), 1968, № 1
56	Макаров Н И, Ры калин Н Н, Углов А А
ФизХОМ, 1967, № 3, стр 9
57	Миркин Л И Насыщение легкоплавкого металла ту-
гоплавким при действии светового луча лазера Сб «Использо-
вание ОКГ в современной технике», ч I, изд ЛДНТП, Л , 1971,
стр 6—10
58	Микаэлян А Л, Тер-Микаэлян М Л, Туо-
186
ков Ю Г Оптические генераторы на твердом теле М, «Совет-
ское радио», 1967
59	«Окисление металлов», под ред Ж Бенара, т 1, «Метал-
лургия», 1968
60	Орехов М В, Славин Б С, Тархов Г Н Элек-
трофизические и электрохимические методы обработки Научно-
техн реф сб, вып. 3 М, изд ЭНИМС, 1969, стр 23—26
61	Пресс Ф П Фотолитография в производстве полупро
водниковых приборов М, «Энергия», 1968
62	Ратнер А М Спектральные, пространственные и вре-
менные характеристики лазера Киев, «Наукова думка», 1968
63	Риццо Ж, Клеве Р Пробои в парах металлов, выз-
ванный действием излучения лазера Сб «Действие лазерного
излучения» «Мир», 1968 стр 77—84
64	Романов Г С, Пустовалов В К Изв АН БССР,
№ 4, 1967, стр 84—95
65	Романов Г С, Степанов К Л ЖПС, т VIII,
вып 5, 1968, стр 753—763
66	Руденко В Н «Оптика и спектроскопия», т XX,
вып 2 1966, стр 370—372
67	Рыкалин Н Н, Углов А А ФизХОМ, 1970, № 2,
стр 33
68	Савичева Э А Газовые оптические квантовые re iepa
торы за рубежом в 1970 году «Обзоры по электронной технике»,
вып 2 (280) М, «Электроника», 1971
69	Соколов А В Оптические свойства метаччов М,
Физматгиз, 1961
70СтояноваИГ ТимофеевАА РыбаковВН,
Жабина Т А, Левинсон Г Р, Антипова А А, Фети-
сова Т Д , Смил га В И Использование излучения ОКГ для
изготовления тонкопленочных сопротивлений путем фрезеровки
резистивного слоя Сб «Использование ОКГ в современной тех-
нике» Изд ЛДНТП, Л , 1971, стр 44—46
71	Строук Д Введение в когерентную оптику и голо-
графию М, «Мир», 1968
72	Суминов В М, Барбашин Н Н Промыслов
Е В , С кворчевский А К , К х з и и Б Г Способ пневмати-
ческой калибровки отверстий Авт свид № 189083
73	СурменкоЛ А, Розанов Т Г Некоторые техно-
логические применения ОКГ на СО2 Сб «Использование ОКГ в
современной технике» ч I Изд ЛДНТП, Л , 1971, стр 39—43
74	Тархов Г Н Обработка материала сфокусированным
излучением ОКГ М, изд ЭНИМС, 1965
75	Турыгин И А Прикладная оптика, т 2 М, «Машино
строение», 1966
76	Ул яков П И ЖЭТФ, т 52, № 3, 1967, стр 820—831
77	ХауффеК Реакции в твердых телах и на их поверх-
ности т II М, «Иностранная литература» 1962
78	Дельный А А, Кокора А Н, Жуков А А Труды
конференции по электронной технике, № 2, 1966, стр 72—75
79	ШаховЕ М «Инженерный журнал», т 1, вып 4, 1961,
с гр 27—38
80	Шевченко Г Д Сварка, пайка и термическая резка
металлов М, «Высшая школа», 1966
81	, «Электронная промышленность», 1971, № 2, стр 43
187
82	. «Электронная промышленность», 1971, № 2, стр. 93.
83	. Я н к е Е., Э м д е Ф., Леш Ф. Специальные функции.
«Наука», 1964.
Б. На иностранных языках
84	. AdamsM. S. Metal Constr. and Brit. Weld. Journal.
1970, January, pp. 18.
85	. A 1 w a n g W. O. Welding Res. Supplement. 1969, March,
p. 110.
86	. A s h e r M. Electronic News. 1962, v. 7, N 314, p. 1.
87	. A s m u s J. F., В a k e r F. S. Rec. of 10-th Symp. on
Electron, Ion, Laser Beam Techn. 1969, pp. 241—246.
88	. Barber R. B„ Linn D. L. Rec. of 10-th Symp. on
Electron, Ion and Laser Beam Techn. 1969, pp. 225—230.
89	. В e a t s о n C. The Engineer. 1939, v. 229, N 592, p. 24.
90	. Bod D., В r a s i e r R. E., Parks S. Laser focus. 1969,
v. 5, N 15, pp. 36—38.
91	. BrandlyH. F., Keller M., Ronlier A. Laser fo-
cus. 1967, v. 3, N 9, pp. 26—32.
92	. Bream E. Q„ M a r g r a v e 1 S. R., M e 1 о c h e V. W.
J. Inorg. Nucl. Chem. 1957, v. 5, pp. 48—52.
93	. Cockayne B., Oasson D. B. Journal of materials
science. 1971, v. 6, p. 126.
94	. CohenM. I. Bell Labs. Record. 1967, v. 45, N 8,
pp. 247—251.
95	. С о h e n M. L, U n g e г В. A., M i 1 k о s k у S. F. Bell
Syst. Techn. J., v. 47, March, N 3, pp. 385—405.
96	. Computers and Automation, 1964, v. 13. N 8, pp. 41.
97	. Curren L. Electronics, 1970, v. 43, N 24, pp. 19—26.
98	. Design Engineering, 1967, Sept., pp. 72—73.
99	. Electronics, 1963, v. 36, N 49, p. 11.
100	. Electronics, 1969, v. 42, N 11, p. 51.
101	. Engquist R. D. Metall Progress, 1962, v. 82, N 5,
pp. 66—69.
102	. Epperson I. P., Dyer R. W., Q r z у w a I. S. Laser
focus, 1966. N 19, pp. 26—33.
103	. F i 1 i p p о w I. A., I m a s I. A., L i b e n s s о n M. N.,
M о 11 s c h a n о w W. A., Weik о W. P. Exper. Techn. der
Physik, 1967, XV, Heft 4. S. 241—247.
104	. Fisch lock D. New Scientist, 1963, v. 18, N 342,
pp. 554—556.
105	. О a g 1 i a n о F. P., Lumley R. H„ Watkins L. S.,
Proc, of IEEE, 1969, v. 57, N 2, pp. 5—41.
106	. Glendinning W. IEEE Trans. Comp. Parts, 1964, v. 3,
pp. 19—26.
107	. Groh Q. J. Appl. Phys., 1968, v. 39, N 12. pp. 5804—
5805.
108	. Lasers will bite deep into new production fields, The
Engineer, 1970, v. 5, Febr., pp. 36—37.
109	. Longfellow J. The Review of Scient. Instr., 1970,
v. 41, N 10, pp. 1485—1486.
110	. L u n a u F. W., Paine E. W., Richardson M., Wi-
jetunge MDSP, Optics Technology, 1969, Nov., pp. 255—258.
188
111	. Luck О. F., Prift W. Paper Amer. Soc. Meeh. Engrs.,
1966, NMD-28, p. 4.
112	. Metal Treatment. 1965, v. 32, N 239, pp. 292—295.
113	. Norton S. F., Me Mullen S. C. J. Appl. Phys., 1963,
v. 34, N 12, pp. 3640—3641.
114	. Panzer S. Maschine und Werkzeug, 1965, N 22,
S. 15—18..
115	Ready J. F. Mechanical Engineering, 1970, v. 92, N 9,
pp. 18—24.
116	. Rev. Sci. Instruni. 1967, v. 38, N 5, p. 717.
117	. Shahbender R. etal. RCA Rev., 1962, v. 23, N 4,
pp. 539—566.
118	. Si ekm an J. O. Micrielectr. and Rel., 1968, v. 7. p. 305.
119	. S u 11 i v a n А. В. H о u 1 d с г о f t P. F. Brit. Weld.
Journ., 1967, v. 46, N 8, pp. 443-448.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие	3
Основы ые обозначения	7
Глава 1 Лазеры технологического назначения	9
1	Твердотельные лазеры	9
2	Газовые тазеры	13
Глава 2 Физические основы лазерной обработки	22
1	Физические процессы в матеоиате предшествующие раз
рушению Условия начала оазрушепия	22
2	Разрушение материалов световыми потоками умеренной
плотности	32
Глава 3 Лазерная технология получения отверстий	48
1	Зако юмерности образования отверстий в непрозрачных
материалах	49
2	Точность лазерной обработки	56
Факторы влияющие на точность и воспроизводимость
обработки	56
^Методы повышения точности и воспроизводимости
обработки	61
3	Многонмпутьспый метод обработки	74
4	Области применения лазеров для получения отверстий 83
Изготовление а лмазных фильер для волочения	проволоки 83
Получение отверстий в рубиновых часовых	камнях	88
Изготовление фильер для текстильной промышленности 91
Получение отверстии в ферритовых пластинах	памяти 93
Получение отверстии в прокладках коаксиальных ка
белей	94
Другие области применения лазеров для получения
отверстии	95
Технологические возможности лазерного метода получе
ния отверстий	97
190
Глава	4 Лазерная	резка	103
1	Оищие особенности физического процесса лазерной резки 105
2	Физические процессы при газолазерной резке (ГЛР)	109
ГЛР	металлов и	сплавов	109
ГЛР	неметаллов	118
3	Области применения СО2 лазера для резки различных
материалов	120
4	Резка тонких пленок и полупроводниковых пластин	126
Резка тонких пленок	126
Разделение полупроводников	129
Глава 5 Фигурная обработка поверхности материалов 134
1	Методы формирования оптического изображения при фи
гурной обработке	135
Контактный метод	136
Проекционный метод	136
Голографический метод	140
Контурно лучевой метод	144
Некоторые особенности построения изображения в ла
зерном свете	145
2	Физико химические основы лазерных методов обработки
поверхности	150
Способы образования изображения па поверхности ма
териала	151
Выбор режима облучения поверхности	156
Точность и качество фигурной обработки	161
3	Ооласти применения лазеров для фигурной	обработки	165
Технология микросхем	165
Нанесение рисунков на оверхность различных мате
риалов	175
4	Классификация методов фигурной обработки поверхности	179
Заключение	183
Литература и источники	184
Вадим Павлович ВЕЙН О,
Михаил Наумович ЛИБЕНСОН
ЛАЗЕРНАЯ
ОБРАБОТКА
Редактор С. И Борщевская
Художник-редактор О. И. Маслаков
Технический редактор Л П. Никитина
Корректор А. Г. Ткалич
Сдано в набор 15/П1 1973 г. Подписано
к печати 17 VIII 1973 г. М-16121. Формат
84Х1081/з2- Бум. тип № 2. Усл. печ. л.
10,08. Уч.-изт. л. 9,08. Тираж 6000 экз.
Заказ № 113. Цена 47 коп.
Лениздат, Ленинград, Фонтанка, 59,
Ордена Трудового Красного Знамени
типография им. Володарского Лениздата,
Фонтанка 57.