Dankie dat jy Nature.com besoek het.Jy gebruik 'n blaaierweergawe met beperkte CSS-ondersteuning.Vir die beste ervaring, beveel ons aan dat jy 'n opgedateerde blaaier gebruik (of versoenbaarheidsmodus in Internet Explorer deaktiveer).Daarbenewens, om deurlopende ondersteuning te verseker, wys ons die webwerf sonder style en JavaScript.
Vertoon 'n karrousel van drie skyfies gelyktydig.Gebruik die Vorige en Volgende-knoppies om deur drie skyfies op 'n slag te beweeg, of gebruik die skuifknoppies aan die einde om deur drie skyfies op 'n slag te beweeg.
Direkte laserinterferensie (DLIP) gekombineer met laser-geïnduseerde periodieke oppervlakstruktuur (LIPSS) laat die skepping van funksionele oppervlaktes vir verskeie materiale toe.Die deurset van die proses word gewoonlik verhoog deur 'n hoër gemiddelde laserkrag te gebruik.Dit lei egter tot die ophoping van hitte, wat die grofheid en vorm van die gevolglike oppervlakpatroon beïnvloed.Daarom is dit nodig om die invloed van die substraattemperatuur op die morfologie van die vervaardigde elemente in detail te bestudeer.In hierdie studie is die staaloppervlak met 'n lynpatroon met ps-DLIP by 532 nm gevorm.Om die effek van substraattemperatuur op die resulterende topografie te ondersoek, is 'n verwarmingsplaat gebruik om die temperatuur te beheer.Verhitting tot 250 \(^{\circ }\)С het gelei tot 'n beduidende afname in die diepte van die gevormde strukture van 2,33 tot 1,06 µm.Die afname was geassosieer met die voorkoms van verskillende tipes LIPSS afhangende van die oriëntasie van die substraatkorrels en laser-geïnduseerde oppervlakoksidasie.Hierdie studie toon die sterk effek van substraattemperatuur, wat ook verwag word wanneer oppervlakbehandeling teen hoë gemiddelde laserkrag uitgevoer word om hitte-akkumulasie-effekte te skep.
Oppervlakbehandelingsmetodes gebaseer op ultrakort pols laserbestraling is aan die voorpunt van die wetenskap en industrie as gevolg van hul vermoë om die oppervlak eienskappe van die belangrikste relevante materiale te verbeter1.In die besonder, laser-geïnduseerde pasgemaakte oppervlakfunksies is die nuutste oor 'n wye reeks industriële sektore en toepassingscenario's1,2,3.Byvoorbeeld, Vercillo et al.Anti-versiersel eienskappe is gedemonstreer op titanium allooie vir lugvaart toepassings gebaseer op laser-geïnduseerde superhidrofobisiteit.Epperlein et al het berig dat kenmerke van nanogrootte wat deur laseroppervlakstrukturering vervaardig word, biofilmgroei of -inhibisie op staalmonsters kan beïnvloed5.Daarbenewens het Guai et al.het ook die optiese eienskappe van organiese sonselle verbeter.6 Dus, laserstrukturering laat die vervaardiging van hoë-resolusie struktuurelemente toe deur beheerde ablasie van die oppervlakmateriaal1.
'n Geskikte laserstruktureringstegniek vir die vervaardiging van sulke periodieke oppervlakstrukture is direkte laserinterferensievorming (DLIP).DLIP is gebaseer op die naby-oppervlak interferensie van twee of meer laserstrale om patroonoppervlaktes te vorm met eienskappe in die mikrometer- en nanometerreeks.Afhangende van die aantal en polarisasie van die laserstrale, kan DLIP 'n wye verskeidenheid topografiese oppervlakstrukture ontwerp en skep.'n Belowende benadering is om DLIP-strukture met laser-geïnduseerde periodieke oppervlakstrukture (LIPSS) te kombineer om 'n oppervlaktopografie met 'n komplekse strukturele hiërargie8,9,10,11,12 te skep.In die natuur is getoon dat hierdie hiërargieë selfs beter werkverrigting as enkelskaalmodelle lewer13.
Die LIPSS-funksie is onderhewig aan 'n selfversterkende proses (positiewe terugvoer) gebaseer op 'n toenemende naby-oppervlak modulasie van die stralingsintensiteit verspreiding.Dit is as gevolg van 'n toename in nanoroughness soos die aantal toegepaste laserpulse 14, 15, 16 toeneem. Modulasie vind hoofsaaklik plaas as gevolg van die interferensie van die uitgestraalde golf met die elektromagnetiese veld15,17,18,19,20,21 van gebreekte en verstrooide golfkomponente of oppervlakplasmone.Die vorming van LIPSS word ook beïnvloed deur die tydsberekening van die pulse22,23.Veral hoër gemiddelde laserkragte is onontbeerlik vir hoë produktiwiteit oppervlakbehandelings.Dit vereis gewoonlik die gebruik van hoë herhalingstempo's, dws in die MHz-reeks.Gevolglik is die tydafstand tussen laserpulse korter, wat lei tot hitte-akkumulasie-effekte 23, 24, 25, 26. Hierdie effek lei tot 'n algehele toename in oppervlaktemperatuur, wat die patroonvormingsmeganisme tydens laserablasie aansienlik kan beïnvloed.
In 'n vorige werk het Rudenko et al.en Tzibidis et al.'n Meganisme vir die vorming van konvektiewe strukture word bespreek, wat al hoe belangriker behoort te word namate hitte-akkumulasie toeneem19,27.Daarbenewens het Bauer et al.Korreleer die kritieke hoeveelheid hitte-akkumulasie met mikron-oppervlakstrukture.Ten spyte van hierdie termies-geïnduseerde struktuurvormingsproses, word daar algemeen geglo dat die produktiwiteit van die proses verbeter kan word bloot deur die herhalingstempo te verhoog28.Alhoewel dit op sy beurt nie bereik kan word sonder 'n aansienlike toename in hitteberging nie.Daarom kan prosesstrategieë wat 'n meervlakkige topologie verskaf, moontlik nie na hoër herhalingstempo's oorgedra word sonder om die proseskinetika en struktuurvorming te verander nie9,12.In hierdie verband is dit baie belangrik om te ondersoek hoe die substraattemperatuur die DLIP-vormingsproses beïnvloed, veral wanneer gelaagde oppervlakpatrone gemaak word as gevolg van die gelyktydige vorming van LIPSS.
Die doel van hierdie studie was om die effek van substraat temperatuur op die resulterende oppervlak topografie tydens DLIP verwerking van vlekvrye staal met behulp van ps pulse te evalueer.Tydens laserverwerking is die temperatuur van die monstersubstraat tot 250 \(^\circ\)C gebring met behulp van 'n verhittingsplaat.Die gevolglike oppervlakstrukture is gekarakteriseer deur gebruik te maak van konfokale mikroskopie, skandeerelektronmikroskopie en energieverspreidende X-straalspektroskopie.
In die eerste reeks eksperimente is die staalsubstraat verwerk deur gebruik te maak van 'n tweestraal DLIP-konfigurasie met 'n ruimtelike periode van 4.5 µm en 'n substraattemperatuur van \(T_{\mathrm {s}}\) 21 \(^{\circ }\)C, hierna verwys as “onverhitte » oppervlak.In hierdie geval is die pulsoorvleueling \(o_{\mathrm {p}}\) die afstand tussen twee pulse as 'n funksie van kolgrootte.Dit wissel van 99.0% (100 pulse per posisie) tot 99.67% (300 pulse per posisie).In alle gevalle is 'n piek energiedigtheid \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (vir 'n Gaussiese ekwivalent sonder interferensie) en 'n herhalingsfrekwensie f = 200 kHz gebruik.Die rigting van polarisasie van die laserstraal is parallel aan die beweging van die posisioneringstafel (Fig. 1a)), wat parallel is aan die rigting van die lineêre geometrie wat deur die twee-straal interferensiepatroon geskep word.Verteenwoordigende beelde van die verkryde strukture met behulp van 'n skandeerelektronmikroskoop (SEM) word in Fig.1a–c.Om die ontleding van SEM-beelde in terme van topografie te ondersteun, is Fourier-transformasies (FFT's, in donker insetsels getoon) uitgevoer op die strukture wat geëvalueer word.In alle gevalle was die gevolglike DLIP-geometrie sigbaar met 'n ruimtelike periode van 4.5 µm.
Vir die geval \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% in die donkerder area van Fig.1a, wat ooreenstem met die posisie van die interferensie maksimum, kan 'n mens groewe waarneem wat kleiner parallelle strukture bevat.Hulle wissel af met helderder bande wat in 'n nanopartikelagtige topografie bedek is.Omdat die parallelle struktuur tussen die groewe loodreg op die polarisasie van die laserstraal blyk te wees en 'n periode van \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) 418\(\pm 65\) nm het, effens minder as die golflengte van die laser \(\lambda\) (532 nm) kan LIPSS genoem word met lae ruimtelike frekwensie (LSFL-I)15,18.LSFL-I produseer 'n sogenaamde s-tipe sein in die FFT, "s" verstrooiing15,20.Daarom is die sein loodreg op die sterk sentrale vertikale element, wat op sy beurt gegenereer word deur die DLIP-struktuur (\(\Lambda _{\mathrm {DLIP}}\) \(\approx\) 4.5 µm).Die sein wat gegenereer word deur die lineêre struktuur van die DLIP-patroon in die FFT-beeld word na verwys as "DLIP-tipe".
SEM-beelde van oppervlakstrukture wat met DLIP geskep is.Die piek energiedigtheid is \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (vir 'n Gaussiese ekwivalent sonder geraas) en 'n herhalingstempo f = 200 kHz.Die beelde toon monstertemperatuur, polarisasie en oorleg.Die beweging van die lokaliseringsfase word met 'n swart pyl in (a) gemerk.Die swart insetsel toon die ooreenstemmende FFT verkry vanaf die 37.25\(\times\)37.25 µm SEM-beeld (getoon totdat die golfvektor \(\vec {k}\cdot (2\pi )^ {-1}\) = 200 word nm).Die prosesparameters word in elke figuur aangedui.
As jy verder in Figuur 1 kyk, kan jy sien dat namate die \(o_{\mathrm {p}}\) oorvleueling toeneem, die sigmoïedsein meer gekonsentreer is na die x-as van die FFT.Die res van LSFL-I is geneig om meer parallel te wees.Daarbenewens het die relatiewe intensiteit van die s-tipe sein afgeneem en die intensiteit van die DLIP-tipe sein het toegeneem.Dit is as gevolg van toenemend uitgesproke loopgrawe met meer oorvleueling.Ook moet die x-as sein tussen tipe s en die middelpunt kom van 'n struktuur met dieselfde oriëntasie as LSFL-I maar met 'n langer tydperk (\(\Lambda _\mathrm {b}\) \(\ongeveer \ ) 1,4 ± 0,2 µm) soos getoon in Figuur 1c).Daarom word aanvaar dat hul vorming 'n patroon van putte in die middel van die sloot is.Die nuwe kenmerk verskyn ook in die hoëfrekwensiereeks (groot golfgetal) van die ordinaat.Die sein kom van parallelle rimpelings op die hange van die sloot, heel waarskynlik as gevolg van die inmenging van invallende en vorentoe-weerkaatste lig op die hange9,14.In die volgende word hierdie rimpelings aangedui deur LSFL \ (_ \ mathrm {rand} \), en hul seine – deur tipe -s \ (_ {\mathrm {p)) \).
In die volgende eksperiment is die temperatuur van die monster tot 250 °C onder die sogenaamde "verhitte" oppervlak gebring.Strukturering is uitgevoer volgens dieselfde verwerkingstrategie as die eksperimente wat in die vorige afdeling genoem is (Fig. 1a–1c).Die SEM-beelde beeld die gevolglike topografie uit soos in Fig. 1d–f getoon.Verhitting van die monster tot 250 C lei tot 'n toename in die voorkoms van LSFL, waarvan die rigting parallel is met die laserpolarisasie.Hierdie strukture kan as LSFL-II gekarakteriseer word en het 'n ruimtelike periode \(\Lambda _\mathrm {LSFL-II}\) van 247 ± 35 nm.Die LSFL-II sein word nie in die FFT vertoon nie as gevolg van die hoë modus frekwensie.Soos \(o_{\mathrm {p}}\) toegeneem het van 99.0 tot 99.67\(\%\) (Fig. 1d–e), het die wydte van die helderbandgebied toegeneem, wat gelei het tot die verskyning van 'n DLIP-sein vir meer as hoë frekwensies.golfgetalle (laer frekwensies) en skuif dus na die middel van die FFT.Die rye putte in Fig. 1d kan die voorlopers wees van die sogenaamde groewe wat loodreg op LSFL-I22,27 gevorm word.Daarbenewens het LSFL-II blykbaar korter en onreëlmatig gevorm.Let ook daarop dat die gemiddelde grootte van helder bande met nanograin morfologie kleiner is in hierdie geval.Daarbenewens het die grootteverspreiding van hierdie nanopartikels geblyk minder verspreid te wees (of gelei tot minder deeltjieagglomerasie) as sonder verhitting.Kwalitatief kan dit beoordeel word deur onderskeidelik syfers 1a, d of b, e te vergelyk.
Soos die oorvleueling \(o_{\mathrm {p}}\) verder toegeneem het tot 99.67% (Fig. 1f), het 'n duidelike topografie geleidelik ontstaan as gevolg van toenemend duidelike vore.Hierdie groewe lyk egter minder georden en minder diep as in Fig. 1c.Lae kontras tussen ligte en donker areas van die prent verskyn in kwaliteit.Hierdie resultate word verder ondersteun deur die swakker en meer verspreide sein van die FFT-ordinaat in Fig. 1f in vergelyking met die FFT op c.Kleiner striae was ook sigbaar by verhitting wanneer Figuur 1b en e vergelyk word, wat later deur konfokale mikroskopie bevestig is.
Benewens die vorige eksperiment, is die polarisasie van die laserstraal met 90 \(^{\circ}\ geroteer), wat veroorsaak het dat die polarisasierigting loodreg op die posisioneringsplatform beweeg het.Op fig.2a-c toon die vroeë stadiums van struktuurvorming, \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% in onverhitte (a), verhitte (b) en verhitte 90\(^{\ circ }\ ) – Geval met roterende polarisasie (c).Om die nanotopografie van die strukture te visualiseer, word die areas gemerk met gekleurde vierkante in Fig.2d, op 'n vergrote skaal.
SEM-beelde van oppervlakstrukture wat met DLIP geskep is.Die proses parameters is dieselfde as in Fig.1.Die beeld toon die monstertemperatuur \(T_s\), polarisasie en pulsoorvleueling \(o_\mathrm {p}\).Die swart insetsel wys weer die ooreenstemmende Fourier-transformasie.Die beelde in (d)-(i) is vergrotings van die gemerkte areas in (a)-(c).
In hierdie geval kan dit gesien word dat die strukture in die donkerder areas van Fig. 2b,c polarisasie sensitief is en daarom gemerk is LSFL-II14, 20, 29, 30. Die oriëntasie van LSFL-I word veral ook geroteer ( Fig. 2g, i), wat gesien kan word uit die oriëntasie van die s-tipe sein in die ooreenstemmende FFT.Die bandwydte van die LSFL-I periode lyk groter in vergelyking met periode b, en sy omvang is verskuif na kleiner periodes in Fig. 2c, soos aangedui deur die meer wydverspreide s-tipe sein.Die volgende LSFL-ruimtelike periode kan dus op die monster by verskillende verhittingstemperature waargeneem word: \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 418\(\pm 65\) nm by 21 ^{ \circ }\ )C (Fig. 2a), \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 445\(~\pm\) 67 nm en \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-II }} \) = 247 ± 35 nm by 250°C (Fig. 2b) vir s polarisasie.Inteendeel, die ruimtelike periode van p-polarisasie en 250 \(^{\circ }\)C is gelyk aan \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I))\) = 390\(\pm 55\ ) nm en \(\ Lambda_{\mathrm{LSFL-II}}\) = 265±35 nm (Fig. 2c).
Die resultate toon veral dat net deur die monstertemperatuur te verhoog, die oppervlakmorfologie tussen twee uiterstes kan wissel, insluitend (i) 'n oppervlak wat slegs LSFL-I elemente bevat en (ii) 'n area bedek met LSFL-II.Omdat die vorming van hierdie spesifieke tipe LIPSS op metaaloppervlaktes geassosieer word met oppervlakoksiedlae, is energieverspreidende X-straalanalise (EDX) uitgevoer.Tabel 1 som die resultate wat verkry is op.Elke bepaling word uitgevoer deur middel van ten minste vier spektra op verskillende plekke op die oppervlak van die verwerkte monster.Die metings word uitgevoer by verskillende monstertemperature \(T_\mathrm{s}\) en verskillende posisies van die monsteroppervlak wat ongestruktureerde of gestruktureerde areas bevat.Die metings bevat ook inligting oor die dieper ongeoksideerde lae wat direk onder die behandelde gesmelte area lê, maar binne die elektronpenetrasiediepte van die EDX-analise.Daar moet egter op gelet word dat die EDX beperk is in sy vermoë om die suurstofinhoud te kwantifiseer, so hierdie waardes hier kan slegs 'n kwalitatiewe beoordeling gee.
Die onbehandelde gedeeltes van die monsters het nie beduidende hoeveelhede suurstof by alle bedryfstemperature getoon nie.Na laserbehandeling het suurstofvlakke in alle gevalle toegeneem31.Die verskil in elementsamestelling tussen die twee onbehandelde monsters was soos verwag vir die kommersiële staalmonsters, en aansienlik hoër koolstofwaardes is gevind in vergelyking met die vervaardiger se datablad vir AISI 304-staal as gevolg van koolwaterstofbesoedeling32.
Voordat moontlike redes vir die afname in groef-ablasiediepte en die oorgang van LSFL-I na LSFL-II bespreek word, word kragspektrale digtheid (PSD) en hoogteprofiele gebruik.
(i) Die kwasi-tweedimensionele genormaliseerde drywing spektrale digtheid (Q2D-PSD) van die oppervlak word getoon as SEM beelde in Figure 1 en 2. 1 en 2. Aangesien die PSD genormaliseer is, moet 'n afname in die somsein wees verstaan as 'n toename in die konstante deel (k \(\le\) 0.7 µm\(^{-1}\), nie getoon nie), maw gladheid.(ii) Ooreenstemmende gemiddelde oppervlakhoogteprofiel.Monstertemperatuur \(T_s\), oorvleueling \(o_{\mathrm {p}}\), en laserpolarisasie E relatief tot die oriëntasie \(\vec {v}\) van die posisioneringsplatformbeweging word in alle plotte getoon.
Om die indruk van SEM-beelde te kwantifiseer, is 'n gemiddelde genormaliseerde drywingspektrum gegenereer uit ten minste drie SEM-beelde vir elke parameterstel deur die gemiddelde van alle eendimensionele (1D) kragspektrale digthede (PSD's) in die x- of y-rigting.Die ooreenstemmende grafiek word in Fig. 3i getoon wat die frekwensieverskuiwing van die sein en sy relatiewe bydrae tot die spektrum toon.
Op fig.3ia, c, e, die DLIP-piek groei naby \(k_{\mathrm {DLIP}}~=~2\pi\) (4.5 µm)\(^{-1}\) = 1.4 µm \ ( ^{- 1}\) of die ooreenstemmende hoër harmonieke soos die oorvleueling toeneem \(o_{\mathrm {p))\).'n Toename in die fundamentele amplitude is geassosieer met 'n sterker ontwikkeling van die LRIB-struktuur.Die amplitude van hoër harmonieke neem toe met die steilheid van die helling.Vir reghoekige funksies as beperkende gevalle, vereis die benadering die grootste aantal frekwensies.Daarom kan die piek rondom 1.4 µm\(^{-1}\) in die PSD en die ooreenstemmende harmonieke gebruik word as kwaliteit parameters vir die vorm van die groef.
Inteendeel, soos getoon in Fig. 3(i)b,d,f, toon die PSD van die verhitte monster swakker en breër pieke met minder sein in die onderskeie harmonieke.Daarbenewens, in fig.3(i)f toon dat die tweede harmoniese sein selfs die fundamentele sein oorskry.Dit weerspieël die meer onreëlmatige en minder uitgesproke DLIP-struktuur van die verhitte monster (in vergelyking met \(T_s\) = 21\(^\circ\)C).Nog 'n kenmerk is dat namate die oorvleueling \(o_{\mathrm {p}}\) toeneem, die gevolglike LSFL-I-sein na 'n kleiner golfgetal (langer tydperk) skuif.Dit kan verklaar word deur die verhoogde steilheid van die rande van die DLIP-modus en die gepaardgaande plaaslike toename in die invalshoek14,33.Na aanleiding van hierdie tendens, kan die verbreding van die LSFL-I sein ook verduidelik word.Benewens die steil hellings, is daar ook plat areas aan die onderkant en bokant die kruine van die DLIP-struktuur, wat 'n groter reeks LSFL-I-periodes moontlik maak.Vir hoogs absorberende materiale word die LSFL-I tydperk gewoonlik geskat as:
waar \(\theta\) die invalshoek is, en die subskripsies s en p verwys na verskillende polarisasies33.
Daar moet kennis geneem word dat die invalsvlak vir 'n DLIP-opstelling gewoonlik loodreg is op die beweging van die posisioneringsplatform, soos getoon in Figuur 4 (sien die Materiale en Metodes afdeling).Daarom is s-polarisasie as 'n reël parallel aan die beweging van die verhoog, en p-polarisasie is loodreg daarop.Volgens die vergelyking.(1), vir s-polarisasie, word 'n verspreiding en 'n verskuiwing van die LSFL-I sein na kleiner golfgetalle verwag.Dit is as gevolg van die toename in \(\theta\) en die hoekreeks \(\theta \pm \delta \theta\) soos die slootdiepte toeneem.Dit kan gesien word deur die LSFL-I pieke in Fig. 3ia,c,e te vergelyk.
Volgens die resultate wat in fig.1c, LSFL\(_\mathrm {rand}\) is ook sigbaar in die ooreenstemmende PSD in fig.3ie.Op fig.3ig,h toon die PSD vir p-polarisasie.Die verskil in DLIP-pieke is meer uitgesproke tussen verhitte en onverhitte monsters.In hierdie geval oorvleuel die sein van LSFL-I met die hoër harmonieke van die DLIP-piek, wat bydra tot die sein naby die lasergolflengte.
Om die resultate in meer besonderhede te bespreek, toon in Fig. 3ii die strukturele diepte en oorvleueling tussen pulse van die DLIP lineêre hoogteverspreiding by verskeie temperature.Die vertikale hoogteprofiel van die oppervlak is verkry deur tien individuele vertikale hoogteprofiele om die middel van die DLIP-struktuur te gemiddelde.Vir elke toegepaste temperatuur neem die diepte van die struktuur toe met toenemende polsoorvleueling.Die profiel van die verhitte monster toon groewe met gemiddelde piek-tot-piek (pvp) waardes van 0.87 µm vir s-polarisasie en 1.06 µm vir p-polarisasie.Daarteenoor toon s-polarisasie en p-polarisasie van die onverhitte monster pvp van onderskeidelik 1.75 µm en 2.33 µm.Die ooreenstemmende pvp word in die hoogteprofiel in fig.3ii.Elke PvP-gemiddelde word bereken deur gemiddeld agt enkele PvP's te gebruik.
Daarbenewens, in fig.3iig,h toon die p-polarisasie hoogteverspreiding loodreg op die posisioneringstelsel en groefbeweging.Die rigting van die p-polarisasie het 'n positiewe effek op die diepte van die groef aangesien dit 'n effens hoër pvp by 2.33 µm tot gevolg het in vergelyking met die s-polarisasie by 1.75 µm pvp.Dit stem op sy beurt ooreen met die groewe en beweging van die posisioneringsplatformstelsel.Hierdie effek kan veroorsaak word deur 'n kleiner struktuur in die geval van s-polarisasie in vergelyking met die geval van p-polarisasie (sien Fig. 2f,h), wat verder in die volgende afdeling bespreek sal word.
Die doel van die bespreking is om die afname in die groefdiepte as gevolg van die verandering in die hoof LIPS klas (LSFL-I na LSFL-II) in die geval van verhitte monsters te verduidelik.Beantwoord dus die volgende vrae:
Om die eerste vraag te beantwoord, is dit nodig om die meganismes wat verantwoordelik is vir die vermindering in ablasie te oorweeg.Vir 'n enkele pols by normale voorkoms, kan die ablasiediepte beskryf word as:
waar \(\delta _{\mathrm {E}}\) die energie-penetrasiediepte is, \(\Phi\) en \(\Phi _{\mathrm {th}}\) die absorpsiefluensie en die Ablasiefluensie is onderskeidelik drempel34.
Wiskundig gesproke het die diepte van energiepenetrasie 'n vermenigvuldigende effek op die diepte van ablasie, terwyl die verandering in energie 'n logaritmiese effek het.So vloeiendheid veranderinge beïnvloed nie \(\Delta z\) so lank as \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\).Sterk oksidasie (byvoorbeeld as gevolg van die vorming van chroomoksied) lei egter tot sterker Cr-O35-bindings in vergelyking met Cr-Cr-bindings, wat die ablasiedrempel verhoog.Gevolglik is \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\) nie meer bevredig nie, wat lei tot 'n vinnige afname in die ablasie-diepte met dalende energie-vloeddigtheid.Daarbenewens is 'n korrelasie tussen die oksidasietoestand en die tydperk van LSFL-II bekend, wat verklaar kan word deur veranderinge in die nanostruktuur self en die optiese eienskappe van die oppervlak wat deur oppervlakoksidasie veroorsaak word30,35.Daarom is die presiese oppervlakverspreiding van die absorpsiefluensie \(\Phi\) te wyte aan die komplekse dinamika van die interaksie tussen die strukturele tydperk en die dikte van die oksiedlaag.Afhangende van die tydperk, beïnvloed die nanostruktuur die verspreiding van die geabsorbeerde energievloed sterk as gevolg van 'n skerp toename in die veld, opwekking van oppervlakplasmone, buitengewone ligoordrag of verstrooiing17,19,20,21.Daarom is \(\Phi\) sterk inhomogeen naby die oppervlak, en \(\delta _ {E}\) is waarskynlik nie meer moontlik met een absorpsiekoëffisiënt \(\alpha = \delta _{\mathrm {opt} } ^ { -1} \approx \delta _{\mathrm {E}}^{-1}\) vir die hele naby-oppervlak volume.Aangesien die dikte van die oksiedfilm grootliks afhang van die stollingstyd [26], hang die nomenklatuur-effek af van die monstertemperatuur.Die optiese mikrofoto's wat in Figuur S1 in die aanvullende materiaal getoon word, dui veranderinge in die optiese eienskappe aan.
Hierdie effekte verklaar deels die vlakker slootdiepte in die geval van klein oppervlakstrukture in Figure 1d,e en 2b,c en 3(ii)b,d,f.
Dit is bekend dat LSFL-II gevorm word op halfgeleiers, diëlektrika en materiale wat geneig is tot oksidasie14,29,30,36,37.In laasgenoemde geval is die dikte van die oppervlakoksiedlaag veral belangrik30.Die EDX-analise wat uitgevoer is, het die vorming van oppervlakoksiede op die gestruktureerde oppervlak aan die lig gebring.Dus, vir onverhitte monsters, lyk dit of omringende suurstof bydra tot die gedeeltelike vorming van gasvormige deeltjies en gedeeltelik tot die vorming van oppervlakoksiede.Beide verskynsels lewer 'n beduidende bydrae tot hierdie proses.Inteendeel, vir verhitte monsters, metaaloksiede van verskillende oksidasietoestande (SiO\(_{\mathrm {2}}\), Cr\(_{\mathrm {n}} \)O\(_{\mathrm { m}}\ ), Fe\(_{\mathrm {n}}\)O\(_{\mathrm {m}}\), NiO, ens.) is duidelik 38 ten gunste.Benewens die vereiste oksiedlaag, is die teenwoordigheid van subgolflengte grofheid, hoofsaaklik hoë ruimtelike frekwensie LIPSS (HSFL), nodig om die vereiste subgolflengte (d-tipe) intensiteit modusse te vorm14,30.Die finale LSFL-II intensiteitsmodus is 'n funksie van die HSFL-amplitude en oksieddikte.Die rede vir hierdie modus is die ver-veld interferensie van lig wat deur die HSFL verstrooi word en lig wat in die materiaal gebreek word en binne die oppervlak diëlektriese materiaal voortplant20,29,30.SEM-beelde van die rand van die oppervlakpatroon in Figuur S2 in die Aanvullende Materiale-afdeling is 'n aanduiding van reeds bestaande HSFL.Hierdie buitenste streek word swak geraak deur die periferie van die intensiteitsverspreiding, wat die vorming van HSFL moontlik maak.As gevolg van die simmetrie van die intensiteitsverspreiding vind hierdie effek ook langs die skandeerrigting plaas.
Monsterverhitting beïnvloed die LSFL-II-vormingsproses op verskeie maniere.Aan die een kant het 'n toename in monstertemperatuur \(T_\mathrm{s}\) 'n baie groter effek op die tempo van stolling en afkoeling as die dikte van die gesmelte laag26.Dus word die vloeistofgrensvlak van 'n verhitte monster vir 'n langer tydperk aan omringende suurstof blootgestel.Daarbenewens laat vertraagde stolling die ontwikkeling van komplekse konvektiewe prosesse toe wat die vermenging van suurstof en oksiede met vloeibare staal verhoog26.Dit kan gedemonstreer word deur die dikte van die oksiedlaag wat slegs deur diffusie gevorm word te vergelyk (\(\Lambda _\mathrm {diff}=\sqrt{D~\times ~t_\mathrm {s}}~\le ~15\) nm) Die ooreenstemmende stollingstyd is \(t_\mathrm {s}~\le ~200\) ns, en die diffusiekoëffisiënt \(D~\le\) 10\(^{-5}\) cm\(^ 2 \ )/ s) Aansienlik hoër dikte is waargeneem of benodig in die LSFL-II formasie30.Aan die ander kant beïnvloed verhitting ook die vorming van HSFL en dus die verstrooiende voorwerpe wat nodig is om oor te skakel na die LSFL-II d-tipe intensiteitsmodus.Die blootstelling van nanovoïede wat onder die oppervlak vasgevang is, dui op hul betrokkenheid by die vorming van HSFL39.Hierdie defekte kan die elektromagnetiese oorsprong van HSFL verteenwoordig as gevolg van die vereiste hoë frekwensie periodieke intensiteit patrone14,17,19,29.Daarbenewens is hierdie gegenereerde intensiteitmodusse meer eenvormig met 'n groot aantal nanovoïede19.Die rede vir die verhoogde voorkoms van HSFL kan dus verklaar word deur die verandering in die dinamika van kristaldefekte soos \(T_\mathrm{s}\) toeneem.
Dit is onlangs getoon dat die afkoeltempo van silikon 'n sleutelparameter is vir intrinsieke interstisiële superversadiging en dus vir die ophoping van puntdefekte met die vorming van ontwrigtings40,41.Molekulêre dinamika-simulasies van suiwer metale het getoon dat vakatures oorversadig word tydens vinnige herkristallisasie, en dus verloop die ophoping van vakatures in metale op 'n soortgelyke wyse42,43,44.Daarbenewens het onlangse eksperimentele studies van silwer gefokus op die meganisme van vorming van leemtes en trosse as gevolg van die ophoping van puntdefekte45.Daarom kan 'n toename in die temperatuur van die monster \(T_\mathrm {s}\) en, gevolglik, 'n afname in die afkoeltempo die vorming van leemtes, wat die kerne van HSFL is, beïnvloed.
As vakatures die nodige voorlopers van holtes en dus HSFL is, behoort die monstertemperatuur \(T_s\) twee effekte te hê.Aan die een kant beïnvloed \(T_s\) die tempo van herkristallisasie en, gevolglik, die konsentrasie van puntdefekte (leegstandkonsentrasie) in die gegroeide kristal.Aan die ander kant beïnvloed dit ook die verkoelingstempo na stolling, waardeur die diffusie van puntdefekte in die kristal 40,41 beïnvloed word.Boonop hang die stollingstempo af van die kristallografiese oriëntasie en is dus hoogs anisotropies, so ook die diffusie van puntdefekte42,43.Volgens hierdie uitgangspunt, as gevolg van die anisotropiese reaksie van die materiaal, word die interaksie van lig en materie anisotropies, wat op sy beurt hierdie deterministiese periodieke vrystelling van energie versterk.Vir polikristallyne materiale kan hierdie gedrag beperk word deur die grootte van 'n enkele korrel.Trouens, LIPSS-vorming is gedemonstreer afhangende van korreloriëntasie46,47.Daarom is die effek van monstertemperatuur \(T_s\) op die kristallisasietempo dalk nie so sterk soos die effek van korreloriëntasie nie.Dus bied die verskillende kristallografiese oriëntasie van verskillende korrels 'n potensiële verklaring vir die toename in leemtes en aggregasie van HSFL of LSFL-II, onderskeidelik.
Om die aanvanklike aanduidings van hierdie hipotese te verduidelik, is die rou monsters geëts om korrelvorming naby die oppervlak te openbaar.Vergelyking van korrels in fig.S3 word in die aanvullende materiaal getoon.Daarbenewens het LSFL-I en LSFL-II in groepe op verhitte monsters verskyn.Die grootte en geometrie van hierdie trosse stem ooreen met die korrelgrootte.
Boonop kom HSFL slegs in 'n nou reeks by lae vloeddigthede voor as gevolg van sy konvektiewe oorsprong19,29,48.Daarom, in eksperimente, vind dit waarskynlik slegs by die periferie van die balkprofiel plaas.Daarom het HSFL gevorm op nie-geoksideerde of swak geoksideerde oppervlaktes, wat duidelik geword het wanneer die oksiedfraksies van behandelde en onbehandelde monsters vergelyk word (sien tabel hertabblad: voorbeeld).Dit bevestig die aanname dat die oksiedlaag hoofsaaklik deur die laser geïnduseer word.
Aangesien LIPSS-vorming tipies afhanklik is van die aantal pulse as gevolg van inter-puls-terugvoer, kan HSFL's deur groter strukture vervang word namate puls-oorvleueling toeneem19.'n Minder gereelde HSFL lei tot 'n minder gereelde intensiteitspatroon (d-modus) wat benodig word vir die vorming van LSFL-II.Daarom, soos die oorvleueling van \(o_\mathrm {p}\) toeneem (sien Fig. 1 vanaf de), neem die reëlmaat van LSFL-II af.
Hierdie studie het die effek van substraattemperatuur op die oppervlakmorfologie van lasergestruktureerde DLIP-behandelde vlekvrye staal ondersoek.Daar is gevind dat verhitting van die substraat van 21 tot 250°C lei tot 'n afname in die ablasiediepte van 1.75 tot 0.87 µm in die s-polarisasie en van 2.33 tot 1.06 µm in die p-polarisasie.Hierdie afname is as gevolg van die verandering in LIPSS tipe van LSFL-I na LSFL-II, wat geassosieer word met 'n laser-geïnduseerde oppervlakoksiedlaag by 'n hoër monstertemperatuur.Daarbenewens kan LSFL-II drumpelvloed verhoog as gevolg van verhoogde oksidasie.Daar word aanvaar dat in hierdie tegnologiese stelsel met hoë polsoorvleueling, gemiddelde energiedigtheid en gemiddelde herhalingstempo, die voorkoms van LSFL-II ook bepaal word deur die verandering in ontwrigtingdinamika wat deur monsterverhitting veroorsaak word.Die aggregasie van LSFL-II word veronderstel om as gevolg van korreloriëntasie-afhanklike nanovoïedvorming te wees, wat lei tot HSFL as 'n voorloper van LSFL-II.Daarbenewens word die invloed van die rigting van polarisasie op die strukturele periode en die bandwydte van die strukturele periode bestudeer.Dit blyk dat p-polarisasie meer doeltreffend is vir die DLIP proses in terme van ablasie diepte.Oor die algemeen ontbloot hierdie studie 'n stel prosesparameters om die diepte van DLIP-ablasie te beheer en te optimaliseer om pasgemaakte oppervlakpatrone te skep.Laastens is die oorgang van LSFL-I na LSFL-II geheel en al hitte-gedrewe en 'n klein toename in herhalingstempo word verwag met konstante polsoorvleueling as gevolg van verhoogde hitte-opbou24.Al hierdie aspekte is relevant vir die komende uitdaging om die DLIP-proses uit te brei, byvoorbeeld deur die gebruik van veelhoekige skanderingstelsels49.Om hitte-opbou tot die minimum te beperk, kan die volgende strategie gevolg word: hou die skandeerspoed van die veelhoekige skandeerder so hoog as moontlik, benut die groter laservlekgrootte, ortogonaal tot die skandeerrigting, en gebruik optimale ablasie.vlotheid 28. Daarbenewens laat hierdie idees die skepping van komplekse hiërargiese topografie toe vir gevorderde oppervlakfunksionalisasie deur DLIP te gebruik.
In hierdie studie is elektrogepoleerde vlekvrye staalplate (X5CrNi18-10, 1.4301, AISI 304) 0.8 mm dik gebruik.Om enige kontaminante van die oppervlak te verwyder, is die monsters versigtig met etanol gewas voor laserbehandeling (absolute konsentrasie etanol \(\ge\) 99.9%).
Die DLIP-instelling word in Figuur 4 getoon. Monsters is saamgestel met behulp van 'n DLIP-stelsel toegerus met 'n 12 ps ultrakort gepulste laserbron met 'n golflengte van 532 nm en 'n maksimum herhalingstempo van 50 MHz.Die ruimtelike verspreiding van die bundelenergie is Gaussiaans.Spesiaal ontwerpte optika bied 'n dubbele straal interferometriese konfigurasie om lineêre strukture op die monster te skep.'n Lens met 'n brandpuntsafstand van 100 mm plaas twee addisionele laserstrale op die oppervlak teen 'n vaste hoek van 6.8\(^\sirkel\), wat 'n ruimtelike periode van ongeveer 4.5 µm gee.Meer inligting oor die eksperimentele opstelling kan elders gevind word50.
Voor laserverwerking word die monster op 'n verhittingsplaat by 'n sekere temperatuur geplaas.Die temperatuur van die verhittingsplaat is op 21 en 250°C gestel.In alle eksperimente is 'n dwarsstraal van saamgeperste lug gebruik in kombinasie met 'n uitlaattoestel om stofneerlegging op die optika te voorkom.'n X,y stadiumstelsel word opgestel om die monster tydens strukturering te posisioneer.
Die spoed van die posisioneringstadiumstelsel is van 66 tot 200 mm/s gevarieer om 'n oorvleueling tussen pulse van onderskeidelik 99.0 tot 99.67 \(\%\) te verkry.In alle gevalle was die herhalingstempo vasgestel op 200 kHz, en die gemiddelde drywing was 4 W, wat 'n energie per puls van 20 μJ gegee het.Die straaldiameter wat in die DLIP-eksperiment gebruik is, is ongeveer 100 µm, en die gevolglike piek laserenergiedigtheid is 0.5 J/cm\(^{2}\).Die totale energie vrygestel per eenheid area is die piek kumulatiewe vloei wat ooreenstem met 50 J/cm\(^2\) vir \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0 \(\%\), 100 J/cm \(^2\) vir \(o_{\mathrm {p))\)=99.5\(\%\) en 150 J/cm\(^2\) vir \(o_{ \mathrm {p} }\ ) = 99.67 \(\%\).Gebruik die \(\lambda\)/2-plaat om die polarisasie van die laserstraal te verander.Vir elke stel parameters wat gebruik word, is 'n oppervlakte van ongeveer 35 × 5 mm\(^{2}\) op die monster getekstuur.Alle gestruktureerde eksperimente is onder omgewingstoestande uitgevoer om industriële toepaslikheid te verseker.
Die morfologie van die monsters is ondersoek met behulp van 'n konfokale mikroskoop met 'n 50x vergroting en 'n optiese en vertikale resolusie van onderskeidelik 170 nm en 3 nm.Die versamelde topografiese data is dan geëvalueer met behulp van oppervlak-analise sagteware.Onttrek profiele uit terreindata volgens ISO 1661051.
Die monsters is ook gekarakteriseer met behulp van 'n skandeerelektronmikroskoop teen 'n versnellingsspanning van 6.0 kV.Die chemiese samestelling van die oppervlak van die monsters is geëvalueer deur gebruik te maak van 'n energie-verspreidende X-straalspektroskopie (EDS) aanhegting by 'n versnellende spanning van 15 kV.Daarbenewens is 'n optiese mikroskoop met 'n 50x objektief gebruik om die korrelmorfologie van die mikrostruktuur van die monsters te bepaal. Voor dit is die monsters by 'n konstante temperatuur van 50 \(^\circ\)C vir vyf minute geëts in 'n vlekvrye staalvlek met soutsuur en salpetersuurkonsentrasie van 15–20 \(\%\) en 1\( -<\)5 \(\%\), onderskeidelik. Voor dit is die monsters by 'n konstante temperatuur van 50 \(^\circ\)C vir vyf minute geëts in 'n vlekvrye staalvlek met soutsuur en salpetersuurkonsentrasie van 15–20 \(\%\) en 1\( -<\)5 \(\%\), onderskeidelik. Перед этим образцы травили при постоянной температуре 50 \(^\circ\) азотной кислотами концентрацией 15-20 \(\%\) en 1\( -<\)5 \( \%\) соответственно. Voor dit is die monsters by 'n konstante temperatuur van 50 \(^\circ\)C vir vyf minute geëts in vlekvrye staalverf met sout- en salpetersuur met 'n konsentrasie van 15-20 \(\%\) en 1\( -<\)5 \( \%\) onderskeidelik.在此之前，样品在不锈钢染色液中以50 \(^\circ\)C 的恒温蚀刻五分钟，鸡睸和为盐酸和\50和1\( -<\)5 \ (\%\)，分别.在此之前，样品在不锈钢染色液中以50 \(^\circ\)C (\%\)，分别。Voor dit is die monsters vir vyf minute by 'n konstante temperatuur van 50 \(^\circ\)C in 'n kleuroplossing vir vlekvrye staal met 'n konsentrasie sout- en salpetersuur 15-20 \(\%\) en 1 gepekel. \.(-<\)5 \ (\%\) соответственно. (-<\)5 \ (\%\) onderskeidelik.
Skematiese diagram van die eksperimentele opstelling van 'n twee-straal DLIP opstelling, insluitend (1) 'n laserstraal, (2) 'n \(\lambda\)/2 plaat, (3) 'n DLIP kop met 'n sekere optiese konfigurasie, (4 ) 'n warm plaat, (5) 'n kruisvloeistof, (6) x,y-posisioneringstrappe en (7) monsters van vlekvrye staal.Twee gesuperponeerde balke, wat in rooi aan die linkerkant omsirkel is, skep lineêre strukture op die monster teen \(2\theta\) hoeke (insluitend beide s- en p-polarisasie).
Die datastelle wat in die huidige studie gebruik en/of ontleed is, is op redelike versoek by die onderskeie outeurs beskikbaar.
Postyd: Jan-07-2023