CC BY
72
НАУЧНЫЕ И ПРАКТИЧЕСКИЕ РАЗРАБОТКИ
УДК 544.032.65
DOI: 10.17586/0021-3454-2018-61-12-1083-1091
АБЛЯЦИЯ ПОВЕРХНОСТИ ТИТАНА СДВОЕННЫМИ НАНОСЕКУНДНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ
М. В. Лукьянцев, А. А. Самохвалов
Университет ИТМО, 197101, Санкт-Петербург, Россия E-mail: [email protected]
Изучено влияние режима сдвоенных лазерных наносекундных импульсов на изменение морфологии абляционных кратеров, формируемых на поверхности титана. Рассмотренный режим сдвоенных наносекундных импульсов позволяет эффективнее, по сравнению с режимом моноимпульсного воздействия, использовать лазерную энергию для задач формирования микрорельефов благодаря разделению „избыточной" плотности мощности временной задержкой, превышающей продолжительность жизни лазерной плазмы. Показано, что вариация временных параметров сдвоенных импульсов приводит к возрастанию глубины удаленного слоя приблизительно в 1,5 раза, двукратному увеличению аспектно-го отношения, а также уменьшению количества жидкой фазы материала, выбрасываемого давлением отдачи. Обнаружено, что в режиме сдвоенных нано-секундных импульсов формируется сложная двухуровневая микроструктура кратеров. Полученные структуры кратеров в режиме сдвоенных наносекундных импульсов могут быть использованы для изменения трибологических свойств поверхности металлов и создания функциональных микрорельефов.
Ключевые слова: лазерная абляция, сдвоенные наносекундные импульсы, абляционный кратер, микроструктурирование, функциональный микрорельеф, волоконный иттербиевый лазер
Введение. На сегодняшний день импульсные иттербиевые волоконные лазеры благодаря своим технико-эксплуатационным преимуществам нашли широкое применение в различных технологических сферах, например наноструктурировании и микрообработке поверхности твердых тел [1]. Чаще всего при этом используется лазерная абляция [2].
Среди примеров использования лазерного микроструктурирования можно перечислить: создание олеофильных микрорельефов на поверхности ответственных деталей [3], формирование микрорельефов, увеличивающих площадь соприкосновения фланцев запорной арматуры [4], повышение коррозионной стойкости поверхностей металлов, работающих в экстремальных условиях [5], лазерную маркировку поверхности металлов [2], удаление загрязнений с различных поверхностей [6] и т.д.
Достоинством импульсного режима воздействия является возможность управления геометрическими параметрами кратеров (микрорельефов), вместе с этим изменяются физико-химические свойства поверхности обрабатываемых материалов (смачиваемость, износостойкость, эмиссионные свойства и др.) [7].
С помощью режима воздействия сдвоенных наносекундных импульсов, в котором два последовательных импульса разделены интервалом от десятков наносекунд до единиц микросекунд, возможно распределять плотность мощности лазерного излучения за счет изменения
временных характеристик импульсов, как следствие, эффективно использовать лазерную энергию [8, 9] ив итоге — менять микрогеометрию абляционных кратеров и конечных рельефов.
В [10] показано, что режим сдвоенных импульсов помимо повышения качества и скорости сверления позволяет увеличить аспектное отношение при формировании отверстий в особо прочных сталях [11], уменьшить количество расплава вокруг кратера [12], увеличить вынос массы вещества [13, 14] и повысить интенсивность спектральных линий для применения в спектроскопии лазерно-индуцированной плазмы [15, 16]. В работе [17] продемонстрирована возможность формирования абляционных кратеров, диаметр которых существенно меньше диаметра сфокусированного на поверхности лазерного пучка. Исследование влияния режима сдвоенных наносекундных импульсов на процесс лазерной абляции представляет значительный интерес, так как этот режим обеспечивает новые технологические возможности для лазерной микрообработки материалов.
Целью настоящей работы является исследование влияния сдвоенных наносекундных лазерных импульсов на микрогеометрию абляционных кратеров, формируемых на поверхности титановой мишени.
Экспериментальная установка. Схема экспериментальной установки представлена на рис. 1, а (1 — образец; 2 — факел лазерной плазмы; 3 — фокусирующий объектив; 4 — гальванометрический сканатор; 5 — волоконный иттербиевый лазер; 6 — генератор; 7 — компьютер; 8 — драйвер для акустооптического модулятора; 9 — осциллограф; 10 — РШ-фотодиод). В качестве источника лазерного излучения применялся волоконный иттербиевый лазер средней мощностью до 50 Вт, генерирующий на длине волны 1064 нм импульсы длительностью 200 нс с частотой 50 кГц. Лазер работает по схеме „задающий генератор—волоконный усилитель" [18]. Лазерный источник дополнен драйвером акустооптического модулятора [17], позволяющим управлять временными характеристиками сдвоенных импульсов. а) 5
10 ►
[
б)
А, мВ 12 10 8 6 4 2
0
в)
А , мВ 12 10 8 6 4 2
50 100 200 300 400 500 г, нс
0 100 200 300 400 500 600 г, нс
Рис. 1
Процесс абляции осуществлялся в режиме „импульс в точку". В каждом из режимов обработки получен массив кратеров (поле из ~100 кратеров), сформированных за однократное воздействие на поверхность одиночных или сдвоенных импульсов и отстоящих друг от друга
8
3
2
7
1
на расстоянии, превышающем размер кратера. Гальванометрический сканатор (скорость сканирования 5 м/с) использован для развертки лазерного луча по поверхности мишени при формировании кратеров без перекрывания лазерных пучков. Зеркало, зафиксированное на роторе гальваносканатора, отклоняет падающий лазерный пучок, который фокусируется объективом плоского поля (Linos, F = 180 мм) на мишени. Этот объектив, рассчитанный на системы лазерной маркировки и исправляющий соответствующие аберрации, обеспечивает фокусировку в диаметр пятна ~25 мкм на поверхности мишени (титановая фольга марки ВТ 1-0), что проверено с помощью CCD-камеры (Gentec Beamage), пучок имеет гауссово распределение.
Для измерения выходной мощности лазерного излучения использован пироэлектрический измеритель мощности (Gentec Solo PE-2), установленный после оптической системы экспериментального стенда (сканирующей зеркальной системы, объектива с просветлением на длину волны лазера), а именно в расходящемся пучке. Диагностика формы и длительности лазерных импульсов, измерение частоты следования импульсов осуществлялись PIN-фотодиодом (ThorLabs DET-10), на который попадал отраженный от фокусирующего объектива блик, сигнал с PIN-фотодиода регистрировался осциллографом Tektronix TDS3052 (полоса пропускания 500 МГц). Таким образом, из измеренных значений мощности и частоты следования импульсов определялась энергия в импульсе.
Микрогеометрия структуры кратеров изучалась методом оптической микроскопии с помощью исследовательского микроскопа Carl Zeiss Axio Imager A1.m, анализ рельефа и глубины кратеров производился с помощью профилометра Hommel Tester T8000.
Для изучения влияния временных характеристик импульсов на процесс абляции рассмотрены режимы моноимпульсного и двухимпульсного воздействия с различными вариациями длительности (от 100 до 200 нс) и задержкой между передними фронтами (от 400 до 1000 нс). Осциллограммы временной структуры одиночного и сдвоенного импульсов представлены на рис. 1, б и в (А — амплитуда, t — время). Запись режимов осуществлялась в виде: т1+т2(Д), где т1 — длительность первого импульса, т2 — длительность второго импульса, а Д — межимпульсная задержка.
Результаты эксперимента. При плотности мощности q = 430 МВт/см в моноимпульсном режиме достигается режим развитого испарения (рис. 2, а), и за счет давления отдачи происходит разбрызгивание расплава мишени. При повышении плотности мощности (q > 600 МВт/см ) диаметр d кратера монотонно растет (рис. 2, б), как и количество продуктов абляции, выброшенных давлением отдачи, что снижает качество микрообработки в целом. Профиль кратера (h — глубина, b — ширина), полученный при максимальной плотности мощности q = 990 МВт/см и т=150 нс, представлен на рис. 3, а. а) б)
Рис. 2
В результате экспериментов получены кратеры в двенадцати различных режимах сдвоенных импульсов. Изменение морфологии абляционных кратеров с различными вариациями длительностей импульса и межимпульсных интервалов в режиме сдвоенных наносекундных
импульсов, полученное методом оптической микроскопии при максимальной средней мощности, представлено на рис. 4 (а — 200+200(400); б — 100+100(400) нс).
Результаты исследования рельефов и глубины кратеров в режиме сдвоенных импульсов методом контактной профилометрии при максимальной средней мощности с наименьшим межимпульсным интервалом Д = 400 нс представлены на рис. 3, б—д (б — 200+100(400); в — 200+200(400); г — 100+200(400); д — 100+100(400); е — 200+200(1000) нс).
а)
И, мкм
2 0 -2 -4 -6
б)
Л
У
/
А1
0 20 40 60 80 Ь, мкм
в) И, мкм
2 0 -2 -4 -6
д)
И, мкм 2 0 -2 -4 -6
И, мкм
2 0 -2 -4 -6
г)
И, мкм
2 0 -2 -4 -6
е) И, мкм
2 0 -2 -4 -6
20 40 60 Ь, мкм
0 20 40 60 80 Ь, мкм
Рис. 3
а)
л
50 мкм _ д
б)
Рис. 4
0
В двух режимах (рис. 5; а, б — 200+100(600); в, г — 200+200(1000) нс; qi и q2 — плотность мощности первого и второго импульса соответственно) обнаружена характерная особенность сдвоенных импульсов: формирование сложной двухуровневой микроструктуры кратеров (а — q1= 112, q2= 36; б — q1= 176, q2= 58; в — q1= 175, q2= 47; г — q1= 240, q2= 65 МВт/см2) [19].
а)
в)
Рис. 5
Обсуждение результатов. Время жизни лазерной плазмы, возникающей при абляции металлов наносекундными лазерными импульсами длительностью от 100 до 200 нс с плотностью мощности до 1 ГВт/см2 (предельное значение для использованного в эксперименте лазера), примерно равно длительности инициирующего плазму лазерного импульса, что было экспериментально показано в недавних работах [20, 21]. При плотности мощности более 0,05 ГВт/см существенная часть лазерного импульса поглощается плазмой, несмотря на это поверхность металла нагревается до субкритической температуры [21]. Исходя из этого следует, что при межимпульсном интервале 400 <Д< 1000 нс второй наносекундный импульс взаимодействует не с лазерной плазмой, а прежде всего с продуктами абляции — парожидко-стным облаком из нано- и микрочастиц (аэрозоль), а прошедшая через аэрозольную среду часть излучения поглощается остывающей поверхностью металла.
При времени межимпульсной задержки Д > 1000 нс над поверхностью металла остается сильно разреженная среда и поглощение в ней несущественно, пробой на отдельных микрочастицах носит спорадический характер, в этом случае следует рассматривать воздействие второго импульса на поверхность остывающего металла, отражательная способность которого может сильно отличаться от твердофазного состояния.
Для выяснения степени экранировки лазерного излучения лазерной плазмой вначале определялась глубина удаленного слоя h в режиме чистого испарения по известной зависимости [22]:
(1" R )(Ф"Фй )
h = ■
L
(1)
где R — коэффициент отражения излучения, Ф — плотность энергии излучения, Ф^ — пороговая плотность энергии излучения, L — скрытая теплота испарения на единицу объема твердого тела. Затем вычисленное значение сопоставлялось с полученными в эксперименте значениями глубины кратеров.
В расчетах глубина удаленного слоя ~4,2 мкм (рис. 3, а) достигается при плотности мощности 265 МВт/см , в то время как в эксперименте данное значение глубины кратера получено при 990 МВт/см . В представленных расчетах не учитывалась температурная зависимость теплофизических свойств и поглощательной способности материала мишени, однако [22] более существенной является экранировка падающего излучения лазерной плазмой. Следовательно, можно оценить поглощение падающего излучения в лазерной плазме для результатов представленных экспериментов. Таким образом, из отношения падающей плотности мощности к необходимой для удаления ~4,2 мкм следует, что в данных условиях в лазерной плазме поглощается ~73 % лазерной энергии. Отсюда очевидно преимущество режима сдвоенных импульсов: разделив „избыточную" плотность мощности временной задержкой, превышающей продолжительность жизни лазерной плазмы, можно получить большую глубину удаленного слоя, устранив эффект экранировки.
Другим важным параметром наносекундной лазерной абляции является величина жидкой фазы, выброшенной давлением отдачи [2], для ее оценок применялся метод контактной профилометрии. В таблице приведены измеренные объемы кратеров, жидкой фазы, выброшенной давлением отдачи (валик расплава), и конечного удаленного объема мишени в различных режимах. Объем кратера рассчитывался исходя из аппроксимации его профиля усеченным конусом, а объем жидкой фазы исходя из аппроксимации ее контура — формы тора. Погрешность расчета 10 %.
Соотношение объемов жидкой фазы в различных режимах
№ Режим Объем кратера, х103 мкм3 Объем жидкой фазы, х103 мкм3 Удаленный объем, х103 мкм3
1 150 7,1 5,5 1,6
7 100+100(400) 6,0 4,6 1,4
4 200+200(400) 7,7 5,9 1,8
6 200+200(1000) 10,5 8,0 2,5
По данным оптической микроскопии (рис. 4) и контактной профилометрии (рис. 3, б—д), в режиме 100+100 нс образуется наименьший объем выброшенного расплава вокруг кратера по сравнению с другими режимами, что объясняется снижением давления отдачи при воздействии более коротких лазерных импульсов. В режиме 200+200 нс, очевидно, происходит повышение давления отдачи, наблюдается практически в 1,5 раза больший выброс жидкой фазы материала (см. таблицу).
На рис. 6 проиллюстрирована зависимость диаметров (незаштрихованная часть столбцов), глубин (заштрихованная часть столбцов) (а) и аспектного отношения (б) кратеров на поверхности титана от режимов: № 1 — 150; 2 — 200+100(400); 3 — 100+200(400); 4 — 200+200(400); 5 — 200+200(600); 6 — 200+200(1000); 7 — 100+100(400); 8 — 100+100(600); 9 — 100+100(1000) нс. В режиме сдвоенных импульсов № 6 (200+200(1000) нс) достигается максимальная глубина кратера (рис. 3, е), превышающая глубину кратера при моноимпульсном воздействии в ~1,5 раза, что, видимо, связано как с уменьшением эффектов экранировки, так и с увеличением давления отдачи, за счет которого выносится материал мишени при использовании длинных импульсов. В конфигурации 100+100 нс (№ 7—9) глубина кратеров практически не меняется по сравнению с моноимпульсным воздействием. Изменение диаметра кратера незначительно во всех режимах — менее 5 %, кроме № 2 и 6, при которых диаметр уменьшается в 1,2 раза по сравнению с моноимпульсным режимом.
Увеличение временного интервала до 1000 нс (рис. 6) позволяет свести влияние экранировки продуктами абляции к минимально возможному, за счет чего осуществляется двукратное увеличение аспектного отношения в № 6 (рис. 6, б). Напротив, использование длительностей импульсов 100+100 нс (№ 7—9) не приводит к изменению аспектного отношения, что связано с повышением порога абляции для случая уменьшения длительности импульсов [2], и, как следствие, ведет к общему уменьшению выносимой массы вещества.
а)
d, мкм 60 50 40 30 20 10 0
б)
h, мкм 10
h/d
0,12 0,10 0,08 0,06 0,04 0,02
1 2 3 4 5 6 7 8 9
0 №
1 2 3 4 5 6 7 8 9 №
Рис. 6
Заключение. Таким образом, режим сдвоенных наносекундных импульсов позволяет эффективнее использовать лазерную энергию для формирования микрорельефов по сравнению с режимом моноимпульсного воздействия: при той же средней мощности лазерного источника удается увеличить глубину удаленного слоя приблизительно в 1,5 раза, достичь двукратного увеличения аспектного отношения и уменьшить количество жидкой фазы материала, выбрасываемого давлением отдачи, что важно для повышения точности лазерной микрообработки.
Показано, что возможно управлять микрогеометрией абляционных кратеров и формировать сложную двухуровневую микроструктуру кратеров за счет использования режима сдвоенных наносекундных импульсов, что может быть применено для изменения трибологи-ческих свойств поверхности металлов и создания функциональных микрорельефов.
8
6
4
2
0
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Zervas M. N., Codemard C. A. High power fiber lasers: A review // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 2014. Vol. 20, N 5. Р. 219—241.
2. Вейко В. П. Лазерная микрообработка. СПб: СПбГУ ИТМО, 2007. 111 с.
3. Abdel-Aal H. A. Functional surfaces for tribological applications: inspiration and design // Surface Topography: Metrology and Properties. 2016. Vol. 4, N 4. Р. 043001.
4. Ready J. F., Farson D. F., ed., LI A handbook of laser materials processing. Orlando: Laser Institute of America, 2001. Ch. 12, 13.
5. Knowles M. R. H. et al. Micro-machining of metals, ceramics and polymers using nanosecond lasers // Intern. J. of Advanced Manufacturing Technology. 2007. Vol. 33, N 1-2. Р. 95—102.
6. Вейко В. П., Самохвалов А. А. Лазерная очистка растрированных валов со спектральным контролем // Изв. вузов. Приборостроение. 2013. Т. 56, № 3. С. 86—92.
7. Hendow S. T. et al. Percussion drilling of metals using bursts of nanosecond pulses // Optics express. 2011. Vol. 19, N 11. Р. 10221—10231.
8. Campbell B. R., Lehecka T. M., Thomas J., Semak V. A study of material removal rates using the double pulse format with nanosecond pulse laser on metals // Proc. Intern. Cong. Appl. Lasers Electro-Opt. 2008. P. 401.
9. Wang X. D. et al. Laser drilling of stainless steel with nanosecond double-pulse // Optics & Laser Technology. 2009. Vol. 41, N 2. Р. 148—153.
10. Petter L., Noll R. Material ablation and plasma state for single and collinear double pulses interacting with iron samples at ambient gas pressures below 1 bar // Appl. Phys. B. 2007. Vol. 86. Р. 159—167.
11. Forsman A. C., Banks P. S. Double pulse machining as a technique for the enhancement of material removal rates in laser machining of metals // J. of Appl. Phys. 2005. Vol. 98, N 1. P. 033302.
12. Cristoforetti G. et al. Crater drilling enhancement obtained in parallel non-collinear double-pulse laser ablation // Applied Physics A. 2010. Vol. 98, N 1. Р. 219.
13. Cristoforetti G. et al. Effect of laser parameters on plasma shielding in single and double pulse configurations during the ablation of an aluminium target // J. of Physics D: Applied Physics. 2009. Vol. 42, N 22. Р. 225207.
14. Choi I. et al. Plasma property effects on spectral line broadening in double-pulse laser-induced breakdown spectroscopy // Applied Physics A. 2013. Vol. 110, N 4. Р. 785—792.
15. Diwakar P. K. et al. Role of laser pre-pulse wavelength and inter-pulse delay on signal enhancement in collinear double-pulse laser-induced breakdown spectroscopy // Spectrochimica Acta Part B: Atomic Spectroscopy. 2013. Vol. 87. Р. 65—73.
16. Tognoni E., Cristoforetti G. Basic mechanisms of signal enhancement in ns double-pulse laser-induced breakdown spectroscopy in a gas environment // J. of Analytical Atomic Spectrometry. 2014. Vol. 29, N 8. Р. 1318—1338.
17. Veiko V. P., Lednev V. N., Pershin S. M., Samokhvalov A. A., Yakovlev E. B., Zhitenev I. Yu., Kliushin A. N. Double nanosecond pulses generation in ytterbium fiber laser // Review of Scientific Instruments. 2016. Vol. 87. N 6. P. 063114.
18. Vu K. T., Malinowski A., Richardson D. J., Ghiringhelli F., Hickey L. M. B., ZervasM. N. Adaptive pulse shape control in a diode-seeded nanosecond fiber MOPA system // Opt. Exp. 2006. Vol. 23, N 14. Р. 10996—11001.
19. WangX. et al. Fabrication of micro-convex domes using long pulse laser // Applied Physics A. 2017. Vol. 123, N 1. Р. 51.
20. Amponsah-Manager K., Omenetto N., Smith B. W., Gornushkin I. B., Winefordner J. D. Microchip laser ablation of metals: investigation of the ablation process in view of its application to laser-induced breakdown spectroscopy // JAAS: J. of Analytical Atomic Spectrometry. 2005. Vol. 20. Р. 544—551. DOI: 10.1039/b419109a.
21. Pangovski K. et al. Control of material transport through pulse shape manipulation—a development toward designer pulses // IEEE J. of Selected Topics in Quantum Electronics. 2014. Vol. 20, N 5. Р. 51—63.
22. Анисимов С. И., Лукьянчук Б. С. Избранные задачи теории лазерной абляции // УФН. 2002. Т. 172, № 3. С. 301—333.
Сведения об авторах
Михаил Владимирович Лукьянцев — студент; Университет ИТМО, кафедра лазерных технологий и систем; E-mail: [email protected]
Андрей Александрович Самохвалов — канд. техн. наук; Университет ИТМО; кафедра лазерных технологий
и систем; ассистент; E-mail: [email protected]
Поступила в редакцию 22.05.18 г.
Ссылка для цитирования: Лукьянцев М. В., Самохвалов А. А. Абляция поверхности титана сдвоенными нано-
секундными импульсами // Изв. вузов. Приборостроение. 2018. Т. 61, № 12. С. 1083—1091.
TITANIUM SURFACE ABLATION BY DOUBLE NANOSECOND PULSES M. V. Lukiantcev, A. A. Samokhvalov
ITMO University, 197101, St. Petersburg, Russia E-mail: [email protected]
The effect of double nanosecond laser pulses on the titanium surface and the changes in the morphology of ablative catheters caused by them are studied. The considered mode of dual nanosecond pulses allows more efficient use of laser energy for the problems of microrelief formation in comparison with the mode of mono-pulse action due to the separation of the "excess" power density by the time delay exceeding the lifetime of the laser plasma. It is shown that the variation of the time parameters of the double pulses leads to an increase in the depth of the removed layer by about 1.5 times, a twofold increase in the aspect ratio, as well as a decrease in the amount of the liquid phase of the material emitted by the recoil pressure. A complex two-level microstructure of craters is found to be formed in the mode of dual nanosecond pulses. The obtained crater structures in the mode of double nanosecond pulses can be used to change the tribological properties of the metal surface and to create functional micro-reliefs.
Keywords: laser ablation, double nanosecond pulses, ablation crater, micro-structuring, functional microrelief, ytterbium fiber laser
REFERENCES
1. Zervas M.N., Codemard C.A. IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron, 2014, no. 5(20), pp. 219-241.
2. Veyko V.P. Lazernaya mikroobrabotka (Laser Microprocessing), St. Petersburg, 2007, 111 p. (in Russ.)
3. Abdel-Aal H.A. Surface Topography: Metrology and Properties, 2016, no. 4(4), pp. 043001.
4. Ready J.F., Farson D.F., ed., LIA handbook of laser materials processing, Orlando, Laser Institute of America, 2001, Chaps 12 and 13.
5. Knowles M.R.H. et al. The International Journal of Advanced Manufacturing Technology, 2007, no. 1-2(33), pp. 95-102.
6. Veyko V.P., Samokhvalov A.A. Journal of Instrument Engineering, 2013, no. 3(56), pp. 86-92. (in Russ.)
7. Hendow S.T. et al. Optics Express, 2011, no. 11(19), pp. 10221-10231.
8. Campbell B.R., Lehecka T.M., Thomas J., Semak V. Proc. Intern. Cong. Appl. Lasers Electro-Opt., 2008, p. 401.
9. Wang X.D. et al. Optics & Laser Technology, 2009, no. 2(41), pp. 148-153.
10. Petter L., Noll R. Appl. Phys. B, 2007, no. 86, pp. 159-167.
11. Forsman A.C., Banks P.S. Journal of applied physics, 2005, no. 1(98), pp. 033302.
12. Cristoforetti G. et al. Applied Physics A, 2010, no. 1(98), pp. 219.
13. Cristoforetti G. et al. Journal of Physics D: Applied Physics, 2009, no. 22(42), pp. 225207.
14. Choi I. et al. Applied Physics A, 2013, no. 4(110), pp. 785-792.
15. Diwakar P.K. et al. Spectrochimica Acta Part B: Atomic Spectroscopy, 2013, no. 87, pp. 65-73.
16. Tognoni E., Cristoforetti G. Journal of Analytical Atomic Spectrometry, 2014, no. 8(29), pp. 1318-1338.
17. Veiko V.P., Lednev V.N., Pershin S.M., Samokhvalov A.A., Yakovlev E.B., Zhitenev I.Yu., Kliushin A.N. Review of Scientific Instruments, 2016, no. 6(87), pp. 063114.
18. Vu K.T., Malinowski A., Richardson D.J., Ghiringhelli F., Hickey L.M.B., Zervas M.N. Opt. Express, 2006, no. 14(23), pp. 10996-11001.
19. Wang X. et al. Applied Physics A, 2017, no. 1(123), pp. 51.
20. Amponsah-Manager K., Omenetto N., Smith B.W., Gornushkin I.B., Winefordner J.D. Jaas: journal of analytical atomic spectrometry, 2005, no. 20, pp. 544-551. DOI: 10.1039/b419109a
21. Pangovski K. et al. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics, 2014, no. 5(20), pp. 51-63.
22. Anisimov S.I., Luk'yanchuk B.S PHYSICS-USPEKHI, 2002, no. 3 (45), pp. 293-324.
Data on authors
Mikhail V. Lukiantcev — Student; ITMO University, Department of Laser Technologies and
Systems; E-mail: [email protected] Andrey A. Samokhvalov — PhD; ITMO University, Department of Laser Technologies and
Systems; Assistant; E-mail: [email protected]
For citation: Lukiantcev M. V., Samokhvalov A. A. Titanium surface ablation by double nanosecond pulses. Journal of Instrument Engineering. 2018. Vol. 61, N 12. P. 1083—1091 (in Russian).
DOI: 10.17586/0021-3454-2018-61-12-1083-1091
