(57)【特許請求の範囲】
【請求項１】
パルスレーザービームを用いて材料の構造を切断または構造の特性を変化させるレーザー誘起破壊（ＬＩＢ）の方法であって、レーザー誘起破壊によって破壊正確さが明瞭に変化することで基本的にＬＩＢが正確となるパルス幅付近以下のパルス幅の１つ以上のレーザーパルスビームを生成し、前記ビームを材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項２】
パルスレーザービームを用いて最大寸法で特徴づけられる領域部分の材料の構造を切断または構造の特性を変化させるレーザー誘起破壊（ＬＩＢ）の方法であって、前記寸法よりも大きな使用波長のパルスレーザービームを生成し、前記ビームを材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項３】
パルスレーザービームを用いて材料の構造を切断または構造の特性を変化させるレーザー誘起破壊（ＬＩＢ）の方法であって、材料に生じる特有の寸法が材料の熱拡散により実質的に限定されない十分短いパルス幅の少なくとも１つのパルスを有するパルスレーザービームを生成し、前記ビームを材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項４】
パルス幅Ｔのパルスレーザービームを用いて、特有の熱拡散Ｄを有する材料の構造を切断または構造の特性を変化させるレーザー誘起破壊（ＬＩＢ）の方法であって、材料の熱拡散長ｌth＝Ｄｔ1/2が、ａを放射の吸収係数としたとき、吸収深度（１／ａ）よりも十分短くなるパルス幅を有する１つ以上のレーザパルスビームを生成し、前記ビームを材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項５】
特有のビーム形状およびフルエンスを有するパルスレーザービームを用いて、材料の構造を切断または構造の特性を変化させるレーザー誘起破壊（ＬＩＢ）の方法であって、影響領域が、ＬＩＢの閾値に関し、ビームおよびフルエンスによってのみほぼ決まる十分短いパルス幅のパルスを有する少なくとも１つのビームを生成し、前記ビームを材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項６】
材料が１つ以上の不透明材料および透明材料からなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項７】
材料が１つ以上の金属、誘電材料および半導体材料からなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項８】
材料が少なくとも２層からなり、ＬＩＢがほぼ１層に影響し、他の層には影響しない請求項７記載の方法。
【請求項９】
材料がガラス上の金属層からなり、ＬＩＢが金属層に誘起される請求項８記載の方法。
【請求項１０】
ＬＩＢが材料の表面に誘起される請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１１】
ＬＩＢが材料表面下に誘起される請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１２】
材料の特性を不可逆的に変化させる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１３】
不可逆的に変化させる工程に１つ以上の溶融および蒸発工程が含まれる請求項１２記載の方法。
【請求項１４】
材料の特性を不可逆的に変化させる請求項１１記載の方法。
【請求項１５】
不可逆的に変化させる工程に１つ以上の溶融および蒸発工程が含まれる請求項１４記載の方法。
【請求項１６】
ＬＩＢが熱物理的変化をおこして、材料を不可逆的変化に導く状態とする請求項１１記載の方法。
【請求項１７】
熱物理的変化の状態に１つ以上の溶融および蒸発が含まれる請求項１０記載の方法。
【請求項１８】
ＬＩＢには、１つ以上のイオン化、自由電子の増殖、誘電破壊、プラズマ形成および蒸発によって起こる変化が含まれる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１９】
所定の持続時間を有する短い光学パルスを生成し、このパルスを時間延長し、このように時間延長した光学パルスを増幅し、かつ、この増幅パルスをパルス幅に再度圧縮することからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２０】
ビームを材料の表面にそった所定の経路にそって走査することからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２１】
ビームを材料の所定経路にそって走査することからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２２】
ビームを材料の表面下の所定経路にそって走査し、そこにレイリー範囲よりも小さい深度のＬＩＢを誘起することからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２３】
材料のＬＩＢが、精密加工、ＩＣの製造およびデータ格納媒体へのデータ記録の１つに使用される請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２４】
ＬＩＢがスポット周辺に損傷を与えないスポットからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２５】
ビームはパルスエネルギーが１ピコジュールから１ジュールの範囲の１つ以上のパルスからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２６】
繰り返し回数は毎秒１パルスから毎秒１億パルスの間である請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２７】
ビームは、１００ｎｍから２００ｎｍ、２００ｎｍから３００ｎｍ、３００ｎｍから７００ｎｍ、７００ｎｍから１０００ｎｍ、１０００ｎｍから１１００ｎｍ、１１００ｎｍから１４００ｎｍ、１４００ｎｍから１６００ｎｍ、および１６００ｎｍから２０００ｎｍの範囲の少なくとも１つから選択した中心波長を有する１つ以上のパルスからなる請求項１ないし５のいずれか１項に記載の方法。
【請求項２８】
ビームはパルスエネルギーが１ピコジュールから１ジュールの範囲の１つ以上のパルスからなる請求項２２記載の方法。
【請求項２９】
繰り返し回数は毎秒１パルスから毎秒１億パルスの間である請求項２２記載の方法。
【請求項３０】
ビームは、１００ｎｍから２００ｎｍ、２００ｎｍから３００ｎｍ、３００ｎｍから７００ｎｍ、７００ｎｍから１０００ｎｍ、１０００ｎｍから１１００ｎｍ、１１００ｎｍから１４００ｎｍ、１４００ｎｍから１６００ｎｍ、および１６００ｎｍから２０００ｎｍの範囲の少なくとも１つから選択した中心波長を有する１つ以上のパルスからなる請求項２２記載の方法。
【請求項３１】
パルスレーザービームを用いた不透明または透明の材料のレーザ誘起破壊（ＬＩＢ）方法であって、特有のレーザーパルス幅において明瞭な勾配の変化を示すレーザーパルス幅に対して破壊が生じるフルエンス閾値との関係によって材料が特徴づけられる方法において、前記特有のレーザーパルス幅以下のパルス幅を有する少なくとも１つのレーザーパルスを生成し、かつ、前記パルスを不透明または透明材料に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項３２】
パルスレーザービームを用いたガラス基板上の金属層のレーザ誘起破壊（ＬＩＢ）方法であって、特有のレーザーパルス幅において明瞭な勾配の変化を示すレーザーパルス幅に対して破壊が生じるフルエンス閾値との関係によって金属が特徴づけられる方法において、前記特有のレーザーパルス幅以下のパルス幅を有する少なくとも１つのレーザーパルスを生成し、かつ、前記パルスを金属に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【請求項３３】
パルスレーザービームを用いた、材料の第２の層上に材料の第１の層を有する多層材料のレーザ誘起破壊（ＬＩＢ）方法であって、第２の層にほぼ影響せずに第１の層が、特有のレーザーパルス幅において明瞭な勾配の変化を示すレーザーパルス幅に対して破壊が生じるフルエンス閾値との関係によって特徴づけられる方法において、前記特有のレーザーパルス幅以下のパルス幅を有する少なくとも１つのレーザーパルスを生成し、かつ、前記パルスを第１の層に照射することからなる方法において、ビームはパルス幅が１０フェムト秒から１０ピコ秒の範囲の１つ以上のパルスからなることを特徴とする方法。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は、主としてレーザービームを利用して材料のアブレーション（切断）ないし材料構造における物性の変性など内外両面の態様を変更する方法に関するものである。本発明は種々の材料に適用することができる。
【０００２】
【従来の技術】
材料のレーザー誘起破壊は化学的変化及び物理的、化学的及び物理的な破壊、分解、切断、蒸発をもたらす。レーザーは微少寸法（マイクロパターン）の刻印など精度を要求する手順を制御する優れた手段である。医療を含めた多数の手順には連続する光線よりもパルス光線の方が効果的である。パルスレーザー光線には持続時間が例えば１０ナノセカンド程度と極めて短い光のバーストないしパルスがある。通常、これらのパルスとパルスの間には休止時期がくる。各パルスのピーク値はギガワット前後で比較的大きな値となることが多く１０１３w/cm２程度の強度になることもある。レーザー光線の焦点は一定半径の面積に及ぶが、光線の影響は焦点エリアないしスポットにとどまらず、当該スポットに隣接する周辺部域に及んでこれらに悪影響を及ぼす。このような影響を受ける周辺部域がスポット自体の数倍も広いことさえある。これは、医療において組織に影響するなどの問題を引き起こす。レーザーによる機械加工の分野では、ナノセカンド単位のパルスを利用している現在のレーザーは、特に非吸収性波長を利用する場合、高い精度や制御をすることは無理である。
【０００３】
【発明が解決しようとする課題】
この発明は、このような問題を解決するため、レーザー誘起破壊を局在化する方法を提供することを目的とする。いまひとつの目的は材料の内部又は外部に一定のパターンによる破壊を誘起する方法を提供することにある。
【０００４】
【課題を解決するための手段】
本発明のひとつの態様において、レーザー誘起によって材料を破壊する方法を提供する。この場合、当該材料はフルエンス破壊閾値(Fｔｈ）とレーザー光線パルス幅(T) との関係において、その勾配の突然、急速かつ明瞭たる変化が一定のパルス幅値に見られることにその特徴がある。本方式には各パルスが一定のレーザーパルス幅値以下の幅を有するレーザーパルス光線を生成することが含まれる。光線はレーザー誘起破壊を惹起したい材料の表面上の又は表面下のある一点に焦点を当てる。
【０００５】
更に、ひとつの態様において、本発明は、以下のようにして一定のレーザーパルス幅値を定義することによって理解できよう。すなわち、フルエンス破壊閾値とレーザーパルス幅との間の関係によって、フルエンス破壊閾値(Fｔｈ) がパルス幅の平方根(T１／２)に比例して変化するような比較的長い（高い）パルス幅の範囲にわたる第一の部分を有する曲線が決定される。当該曲線には上記第一の部分に比較して短い（低い）パルス幅にわたる第二の部分がある。フルエンス破壊閾値とパルス幅との間の比例関係は、当該曲線の第一の部分と第二の部分とでは異なり、一定のパルス幅値は当該曲線に沿い、かつ第一と第二の部分との間の一点にくる。言い換えれば、当該一定パルス幅値はFｔｈ対τｐの関係が適用されないような点であって、当該一定のパルス幅よりも短いパルス幅値にもこの関係が適用されないことは言うまでもない。
【０００６】
パルス幅(T) の関数としてのフルエンス破壊閾値(Fｔｈ) のスケーリングは、パルス幅の平方根(T１／２）に比例するFｔｈとして表され、ナノセカンド範囲に及ぶパルス幅で実証される。本発明は、破壊閾値(Fｔｈ) がパルス幅の平方根(T１／２)にしたがって変動しないことが解ったピコセカンド及びフェムトセカンド範囲までのパルス幅で有効な複数の方式を提供するものである。
【０００７】
ナノセカンドからフェムトセカンドに至る範囲のパルス幅持続時間は光学オシレータから一定の持続時間を有する短い光学パルスを生成することによって達成される。次に、短い光学パルスの時間を約500 〜10,000倍に引き伸ばして増幅すべき時間延長光学パルスを生成する。次いで、当該時間延長光学パルスを固体増幅媒体で増幅する。これには時間延長光学パルスと固体増幅媒体を光ポンピングするために利用される第二のレーザーによって生成された光学パルスを組み合わせることも含まれる。この後増幅されたパルスは圧縮されて元のパルス持続時間に戻る。
【０００８】
一つの実施態様において、レーザー・オシレータは、0.001 〜10ナノジュール程度の比較的低いエネルギー・レベルで10〜100 フェムトセカンド程度の極めて短いパルスを発生する。次に、ほぼ100ピコセカンド〜1 ナノセカンドのパルス幅、0.001 〜10ナノジュール程度のエネルギーに引き伸ばされる。次いで、通常は0.001 〜1,000 ミリジュール、100 ピコセカンド〜1 ナノセカンド程度に増幅されてから再度圧縮される。最終的には、10〜200 フェムトセカンド及び0.001 〜1,000 ミリジュールになる。パルス発生システムは一様ではないが、レーザー媒体はレーザーの働きを司るチタン不純物を含有するサファイアとすることが望ましい。
【０００９】
別の態様においては、本発明による方式によって横方向ガウス・プロフィールを有するスポットを決定するレーザー光線が得られる。当該プロフィールの特徴は、ビームスポットの中心ないし中心近傍におけるフルエンスが閾値フルエンスよりも大きいためレーザー誘起破壊が当該スポット内部域の切断になることである。最大強度はほかならぬビームウエストの中心で得られる。ビームウエストというのは、波面が完全な平面になるようなビームの点のことである。すなわち、この点における曲率半径は無限大となる。この中心点ではX-Y 座標軸における半径R ＝0 、Z 軸上ではZ ＝0 である。これにより、Z ＝0 、R ＝0 の極めて小さな体積で材料を損傷することができる。したがって、特徴をX-Y 焦点面ではスポットサイズよりも小さく、Z 軸ではレイリー範囲（焦点深度）よりも小さくすることができる。パルス幅持続時間は、フルエンス破壊閾値とレーザー光線のパルス幅との関係における勾配の突然ないし識別可能な変化によって決定されるパルス幅よりも小さい場合に限りより高い値でもよいが、フェムトセカンド範囲にあることが望ましい。
【００１０】
いまひとつ別な態様においては、光路に、絞り、ディスクないしマスクを設けて少なくともビームの一部をブロックしてビームが望ましい幾何学形状になるようにする。更に別な態様においては、ビームスポット・サイズを変更することにより、若しくはフーリエ変換(FT)パルスを形成して特殊な度数分布による幾何学形状を実現することによって所望のビーム構成とすることができる。
【００１１】
ビームのエネルギーは10 nJ （ナノジュール）から1 ミリジュールの範囲とし、ビームのフルエンスは0.1 J/cm2 〜100J/cm2（平方センチ当たりジュール）の範囲とすることが望ましい。また、波長は200 nm（ナノメーター）〜1 μm （ミクロン）とするのが好適である。
【００１２】
更に、本発明は、特定の材料につき最適パルス幅持続時間を決定するための新しい方式並びに持続時間定格を利用して材料内部ないし表面に正確な形状の切断面ないし空隙を生成する手順が得られるという利点がある。このような定格は、与えられた材料につき本発明による方式を利用して再現することができる。更に、控えめなエネルギー量でもって本方式から極めて高い強度が得られ、かつスポットサイズはごく小さくてよい、という利点もある。隣接部域への損傷は最小限にとどめられるので、ヒトや動物の組織にとっては重要な利便を提供することができる。
【００１３】
上記その他本発明による特徴と利便は、好適な実施態様、請求項及び添付図面についての下記説明から明らかになるであろう。
【００１４】
【発明の実施の形態】
図１に示すのは、チャープ・パルス増幅(CPA) レーザー・システムを用いナノセカンドからフェムトセカンドの範囲においてレーザーパルス幅の関数としてレーザー誘起破壊閾値を決定する性能試験装置である。このようなCPA システムの基本的構成については、本発明の譲受人に付与されたアメリカ合衆国特許第5,235,606 号に開示されている。当該特許の発明者は本出願の発明者と共通である。また、当該アメリカ合衆国特許第5,235,606号は、その全体を引用することにより本出願の一部としている。
【００１５】
チャープ・パルス増幅システムは、本出願の共同発明者であるジェフリースクアイヤーとジェラードモローによって１９９２年６月ペンウェル(Pennwell)から出版された「レーザフォーカスワールド(Laser Focus World) 」と題する著書で解説されている。同書によれば、CPA システムは４つのカテゴリーに大別される。第１のカテゴリーに属するのは、出力が数ジュールのNDガラス・レーザーなど繰り返しの少ない高エネルギーシステムであるが、発射回数は毎分１ショットに満たない。第２のカテゴリーに属するのは、出力が約１ジュール、繰り返し回数は１〜２０ヘルツである。第３のカテゴリーに属するのは、１〜１０キロヘルツの繰り返し回数で作動するミリジュール・レベルから成るグループである。第４のカテゴリーに属するレーザーは２５０〜３５０キロヘルツで作動し１パルスにつき１〜２マイクロジュールを発する。合衆国特許第5,235,606 号においては、複数の固体増幅材料が同定せられ、合衆国特許第5,235,606 号の発明はアレキサンドライトを用いて説明されている。下記する実施例ではチタン／サファイアを用いて説明し、若干のバリエーションはあるもののほぼ合衆国特許第5,235,606 号の基本プロセスを追って解説している。
【００１６】
下記の実施例は、パルス持続時間が数百ピコセカンド以下の範囲、周波数１キロヘルツ前後でパルス・エネルギーがマイクロジュール未満、多くはナノジュールの範囲の場合を示す。しかしながら、これらの実施例は単に説明のためのものであって本発明はこれらに限定されない。
【００１７】
CPA の基本的方法では先ず短いパルスを発生させる。オシレータによるパルスが理想的で十分に短く、改めてパルスを圧縮する必要がない。発生後のパルスは正の群速度のバラツキが出るようにしたグレーティング・ペアによって引き伸ばされる。パルスの引き伸ばしがどのくらいかは増幅量による。１ミリジュール未満であれば、数１０ピコセカンドで十分である。通常、最初の増幅段階は再生増幅器ないしマルチパス増幅器で行われる。ひとつの構成においては、これはゲイン媒体、ポッケルスセル及び薄膜変波器を内蔵する光共振器から成る。再生増幅段階を過ぎると、パルスは再圧縮ないし継続して増幅できるようになる。圧縮器はグレーティングないしグレーティング対から成り負の群速度のバラツキが出るようになっている。グレーティングは圧縮器で使用して伸長段階のグレーティングに対応するようにする。代表的システムの詳細については、先に本明細書の一部とした合衆国特許第5,235,606 号に開示している。
【００１８】
本発明の重要な態様のひとつは、材料に特有なレーザーパルス幅の関数としてのフルエンス破壊閾値Fｔｈの特性曲線に見られる。このような特性曲線において、材料の勾配特性が急激、明瞭かつ迅速に変化する、或いは識別可能に変化する点を同定する。一般に、この点を過ぎたところで操作することがより望ましいが、その理由はレーザー誘起破壊(LIB) ないしレーザー誘起切断の閾値をより正確に制御できるからである。
（実施例１−不透明材料）
図１に示すのは、散乱エネルギーに対する入射フルエンスを定める、若しくは閾値フルエンスに対するパルス幅を定めることにより閾値フルエンスを決定するための実験装置である。本システムには既述したパルスレーザーを発生する手段並びに標的から光電子増倍管までの発光を捕集する手段、通常はレンズが含まれる。透明なサンプルを通過した光ビームの変化がエネルギー計測器で測られる。
【００１９】
図２に示すのは、150fs のパルスを用いた吸収媒質である金から得られたデータをグラフ化したもの、図３に示すのは、閾値フルエンスに対するパルス幅の関係である。図３の矢印は閾値フルエンスとパルス幅との関係が歴然と変化する点を示す。
【００２０】
波長800nm 、金に対するパルス200fs （図３）という実験条件での吸収深度は275Å、拡散距離は50Åである。パルスがナノセカンド単位の場合、拡散距離は径10μm （ミクロン）で吸収深度より遥かに長く、その結果熱拡散が特徴サイズ分解能における制限要因になっている。これら２つの定格が存在するという経験的証拠は図３に示す通りである。図３には実験的及び理論的切断閾値をパルス幅の関数としてグラフ化したものである。パルス幅約７ピコセカンド（ここではT 及びτｐ として示す）での矢印は、熱拡散距離(1ｔｈ）が吸収深度(1/a) に等しくなる点（ないし当該点直近の境界域）である。スポットサイズが小さい場合には、パルスを短く（小さく）しなくてはならないことは明かである。1000Å程度以下のスポットサイズの場合には、パルス幅を100 フェムトセカンド程度以下にすることが必要になろう。図から明かなように、これは切断閾値がパルス幅の関数として徐々に変動する、若しくはほぼ一定の値から俄然パルス時間に左右される値に遷移する点なのである。この結果は注目に値する。これまでに実証されているところによれば、レーザー光線が金の内部に蓄積するエネルギーの電子サーマライゼーション時間は500fs 前後ないしそれ以下であり、電子−格子の相互作用時間は1 psである。その結果、超高速レーザー・パルスの場合にはエネルギーがビームスポットに包含されることになる。事実、エネルギーが切断閾値ないしその近傍にある場合には、レーザービームの空間の断面によって被切断部域のサイズと形状が決定されることになる（図４及び図５）。
【００２１】
更に実験を継続して金の薄膜に衝突するフルエンスの関数として生成される再結合光の量を測定した。この場合、先に述べた実験装置に基づく技法を用いた。前提とした基本的考え方は、光の強度が被切断材料の量に比例するということである。図４において、除去された材料をフルエンスの関数としてグラフに示した。材料除去が開始する時点での明瞭な閾値フルエンスが見られる。フルエンスが閾値よりも大きくなるガウスビームの小部分のみを取ることにより、被切断部域をこの小エリアに極限することができる。図４においてRａ はフルエンスが閾値にあるビーム上の半径方向位置である。この時切断は半径Rａ の内側だけに起こる。入射フルエンスを正しく選択すれば、原理的には被切断スポットないし穴はスポット・サイズRｓ より小さいことは明かである。図５にこの概念を略図によって示す。図４には150fs パルスの場合のデータを示しているが、この閾値の動きは広範囲にわたるパルス幅で示している。しかしながら、これよりも長いパルスの場合には、後述するように、熱拡散が支配的であるためサブスポットサイズの切断は不可能である。
【００２２】
更に不透明材料による実験を続け、800nm のチタン／サファイア・オシレータのパルスをグレーティング対で伸長し、1kHzの再生増幅器で増幅し、更に別のグレーティング対で再圧縮した。その結果、7ns 〜100fs のパルス幅を得た。倍率10の対物レンズでこのビームの焦点を合わせた。すなわち、径が3.0 μm の理論的スポット・サイズとした。パルス幅200fs 、パルス・エネルギー30nJ（フルエンスは0.4 J/cm２)のパルスを用いてガラスに塗布した銀の薄膜の被切断穴を走査電子顕微鏡写真で撮影して径約0.3 μm の2 つの穴を見出した。アルミニウムでも類似の結果が得られた。
【００２３】
これらの結果から見て、アパチャー及び波長の関数であるスポット・サイズを小さくすることによって更に小さな穴でも機械加工できることが示唆された。我々は非線形結晶を用いることにより第４高調波(200nm) を発生させることができることを立証した。このように、200nm の光線と共により強力な対物レンズを使用することによって、原理的には径200 オングストロームの穴を形成することができる。
【００２４】
これらの実施例の示すところによれば、フェムトセカンド単位のパルスを利用すれば、切断／機械加工プロセスの空間分解能は、これを生成することに用いたレーザー放射の波長よりもかなり低くすることができる。被切断穴の面積ないし径はスポット・サイズの面積ないし径よりも小さい。回折限定スポット・サイズなどの特殊な場合には、被切断穴のサイズ（直径）は基本波長よりも小さい。我々は径がスポット径より小さく、かつレーザー光線のスポット・サイズより10% 弱小さい径のレーザー切断穴を形成した。金属に超高速パルスを当てた場合、熱拡散距離1ｔｈ＝(Dt)１／２（ここでD は熱拡散率、t はパルス時間）は吸収深度(1/a) よりもかなり小さくなる。ここで、a は放射の場合の吸収係数である。
【００２５】
当業者なら本発明の基本的方法を利用することにより、誘起破壊の望ましい構成に従って別の実施態様を実現できることを理解するであろう。実例としては、光路にマスクをもちいること、スポット・サイズを変更すること、レンズを移動させて焦点位置を調整すること、レーザーの空洞設計の調整、フーリエ変換(FT)成形、TEMoo以外のレーザー操作モードの利用、レイリー・レンジ焦点深度、ビーム・ウエストなどの調整がある。ただし、これらのみに限らない。
【００２６】
図６（Ａ）及び６（Ｂ）にマスクの利用法を示す。基本的方法はマスクを光路ないし標的自体に置くことである。ビームの一部をブロックしたい場合は、マスクは不透明な物質で形成し（図６（Ａ））光路に懸垂しなくてはならない。若しくは、吸収性のマスクを標的の上に置いてマスクの形状にならって標的の輪郭を形成するようにしてもよい（図６（Ｂ））。
【００２７】
スポット・サイズの変更はレーザーのf/# を変更する、すなわち、レンジの焦点距離を変えるか、ないし絞りを調節して入射ビームのサイズをレンズに合わせるかして達成することができる。
【００２８】
TEMoo モード以外のモードで操作するとは、上位の横型モードを利用してもよい、という意味である。これはビームや材料に次のような影響をもたらすことになる。すなわち、ビーム強度は円形でなくてもよく、またガウス形状である必要はない。材料はビーム形状にしたがって切断される。
【００２９】
レイリー・レンジ(Z軸）はビームの直径を変えることによって調整してよい。この場合、焦点面はX-Y 軸内に来る。
（実施例２：透明材料）
SiO２（ガラス）試料について一連のテストを実施し、CPA レーザー・システムを用いて150fs 〜7ns のレーザー・パルス幅の作用としてのレーザー誘起破壊(LIB) を測定した。使用した短いパルス・レーザーは、CPA 技法に基づく10ヘルツのチタン／サファイア・オシレータ増幅器システムであった。SiO２試料内側にf=25cmレンズを用いてレーザー・パルスの焦点合わせを行った。焦点合わせをしたビームのレイリー長はほぼ2mm である。焦点の大きさはもとの位置で顕微鏡の対物レンズによって測定された。測定対象としたスポット・サイズFWHM（最大半値幅）は、ガウス・モードで径26μm であった。コーニング7940から厚み0.15mmの溶融シリカ試料を作製した。
【００３０】
これらの試料は20：10のスクラッチ／ディグ比で両面とも光学研磨した。各試料はメタノールで洗浄してから実験に付した。この試料を用いた目的は、個別にレーザー・パルスの自己集束をすることによって問題が複雑になるのを避けるためであった。SiO２試料はコンピュータ制御電動式X-Y 移動ステージに装着した。試料の各位置へのレーザー照射は１回のみとした。
【００３１】
２つの診断技法を用いて破壊閾値Fｔｈを測定した。第一に、レンズによって焦点領域からのプラズマ放射を適当なフィルタを付けた光電子増倍管に集束させた。第二に、試料を貫く透過率の変動をエネルギー・メータで計測した。（図１を参照。）目視検査によりナノセカンド単位のパルス持続時間における破壊を確認した。図７に示すのは、τｐ ＝300fs のレーザー・パルス幅における入射レーザー・エネルギーに対する代表的プラズマ放射及び透過光信号の関係をグラフ化したものである。ここで注目すべきことは、Fｔｈ近傍で透過率が徐々に変化したことである。これは超短パルスでの破壊の時間空間挙動によって説明することができる。破壊は、空間における強度の変動によって焦点中心で閾値に達し、かつパルス持続時間が短いために発生したプラズマが局在化した状態にとどまる。透過光が減衰するのは反射、散乱並びにプラズマによる吸収のためである。レーザー強度につき時間と空間の両方でガウスプロフィールがあると仮定し、更に全パルス持続時間でアバランシェが生じて閾値に達すると仮定すれば、入力エネルギーU の関数としての透過レーザーエネルギーUｔ は以下の計算式で与えられる。すなわち、
Uｔ =kU                  U ≦  Uｔｈ
Uｔ =kUｔｈ[1 +1n (U/Uｔｈ)]    U ＞  Uｔｈ
ここで、k は線形透過係数である。図７の実線はUｔｈをパラメータとし上記等式(1) をグラフ化したものである。これと対照的に、ナノセカンド単位のレーザー・パルスによる破壊はパルスピーク値付近での透過ビームを切断することになり、時空における異なる挙動が示される。
【００３２】
図８に示したのは、レーザー・パルス幅の関数としてのフルエンス破壊閾値Fｔｈである。10psから7ns までの間では、破壊閾値は比較的長いパルス幅定格（三角形状と四角形状）におけるスケーリングに従う。これも同じく比較のために示した。本データが先に示した研究結果と一致するのは曲線のうちパルス幅が大きな部分だけであることが解る。パルス幅が数ピコセカンドよりも短くなると、閾値が増大し始める。不透明材料（金属）の項で述べたように、このような短いパルス幅で精度が上がることは注目に値することである。
【００３３】
損傷閾値精度が大幅に向上するのが見て取れるが、これは多光子アバランシェ破壊理論と一致する。（図８及び９を参照。）特徴をX-Y 焦点面でのスポット・サイズより小さく、かつ長手方向ないしZ軸におけるレイリー・レンジ（焦点深度）よりも小さくすることが可能である。これらの要素はスポット・サイズ又はレイリー・レンジよりも小さな特徴とするために必須のものである。
（実施例3 ：組織）
CPA レーザー・システムを用い、150fs 〜7ns の範囲のレーザー・パルス幅の関数として角膜の破壊閾値を決定すべく一連の実験を実施した。先に述べたように、このCPA レーザー・システムにおいては、レーザー・パルス幅以外のパラメータ（スポット・サイズ、波長、エネルギーなど）は変えないでレーザー・パルス幅を変えることができる。レーザーは径26μm のスポット・サイズ(FWHM)に焦点を合わせた。プラズマ放射をパルス・エネルギーの作用として記録し組織損傷閾値を測定した。また、損傷を組織学的に評価した。
【００３４】
プラズマ放射データから計算した破壊閾値は、金属やガラスの場合と同じくスケーリング則、Fｔｈ∝ T１／２ から逸脱していることを示している。図９に示すように、フルエンス閾値のスケーリング則はパルス幅が10ps程度までは成り立つが、数ピコセカンド未満まで短くなると、当てはまらなくなる。図10及び図11に示すように、切断ないしLIB 閾値は、高い（長い）パルス幅で劇的な変動を見せる。
【００３５】
当該閾値は短いパルス幅では極めて精度が高い。パルスが短い場合には、破壊閾値測定値からの標準偏差が顕著に減少した。また、解析の結果、10ps未満のパルスでは隣接組織の損傷が少ないことが明らかになった。
【００３６】
超短パルス（＜10ps）での破壊閾値は長いパルスの場合よりも小さく、標準偏差も小さい。組織への隣接組織損傷が少ないのは超短レーザー・パルスの結果である。
【００３７】
要約すると、フェムトセカンド単位のレーザー・パルスを用いて金属表面内にサブ波長の穴を機械加工することができる。このような効果は、物理学的には、パルス定着の時限を越えて、入射光線の吸収深度より小さい、熱拡散距離という用語で理解することができる。このような考え方は、穴径が蒸発及び切断の閾値に対するパルスの横方向ガウス分布によって決定されるということに基づくものである。
【００３８】
レーザー誘起光学破壊誘電は、以下の３つの段階から成るものと言える。すなわち、自由電子の生成と増殖、プラズマ加熱及び材料の変形ないし破壊である。アバランシェ・イオン化と多光子イオン化は破壊を引き起こす２つの過程である。誘電材料におけるレーザー誘起破壊の閾値は、レーザー・パルスのパルス幅に依存する。パルス幅の関数としてのフルエンス破壊閾値の経験的スケーリング則はFｔｈ  ∝  √τｐ， で与えられる。或いは、強度破壊閾値のIｔｈ = Fｔｈ ／τｐ. 与えられる。このスケーリング則はナノセカンドから数十ピコセカンドまでのパルス幅に適用できるが、本発明ではこれまで知られていなかった定格、すなわち、金の場合なら７ピコセカンド、SiO２の場合なら10ピコセカンドより適当に短いレーザー・パルスを用いた場合には破壊閾値がスケーリング則に従わないという事実を利用する。
【００３９】
特定の理論に拘泥するわけではないが、強いレーザー・パルスに照射される固体誘電のイオン化過程は以下の一般式で表すことができる。すなわち、
dne(t)/dt=η(E)ne(t)＋(dne(t)/dt) ＰＩ−(dnｅ(t)/dt)ｌｏｓｓ
ここで、nｅ(t) は自由電子（プラズマ）の密度、η(E) はアバランシェ係数、E は電界強さである。右辺の第２項は光イオン化の分を表しており、第３項は電子の拡散、再結合などによる損失である。パルス幅がピコセカンドの範囲内にある場合には、短いパルスが持続している間は電子のロスを無視することができる。
【００４０】
光電離ないしイオン化分は、トンネル率によって評価することができる。パルスがE〜10８V/cm と短い場合、トンネル率はw〜4 x10９ /sec−１と推定されるが、これは下記のようにして計算されるアバランシェのトンネル率と比較すると小さい。しかしながら、光イオン化によって短いパルス幅におけるアバランシェ・プロセスに必要な初期電子が供給されるのである。例えば、1ps でのデータによれば、rms フィールド閾値は約5 x 10７  V/cmである。当該フィールドは0.5ps ではパルスがピークに達するまでに又w 〜100sec−１に達するまでに3.5 x 10７  V/cm (rms) に達するであろう。△t 〜 100fsの周期中電子密度はnｅ 〜nｔ〔1 - exp (-w △t)〕〜10１１cm−３に達することができる。ここで、nｔ〜10２２は価電子帯の電子密度である。
【００４１】
最後の２項を無視すれば、これは電子アバランシェ・プロセスであり、主要電子による衝突イオン化はレーザー電界によって駆動される。次いで、電子密度がnｅ (t) = nｏ x exp(n(E)t)によって与えられるが、ここでnｏは初期自由電子の密度である。これらの初期電子は表層トラップ若しくは光イオン化によって生成することができる。短いパルス幅での光イオン化を援用すれば破壊は統計的により有意義になる。電子密度がnｔｈ 〜10１８cm−３並びにnｏ〜10１０cm−３の初期密度を超えた時に破壊が生じるという条件に従えば、破壊条件はητｐ 〜18によって与えられる。実験目的のためには、プラズマの臨界密度であるnｔｈ〜1.6 x 10２１cm−３を利用する方が便利であり、したがってητｐ 〜30の時に閾値に達することになる。破壊閾値に係わるプラズマ密度の定義には若干恣意的なところがある。しかしながら、プラズマ密度として特定の密度を選択したとしても、パルス持続時間の関数としての閾値依存性には変わりはない（スケーリング則）。
【００４２】
実験において、印加される電界は数十MV/cm 以上である。このような強い電界においては、電子の平均エネルギーは〜5eV であり、電子衝突時間τはU≧5−6eV のエネルギーをもつ電子の場合0.4fsである。電子は電気的衝突の間に２回以上の衝突を繰り返す。したがって、これらの高エネルギー電子の場合には電界は本質的に直流電界である。最適周波数における破壊はEｒｍｓｔｈ(W)＝Eｄｃｔｈ(1+w２τ２)１／２ によるt.dc破壊に対応することが示されている。ここで、w は光周波数、τは衝突時間である。
【００４３】
直流破壊においては、単位長さ当たりのイオン化率αを用いてアバランシェ・プロセスη＝α(E)Vｄｒｉｆｔ を記述する。ここで、Vｄｒｉｆｔ は電子のドリフト速度である。電界が数MV/cm の強さの時自由電子のドリフト速度は飽和状態にあり、かつレーザー電界Vｄｒｉｆｔ〜2 ｘ10７cm/s に依存しない。
【００４４】
電子１個の単位長さ当たりのイオン化率はちょうどeE/Uｉ の確率P(E)倍であり、したがって電子のエネルギーは≧Uｉ 以上ないしα(E) ＝(eE/Uｉ)P(E) である。電子の閾値電界としてEＫＴ．ＺP 及びEｉ を定義することにより、熱、量子及びイオン化散乱効果が減速するのを防ぐ。すると、電界はE<EＫＴとなって無視できるので、分布はほとんど熱分布だけとなり、P(E)はexp(-Uｉ/kT)と単純化することができる。EＫＴ <E <EＰの時にはP(E)〜exp(-const/E)、これよりも強い電界(E>EＰ）でP(E)〜exp(-const/E２)になると推定されている。以上３つの場合を総合すると、電界の上下両限界を満足する式は以下の通りになる。すなわち、
α(E) ＝(eE/Uｉ)exp(-Ei/E(1+E/Eｐ)+EＫＴ) ．
これにより、FｔｈαE２τｐ〜1/τｐ、すなわち、超短パルスの場合フルエンス閾値はE>√EｐEｉを満足すれば増大することになる。
【００４５】
図12はαを電界Eの関数としてグラフ化したものである。αは実験データからητｐ ＝30及びη＝aVｄｒｉｆｔ として計算した。実線で示した曲線部分は、Eｉ ＝30MV/cm 、Eｐ＝3.2MV/cm及びEｋｔ＝0.01MV/cm を用いて上記の式から計算している。これらのパラメータはU ＝eE1 から計算した。ここでU は熱、量子及びイオン化エネルギーとして取った適当な値、1 はこれに対応するエネルギー関連長さである(1ｋｔ＝1ｐ〜5Å原子スペース、そして1ｉ〜 30Å）。
【００４６】
これは実験データと同じ飽和状態である。点線部分を修正係数1.7で修正すると実験データとうまく一致する。この修正係数1.7 は大して重要ではない。すなわち、系統だった修正を用いることもできるし、また破壊はまず表面部分に発生しており、したがって閾値がもっと小さいこともあり得ると思われるからである。なおまた、飽和値Vｄｒｉｆｔの不確定性もひとつの修正係数たり得る。ここで最も重要なことは、上記の等式で与えられた曲線の形状（勾配）が実験データと見事に一致していることである。したがって、150fs という短いパルスと780nm の波長を用いた溶融シリカのレーザー誘起破壊機構（実施例２）の場合もアバランシェ過程が支配的であるように思われる。
【００４７】
図３、８及び９の曲線で不透明材料と透明材料には共通の特性が見られる。すなわち、おのおのがFｔｈ対T１／２の挙動で始まるが、次にはこの挙動から判然たる変化が現れることは疑う余地がない。偏差という観点からするなら、各曲線とも必ずしも同じではない。材料自体がすでに異なるからである。各材料の物性が異なる以上材料特有の分析が必要になる。SiO２の場合（図８）、エネルギー定着の機構は誘電破壊による。光放射は多光子イオン化(M PI)によって密に結合した電子を解放し、次いでこれを加速させ、２つのレーザーの強い電界によって高エネルギーの電子にしている。レーザーが作用する前は比較的高エネルギーの電子はごく少量にすぎない。これらの電子は他の拘束電子と衝突しアバランシェ過程でこれらの電子を放出する。金属材料の場合には、自由電子が存在しており瞬時にエネルギーを吸収した上再配分する。なお、材料の如何に拘わらず、パルスが短くなるにつれ、レーザー誘起破壊(LIB) ないし切断は、レーザー強度がLIB 若しくは切断閾値を超える部域でのみ発生する。これはすなわち、周囲の部域が熱的に反応するに十分な時間とは言えない。パルスが短くなるにしたがい、切断材料からはパルス定着中よりむしろパルス定着後に蒸気が発生する。これは、パルスの持続時間が極めて短いためである。また、レーザー強度は伝搬軸と共に変動することもあることが分かった（図１３）。ビーム強度は以下のようにR やZ の関数として表すことができる。すなわち、
I(Z 、R)＝Iｏ/(1+Z/ZR)２・exp(−2R２/W２Z)
ここで、ZRはレイリー・レンジでありZR= πWo２/λである。また、Woはウエスト(Z＝0 ）におけるビームサイズである。
【００４８】
電界値が最大になるのはウエストの中心部においてZ ＝R ＝0 の時であることが分かる。閾値を正確に定めるなら、ウエストで正確に材料を損傷することができるし、損傷体積にはR 方向ないしZ 方向におけるウエストの一部だけを代表させることができる。損傷閾値ないしレーザー強度のバラツキを正確に制御することが極めて重要なことになる。
【００４９】
例えば、損傷閾値ないしレーザー強度バラツキが10% 以内であることが解っている場合には、軸(R＝0 ）上では、
I(0 、Z)/I０ ＝1/(1＋(Z/ZＲ)２) ＝0.9
となって、損傷体積はZＲ/3の距離で生成することができる。ここでも、ZＲはレイリー・レンジである。したがって、WＯ＝λのビーム・ウエストはZＲ= πWo２／λ＝πλとなり、穴との距離d は図１３に示すようにZＲπλ/3とすることができる。
【００５０】
最大強度はビーム・ウエストのちょうど中心に来る（Z ＝0 、R＝0 ）。閾値がはっきりしている場合には、透明な絶縁材料を原点近傍を中心とする小体積において損傷させることができる(Z＝0 、R ＝0 ）。この場合の損傷はR 方向に測ったビーム・ウエストより遥かに小さなものとなろう。小空洞、穴ないし損傷は、透明な絶縁材料の体積内ではレイリー・レンジ(ZＲ) よりも小さなサイズとすることができる。これとは別なバリエーションにおいては、レンズを移動させてZ 寸法における穴ないし空洞のサイズを大きくすることができる。この場合、焦点をZ 軸に沿って動かすことにより穴ないし空洞の長さを増す。これらの特徴は上述したアプリケーション並びに微少寸法機械加工、集積回路製造などのアプリケーションやデータ保存メディアへのデータ符号化にとって重要である。
【００５１】
これまで、本発明はその実施態様との関係において説明してきたが、本発明は前記の説明によって限定されるものではなく、特許請求の範囲に示す請求項によってのみ限定を受ける。
【００５２】
独占的所有権ないし特権が請求される本発明の実施態様は特許請求の範囲の請求項に定義する。
【００５３】
【発明の効果】
本発明の優れている点のひとつは、破壊閾値フルエンスがスケーリング則に従わないような定格を同定し、かつこのような定格を用いてレーザー誘起破壊の精度を向上させ、かつまた材料の内部又はその表面に一定のパターンで破壊を誘起することにある。すなわち、本発明によれば、破壊ないし切断閾値が正確になる個所でレーザーを操作することが可能になる。当該精度は図８及び図９の曲線に沿ったＩ字型バーによって明瞭に示すことができる。これらのＩ字型バーは、終始一貫して少ない偏差を示し、また予め定めたパルス幅以下の定格に対応する高い精度を示している。
【図面の簡単な説明】
【図１】 チャープ・パルス増幅レーザー・システム及び散乱エネルギーと透過エネルギーを検出する手段を含むレーザー誘起破壊実験システムの略図である。透明な試料の場合には、透過エネルギーも測定することができる。
【図２】  図２は図１のシステムにおいてパルス持続時間150 フェムトセカンド(fs)で走査した時不透明試料（金）について得られた入射フルエンスに対する散乱エネルギーの関係をグラフ化したものである。
【図３】  フルエンス閾値とパルス幅の関係を金の場合における計算値と実験値でグラフ化したもので、金の実験値は図１のシステムを800 nmの波長で操作して得たものである。矢印は、グラフ上でFｔｈがT１／２に比例しなくなる点を示す。FｔｈがT１／２に比例する、という関係は実線で示したようなあるレベル以上のパルス幅にしか当てはまらない。
【図４】  任意の単位に基づく金のサブスポット・サイズ切断（アブレーション）と機械加工をグラフで表したもので、材料除去を開始するに必要なフルエンス閾値であるFｔｈを示している。ここで、Rsは入射光線のスポット・サイズ、RaはX-Y 面で切除された穴の半径である。
【図５】  光線の強度プロフィールを示す略図で、本発明による超高速パルスでのレーザー微少寸法機械加工の場合、光線強度プロフィールのピーク値のみが切断／機械加工の強度を超えることを示している。
【図６】  光路におけるディスク形状マスクの設置を示す光線の略解図である。
【図７】  透明なガラス試料SiO2の入射レーザーパルス・エネルギーの関数としての散乱プラズマ放射と透過レーザーパルスをプロットしたものである。
【図８】  図７の透明ガラス・サンプルに対するフルエンス閾値(Fｔｈ)とパルス幅(T) との関係をグラフで表したものでT１／２と共に変動するFｔｈが実線で示す範囲内のパルスに対してのみ成立することを示す。パルス幅が大きい場合を示す既発表の報告内容がある（Squares 、Smith Optical Eng 17, 1978 and Triangles, Stokowsky, NBS Spec 541, 1978)。
【図９】  角膜組織のフルエンス閾値、すなわち、角膜の損傷閾値とパルス幅との関係をグラフ化したもので、この場合もFｔｈとパルス幅との比例関係は、比較的長いパルス幅の場合のみT１／２の関係式に従うことを示している。
【図１０】  プラズマ発射とレーザー・フルエンスの関係をグラフ化したもので、170fsのパルス幅においては、Fｔｈが極めて明瞭に決定されており、170fs と7ns におけるヒトの角膜の破壊データを示している。
【図１１】  プラズマ発射とレーザー・フルエンスの関係をグラフ化したもので、7nsのパルス幅においては、極めて不明瞭なFｔｈとは対照的であることを示している。170fs と7ns におけるヒトの角膜の破壊データを示している。
【図１２】  実験及び理論計算によって決定した単位距離当たりの衝突電離率をグラフ化したものである。
【図１３】  長手のZ 軸方向に沿ったビーム形状及び、損傷の正確な制御位置を、Z 軸方向の寸法でもって略図で示す。
【図１】
0003824522.tif 000002
【図２】
0003824522.tif 000003
【図３】
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【図４】
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【図５】
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【図６】
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【図７】
0003824522.tif 000008
【図８】
0003824522.tif 000009
【図９】
0003824522.tif 000010
【図１０】
0003824522.tif 000011
【図１１】
0003824522.tif 000012
【図１２】
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【図１３】
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