DE69500997T2

DE69500997T2 - Verfahren zum konfigurationsteuern von laserinduziertem zerstören und abtragen

Info

Publication number: DE69500997T2
Application number: DE69500997T
Authority: DE
Inventors: Detao Du; Subrata Dutta; Victor Elner; Ron Kurtz; Paul Lichter; Xinbing Liu; Gerard Mourou; Peter Pronko; Jeffrey Squier
Original assignee: University of Michigan
Current assignee: University of Michigan
Priority date: 1994-04-08
Filing date: 1995-03-29
Publication date: 1998-04-30
Anticipated expiration: 2015-03-30
Also published as: USRE37585E1; AU2274195A; CA2186451A1; JPH09511688A; CA2186451C; EP0754103A1; US5656186A; JP3824522B2; WO1995027587A1; JP2002205179A; EP0754103B1; DE69500997D1; ATE159880T1; AU684633B2; JP3283265B2

Description

Anrechte der Regierung

Die Erfindung ist mit Unterstützung der Regierung durch das Office of Naval Researah und die National Science Foundation unter der Bezeichnung Nr. STC PHY 8920108 entstanden. Die Regierung besitzt Anrechte an der Erfindung.

Gebiet der Erfindung

Die Erfindung betrifft allgemein Verfahren zur Verwendung von Lasern für die Modifikation von internen und externen Materialoberflächen durch Abtragung oder Veränderung der Eigenschaften in der Struktur von Materialien. Die Erfindung kann für vielfältige Materialien genutzt werden.

Hintergrund der Erfindung

Laserinduzierte Zerstörung von Material verursacht chemische und physische bzw. physikalische Änderungen, chemische und physische bzw. physikalische Zerstörung, Zerfall bzw. Zerstäubung, Abtragung und Verdampfung. Laser bieten eine gute Kontrolle bei Anwendungen, die Genauigkeit erfordern, wie etwa das Eingravieren einer Mikrostruktur. Für viele Anwendungen, einschließlich medizinischer Anwendungen, sind gepulste Laser effektiver als kontinuierliche Laser. Ein gepulster Laserstrahl enthält Impulsbündel oder Lichtimpulse von sehr kurzer Dauer, z.B. in der Größenordnung von 10 Nanosekunden oder kürzer. Diese Impulse sind typischerweise durch Ruheperioden voneinander getrennt. Die Spitzenleistung eines jeden Impulses ist relativ hoch und erreicht oftmals die Größenordnung von Gigawatt bei einer möglichen Intensität in der Größenordnung von 10¹³ W/cm². Obwohl der Laserstrahl auf einen Bereich mit einem gewählten Durchmesser fokussiert ist, reicht die Wirkung des Strahls über den bestrahlten Bereich oder Fleck hinaus, so daß periphere Bereiche um den Fleck ungünstig beeinflußt werden. In manchen Fällen ist der betroffene periphere Bereich um ein Mehrfaches größer als der Fleck selbst. Dies stellt ein Problem dar, insbesondere wenn bei einer medizinischen Anwendung Gewebe betroffen ist. Auf dem Gebiet der Materialbearbeitung mit Laser können die derzeitigen Laser mit Nanosekundenimpulsen keine Merkmale mit hohem Präzisionsgrad und unter genauer Kontrolle erzeugen, insbesondere dann, wenn nichtabsorbierbare Wellenlängen verwendet werden.
Es ist eine allgemeine Aufgabe, ein Verfahren bereitzustellen, um die laserinduzierte Zerstörung lokal zu begrenzen. Eine weitere Aufgabe ist die Bereitstellung eines Verfahrens für das induzierte Zerstören nach einer vorgewählten Struktur in einem Material oder auf einem Material.

Abriß der Erfindung

In einem Ausführungsbeispiel stellt die Erfindung ein Verfahren zur laserinduzierten Zerstörung von Material mit einem gepulsten Laserstrahl bereit, wobei das Material durch eine Beziehung des Fluenzzerstörungsschwellwerts (Fth) gegenüber der Laserimpulsbreite (T) gekennzeichnet ist, die eine plötzliche, rasche und ausgeprägte oder mindestens eine klar erfaßbare und ausgeprägte Steigungsänderung bei einem vorbestimmten Wert der Laserimpulsbreite zeigt. Das Verfahren umfaßt das Erzeugen eines Strahls mit Laserimpulsen, die jeweils die gleiche oder eine geringere Impulsbreite besitzen wie/als der vorbestimmte Wert der Laserimpulsbreite. Der Strahl wird auf einen Punkt an oder unter der Oberfläche des Materials fokussiert, wo die laserinduzierte Zerstörung gewünscht wird.
In einem Ausführungsbeispiel ist die Erfindung darin zu sehen, daß des weiteren die vorbestimmte Laserimpulsbreite wie folgt definiert wird: die Beziehung zwischen Fluenzzerstörungsschwellwert und Laserimpuls definiert eine Kurve, die einen ersten Abschnitt hat, der einen Bereich relativ großer (hoher) Impulsbreite umfaßt, in dem der Fluenzzerstörungsschwellwert (Fth) mit der Quadratwurzel der Impulsbreite (T1/2) variiert. Die Kurve hat einen zweiten Abschnitt, der einen Bereich geringer (niedriger) Impulsbreite im Vergleich zum ersten Abschnitt umfaßt. Die Proportionalität zwischen Fluenzzerstörungsschwellwert und Impulsbreite weicht in dem ersten und zweiten Abschnitt der Kurve voneinander ab, und die vorbestimmte Impulsbreite ist der Punkt auf der Kurve zwischen deren erstem und zweitem Abschnitt. Anders gesagt, die vorbestimmte Impulsbreite ist der Punkt, an dem die Beziehung von Fth über nicht mehr zutrifft, und die selbstverständlich auch für Impulsbreiten kürzer als die vorbestimmte Impulsbreite nicht mehr zutrifft.
Die Bereichsänderung des Fluenzzerstörungsschwellwerts (Fth) als eine Funktion der Impulsbreite (T) in der Form Fth proportional zur Quadratwurzel von (T1/2) ist im Impulsbreitenbereich bis zu Nanosekunden nachgewiesen. Die Erfindung stellt Verfahren bereit, um mit Impulsbreiten bis in den Pikosekunden- und Femtosekundenbereich arbeiten zu können, wobei wir festgestellt haben, daß der Zerstörungsschwellwert (Fth) nicht mit der Quadratwurzel der Impulsbreite (T1/2) variiert.
Die Impulsbreitendauer vom Nanosekunden- bis herab in den Pikosekundenbereich wird erreicht, indem ein kurzer optischer Impuls einer vorbestimmten Dauer von einem optischen Oszillator erzeugt wird. Anschließend wird der kurze optische Impuls um einen Faktor zwischen etwa 500 und 10000 zeitlich gedehnt, um einen zeitlich gedehnten optischen Impuls zu erzeugen, der zu verstärken ist. Danach wird der zeitlich gedehnte optische Impuls in einem Festkörperverstärkungsmedium verstärkt. Dies umfaßt die Kombination des zeitlich gedehnten Impulses mit einem von einem zweiten Laser erzeugten optischen Impuls, der genutzt wird, um das Festkörperverstärkungsmedium zu pumpen. Der verstärkte Impuls wird anschließend auf seine ursprüngliche Impulsdauer zurückkomprimiert.
In einer Ausführungsform erzeugt ein Laseroszillator einen sehr kurzen Impuls in der Größenordnung von 10 bis 100 Femtosekunden mit einer relativ niedrigen Energie in der Größenordnung von 0,001 bis 10 Nanojoule. Anschließend wird er auf etwa 100 Pikosekunden bis 1 Nanosekunde bei 0,001 bis 10 Nanojoule gedehnt. Danach wird er typischerweise auf eine Größenordnung von 0,001 bis 1,000 Millijoule bei 100 Picosekunden bis 1 Nanosekunde verstärkt und dann rückkomprimiert. Im Endzustand liegt er bei 10 bis 200 Femtosekunden und bei 0,001 bis 1,000 Millijoule. Obwohl das System zur Erzeugung des Impulses variieren kann, wird vorzugsweise ein Saphir-Lasermedium verwendet, das für die Laserfunktion verantwortliche Titanverunreinigungen enthält.
In einem Ausführungsbeispiel stellt das erfindungsgemäße Verfahren einen Laserstrahl bereit, der einen Fleck definiert und ein laterales Gaußprofil besitzt, dadurch gekennzeichnet, daß die Fluenz bei oder in der Nähe des Zentrums des Strahlflecks größer als die Schwellwertfluenz ist, wobei die laserinduzierte Zerstörung ein Abtragen eines Bereichs innerhalb des Flecks ist. Die maximale Intensität liegt im genauen Zentrum der Strahleinschnürung vor. Die Strahleinschnürung ist der Punkt des Strahls, an der die Wellenfront eine ideale Ebene bildet, d.h. der Krümmungsradius ist unendlich. Dieser Mittelpunkt liegt beim Radius R = 0 in der x-y-Achse und bei Z = 0 in Richtung der Z-Achse. Dadurch wird es möglich, das Material innerhalb eines sehr kleinen Volumens Z = 0, R = 0 zu zerstören. Demzufolge ist es möglich, Merkmale kleiner als die Fleckgröße in der x-y- Fokussierungsebene und kleiner als der Rayleigh-Bereich (Scharfeinstellbereich) in der Z-Achse auszubilden. Die Impulsbreitendauer liegt vorzugsweise im Femtosekundenbereich, obwohl höhere Werte für die Impulsdauer verwendet werden können, solange der Wert kleiner ist als die durch eine plötzliche oder erkennbare Steigungsänderung des Fluenzzerstörungsschwellwerts über der Laserstrahlimpulsbreite definierte Impulsbreite.
In einem weiteren Ausführungsbeispiel wird eine Blende, eine Scheibe oder eine Maske in dem Lichtpfad plaziert, um mindestens einen Teil des Strahls zu blockieren, damit der Strahl veranlaßt wird, eine gewünschte geometrische Form anzunehmen. In noch weiteren Ausführungsbeispielen werden die gewünschten Formen des Strahls durch Variieren der Strahlfleckgröße oder durch Impulsformung mittels Fouriertransformation (FT) erzielt, um eine spezielle Frequenzverteilung für die Bildung einer geometrischen Form zu bewirken.
Der Strahl hat vorzugsweise eine Energie im Bereich von 10 nJ (Nanojoule) bis 1 Millijoule und eine Fluenz im Bereich von 0,1 J/cm² bis 100 J/cm² (Joule pro Quadratzentimeter). Die Wellenlänge liegt vorzugsweise in einem Bereich von 200 nm (Nanometer) bis 1 µm (Mikron).
Die Erfindung stellt vorteilhafterweise ein neues Verfahren zur Bestimmung des optimalen Bereichs für die Impulsbreitendauer für ein spezifisches Material bereit, und ein Verfahren, um diesen Bereich für die Erzeugung eines präzise ausgeführten Schnittes oder eines Hohlraums in oder auf einem Material zu nutzen. Für ein gegebenes Material ist der Bereich durch das erfindungsgemäße Verfahren reproduzierbar. Vorteilhafterweise liefert das Verfahren sehr hohe Intensitäten bei einem bescheidenen Energieaufwand, wobei die Fleckgröße sehr klein sein kann. Schädigungen der angrenzenden Bereiche werden minimiert, was insbesondere für menschliche und tierische Gewebe von besonderer Wichtigkeit ist.
Diese und andere Merkmale und Vorteile der Aufgaben der Erfindung werden aus der folgenden Beschreibung der bevorzugten Ausführungsformen, den Ansprüchen und den folgenden Zeichnungen ersichtlich.

Kurzbeschreibung der Zeichnungen

Fig. 1 ist eine schematische Darstellung eines Experimentalsystems für laserinduzierte Zerstörung, das ein Lasersystem mit Chirpimpulsverstärkung und Einrichtungen für die Erfassung gestreuter und durchgestrahlter Energie umfaßt. Wenn die Probe transparent ist, kann auch die durchgestrahlte Energie gemessen werden.
Fig. 2 ist eine Auftragung der gestreuten Energie über der einfallenden Fluenz, das für eine strahlungsundurchlässige Probe (Gold) unter Verwendung des Systems der Fig. 1 erhalten wurde, wobei dieses mit einer Impulsdauer von 150 Femtosekunden (fs) betrieben wurde.
Fig. 3 ist eine Auftragung berechneter und experimenteller Werte des Fluenzschwellwertes über der Impulsbreite für Gold, wobei die für die Goldprobe erhaltenen Werte unter Verwendung des Systems der Fig. 1, betrieben bei einer Wellenlänge von 800 nm, erhalten wurden. Der Pfeil bezeichnet denjenigen Punkt der Auftragung, ab dem die Proportionalität von Fth zu T1/2 nicht mehr gilt, da diese Beziehung nur für Impulsbreiten bis herab zu einem bestimmten Pegel zutrifft, der durch die durchgezogene Linie angedeutet ist.
Fig. 4 ist eine graphische Darstellung einer Abtragung/Bearbeitung von Gold auf Basis beliebiger Einheiten, die den Fluenzschwellwert Fth zeigt, der für die Entfernung von Material erforderlich ist; Rs ist die Fleckgröße des auftreffenden Strahls und Ra der Radius des abgetragenden Hohlraumes in der x-y-Ebene.
Fig. 5 ist eine graphische Darstellung eines Strahlintensitätsprofils, die zeigt, daß für eine Laser- Mikrobearbeitung mit erfindungsgemäßen ultraschnellen Impulsen nur die Spitze des Strahlintensitätsprofils die Schwellwertintensität für die Abtragung/Bearbeitung überschreitet.
Fig. 6A und B sind schematische Darstellungen eines Strahls, die die Plazierung einer scheibenförmigen Maske in dem Lichtpfad zeigen.
Fig. 7 ist eine Auftragung der gestreuten Plasmaemission und des durchgestrahlten Laserimpulses als Funktion der einfallenden Laserimpulsenergie für eine transparente Glasprobe aus SiO&sub2;.
Fig. 8 ist eine Auftragung des Fluenzschwellwertes (Fth) über der Impulsbreite (T) für die transparente Glasprobe der Fig. 7, die aufzeigt, daß die Variation von Fth mit T1/2 nur für Impulsbreiten bis herab zu einer bestimmten, durch die durchgezogene Linie verdeutlichten Größe zutrifft. Frühere Arbeiten von anderer Seite sind im Bereich langer Impulsbreiten dargestellt (Quadrate: Smith Optical Eng. 17, 1978, und Dreiecke: Stokowski, NBS Spec. Bul. 541, 1978).
Fig. 9 ist der Zerstörungsschwellwert für die Hornhaut in einer Auftragung des Fluenzschwellwertes über der Impulsbreite für Hornhautgewebe, die ebenfalls zeigt, daß die Proportionalität zwischen Fth und der Impulsbreite der T1/2-Beziehung nur für Impulsbreiten folgt, die relativ lang sind.
Fig. 10 und 11 sind Auftragungen der Plasmaemission über der Laserfluenz, die zeigen, daß bei einer Impulsbreite von 170 fs (Fig. 10) das Fth im Vergleich zu 7 ns (Fig. 11), wo es sehr undeutlich ist, sehr klar definiert ist. Beide Fig. 10 und 11 zeigen Zerstörungsdaten für menschliche Hornhaut bei 170 fs bzw. 7 ns.
Fig. 12 ist eine Auftragung der Stoßionisationsrate pro Längeneinheit, bestimmt durch Experiment und theoretische Berechnung.
Fig. 13A und B sind schematische Darstellungen des Strahlprofils entlang der longitudinalen Z-Achse und der Einfluß auf die präzise Kontrolle des Zerstörungsausmaßes entlang der Z-Achse.

Detaillierte Beschreibung der bevorzugten Ausführungsformen

Fig. 1 zeigt eine Vorrichtung zur Durchführung von Tests zur Bestimmung des Schwellwertes der laserinduzierten Zerstörung als eine Funktion der Laserimpulsbreite im Bereich von Nanosekunden bis zu Femtosekunden, wobei ein Lasersystem mit Chirpimpulsverstärkung (CPA) verwendet wird. Die Grundkonfiguration eines solchen CPA-Systems ist im US-Patent Nr. 5,235,606 beschrieben, das auf die Rechtsnachfolgerin der vorliegenden Erfindung übertragen wurde, und das gleiche Erfinder wie die vorliegende Anmeldung hat. Das US-Patent Nr. 5,235,606 ist in seiner Gesamtheit als Referenz hierin einbezogen.
Chirpimpulsverstärkungssysteme wurden von Jeffrey Squier und Gerard Mourou, zwei der Miterfinder der vorliegenden Anmeldung, in einer Veröffentlichung mit dem Titel Laser Focus World, herausgegeben von Pennwell im Juni 1992, beschrieben. Es ist beschrieben, daß CPA-Systeme grob in vier Kategorien eingeteilt werden können. Die erste umfaßt hochenergetische Systeme mit niedriger Folgefrequenz wie Nd-Glaslaser mit Ausgangsleistungen von mehreren Joule, die jedoch weniger als eine Entladung je Minute abgeben können. Eine zweite Kategorie sind Laser mit einer Ausgangsleistung von etwa 1 Joule und Folgefrequenzen von 1 bis 20 Hertz. Die dritte Gruppe besteht aus Lasern mit Millijoule-Leistungspegeln, die mit Raten von 1 bis 10 kHz arbeiten. Eine vierte Gruppe von Lasern arbeitet mit 250 bis 350 kHz und erzeugt 1 bis 2 Mikrojoule je Impuls. In der 5,235,606 sind mehrere Festkörperverstärkungssubstanzen angegeben, und die Erfindung der 5,235,606 ist mit Verwendung von Alexandrit dargestellt. Die nachstehenden Beispiele verwenden Ti:Saphir und legen allgemein das Grundverfahren der 5,235,606 mit einigen nachstehend beschriebenen Variationen zugrunde.
Die nachstehend beschriebenen erläuternden Beispiele beziehen sich allgemein auf Impulsenergien von weniger als einem Mikrojoule und oftmals auf den Nanojoulebereich mit Impulsdauern im Bereich von einigen hundert Pikosekunden oder weniger und auf Frequenzen in der Größenordnung von 1 Kilohertz. Die Beispiele dienen jedoch lediglich der Erläuterung und sind nicht einschränkend für die Erfindung.
Beim Grundprinzip der CPA wird zunächst ein kurzer Impuls erzeugt. Idealerweise ist der Impuls von dem Oszillator hinreichend kurz, so das keine weitere Impulskomprimierung notwendig ist. Nachdem der Impuls erzeugt ist, wird er durch ein Gitterpaar gedehnt, das angeordnet ist, um eine positive Gruppengeschwindigkeitsverteilung zu bewirken. Der Grad, um den der Impuls gedehnt wird, hängt vom Verstärkungsgrad ab. Unterhalb von einem Millijoule sind einige zehn Pikosekunden normalerweise ausreichend. Eine erste Verstärkungsstufe erfolgt typischerweise entweder in einem Rückkopplungs- oder in einem Mehrfachverstärker. In einer Anordnung besteht dieser aus einem optischen Resonator, der das Verstärkungsmedium, eine Pockels-Zelle und einen Dünnfilmpolarisator enthält. Nach der Rückkopplungsverstärkerstufe kann der Impuls entweder zurückkomprimiert oder weiter verstärkt werden. Die Komprimierung besteht aus einem Gitter oder Gitterpaar, das angeordnet ist, um eine negative Gruppengeschwindigkeitsverteilung zu bewirken. In der Komprimierung werden Gitter verwendet, die denjenigen in der Dehnstufe entsprechen. Ein typisches System ist eingehender in dem US-Patent Nr. 5,235,606 beschrieben, das weiter oben hierin durch Referenz einbezogen wurde.
Ein wichtiges Merkmal der Erfindung ist die Entwicklung einer charakteristischen Kurve für den Fluenzzerstörungsschwellwert Fth als eine Funktion der Laserimpulsbreite für ein bestimmtes Material. Auf einer solchen Kurve wird anschließend der Punkt identifiziert, an dem eine plötzliche oder ausgeprägte und rasche oder wenigstens eine erkennbare Steigungsänderung, die für das Material charakteristisch ist, vorliegt. Allgemein ist es aufgrund der präziseren Kontrolle der laserinduzierten Zerstörung (LIB) oder des Abtragungsschwellwertes wünschenswerter, nach diesem Punkt zu arbeiten.

Beispiel 1 - Undurchlässiges Material

Fig. 1 zeigt einen experimentellen Aufbau zum Bestimmen von Fluenzschwellenwerten durch die Bestimmung der gestreuten Energie über der einfallenden Fluenz und durch Bestimmung des Fluenzschwellenwertes über der Impulsbreite. Das System umfaßt eine Einrichtung zur Erzeugung eines gepulsten Laserstrahls wie weiter oben beschrieben, und eine Einrichtung, typischerweise eine Linse, zur Sammlung der Emissionen von dem Target in einer Photovervielfacherröhre. Die Änderung der Durchstrahlung durch eine transparente Probe wird mit Hilfe eines Energiemeters gemessen.
Fig. 2 zeigt eine Datenauftragung, die an einem absorbierenden Medium, d.h. Gold bei Impulsen von 150 fs erhalten wur de, und Fig. 3 zeigt den Fluenzschwellwert über der Impulsbreite. Der Pfeil in Fig. 3 identifiziert den Punkt, an dem sich die Beziehung zwischen dem Fluenzschwellwert und der Impulsbreite deutlich ändert.
Unter Experimentbedingungen mit Wellenlängen von 800 nm und Impulsen von 200 fs bei Gold (Fig. 3) beträgt die Absorptionstiefe 275 Å bei einer Diffusionslänge von 50 Å. Im Fall eines Nanosekundenimpulses ist die Diffusionslänge, die in der Größenordnung von 10 µm (Mikron) im Durchmesser liegt, viel größer als die Absorptionstiefe, was zur Folge hat, daß die thermische Diffusion der begrenzende Faktor bei der Merkmalauflösungsgröße ist. Der empirische Nachweis für die Existenz dieser beiden Bereiche ist in Fig. 3 gezeigt. Hier sind sowohl die experimentellen als auch die theoretischen Abtragungsschwellwerte als Funktion der Impulsbreite aufgetragen. Ein Pfeil bei einer Impulsbreite von etwa 7 Pikosekunden (hierin als T oder τp bezeichnet) vermerkt den Punkt (oder den Bereich nahe um den Punkt), bei dem die thermische Diffusionslänge (lth) gleich der Absorptionstiefe (1/a) ist. Es ist klar, daß fur einen kleineren Flecken ein kürzerer (kleinerer) Impuls notwendig ist. Für Fleckengrößen in der Größenordnung von 1000 Å oder kleiner sind Impulsbreiten in der Größenordnung von 100 Femtosekunden oder kürzer erforderlich. Aus der Figur wird klar, daß dies der Punkt ist, an dem der Abtragungsschwellwert von einem langsam veränderlichen oder nahezu konstanten Wert als Funktion der Impulsbreite zu einem sich in Abhängigkeit von der Impulszeit stark veränderlichem Wert wechselt. Dies ist ein unerwartetes Ergebnis. Es wurde gezeigt, daß die Elektron- Thermalisierungszeit für durch Laser eingetragene Energie in Gold in der Größenordnung von 500 fs oder darunter liegt, und daß die Elektronengitterinteraktionszeit 1 ps beträgt. Die Konsequenz dieses ultraschnellen Laserimpulses ist die, daß die Energie innerhalb des Strahlflecks enthalten ist. Tatsächlich ist für Energien beim oder in der Nähe des Abtragungsschwellwerts das räumliche Profil des Laserstrahls bestimmend für die Größe und die Form des abgetragenen Bereichs (Fig. 4 und 5).
Zusätzliche Experimente wurden durchgeführt, um die Menge an Rekombinationslicht zu messen, das infolge der auf einen Goldfilm auftreffenden Fluenz gebildet wird. Die verwendete Technik basiert auf dem oben beschriebenen experimentellen Aufbau. Eine grundlegende Annahme ist, daß die Intensität des Lichts proportional zur Menge des abgetragenen Materials ist. In Fig. 4 ist das entfernte Material als Funktion der Fluenz aufgetragen. Ein deutlich ausgeprägter Fluenzschwellwert ist zu beobachten, ab dem die Materialabtragung beginnt. Da nur ein kleiner Teil der Gaußverteilung des Strahls Werte größer als der Schwellenwert hat, kann der Abtragungsbereich auf diese kleine Fläche beschränkt werden. In Fig. 4 ist Ra die radiale Position im Strahl, an der die Fluenz beim Schwellwert liegt. Die Abtragung erfolgt damit nur innerhalb eines Radius Ra. Es ist klar, daß bei geeigneter Wahl der einfallenden Fluenz der abgetragene Fleck oder Hohlraum grundsätzlich kleiner sein kann als die Fleckgröße Ra. Dieser Gedanke ist schematisch in Fig. 5 dargestellt. Obwohl in Fig. 4 Daten für einen Impuls von 150 fs wiedergegeben sind, zeigt sich das dargestellte Schwellwertverhalten über einen weiten Bereich von Impulsbreiten. Eine Abtragung kleiner als die Fleckgröße ist jedoch in den Bereichen längerer Impulse nicht möglich, da, wie weiter unten beschrieben, der Einfluß der thermischen Diffusion vorherrschend ist.
Zusätzliche Experimente mit undurlässigen Materialen wurden mit einem 800 nm Ti:Saphir-Oszillator vorgenommen, dessen Impulse durch ein Gitterpaar gedehnt, in einem bei 1 kHz arbeitenden Rückkopplungsverstärker verstärkt und schließlich durch ein weiteres Gitterpaar zurückkomprimiert wurden. Dabei wurden Impulsbreiten von 7 ns bis 100 fs erhalten. Der Strahl wurde mit einer 10fach vergrößernden Optik fokussiert, woraus eine theoretische Fleckgröße von 3,0 µm im Durchmesser resultiert. Eine REM-Mikrophotographie der abgetragenen Hohlräume, die mit einer Impulsbreite von 200 fs und einer Impulsenergie von 30 nJ (Fluenz 0,4 J/cm²) in einem Silberfilm auf Glas erhalten wurden, lieferte zwei Hohlräume mit einem Durchmesser von etwa 0,3 µm. Ähnliche Resultate wurden in Aluminium erhalten.
Die Ergebnisse deuteten darauf hin, daß durch Erzeugung einer kleineren Fleckgröße, die eine Funktion der numerischen Apertur und der Wellenlänge ist, sogar noch kleinere Hohlräume erzeugt werden können. Wir haben die Möglichkeit der Erzeugung der vierten Harmonischen (200 nm) unter Verwendung eines nichtlineraren Kristalls demonstriert. Somit konnten unter Verwendung einer stärkeren Optik in Verbindung mit Licht einer Wellenlänge von 200 nm im Prinzip Hohlräume mit 200 Ångström erzeugt werden.
Diese Beispiele zeigen, daß bei Verwendung von Femtosekunden-Impulsen die räumliche Auflösung des Abtragungs/Bearbeitungsprozesses beträchtlich feiner sein kann als die Wellenlänge des zur Herstellung verwendeten Laserlichts. Die abgetragenen Hohlräume haben eine Fläche oder einen Durchmesser kleiner als die Fläche oder der Durchmesser der Fleckgröße. In dem Sonderfall der durch Beugung begrenzten Fleckgröße hat der Abtragungshohlraum eine Größe (Durchmesser) von weniger als der Grundwellenlänge. Wir haben durch Laser abgetragene Hohlräume mit Durchmessern kleiner als der Fleckdurchmesser und mit Durchmessern von 10% oder weniger der Laserstrahl-Fleckgröße erzeugt. Für ultraschnelle Impulse in Metallen ist die thermische Diffusionslänge, lth = (Dt)&sup4; (mit D als thermisches Diffusionsvermögen und t als Impulsdauer), deutlich kleiner als die Absorptionstiefe (l/a), wobei a der Absorptionskoeffizient für die Strahlung ist.
Dem Fachmann ist klar, daß die grundlegenden Verfahren der Erfindung in alternativen Ausführungsformen, die von der gewünschten Form der induzierten Zerstörung abhängen, verwendet werden können. Beispiele hierfür umfassen, sind jedoch nicht darauf beschränkt, die Verwendung einer Maske in dem Lichtpfad, Variation der Fleckgröße, Justierung der Brennpunktposition durch Verschieben der Linse, Verändern der Form des Laserhohlraumes, Fouriertransformationsformung (FT-Formung), verwenden eines Laserstrahlbetriebsmodus, der Nicht-TEMoo ist, und Justieren des Rayleigh-Bereichs, des Scharfeinstellbereichs oder der Strahleinschnürung.
Die Verwendung einer Maske ist in Fig. 6A und B dargestellt. Das grundlegende Verfahren besteht in der Plazierung einer Maske in dem Lichtpfad oder auf dem Target selbst. Wenn es gewünscht ist, daß ein Teil des Strahls blockiert wird, muß die Maske aus einem undurchlässigen Material bestehen und im Lichtpfad aufgehängt sein (Fig. 6A), alternativ kann die Maske auf dem Target plaziert werden, so daß durch die Absorption das Target ein Profil entsprechend der Form der Maske annimmt (Fig. 6B).
Die Variation der Fleckgröße wird durch Ändern der f-Zahl des Lasers, d.h. Ändern der Brennweite der Linse oder der Eingangsstrahlgröße zu der Linse z.B. durch eine einstellbare Blende erreicht.
Der Betrieb in einem anderen als dem TEMoo-Modus bedeutet, daß die Transversalmodi höherer Ordnung verwendet werden können. Dies hat die folgenden Auswirkungen auf den Strahl und das Material: Der Strahl muß nicht kreisförmig oder von gaußscher Intensitätsverteilung sein. Das Material wird entsprechend der Form des Strahls abgetragen.
Der Rayleigh-Bereich (Z-Achse) kann justiert werden, indem der Strahldurchmesser verändert wird, wobei sich die Fokussierungsebene in der x-y-Achse befindet.

Beispiel 2 - Transparentes Material

Eine Reihe von Tests wurde an einer SiO&sub2;-(Glas)-Probe durchgeführt, um den Schwellwert für die laserinduzierte Zerstörung (LIB) als Funktion der Laserimpulsbreite zwischen 150 fs - 7 ns zu bestimmen, wobei ein CPA-Lasersystem verwendet wurde. Bei dem verwendeten Kurzimpulslaser handelte es sich um ein 10 Hz Ti:Saphir-Oszillatorverstärkersystem, basierend auf der CPA-Technik. Der Laserimpuls wurde auf eine Linse mit f = 25 cm innerhalb der SiO&sub2;-Probe fokussiert. Die Rayleigh-Länge des fokussierten Strahls beträgt 2 mm. Die fokussierte Fleckgröße wurde in-situ mittels einer mikroskopischen Optik gemessen. Die gemessene Fleckgröße FWHM (full width at half max - volle Breite bei halbem Maximum) war 26 µm im Durchmesser bei einer Gaußverteilung. Die abgeschmolzenen Siliziumplatten bestanden aus Corning 7940 mit einer Dicke von 0,15 mm. Diese waren auf beiden Seiten optisch glatt poliert mit einer Glättungszahl von 20 - 10. Jede Probe wurde vor dem Einsatz im Experiment mit Methylalkohol gereinigt. Die Proben wurden verwendet, um die Komplizierung durch Eigenfokussierung der Laserimpulse in einem größeren Volumen zu vermeiden. Die SiO&sub2;-Probe wurde in einem computergesteuerten x-y-Positionierrahmen angebracht. Jeder Punkt auf der Probe wurde nur einmal mit dem Laser bestrahlt.
Zwei Anzeichen wurden herangezogen, um den Zerstörungsschwellwert Fth zu bestimmen. Erstens wurde die Plasmaemission von der Brennpunktzone durch eine Linse zu einer Photovervielfacherröhre mit geeigneten Filtern gesammelt. Zweitens wurde die Änderung der Durchstrahlung durch die Probe mittels eines Energiemeters gemessen (siehe Fig. 1). Die Feststellung der Zerstörung bei einer Impulsdauer von einer Nanosekunde erfolgte durch Sichtkontrolle. Fig. 7 zeigt Auftragungen typischer Plasmaemissionen und durchgestrahlter Lichtsignale über der Laserenergie bei einer Laserimpulsbreite von τp = 300 fs. Es ist anzumerken, daß sich die Durchstrahlung in der Nähe von Fth langsam verändert hat. Dies ist durch das räumliche und zeitliche Verhalten der Zerstörung mit extrem kurzen Impulsen zu erklären. Aufgrund der räumlichen Variation der Intensität erreicht die Zerstörung den Schwellwert im Zentrum des Brennpunkts, und aufgrund der kurzen Impulsdauer bleibt das erzeugte Plasma an Ort und Stelle lokalisiert. Die Abnahme des durchgestrahlten Lichts ist auf Reflektion, Streuung und Absorption durch das Plasma zurückzuführen. Unter der Annahme eines Gaußprofils sowohl der zeitlichen als auch der räumlichen Intensitätsverteilung der Laserenergie, und weiter unter der Annahme, daß der Avalancheeffekt die ganze Impulsdauer benötigt, um den Schwellwert zu erreichen, kann man zeigen, daß die durchgestrahlte Laserenergie Ut als eine Funktion der zugeführten Energie U gegeben ist durch:
Ut = kU, U ≤ Uth
Ut = kUth[1 + ln (U/Uth)], U > Uth
wobei k der lineare Durchstrahlungskoeffizient ist. Die durchgezogene Kurve in Fig. 7 wurde anhand Gleichung (1) unter Verwendung von Uth als Anpassungsparameter eingetragen. Im Gegensatz dazu unterbricht die durch Nanosekunden- Laserimpulse bewirkte Zerstörung den durchgestrahlten Strahl in der Nähe des Impulsspitzenwertes, so daß sich ein verschiedenes zeitliches und räumliches Verhalten zeigt.
Fig. 8 zeigt den Fluenzzerstörungsschwellwert Fth als Funktion der Laserimpulsbreite. Von 7 ns bis ungefähr 10 ps folgt der Zerstörungsschwellwert der Skalierungsgesetzmäßigkeit, im Gebiet der relativ langen Impulsbreiten (Dreiecke und Quadrate), die zum Vergleich ebenfalls dargestellt sind - ist erkennbar, daß die vorliegenden Daten nur im Kurvenabschnitt für höhere Impulsbreiten mit früheren Arbeiten übereinstimmen. Wenn die Impulsbreite kürzer als einige Pikosekunden wird, beginnt der Schwellwert anzusteigen. Wie weiter oben in bezug auf undurchlässiges Material (Metalle) angemerkt, ist diese höhere Genauigkeit bei kürzeren Impulsbreiten überraschend. Eine deutliche Steigerung der Exaktkeit des Zerstörungsschwellwertes ist zu beobachten, die mit der Multiphoton-Lawinendurchbruchtheorie in Einklang steht (siehe Fig. 8 und 9). Es ist möglich, Merkmale kleiner als die Fleckgröße in der x-y-Fokussierungsebene und kleiner als der Rayleigh-Bereich (Scharfeinstellbereich) in der longitudinalen Richtung bzw. der Z- Achse auszubilden. Diese Faktoren sind wesentlich für die Ausbildung von Merkmalen kleiner als die Fleckgröße oder der Rayleigh-Bereich.

Beispiel 3 - Gewebe

Eine Reihe von Experimenten wurde durchgeführt, um den Zerstörungsschwellwert für Hornhaut als eine Funktion der Laserimpulsbreite zwischen 150 fs - 7 ns zu bestimmen, wobei ein CPA-Lasersystem verwendet wurde. Wie weiter oben angemerkt, kann bei diesem CPA-Lasersystem die Laserimpulsbreite verändert werden, während alle anderen Experimentparameter (Fleckgröße, Wellenlänge, Energie, etc.) unverändert bleiben. Der Laser war auf eine Fleckgröße (FWHM) von 26 µm im Durchmesser fokussiert. Die Plasmaemission wurde als eine Funktion der Impulsenergie erfaßt, um den Gewebezerstörungsschwellwert zu bestimmen. Histologische Schädigungen wurden ebenfalls bewertet.
Aus Plasmaemissionen berechnete Zerstörungsschwellwerte zeigten Abweichungen von der Skalierungsgesetzmäßigkeit Fth T1/2, wie diese im Fall von Metall und Glas gilt. Wie in Fig. 9 gezeigt, ist die Skalierungsgesetzmäßigkeit des Fluenzschwellwertes bis ungefähr 10 ps zutreffend, und versagt, wenn die Impulse auf eine Länge von weniger als einige Pikosekunden zurückgehen. Wie in Fig. 10 und 11 gezeigt, schwankt die Abtragung bei hohen (langen) Impulsbreiten sehr deutlich. Bei kurzen Impulsbreiten ist sie sehr exakt. Diese Ergebnisse wurden bei Wellenlängen von 770 nm erzielt. Die Standardabweichung der Messungen des Zerstörungsschwellwerts nahm bei kürzeren Impulsen deutlich ab. Die Auswertung zeigte außerdem geringere angrenzende histologische Schädigungen bei Impulslängen von weniger als 10 ps.
Der Zerstörungsschwellwert für extrem kurze Impulse (< 10 ps) ist niedriger als für längere Impulse und hat kleinere Standardabweichungen. Die reduzierten angrenzenden histologischen Schädigungen des Gewebes resultieren aus den extrem kurzen Laserimpulsen.
Insgesamt wurde gezeigt, daß mit Femtosekunden-Laserimpulsen Hohlräume kleiner als die Wellenlänge in Metalloberflächen eingearbeitet werden können. Der Effekt ist physikalisch dadurch verständlich, daß die thermische Diffusionslänge während der Zeitdauer der Impulsbeaufschlagung kleiner ist als die Absorptionstiefe der einfallenden Strahlung. Diese Interpretation basiert weiter darauf, daß der Hohlraumdurchmesser durch die laterale Gaußverteilung des Impulses in Relation zum Schwellwert für Verdampfung oder Abtragung bestimmt wird.
Laserinduzierte optische Zerstörung von Dielektrika besteht aus drei hauptsächlichen Schritten: freie Elektronenerzeugung und -multiplikation, Plasmaerhitzung und Materialdeformation oder -zerstörung. Avalanche-Ionisation und Multiphoton-Ionisation sind die beiden Vorgänge, die für die Zerstörung verantwortlich sind. Der laserinduzierte Zerstörungsschwellwert in dielektrischem Material hängt von der Impulsbreite des Laserimpulses ab. Eine empirische Skalierungsgesetzmäßigkeit des Fluenzzerstörungsschwellwerts als eine Funktion der Impulsbreite ist durch Fth τp gegeben, oder alternativ durch den Intensitätsschwellwert für die Zerstörung Ith = Fth/τp. Wenngleich diese Skalierungsgesetzmäßigkeit im Impulsbreitenbereich von Nanosekunden bis zu einigen zehn Pikosekunden gilt, nutzt die Erfindung die bisher unbekannten Bereiche, in denen der Zerstörungsschwellwert nicht der Skalierungsgesetzmäßigkeit folgt, da hinreichend kurze Laserimpulse verwendet werden, z.B. kürzer als 7 Pikosekunden für Gold und 10 Pikosekunden für SiO&sub2;.
Ohne eine spezielle Theorie zugrundezulegen, wird angenommen, daß der Ionisationsprozeß eines dielektrischen Festkörpers, der mit einem starken Laserimpuls beleuchtet wird, durch eine Gleichung in der allgemeinen Form
dne (t)/dt = η (E)ne (t) + (dne (t)/dt)PI - (dn&sub0; (t)/dt)loss
beschrieben werden kann, wobei n&sub0;(t) die Dichte der freien Elektronen (Plasma) ist, η(E) der Avalance-Koeffizient, und E die elektrische Feldstärke. Der zweite Ausdruck auf der rechten Seite ist der Beitrag der Photoionisation, und der dritte Ausdruck ist der Verlust aus Elektronendiffusion, Rekombination etc. Bei einer Impulslänge im Pikosekundenbereich ist der Elektronenverlust während der Dauer des kurzen Impulses vernachlässigbar.
Der Beitrag der Photoionisation kann anhand der Tunnelrate abgeschätzt werden. Für kurze Impulse, E 10&sup8; V/cm, wird die Tunnelrate zu w 4 × 10&sup9; s&supmin;¹ angenommen, was gering ist gegenüber dem Avalancheeinfluß, der weiter unten hergeleitet wird. Die Photoionisation kann jedoch die anfänglichen Elektronen bereitstellen, die für die Avalanche-Prozesse bei kurzen Impulslängen benötigt werden. Zum Beispiel zeigen die Daten für 1 ps, daß das quadratische Mittel (rms) für den Schwellwert des Feldes ungefähr 5 × 10&sup7; V/cm beträgt. Das Feld erreicht einen Wert von 3,5 × 10&sup7; V/cm (rms) bei ungefähr 0,5 ps vor dem Impulsspitzenwert und w 100 s&supmin;¹. Während einer Periode von Δt 100 fs kann die Elektronendichte einen Wert von n&sub0; nt[1 - exp(-wΔt)] 10¹¹ cm&supmin;³ erreichen, wobei nt 10²² die gesamte anfängliche Elektronendichte im Valenzband ist.
Bei Vernachlässigung der beiden letzten Terme ergibt sich der Fall eines Elektron-Avalanche-Prozesses mit Stoßionisation durch aus dem Laserfeld herrührende Primärelektronen. Die Elektronendichte ist damit gegeben durch np(t) = n&sub0; × exp(n(E)t), wobei n&sub0; die anfängliche Dichte der freien Elektronen ist. Diese anfänglichen Elektronen können durch thermische Ionisation von flachen Einschlüssen oder durch Photoionisation erzeugt werden. Bei einer Mitwirkung der Photoionisation im Bereich kurzer Impulse ergibt sich eine mehr statistische Zerstörung. Entsprechend der Bedingung, daß Zerstörung auftritt, sobald die Elektronendichte nth 10¹&sup8; cm&supmin;³ und eine anfängliche Dichte von n&sub0; 10¹&sup0; cm&supmin;³ überschreitet, ist die Zerstörungsbedingung durch ητp 18 gegeben. Für das Experiment ist es geeigneter, nth 1,6 × 10²¹ cm&supmin;³, die kritische Dichte des Plasmas, zu verwenden, da der Schwellwert erreicht wird, wenn ητp 30 ist. Es liegt eine gewisse Willkürlichkeit in der Definition der Plasmadichte in bezug auf den Zerstörungsschwellwert vor. Die jeweilige Wahl der Plasmadichte ändert jedoch nicht die Abhängigkeit des Schwellwerts als Funktion der Impulsdauer (die Skalierungsgesetzmäßigkeit).
Im Experiment ist die angelegte elektrische Feldstärke in der Größenordnung von einigen zehn MV/cm und höher. Unter einer so hohen Feldstärke haben die Elektronen eine mittlere Energie von 5 eV, und die Elektronenkollisionszeit τ ist kürzer als 0,4 fs für Elektronen mit einer Energie U ≥ 5 - 6 eV. Elektronen erfahren mehr als eine Kollision während einer Periode der elektrischen Schwingung. Das elektrische Feld stellt daher für solche hochenergetischen Elektronen im wesentlichen ein Gleichspannungsfeld dar.
Es wurde gezeigt, daß das Zerstörungsfeld bei optischen Frequenzen dem Gleichspannungs-Zerstörungsfeld nach dem Zusammenhang Ermsth(w) = Edcth(1 + w²τ²)1/2 entspricht, wobei w die optische Frequenz und τ die Kollisionszeit ist.
Bei der Gleichspannungszerstörung wird die Ionisationsrate bezogen auf die Einheitslänge α zur Beschreibung des Avalanche-Prozesses verwendet, und zwar durch η = α(E)vdrift, wobei vdrift die Wanderungsgeschwindigkeit der Elektronen ist. Wenn das elektrische Feld eine Höhe von einigen MV/cm hat, ist die Wanderungsgeschwindigkeit eines freien Elektrons gesättigt und unabhängig vom elektrischen Feld des Lasers, d.h. vdrift 2 × 10&sup7; cm/s.
Die Ionisationsrate je Einheitslänge eines Elektrons entspricht gerade eE/Ui mal der Wahrscheinlichkeit P(E), daß das Elektron eine Energie ≥ Ui hat, d.h. α(E) = (eE/Ui)P(E). EkT,rP bzw. Ei werden als die Feldstärkeschwellwerte für Elektkronen zur überwindung des Bremseffekts durch thermische sowie Phonon- und Ionisationsstreuung bezeichnet. In dem Fall, daß das elektrische Feld vernachlässigbar ist, d.h. E < EkT, ist die Verteilung im wesentlichen thermisch, und P(E) entspricht einfach exp(-Ui/kT). Es wurde vorgeschlagen: P(E) exp(-const/E) für EkT < E < Ep; P(E) exp(-const/E²) für höhere Feldstärken (E > Ep). Der Ausdruck aus der Kombination der drei Fälle genügt sowohl den Grenzen der niedrigen als auch der hohen Feldstärken:
α(E) = (eE/Ui) exp(-Ei/E(1+E/Ep)+EkT).
Dies führt zu Fth α E² τp 1/τp, d.h., der Fluenzschwellwert nimmt für extrem kurze Laserimpulse zu, wenn E > EpEi erfüllt ist.
Fig. 12 ist eine Auftragung von α als Funktion der elektrischen Feldstärke E. Aus experimentellen Daten wurde α für ητp = 30 und η = avdrift berechnet. Die durchgezogene Kurve ist nach der obigen Gleichung mit Ei = 30 MV/cm, Ep = 3,2 MV/cm und EkT = 0,01 MV/cm berechnet. Diese Parameter sind aus U = eEl berechnet, wobei U die zugehörige thermische sowie die Phonon- und Ionisationsenergie bezeichnet, und l die entsprechende Energierelationslänge (lkT = lp 5 Å, der Atomabstand, und li 30 Å). Es ergibt sich die gleiche Sättigung wie bei den experimentellen Daten. Die gestrichelte Linie ist durch einen Faktor 1,7 korrigiert, der in einer sehr guten Anpassung an die experimentellen Daten resultiert. Dieser Faktor von 1,7 ist von relativ untergeordneter Bedeutung, da er durch eine systematische Korrektur hervorgerufen oder durch eine zuerst auf der Oberfläche auftretenden Zerstörung bewirkt sein kann, die einen niedrigeren Schwellwert haben könnte. Die Unsicherheit des Sättigungswertes von vdrift kann ebenfalls einen mitwirkenden Faktor bilden. Der wichtigste Gesichtspunkt ist, daß die Form (Steigung) der durch die Gleichung gegebenen Kurve eine sehr gute Übereinstimmung mit den experimentellen Daten liefert. Folglich ist der Mechanismus der laserinduzierten Zerstörung in Quarzglas (Beispiel 2) unter Verwendung von Impulsen der geringen Länge von 150 fs und einer Wellenlänge von 780 nm wahrscheinlich noch durch den Avalanche-Prozeß dominiert.
Undurchlässige und transparente Materialien zeigen gemeinsame Charakteristiken in den Kurven der Fig. 3, 8 und 9, die jeweils mit einem Verhalten von Fth proportional T1/2 beginnen, wobei dann aber eine unterschiedliche Abweichung von diesem Verhalten erkennbar wird. Was die Abweichung betrifft, ist jede Kurve nicht notwendigerweise gleich, da sich die Materialien unterscheiden. Die physikalischen Merkmale eines jeden Materials sind verschieden und erfordern eine materialspezifische Analyse. In dem Fall von SiO2 (Fig. 8) erfolgt der Mechanismus der Energieeintragung durch dielektrischen Durchschlag. Die optische Strahlung gibt Elektronen durch Vielfachphotonenionisation ab, die fest gebunden sind, und beschleunigt sie durch Felder oder mittels Laser auf höhere Energieniveaus. Man nimmt an, daß nur ein geringer Teil an relativ hochenergetischen Elektronen vor der Einwirkung des Lasers existent ist. Die Elektronen wiederum kollidieren mit anderen gebundenen Elektronen und setzen sie im Avalanche-Prozeß frei. Im Fall von Metallen stehen freie Elektronen zur Verfügung, die Energie sofort absorbieren und wieder verteilen. Für jedes Material tritt mit kürzer werdenden Impulsen die laserinduzierte Zerstörung (LIB) oder Abtragung nur in dem Bereich auf, in dem die Laserintensität den LIB- oder Abtragungsschwellwert überschreitet. Dabei steht im wesentlichen nicht hinreichend viel Zeit für eine thermische Reaktion der umgebenden Bereiche zur Verfügung. Mit kürzer werdenden Impulsen tritt wegen der Kürze der Impulsdauer nach dem Auftreffen des Impulses mehr Dampf aus dem abgetragenen Material auf als während des Auftreffens selbst. Insgesamt bewirkt das erfindungsgemäße Verfahren der laserinduzierten Zerstörung eines Materials durch Ionisation, freie Elektronenmultiplikation, dielektrischen Durchschlag, Plasmabildung und durch andere thermisch-physikalische Zustandsänderungen wie Schmelzen und Verdampfen thermisch-physikalische Veränderungen, die zu irreversiblen Änderungen des Materials führen. Es wurde außerdem beobachtet, daß die Laserintensität auch entlang der Ausbreitungsachse variiert (Fig. 13). Die Strahlintensität als Funktion von R und Z wird ausgedrückt durch:
I(Z, R) = I&sub0; / (1 + Z / Zr)² exp(-2R² / W&sub2;²)
wobei ZR den Rayleigh-Bereich entsprechend ZR = πW&sub0;²/λ bezeichnet.
W&sub0; ist die Strahlgröße an der Einschnürung (Z = 0).
Es ist zu erkennen, daß der größte Wert der Feldstärke bei Z = R = 0 im Zentrum der Einschnürung auftritt. Wenn der Schwellwert exakt definiert ist, ist es möglich, das Material genau an der Einschnürung zu zerstören und ein zerstörtes Volumen zu erzielen, das nur einem Bruchteil der Einschnürung in der R-Richtung oder in der Z-Richtung entspricht. Es ist sehr wichtig, den Zerstörungsschwellwert oder die Schwankung der Laserintensität genau zu kontrollieren.
Wenn beispielsweise der Zerstörungsschwellwert oder die Laserschwankung innerhalb von 10% bekannt ist, bedeutet dies, daß an der X-Achse (R = 0)
I(0,Z)/I&sub0; = 1/(1 + (Z/ZR)² = 0,9
an zerstörtem Volumen in einem Abstand ZR/3 erzeugt werden kann, wobei ZR wiederum der Rayleigh-Bereich ist. Für eine Strahleinschnürung von W&sub0; = λ ergibt sich ZR = πW&sub0;²/λ = πλ und d als Abstand zwischen den Hohlräumen zu ZR πλ/3 wie in Fig. 13 gezeigt.
Die maximale Intensität liegt genau im Zentrum der Strahleinschnürung (Z = 0, R = 0) vor. Bei einem scharf abgegrenzten Schwellwert ist es möglich, transparente dielektrische Materialien in einem kleinen Volumen um den Ursprungspunkt (Z = 0, R = 0) zu zerstören. Die Zerstörung wäre sehr viel kleiner als die Strahleinschnürung in der R-Richtung. Kleine Hohlräume, Löcher oder Beschädigungen können Abmessungen kleiner als der Rayleigh-Bereich (ZR) im Volumen des transparenten, dielektrischen Materials haben. In einer anderen Variante kann die Linse verstellt werden, um die Größe des Lochs oder des Hohlraums in der Z-Richtung zu vergrößern. In diesem Fall wird der Brennpunkt im wesentlichen entlang der Z-Achse verstellt, um die Längsabmessung des Lochs oder des Hohlraums zu vergrößern. Diese Merkmale sind wesentlich für die oben beschriebenen Anwendungen und für weitere Anwendungen wie Mikrobearbeitung, Fertigung integrierter Schaltkreise und beim Einschreiben von Daten in Datenspeichermedien.
Als ein Vorteil zeigt die Erfindung die Bereiche auf, in denen die Zerstörungsschwellwertfluenz nicht der Skalierungsgesetzmäßigkeit folgt, und nutzt diese Bereiche für die Bereitstellung einer größeren Präzision der laserinduzierten Zerstörung und zur Induzierung der Zerstörung innerhalb eines vorgewählten Musters in einem Material oder auf einem Material. Die Erfindung macht es möglich, den Laser so zu betreiben, daß die Zerstörung oder die Abtragung im wesentlichen exakt erfolgt. Die Genauigkeit ist klar erkennbar aus den I-Symbolen an den Kurven der Fig. 8 und 9. Die I-Symbole zeigen insgesamt eine geringere Abweichung und eine entsprechend größere Genauigkeit im Bereich der vorbestimmten Impulsbreite oder darunter.
Obwohl die Erfindung in der Form bestimmter Ausführungsbeispiele beschrieben wurde, soll diese damit nicht gemäß der obigen Beschreibung eingeschränkt werden, sondern sie ist vielmehr nur durch die Darlegung der folgenden Ansprüche definiert.
Die Ausführungsformen der Erfindung, für die ein ausschließliches Eigentumsrecht oder ein Vorrecht beansprucht wird, sind in den beigefügten Ansprüchen definiert.

Claims

1. Verfahren zur laserinduzierten Zerstörung (laser induced breakdown: LIB) von Material mit einem gepulsten Laserstrahl, wobei das Material durch eine Beziehung des Fluenzzerstörungsschwellwerts gegenüber der Laserimpulsbreite gekennzeichnet ist, die eine rasche und ausgeprägte Steigungsänderung bei einer charakteristischen Laserimpulsbreite zeigt, umfassend die folgenden Schritte:

a) Erzeugen eines Strahls mit einem oder mehreren Laserimpulsen, die jeweils die gleiche oder eine geringere Impulsbreite besitzen wie/als die charakteristische Laserimpulsbreite, und

b) Fokussieren des Strahls auf einen Punkt an oder unter der Oberfläche des Materials.

2. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Beziehung eine Kurve definiert, die Steigungsänderung an einem Punkt zwischen einem ersten und zweiten Abschnitt der Kurve auftritt, der erste Abschnitt einen Bereich relativ großer Impulsbreite umfaßt, in dem Fth mit der Quadratwurzel der Impulsbreite (T1/2) variiert, und der zweite Abschnitt einen Bereich geringer Impulsbreite im Vergleich zum ersten Abschnitt umfaßt, wobei die Steigung von Fth über T von der des ersten Abschnitts abweicht.

3. Verfahren nach Anspruch 2, weiterhin mit:

a) Identifizieren eines Impulsbreitenstartpunkts,

b) Fokussieren des anfänglichen Laserstrahlstartpunkts an oder unter der Oberfläche des Materials, und

c) Abtasten des Strahls bzw. mit dem Strahl entlang eines vorbestimmten Pfads in transversaler Richtung.

4. Verfahren nach Anspruch 2, weiterhin mit:

a) Identifizieren eines Impulsbreitenstartpunkts,

c) Abtasten des Strahls bzw. mit dem Strahl entlang eines vorbestimmten Pfads in longitudinaler Richtung in dem Material bis zu einer Tiefe unterhalb des Rayleigh-Bereichs.

5. Verfahren nach Anspruch 1, vor dem Schritt a) weiterhin mit Bestimmen einer charakteristischen Kurve des Fluenzzerstörungsschwellwerts (Fth) als Funktion der Laserimpulsbreite für das ausgewählte Material, und anschließendem Identifizieren des charakteristischen Laserimpulsbreitenwerts auf der Kurve, der der ausgeprägten Steigungsänderung von Fth gegenüber der Impulsbreitenkurve entspricht, die für das Material charakteristisch ist.

6. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die charakteristische Impulsbreite durch Bestimmen des Abtragungs(LIB)-Schwellwerts des Materials als Funktion der Impulsbreite und durch Bestimmen, wo die Abtragungs(LIB)-Schwellwertfunktion nicht mehr proportional zur Quadratwurzel der Impulsbreite ist, erhalten wird.

7. Verfahren nach Anspruch 1, wobei das Material ein Metall ist, die Impulsbreite 10 bis 10 000 Femtosekunden beträgt, und der Strahl eine Energie von 1 Nanojoule bis 1 Mikrojoule besitzt.

8. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserstrahl einen Fleck definiert und ein laterales Gaußprofil besitzt, dadurch gekennzeichnet, daß die Fluenz bei oder in der Nähe des Zentrums des Strahlflecks größer als die Schwellwertfluenz ist, wobei die laserinduzierte Zerstörung ein Abtragen eines Bereichs innerhalb des Fleckens ist.

9. Verfahren nach Anspruch 8, wobei die Fleckgröße eine beugungsbegrenzte Fleckgröße ist, die einen Abtragungshohlraum mit einem Durchmesser von weniger als der Grundwellenlänge schafft.

10. Verfahren nach Anspruch 1, wobei das Material gegenüber der vom Laser emittierten Strahlung transparent ist, die Impulsbreite 10 bis 10 000 Femtosekunden beträgt, und der Strahl eine Energie von 10 Nanojoule bis 1 Millijoule besitzt.

11. Verfahren nach Anspruch 1, wobei das Material biologisches Gewebe ist, die Impulsbreite 10 bis 10 000 Femtosekunden beträgt, und der Strahl eine Energie von 10 Nanojoule bis 1 Millijoule besitzt.

12. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserstrahl eine Energie im Bereich von 10 Nanojoule bis 1 Millijoule besitzt.

13. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserstrahl eine Fluenz im Bereich von 100 Millijoule pro Quadratzentimeter bis 100 Joule pro Quadratzentimeter besitzt.

14. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserstrahl einen Fleck in oder auf dem Material definiert und die LIB das Abtragen einer Fläche verursacht, deren Ausmaß kleiner als die Fläche des Fleckens ist.

15. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserstrahl eine Wellenlänge im Bereich von 200 Nanometer bis 2 Mikrometer besitzt.

16. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Impulsbreite in einem Bereich von wenigen Ficosekunden bis Femtosekunden liegt.

17. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Zerstörung chemische und physischen bzw. physikalische Änderungen miteinschließt, die durch Ionisation, freie Elektronenmultiplikation, dielektrischen Durchschlag, Plasmabildung und/oder Verdampfung verursacht sind.

18. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Zerstörung Plasmabildung umfaßt.

19. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Zerstörung Zerfall bzw. Zerstäubung umfaßt.

20. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Zerstörung Abtragung umfaßt.

21. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Zerstörung Verdampfung umfaßt.

22. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Fleckgröße durch eine flexible Blende im Bereich von 1 bis 100 Mikrometer variiert wird.

23. Verfahren nach Anspruch 1, wobei eine Maske in dem Lichtpfad plaziert wird, um einen Teil des Strahls zu blockieren, damit der Strahl veranlaßt wird, eine gewünschte geometrische Form anzunehmen.

24. Verfahren nach Anspruch 1, wobei der Laserbetriebsmodus Nicht-TEMoo ist.

25. Verfahren nach einem der Ansprüche 1, 2 oder 5, wobei der Strahl durch eine Chirpimpulsverstärkungseinrichtung (chirped-pulse amplification: CPA) mit einer Einrichtung zum Erzeugen eines kurzen optischen Impulses einer vorbestimmten Dauer, einer Einrichtung zum zeitlichen Dehnen eines solchen optischen Impulses, einer Einrichtung zum Verstärken eines solchen zeitlich gedehnten optischen Impulses einschließlich von Festkörperverstärkungsmedien und einer Einrichtung zum erneuten oder Zurückkomprimieren eines solchen verstärkten Impulses auf eine gewünschte Dauer, erhalten wird.

26. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Fleckgröße in einem Bereich von 1 bis 100 Mikrometer durch Ändern der f-Zahl des Laserstrahls variiert wird.

27. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Fleckgröße in einem Bereich von 1 bis 100 Mikrometer durch Ändern der Objekt- bzw. Zielposition variiert wird.

28. Verfahren nach Anspruch 5, wobei die Zerstörung chemische und physische bzw. physikalische Änderungen umfaßt.