Dankon pro vizito de Nature.com.Vi uzas retumilon kun limigita CSS-subteno.Por la plej bona sperto, ni rekomendas, ke vi uzu ĝisdatigitan retumilon (aŭ malŝaltu Kongruo-Reĝimon en Internet Explorer).Krome, por certigi daŭran subtenon, ni montras la retejon sen stiloj kaj JavaScript.
Montras karuselon de tri diapozitivoj samtempe.Uzu la butonojn Antaŭa kaj Sekva por moviĝi tra tri diapozitivoj samtempe, aŭ uzu la glitilbutonojn ĉe la fino por moviĝi tra tri diapozitivoj samtempe.
Rekta laserinterfero (DLIP) kombinita kun laser-induktita perioda surfacstrukturo (LIPSS) permesas la kreadon de funkciaj surfacoj por diversaj materialoj.La trairo de la procezo estas kutime pliigita uzante pli altan mezan laserpotencon.Tamen, ĉi tio kondukas al la amasiĝo de varmo, kiu influas la krudecon kaj formon de la rezulta surfaca ŝablono.Tial, necesas detale studi la influon de la substrata temperaturo sur la morfologio de la fabrikitaj elementoj.En ĉi tiu studo, la ŝtala surfaco estis lini-ŝablona kun ps-DLIP ĉe 532 nm.Por esplori la efikon de substrattemperaturo sur la rezulta topografio, hejtplato estis uzita por kontroli la temperaturon.Varmigo al 250 \(^{\circ }\)С kondukis al signifa malkresko en la profundo de la formitaj strukturoj de 2,33 ĝis 1,06 µm.La malkresko estis asociita kun la aspekto de malsamaj specoj de LIPSS depende de la orientiĝo de la substratgrajnoj kaj laser-induktita surfacoksidado.Ĉi tiu studo montras la fortan efikon de substrata temperaturo, kiu ankaŭ estas atendita kiam surfaca traktado estas farita ĉe alta averaĝa lasera potenco por krei varmegajn amasiĝojn.
Surfacaj traktaj metodoj bazitaj sur ultramallonga pulsa lasera surradiado estas ĉe la avangardo de scienco kaj industrio pro sia kapablo plibonigi la surfacajn ecojn de la plej gravaj koncernaj materialoj1.Aparte, laser-induktita kutima surfacfunkcieco estas pintnivela tra larĝa gamo de industriaj sektoroj kaj aplikaj scenaroj1,2,3.Ekzemple, Vercillo et al.Kontraŭglaciigitaj trajtoj estis montritaj sur titanaj alojoj por aerspacaj aplikoj bazitaj sur laser-induktita superhidrofobeco.Epperlein et al raportis, ke nanograndaj trajtoj produktitaj per lasera surfacstrukturado povas influi biofilman kreskon aŭ inhibicion sur ŝtalaj specimenoj5.Krome, Guai et al.ankaŭ plibonigis la optikajn ecojn de organikaj sunĉeloj.6 Tiel, laserstrukturado permesas la produktadon de alt-rezoluciaj strukturaj elementoj per kontrolita ablacio de la surfaca materialo1.
Taŭga lasera strukturadtekniko por produktado de tiaj periodaj surfacstrukturoj estas rekta laserinterferformigo (DLIP).DLIP estas bazita sur la preskaŭ-surfaca interfero de du aŭ pli da laserradioj por formi strukturizitajn surfacojn kun karakterizaĵoj en la mikrometro kaj nanometra intervalo.Depende de la nombro kaj polusiĝo de la laseraj radioj, DLIP povas dizajni kaj krei vastan gamon de topografiaj surfacstrukturoj.Promesplena aliro estas kombini DLIP-strukturojn kun laser-induktitaj periodaj surfacstrukturoj (LIPSS) por krei surfactopografion kun kompleksa struktura hierarkio8,9,10,11,12.En naturo, ĉi tiuj hierarkioj pruviĝis havigi eĉ pli bonan rendimenton ol unu-skalaj modeloj13.
La LIPSS-funkcio estas kondiĉigita de mem-amplifa procezo (pozitiva religo) bazita sur kreskanta preskaŭ-surfaca modulado de la radia intenseca distribuo.Ĉi tio ŝuldiĝas al pliiĝo de nanoruteco ĉar la nombro da aplikataj laseraj pulsoj pliiĝas 14, 15, 16. Modulado okazas ĉefe pro la interfero de la elsendita ondo kun la elektromagneta kampo15,17,18,19,20,21 de refraktita kaj disaj ondokomponentoj aŭ surfacaj plasmonoj.La formado de LIPSS ankaŭ estas tuŝita de la tempo de la pulsoj22,23.Aparte, pli altaj mezaj laseraj potencoj estas nemalhaveblaj por altproduktivecaj surfacaj traktadoj.Ĉi tio kutime postulas la uzon de altaj ripetaj indicoj, do en la MHz-gamo.Sekve, la tempodistanco inter laseraj pulsoj estas pli mallonga, kio kondukas al varmega amasiĝo-efikoj 23, 24, 25, 26. Ĉi tiu efiko kondukas al totala pliiĝo de surfaca temperaturo, kiu povas signife influi la ŝablonan mekanismon dum laserablacio.
En antaŭa laboro, Rudenko et al.kaj Tzibidis et al.Mekanismo por la formado de konvektaj strukturoj estas diskutita, kiu devus iĝi ĉiam pli grava kiam varmema amasiĝo pliiĝas19,27.Krome, Bauer et al.Korelacii la kritikan kvanton de varmoamasiĝo kun mikronaj surfacaj strukturoj.Malgraŭ tiu termike induktita strukturformadprocezo, estas ĝenerale kredite ke la produktiveco de la procezo povas esti plibonigita simple pliigante la ripetan indicon28.Kvankam ĉi tio, siavice, ne povas esti atingita sen signifa pliiĝo en varmostokado.Tial, procezstrategioj kiuj disponigas plurnivelan topologion eble ne estas porteblaj al pli altaj ripetaj indicoj sen ŝanĝi la procezkinetikon kaj strukturformadon9,12.Ĉi-rilate, estas tre grave esplori kiel la substrata temperaturo influas la DLIP-formadprocezon, precipe kiam oni faras tavoligitajn surfacajn ŝablonojn pro la samtempa formado de LIPSS.
La celo de ĉi tiu studo estis taksi la efikon de substrata temperaturo sur la rezulta surfaca topografio dum DLIP-pretigo de rustorezista ŝtalo uzante ps-pulsojn.Dum lasera prilaborado, la temperaturo de la specimena substrato estis alportita ĝis 250 \(^\circ\)C uzante hejtilon.La rezultaj surfacaj strukturoj estis karakterizitaj uzante konfokusan mikroskopion, skanan elektronan mikroskopion, kaj energidisigan Rentgenfotan spektroskopion.
En la unua serio de eksperimentoj, la ŝtalsubstrato estis prilaborita uzante du-traban DLIP-konfiguracion kun spaca periodo de 4.5 µm kaj substrattemperaturo de \(T_{\mathrm {s}}\) 21 \(^{\circ }\)C, ĉi-poste nomata “nevarmigita” surfaco.En ĉi tiu kazo, la pulsinterkovro \(o_{\mathrm {p}}\) estas la distanco inter du pulsoj kiel funkcio de punktograndeco.Ĝi varias de 99.0% (100 pulsoj per pozicio) al 99.67% (300 pulsoj per pozicio).En ĉiuj kazoj, pintenergiodenseco \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (por gaŭsa ekvivalento sen interfero) kaj ripetfrekvenco f = 200 kHz estis uzitaj.La direkto de polusiĝo de la lasera radio estas paralela al la movado de la poziciiga tablo (Fig. 1a)), kiu estas paralela al la direkto de la lineara geometrio kreita de la du-radia interferpadrono.Reprezentaj bildoj de la akiritaj strukturoj uzante skanan elektronan mikroskopon (SEM) estas montritaj en Fig.1a–c.Por apogi la analizon de SEM-bildoj laŭ topografio, Fourier-transformoj (FFToj, montritaj en malhelaj enigaĵoj) estis faritaj sur la strukturoj estantaj analizitaj.En ĉiuj kazoj, la rezulta DLIP-geometrio estis videbla kun spaca periodo de 4.5 µm.
Por la kazo \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% en la pli malhela areo de Fig.1a, responda al la pozicio de la interfermaksimumo, oni povas observi kanelojn enhavantajn pli malgrandajn paralelajn strukturojn.Ili alternas kun pli helaj bendoj kovritaj per nanopartiklo-simila topografio.Ĉar la paralela strukturo inter la kaneloj ŝajnas esti perpendikulara al la polusiĝo de la lasera radio kaj havas periodon de \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) 418\(\pm 65\) nm, iomete malpli ol la ondolongo de la lasero \(\lambda\) (532 nm) povas esti nomita LIPSS kun malalta spaca frekvenco (LSFL-I)15,18.LSFL-I produktas tielnomitan s-tipan signalon en la FFT, "s" disvastigo15,20.Tial, la signalo estas perpendikulara al la forta centra vertikala elemento, kiu en victurno estas generita per la DLIP-strukturo (\(\Lambda _{\mathrm {DLIP}}\) \(\approx\) 4.5 µm).La signalo generita per la linia strukturo de la DLIP-padrono en la FFT-bildo estas referita kiel "DLIP-speco".
SEM-bildoj de surfacaj strukturoj kreitaj per DLIP.La pintenergiodenseco estas \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (por senbrua gaŭsa ekvivalento) kaj ripetofteco f = 200 kHz.La bildoj montras specimenan temperaturon, polusiĝon kaj superkovron.La movado de la lokaliza fazo estas markita per nigra sago en (a).La nigra enmetaĵo montras la ekvivalentan FFT akiritan de la 37.25\(\times\)37.25 µm SEM-bildo (montrita ĝis la ondovektoro iĝas \(\vec {k}\cdot (2\pi )^ {-1}\) = 200 nm).La procezaj parametroj estas indikitaj en ĉiu figuro.
Rigardante plu en figuron 1, vi povas vidi ke kiam la \(o_{\mathrm {p}}\) interkovro pliiĝas, la sigmoida signalo estas pli koncentrita direkte al la x-akso de la FFT.La resto de LSFL-I tendencas esti pli paralela.Krome, la relativa intenseco de la s-tipa signalo malpliiĝis kaj la intenseco de la DLIP-tipa signalo pliiĝis.Ĉi tio ŝuldiĝas al ĉiam pli prononcitaj tranĉeoj kun pli da interkovro.Ankaŭ, la x-aksa signalo inter tipo s kaj la centro devas veni de strukturo kun la sama orientiĝo kiel LSFL-I sed kun pli longa periodo (\(\Lambda _\mathrm {b}\) \(\approx\) 1.4 ± 0.2 µm) kiel montrite en Figuro 1c).Tial, oni supozas, ke ilia formado estas ŝablono de fosaĵoj en la centro de la tranĉeo.La nova funkcio ankaŭ aperas en la altfrekvenca gamo (granda ondonumero) de la ordinato.La signalo venas de paralelaj ondetoj sur la deklivoj de la tranĉeo, plej verŝajne pro la interfero de incidenta kaj antaŭen-reflektita lumo sur la deklivoj9,14.En la sekvanta, ĉi tiuj ondetoj estas indikitaj per LSFL \ (_ \ mathrm {rando} \), kaj iliaj signaloj – per tipo -s \ (_ {\mathrm {p)) \).
En la sekva eksperimento, la temperaturo de la specimeno estis alportita ĝis 250 °C sub la tielnomita "varmigita" surfaco.Strukturado estis farita laŭ la sama prilabora strategio kiel la eksperimentoj menciitaj en la antaŭa sekcio (Fig. 1a-1c).La SEM-bildoj prezentas la rezultan topografion kiel montrite en Fig. 1d–f.Varmigi la specimenon al 250 C kondukas al pliiĝo en la aspekto de LSFL, kies direkto estas paralela al la lasera polusiĝo.Tiuj strukturoj povas esti karakterizitaj kiel LSFL-II kaj havas spacan periodon \(\Lambda _\mathrm {LSFL-II}\) de 247 ± 35 nm.La LSFL-II-signalo ne estas montrita en la FFT pro la altreĝima frekvenco.Ĉar \(o_{\mathrm {p}}\) pliiĝis de 99,0 ĝis 99,67\(\%\) (Fig. 1d–e), la larĝo de la hela bendoregiono pliiĝis, kio kaŭzis la aperon de DLIP-signalo por pli ol altfrekvencoj.ondonombroj (pli malaltaj frekvencoj) kaj tiel ŝanĝas direkte al la centro de la FFT.La vicoj de fosaĵoj en Fig. 1d povas esti la antaŭuloj de la tielnomitaj sulkoj formitaj perpendikulare al LSFL-I22,27.Krome, LSFL-II ŝajnas fariĝinti pli mallonga kaj neregule forma.Notu ankaŭ ke la meza grandeco de helaj bendoj kun nanograjna morfologio estas pli malgranda en ĉi tiu kazo.Krome, la granddistribuo de tiuj nanopartikloj montriĝis malpli disigita (aŭ kaŭzis malpli partikla aglomerado) ol sen hejtado.Kvalite, tio povas esti taksita komparante figurojn 1a, d aŭ b, e, respektive.
Ĉar la interkovro \(o_{\mathrm {p}}\) pliiĝis ĝis 99,67% (Fig. 1f), distinga topografio iom post iom aperis pro ĉiam pli evidentaj sulkoj.Tamen, ĉi tiuj sulkoj aperas malpli ordigitaj kaj malpli profundaj ol en Fig. 1c.Malalta kontrasto inter helaj kaj malhelaj areoj de la bildo aperas en kvalito.Tiuj rezultoj estas plue subtenataj de la pli malforta kaj pli disa signalo de la FFT-ordito en Fig. 1f kompare kun la FFT sur ĉ.Pli malgrandaj strioj ankaŭ estis evidentaj dum hejtado dum komparado de figuroj 1b kaj e, kiuj poste estis konfirmitaj per konfokusa mikroskopio.
Krom la antaŭa eksperimento, la polusiĝo de la lasera radio estis rotaciita per 90 \(^{\circ}\), kio kaŭzis, ke la polusiĝdirekto moviĝis perpendikulare al la poziciiga platformo.Sur fig.2a-c montras la fruajn stadiojn de strukturformado, \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% en nevarmigita (a), varmigita (b) kaj varmigita 90\(^{\ circ }\ ) - Kazo kun turnanta polusiĝo (c).Por bildigi la nanotopografion de la strukturoj, la areoj markitaj per koloraj kvadratoj estas montritaj en Figoj.2d, sur pligrandigita skalo.
SEM-bildoj de surfacaj strukturoj kreitaj per DLIP.La procezaj parametroj estas la samaj kiel en Fig.1.La bildo montras la specimenan temperaturon \(T_s\), polusiĝon kaj pulsinterkovron \(o_\mathrm {p}\).La nigra enmetita denove montras la respondan transformon de Fourier.La bildoj en (d)-(i) estas pligrandigoj de la markitaj areoj en (a)-(c).
En ĉi tiu kazo, oni povas vidi, ke la strukturoj en la pli malhelaj areoj de Fig. 2b,c estas polarizo-sentemaj kaj tial estas etikeditaj LSFL-II14, 20, 29, 30. Precipe, la orientiĝo de LSFL-I ankaŭ estas rotaciita ( Fig. 2g, i), kiu povas esti vidita de la orientiĝo de la s-speca signalo en la ekvivalenta FFT.La bendolarĝo de la LSFL-I-periodo ŝajnas pli granda kompare kun periodo b, kaj ĝia intervalo estas ŝanĝita al pli malgrandaj periodoj en Fig. 2c, kiel indikite per la pli disvastigita s-speca signalo.Tiel, la sekva LSFL-spaca periodo povas esti observita sur la provaĵo ĉe malsamaj varmigaj temperaturoj: \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 418\(\pm 65\) nm ĉe 21 ^{ \circ }\ )C (Fig. 2a), \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 445\(~\pm\) 67 nm kaj \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-II }} \) = 247 ± 35 nm je 250°C (Fig. 2b) por s polarizo.Male, la spaca periodo de p-polarizo kaj 250 \(^{\circ }\)C estas egala al \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I))\) = 390\(\pm 55\ ) nm kaj \(\ Lambda_{\mathrm{LSFL-II}}\) = 265±35 nm (Fig. 2c).
Precipe, la rezultoj montras ke nur pliigante la provaĵtemperaturon, la surfacmorfologio povas ŝanĝi inter du ekstremaĵoj, inkluzive de (i) surfaco enhavanta nur LSFL-I elementojn kaj (ii) areon kovrita per LSFL-II.Ĉar la formado de tiu speciala speco de LIPSS sur metalsurfacoj estas rilata al surfacaj oksidtavoloj, energidisvastiga Rentgenfota analizo (EDX) estis farita.Tabelo 1 resumas la rezultojn akiritajn.Ĉiu determino estas aranĝita averaĝante almenaŭ kvar spektrojn en malsamaj lokoj sur la surfaco de la prilaborita provaĵo.La mezuradoj estas faritaj ĉe malsamaj provaĵtemperaturoj \(T_\mathrm{s}\) kaj malsamaj pozicioj de la provaĵsurfaco enhavanta nestrukturitajn aŭ strukturitajn areojn.La mezuradoj ankaŭ enhavas informojn pri la pli profundaj neoksidigitaj tavoloj kiuj situas rekte sub la traktita fandita areo, sed ene de la elektronpenetradprofundo de la EDX-analizo.Tamen, oni devas rimarki, ke la EDX estas limigita en sia kapablo kvantigi la oksigenan enhavon, do ĉi tiuj valoroj ĉi tie povas nur doni kvalitan takson.
La netraktitaj partoj de la provaĵoj ne montris signifajn kvantojn de oksigeno ĉe ĉiuj funkciaj temperaturoj.Post lasera traktado, oksigenniveloj pliiĝis en ĉiuj kazoj31.La diferenco en elementa konsisto inter la du netraktitaj specimenoj estis kiel atendita por la komercaj ŝtalaj specimenoj, kaj signife pli altaj karbonaj valoroj estis trovitaj kompare kun la datenfolio de la fabrikanto por AISI 304 ŝtalo pro hidrokarbona poluado32.
Antaŭ diskutado de eblaj kialoj de la malkresko en kanela ablacioprofundo kaj la transiro de LSFL-I ĝis LSFL-II, potenco-spektra denseco (PSD) kaj altecprofiloj estas uzitaj.
(mi) La kvazaŭ-dudimensia normaligita potenco-spektra denseco (Q2D-PSD) de la surfaco estas montrita kiel SEM-bildoj en Figuroj 1 kaj 2. 1 kaj 2. Ĉar la PSD estas normaligita, malkresko en la sumsignalo devus esti komprenata kiel pliigo de la konstanta parto (k \(\le\) 0,7 µm\(^{-1}\), ne montrita), do glateco.(ii) Ekvivalenta averaĝa surfaca alteca profilo.Specimena temperaturo \(T_s\), interkovro \(o_{\mathrm {p}}\), kaj lasera polusiĝo E relative al la orientiĝo \(\vec {v}\) de la poziciiga platformmovado estas montritaj en ĉiuj intrigoj.
Por kvantigi la impreson de SEM-bildoj, meza normaligita potencospektro estis generita de almenaŭ tri SEM-bildoj por ĉiu parametraro averaĝante ĉiujn unu-dimensiajn (1D) potencajn spektrajn densecojn (PSDoj) en la x aŭ y direkto.La responda grafeo estas montrita en Fig. 3i montranta la frekvencŝanĝon de la signalo kaj ĝian relativan kontribuon al la spektro.
Sur fig.3ia, c, e, la DLIP-pinto kreskas proksime de \(k_{\mathrm {DLIP}}~=~2\pi\) (4,5 µm)\(^{-1}\) = 1,4 µm \ ( ^{- 1}\) aŭ la respondaj pli altaj harmonoj kiam la interkovro pliiĝas \(o_{\mathrm {p))\).Pliiĝo en la fundamenta amplitudo estis asociita kun pli forta evoluo de la LRIB-strukturo.La amplitudo de pli altaj harmonoj pliiĝas kun la kruteco de la deklivo.Por rektangulaj funkcioj kiel limigaj kazoj, la aproksimado postulas la plej grandan nombron da frekvencoj.Tial, la pinto ĉirkaŭ 1.4 µm\(^{-1}\) en la PSD kaj la ekvivalentaj harmonoj povas esti utiligitaj kiel kvalitparametroj por la formo de la kanelo.
Male, kiel montrite en Fig. 3(i)b,d,f, la PSD de la varmigita specimeno montras pli malfortajn kaj pli larĝajn pintojn kun malpli signalo en la respektivaj harmonoj.Krome, en fig.3(i)f montras ke la dua harmonia signalo eĉ superas la fundamentan signalon.Tio reflektas la pli neregulan kaj malpli okulfrapan DLIP-strukturon de la varmigita provaĵo (kompare kun \(T_s\) = 21\(^\circ\)C).Alia trajto estas ke kiam la interkovro \(o_{\mathrm {p}}\) pliiĝas, la rezulta LSFL-I-signalo ŝanĝiĝas direkte al pli malgranda ondonumero (pli longa periodo).Ĉi tio povas esti klarigita per la pliigita kruteco de la randoj de la DLIP-reĝimo kaj la rilata loka pliiĝo en la angulo de incidenco14,33.Sekvante ĉi tiun tendencon, la plivastigo de la LSFL-I-signalo ankaŭ povus esti klarigita.Aldone al la krutaj deklivoj, ekzistas ankaŭ plataj areoj sur la fundo kaj super la spinoj de la DLIP-strukturo, enkalkulante pli larĝan gamon da LSFL-I-periodoj.Por tre sorbaj materialoj, la LSFL-I-periodo estas kutime taksita kiel:
kie \(\theta\) estas la angulo de incidenco, kaj la indikaĵoj s kaj p rilatas al malsamaj polarigoj33.
Oni devas rimarki, ke la ebeno de incidenco por DLIP-aranĝo estas kutime perpendikulara al la movado de la poziciiga platformo, kiel montrite en Figuro 4 (vidu la sekcion Materialoj kaj Metodoj).Tial, s-polariĝo, kiel regulo, estas paralela al la movado de la stadio, kaj p-polariĝo estas perpendikulara al ĝi.Laŭ la ekvacio.(1), por s-polarizo, disvastiĝo kaj ŝanĝo de la LSFL-I-signalo al pli malgrandaj ondonumeroj estas atenditaj.Ĉi tio estas pro la pliiĝo en \(\theta\) kaj la angula intervalo \(\theta \pm \delta \theta\) kiam la tranĉea profundo pliiĝas.Ĉi tio povas esti vidita komparante la LSFL-I-pintojn en Fig. 3ia,c,e.
Laŭ la rezultoj montritaj en fig.1c, LSFL\(_\mathrm {rando}\) estas ankaŭ videbla en la responda PSD en fig.3ie.Sur fig.3ig,h montras la PSD por p-polarizo.La diferenco en DLIP-pintoj estas pli okulfrapa inter varmigitaj kaj nevarmigitaj provaĵoj.En tiu kazo, la signalo de LSFL-I interkovras kun la pli altaj harmonoj de la DLIP-pinto, aldonante al la signalo proksime de la lasing ondolongo.
Por diskuti la rezultojn pli detale, en Fig. 3ii montras la strukturan profundon kaj interkovron inter pulsoj de la DLIP-linia alteca distribuo ĉe diversaj temperaturoj.La vertikala altecprofilo de la surfaco estis akirita averaĝe dek individuaj vertikalaj altecprofiloj ĉirkaŭ la centro de la DLIP-strukturo.Por ĉiu aplikata temperaturo, la profundo de la strukturo pliiĝas kun kreskanta pulsinterkovro.La profilo de la varmigita specimeno montras fendojn kun averaĝaj pik-al-pintaj (pvp) valoroj de 0.87 µm por s-polariĝo kaj 1.06 µm por p-polarizo.Kontraste, s-polariĝo kaj p-polariĝo de la nevarmigita specimeno montras pvp de 1.75 µm kaj 2.33 µm, respektive.La responda pvp estas prezentita en la alta profilo en fig.3ii.Ĉiu PvP-mezumo estas kalkulita averaĝe ok ununurajn PvP-ojn.
Krome, en fig.3iig,h montras la p-polarizan altecan distribuon perpendikulara al la poziciiga sistemo kaj kanelomovado.La direkto de la p-polusiĝo havas pozitivan efikon al la profundo de la kanelo ĉar ĝi rezultigas iomete pli altan pvp je 2.33 µm kompare kun la s-polusiĝo je 1.75 µm pvp.Ĉi tio siavice respondas al la kaneloj kaj movado de la poziciiga platformsistemo.Ĉi tiu efiko povas esti kaŭzita de pli malgranda strukturo en la kazo de s-polariĝo kompare kun la kazo de p-polarizo (vidu Fig. 2f,h), kiu estos diskutita plu en la sekva sekcio.
La celo de la diskuto estas klarigi la malkreskon de la sulko-profundo pro la ŝanĝo en la ĉefa LIPS-klaso (LSFL-I al LSFL-II) en la kazo de varmigitaj specimenoj.Do respondu la jenajn demandojn:
Por respondi la unuan demandon, necesas konsideri la mekanismojn respondecajn pri la redukto de ablacio.Por ununura pulso ĉe normala incidenco, la ablacioprofundo povas esti priskribita kiel:
kie \(\delta _{\mathrm {E}}\) estas la energipenetradprofundo, \(\Phi\) kaj \(\Phi _{\mathrm {th}}\) estas la absorbadfluo kaj la Ablaciofluo sojlo, respektive34 .
Matematike, la profundo de energia penetrado havas multiplikan efikon sur la profundo de ablacio, dum la ŝanĝo de energio havas logaritman efikon.Do fluaj ŝanĝoj ne influas \(\Delta z\) tiom longe kiom \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\).Tamen, forta oksigenado (ekzemple, pro la formado de kromoksido) kondukas al pli fortaj Cr-O35-obligacioj kompare kun Cr-Cr-obligacioj, tiel pliigante la ablaciosojlon.Sekve, \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\) ne plu estas kontentigita, kio kondukas al rapida malkresko en la ablacioprofundo kun malkreskanta energifluodenseco.Krome, korelacio inter la oksigenada stato kaj la periodo de LSFL-II estas konata, kiu povas esti klarigita per ŝanĝoj en la nanostrukturo mem kaj la optikaj propraĵoj de la surfaco kaŭzitaj de surfaca oksigenado30,35.Tial, la preciza surfacdistribuo de la sorbadfluo \(\Phi\) ŝuldiĝas al la kompleksa dinamiko de la interagado inter la struktura periodo kaj la dikeco de la oksidtavolo.Depende de la periodo, la nanostrukturo forte influas la distribuadon de la sorbita energifluo pro akra kresko de la kampo, ekscito de surfacaj plasmonoj, eksterordinara lumtransigo aŭ disvastigo17,19,20,21.Tial, \(\Phi\) estas forte malhomogena proksime de la surfaco, kaj \(\delta _ {E}\) verŝajne ne plu eblas kun unu sorba koeficiento \(\alpha = \delta _{\mathrm {opt} } ^ { -1} \approx \delta _{\mathrm {E}}^{-1}\) por la tuta preskaŭsurfaca volumeno.Ĉar la dikeco de la oksidfilmo plejparte dependas de la solidiĝotempo [26], la nomenklatura efiko dependas de la provaĵtemperaturo.La optikaj mikrografioj montritaj en Figuro S1 en la Suplementa Materialo indikas ŝanĝojn en la optikaj propraĵoj.
Tiuj efikoj parte klarigas la pli malprofundan tranĉeoprofundon en la kazo de malgrandaj surfacstrukturoj en Figuroj 1d,e kaj 2b,c kaj 3(ii)b,d,f.
LSFL-II povas formiĝi sur duonkonduktaĵoj, dielektrikoj kaj materialoj inklinaj al oksigenado14,29,30,36,37.En ĉi-lasta kazo, la dikeco de la surfaca oksidtavolo estas precipe grava30.La EDX-analizo farita rivelis la formadon de surfacaj oksidoj sur la strukturita surfaco.Tiel, por nevarmigitaj provaĵoj, ĉirkaŭa oksigeno ŝajnas kontribui al la parta formado de gasaj partikloj kaj parte la formado de surfacaj oksidoj.Ambaŭ fenomenoj faras gravan kontribuon al ĉi tiu procezo.Male, por varmigitaj specimenoj, metaloksidoj de diversaj oksidaj statoj (SiO\(_{\mathrm {2}}\), Cr\(_{\mathrm {n}} \)O\(_{\mathrm { m}}\ ), Fe\(_{\mathrm {n}}\)O\(_{\mathrm {m}}\), NiO, ktp.) estas klare 38 en favoro.Aldone al la postulata oksidtavolo, la ĉeesto de subondolonga malglateco, ĉefe alta spaca frekvenco LIPSS (HSFL), estas necesa por formi la postulatajn subondolongajn (d-specajn) intensecreĝimojn14,30.La fina LSFL-II intensecreĝimo estas funkcio de la HSFL-amplitudo kaj oksiddikeco.La kialo de ĉi tiu reĝimo estas la malproksima kampa interfero de lumo disigita de la HSFL kaj lumo refraktita en la materialon kaj disvastiĝanta ene de la surfaca dielektrika materialo20,29,30.SEM-bildoj de la rando de la surfaca ŝablono en Figuro S2 en la sekcio de Suplementaj Materialoj estas indikaj de antaŭekzistanta HSFL.Tiu ekstera regiono estas malforte trafita per la periferio de la intensecdistribuo, kiu permesas la formadon de HSFL.Pro la simetrio de la intensecdistribuo, tiu efiko ankaŭ okazas laŭ la skanaddirekto.
Specimena hejtado influas la LSFL-II-formadprocezon laŭ pluraj manieroj.Unuflanke, pliiĝo de specimena temperaturo \(T_\mathrm{s}\) havas multe pli grandan efikon al la rapideco de solidiĝo kaj malvarmigo ol la dikeco de la fandita tavolo26.Tiel, la likva interfaco de varmigita provaĵo estas senŝirma al ĉirkaŭa oksigeno por pli longa tempodaŭro.Krome, malfrua solidiĝo permesas la disvolviĝon de kompleksaj konvektaj procezoj, kiuj pliigas la miksadon de oksigeno kaj oksidoj kun likva ŝtalo26.Tio povas esti pruvita komparante la dikecon de la oksidtavolo formita nur per difuzo (\(\Lambda _\mathrm {diff}=\sqrt{D~\times ~t_\mathrm {s}}~\le ~15\) nm) La responda koagula tempo estas \(t_\mathrm {s}~\le ~200\) ns, kaj la difuzkoeficiento \(D~\le\) 10\(^{-5}\) cm\(^ 2 \ )/ s) Signife pli alta dikeco estis observita aŭ postulata en la LSFL-II-formacio30.Aliflanke, hejtado ankaŭ influas la formadon de HSFL kaj tial la disvastigobjektojn postulatajn por transiri en la LSFL-II d-specan intensecreĝimon.La malkovro de nanovoj kaptitaj sub la surfaco indikas ilian implikiĝon en la formado de HSFL39.Ĉi tiuj difektoj povas reprezenti la elektromagnetan originon de HSFL pro la postulataj altfrekvencaj periodaj intensecaj ŝablonoj14,17,19,29.Krome, ĉi tiuj generitaj intensecreĝimoj estas pli unuformaj kun granda nombro da nanovojoj19.Tiel, la kialo de la pliigita incidenco de HSFL povas esti klarigita per la ŝanĝo en la dinamiko de kristalaj difektoj kiam \(T_\mathrm{s}\) pliiĝas.
Lastatempe estis montrite, ke la malvarmiga indico de silicio estas ŝlosila parametro por interna interstica supersaturiĝo kaj tiel por la amasiĝo de punktaj difektoj kun la formado de dislokiĝoj40,41.Molekula dinamikaj simuladoj de puraj metaloj montris, ke vakantaĵoj supersaturiĝas dum rapida rekristaliĝo, kaj tial la amasiĝo de vakantaĵoj en metaloj enspezas en simila maniero42,43,44.Krome, lastatempaj eksperimentaj studoj pri arĝento temigis la mekanismon de formado de malplenoj kaj aretoj pro la amasiĝo de punktaj difektoj45.Tial, pliiĝo en la temperaturo de la provaĵo \(T_\mathrm {s}\) kaj, sekve, malkresko en la malvarmigorapideco povas influi la formadon de malplenoj, kiuj estas la nukleoj de HSFL.
Se vakantaĵoj estas la necesaj antaŭuloj al kavaĵoj kaj tial HSFL, la provaĵtemperaturo \(T_s\) devus havi du efikojn.Unuflanke, \(T_s\) influas la rapidecon de rekristaliĝo kaj, sekve, la koncentriĝon de punktaj difektoj (vakantkoncentriĝo) en la kreskigita kristalo.Aliflanke, ĝi ankaŭ influas la malvarmigan rapidecon post solidiĝo, tiel influante la disvastigon de punktaj difektoj en la kristalo 40,41.Krome, la solidiĝo-rapideco dependas de la kristalografia orientiĝo kaj estas tiel tre anizotropa, same kiel la disvastigo de punktaj difektoj42,43.Laŭ ĉi tiu premiso, pro la anizotropa respondo de la materialo, la interago de lumo kaj materio fariĝas anizotropa, kiu siavice plifortigas ĉi tiun determinisman periodan liberigon de energio.Por polikristalaj materialoj, tiu konduto povas esti limigita per la grandeco de ununura grajno.Fakte, LIPSS-formado estis pruvita depende de grenorientiĝo46,47.Tial, la efiko de specimena temperaturo \(T_s\) sur la kristaliĝrapideco eble ne estas tiel forta kiel la efiko de grena orientiĝo.Tiel, la malsama kristalografia orientiĝo de malsamaj grajnoj disponigas eblan klarigon por la pliiĝo en malplenoj kaj agregado de HSFL aŭ LSFL-II, respektive.
Por klarigi la komencajn indikojn de ĉi tiu hipotezo, la krudaj specimenoj estis gravuritaj por riveli grenformadon proksime al la surfaco.Komparo de grajnoj en fig.S3 estas montrita en la suplementa materialo.Krome, LSFL-I kaj LSFL-II aperis en grupoj sur varmigitaj specimenoj.La grandeco kaj geometrio de tiuj aretoj egalrilatas al la grajngrandeco.
Krome, HSFL nur okazas en mallarĝa intervalo ĉe malaltaj fluaj densecoj pro sia konvekta origino19,29,48.Tial, en eksperimentoj, tio verŝajne okazas nur ĉe la periferio de la traboprofilo.Tial, HSFL formiĝis sur ne-oksigenitaj aŭ malforte oksigenitaj surfacoj, kiuj iĝis ŝajnaj dum komparado de la oksidfrakcioj de traktitaj kaj netraktitaj provaĵoj (vidu tabelreftab: ekzemplo).Tio konfirmas la supozon ke la oksidtavolo estas plejparte induktita per la lasero.
Surbaze de ke LIPSS-formacio estas tipe dependa de la nombro da pulsoj pro inter-pulsa religo, HSFLoj povas esti anstataŭigitaj per pli grandaj strukturoj kiam pulsinterkovro pliiĝas19.Malpli regula HSFL rezultigas malpli regulan intensecpadronon (d-reĝimo) necesa por la formado de LSFL-II.Tial, ĉar la interkovro de \(o_\mathrm {p}\) pliiĝas (vidu Fig. 1 de de), la reguleco de LSFL-II malpliiĝas.
Ĉi tiu studo esploris la efikon de substrata temperaturo sur la surfaca morfologio de lasero strukturita DLIP traktita rustorezista ŝtalo.Estis trovite ke varmigi la substraton de 21 ĝis 250 °C kondukas al malkresko en la ablacioprofundo de 1,75 ĝis 0,87 µm en la s-polariĝo kaj de 2,33 ĝis 1,06 µm en la p-polarizo.Tiu malkresko ŝuldiĝas al la ŝanĝo en LIPSS-tipo de LSFL-I ĝis LSFL-II, kiu estas rilata al laser-induktita surfacoksidtavolo ĉe pli alta provaĵtemperaturo.Krome, LSFL-II povas pliigi sojlan fluon pro pliigita oksigenado.Oni supozas, ke en ĉi tiu teknologia sistemo kun alta pulsinterkovro, averaĝa energia denseco kaj meza ripetado, la okazo de LSFL-II ankaŭ estas determinita de la ŝanĝo en dislokdinamiko kaŭzita de specimena hejtado.La agregado de LSFL-II estas hipotezita por ŝuldiĝi al grenorientiĝ-dependa nanovojformacio, kondukante al HSFL kiel antaŭulo al LSFL-II.Krome, la influo de la direkto de polusiĝo sur la struktura periodo kaj la bendolarĝo de la struktura periodo estas studata.Ĝi turnas ke p-polarizo estas pli efika por la DLIP-procezo laŭ ablacioprofundo.Ĝenerale, ĉi tiu studo malkovras aron de procezaj parametroj por kontroli kaj optimumigi la profundon de DLIP-ablacio por krei personecigitajn surfacajn ŝablonojn.Finfine, la transiro de LSFL-I al LSFL-II estas tute varmega kaj malgranda pliiĝo en ripeta indico estas atendita kun konstanta pulsinterkovro pro pliigita varmeca amasiĝo24.Ĉiuj ĉi tiuj aspektoj rilatas al la venonta defio vastigi la DLIP-procezon, ekzemple per la uzo de plurlateraj skanaj sistemoj49.Por minimumigi varmecan amasiĝon, la sekva strategio povas esti sekvita: konservi la skanan rapidecon de la plurlatera skanilo kiel eble plej alta, utiligante la pli grandan laseran makulgrandecon, ortan al la skanaddirekto, kaj uzante optimuman ablacion.fluado 28. Krome, ĉi tiuj ideoj permesas la kreadon de kompleksa hierarkia topografio por altnivela surfacfunkciigo uzante DLIP.
En ĉi tiu studo, elektropoluritaj neoksideblaj ŝtalaj platoj (X5CrNi18-10, 1.4301, AISI 304) 0.8 mm dikaj estis uzitaj.Por forigi ajnajn poluaĵojn de la surfaco, la specimenoj estis zorge lavitaj per etanolo antaŭ lasera traktado (absoluta koncentriĝo de etanolo \(\ge\) 99.9%).
La DLIP-agordo estas montrita en Figuro 4. Specimenoj estis konstruitaj uzante DLIP-sistemon ekipitan per 12 ps ultramallonga pulsita lasera fonto kun ondolongo de 532 nm kaj maksimuma ripeta indico de 50 MHz.La spaca distribuo de la radioenergio estas gaŭsa.Speciale desegnita optiko disponigas du-radian interferometrian konfiguracion por krei liniajn strukturojn sur la provaĵo.Lenso kun fokusa distanco de 100 mm supermetas du kromajn laserradiojn sur la surfaco laŭ fiksa angulo de 6.8\(^\circ\), kiu donas spacan periodon de proksimume 4.5 µm.Pli da informoj pri la eksperimenta aranĝo troveblas aliloke50.
Antaŭ lasera prilaborado, la specimeno estas metita sur hejtplaton je certa temperaturo.La temperaturo de la hejtplato estis fiksita je 21 kaj 250 °C.En ĉiuj eksperimentoj, transversa jeto de kunpremita aero estis uzita en kombinaĵo kun ellasila aparato por malhelpi polvdeponadon sur la optiko.x,y scensistemo estas starigita por poziciigi la provaĵon dum strukturado.
La rapideco de la poziciiga scensistemo estis variigita de 66 ĝis 200 mm/s por akiri interkovron inter pulsoj de 99,0 ĝis 99,67 \(\%\) respektive.En ĉiuj kazoj, la ripetofteco estis fiksita je 200 kHz, kaj la averaĝa potenco estis 4 W, kiu donis energion per pulso de 20 μJ.La radiodiametro uzita en la DLIP-eksperimento estas proksimume 100 µm, kaj la rezulta pinta laserenergiodenseco estas 0.5 J/cm\(^{2}\).La totala energio liberigita je unuopa areo estas la pinta akumula flueco egalrilatanta al 50 J/cm\(^2\) por \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0 \(\%\), 100 J/cm \(^2\) por \(o_{\mathrm {p))\)=99.5\(\%\) kaj 150 J/cm\(^2\) por \(o_{ \mathrm {p} }\ ) = 99,67 \(\%\).Uzu la platon \(\lambda\)/2 por ŝanĝi la polusiĝon de la lasera radio.Por ĉiu aro de parametroj uzataj, areo de ĉirkaŭ 35 × 5 mm\(^{2}\) estas teksturita sur la specimeno.Ĉiuj strukturitaj eksperimentoj estis faritaj sub ĉirkaŭaj kondiĉoj por certigi industrian aplikeblecon.
La morfologio de la specimenoj estis ekzamenita per konfokusa mikroskopo kun 50x pligrandigo kaj optika kaj vertikala rezolucio de 170 nm kaj 3 nm, respektive.La kolektitaj topografiaj datumoj tiam estis taksitaj per surfacanaliza softvaro.Eltiru profilojn el terenaj datumoj laŭ ISO 1661051.
La provaĵoj ankaŭ estis karakterizitaj uzante skanan elektronan mikroskopon ĉe akcela tensio de 6.0 kV.La kemia kunmetaĵo de la surfaco de la provaĵoj estis taksita per energidisvastiĝanta Rentgenfota spektroskopio (EDS) alfikso ĉe akcela tensio de 15 kV.Krome, optika mikroskopo kun 50x celo estis uzita por determini la grajnecan morfologion de la mikrostrukturo de la provaĵoj. Antaŭ tio, la specimenoj estis gravuritaj je konstanta temperaturo de 50 \(^\circ\)C dum kvin minutoj en neoksidebla ŝtala makulo kun klorida acido kaj nitratacida koncentriĝo de 15–20 \(\%\) kaj 1\( -<\)5 \(\%\), respektive. Antaŭ tio, la specimenoj estis gravuritaj je konstanta temperaturo de 50 \(^\circ\)C dum kvin minutoj en neoksidebla ŝtala makulo kun klorida acido kaj nitratacida koncentriĝo de 15–20 \(\%\) kaj 1\( -<\)5 \(\%\), respektive. Перед этим образцы травили при постоянной температуре 50 \(^\circ\)С в течение пяти минут вестоянной температуре. стали соляной и азотной кислотами концентрацией 15-20 \(\%\) и 1\( -<\)5 \( \%\) соответственно. Antaŭ tio, la specimenoj estis gravuritaj je konstanta temperaturo de 50 \(^\circ\)C dum kvin minutoj en neoksidebla ŝtala farbo kun klorida kaj nitrata acidoj kun koncentriĝo de 15-20 \(\%\) kaj 1\( -<\)5 \( \%\) respektive.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，盐酸咦，盐酸咦%\(2) 盐酸咦 0 中 咦 0 0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。Antaŭ tio, la specimenoj estis piklitaj dum kvin minutoj je konstanta temperaturo de 50 \(^\circ\)C en makula solvaĵo por neoksidebla ŝtalo kun koncentriĝo de klorida kaj nitrata acidoj 15-20 \(\%\) kaj 1. \.(-<\)5 \ (\%\) соответственно. (-<\)5 \ (\%\) respektive.
Skema diagramo de la eksperimenta aranĝo de du-radia DLIP-aranĝo, inkluzive de (1) lasera radio, (2) \(\lambda\)/2 plato, (3) DLIP-kapo kun certa optika agordo, (4) ) varmplato, (5) kruc-fluida , (6) x,y poziciiga paŝoj kaj (7) rustorezistaŝtalaj specimenoj.Du supermetitaj traboj, rondigitaj ruĝe maldekstre, kreas liniajn strukturojn sur la provaĵo je \(2\theta\) anguloj (inkluzive de kaj s- kaj p-polarizo).
La datumaroj uzitaj kaj/aŭ analizitaj en la nuna studo estas haveblaj de la respektivaj aŭtoroj laŭ akceptebla peto.
Afiŝtempo: Jan-07-2023