ETAT DE L’ART
Introduction
In this first chapter, we present a bibliographic study and a review of experimental and theoretical studies aimed at understanding the various processes involved in the formation of LIPSS We will highlight the physical processes of laser-material interaction, particularly distinguishing between the interactions of three types of lasers: femtosecond, picosecond, and nanosecond Although our investigation primarily focuses on picosecond lasers, reviewing results from nano and femtosecond regimes is essential to complete the range of scenarios involved in LIPSS formation.
This chapter begins with a detailed description of the laser-material interaction process and the various physical phenomena that arise from it We will justify the transition from a two-temperature model to a more macroscopic single-temperature model, using equations and working hypotheses to explain the evolution of surface temperature during different interaction processes Next, we will focus specifically on the surface modifications induced by laser irradiation Finally, we will discuss the typology of Laser-Induced Periodic Surface Structures (LIPSS) and the different models associated with their formation mechanisms, which primarily fall into two main categories.
Interaction laser - matière en régime pulsé
L’interaction laser – matériaux est un phénomène complexe Son étude nécessite la prise en compte des trois étapes fondamentales suivantes [1] :
+ l’absorption de l’énergie du laser par le système électronique (interaction photon- électron);
+ la redistribution de l’énergie d’absorption par diffusion thermique due au couplage électron - phonon
+ l’ablation du matériau par éjection de la matière en fusion ou par évaporation (régime thermique à partir de quelques ps) ou par répulsion coulombienne, fragmentation … (régime ultra-court typiquement fs)
Ces mécanismes fondamentaux d’interaction sont connus et ont fait l’objet d’un nombre important de travaux à la fois théoriques et expérimentaux de la part de plusieurs auteurs comme
This list highlights key studies in the field, serving as a chronological reminder of significant work conducted, though it is not exhaustive We aim to summarize the essential findings that are directly related to our experimental investigations.
1.2.1 Mécanismes d’absorption de l’énergie laser dans un matériau
During laser irradiation on a material's surface, the laser-material interaction leads to reflection, absorption, and transmission of incident light As depicted in Figure 1.1, part of the electromagnetic radiation is transmitted into the material while the rest is reflected The amplitude of the transmitted wave is influenced by the surface's transmission coefficient and decreases exponentially as the wave penetrates the material This exponential attenuation reflects the linear absorption of the wave by the material, which can be described by Beer-Lambert's law.
I (1.1) ó I(z,t) est la densité de puissance de l’onde laser à la profondeur z, I 0 (t) est l’intensité de l’onde incidente, R est la réflectivité de la surface ; et représente le coefficient d’absorption du matériau
Figure 1.1 Schéma de principe de l’absorption, réflexion, transmission et de la diffusion d’une irradiation laser, à la surface d’un matériau (cas d’une couche mince)
Additionally, the coefficient α is influenced by the wavelength of the laser beam and the electronic state density of the material The distance over which the attenuation of the laser radiation in the material is significant is commonly referred to as the depth.
15 de pénétration optique Cette longueur δ est donnée par l'inverse du coefficient d'absorption
As previously mentioned, laser radiation is fundamentally an electromagnetic wave, with the energy transferred to a material's surface arising from the interaction between the electromagnetic wave and the material's free or bound electrons Consequently, the laser-matter excitation is highly dependent on the material's electronic band structure, which varies among metals, semiconductors, and insulators These materials are characterized by their electron distribution; for semiconductors and transparent dielectrics, a valence band exists where electrons are strongly bound to nuclei, and a conduction band is separated by an energy gap (Eg) where electrons are absent.
Figure 1.2 Schéma de bande de répartition des électrons en fonction du type de matériau
(BV : Bande de Valence, BC : Bande de Conduction)
In copper, a metallic structure, the conduction band and valence band energy levels overlap, allowing some electrons to move freely within the metal's crystalline structure These free electrons can exchange energy with external electromagnetic fields primarily through the inverse Bremsstrahlung process When subjected to both external electromagnetic fields and collisions with other electrons, energy transfer occurs from the field to the electron Consequently, for metals exposed to visible and near-infrared radiation, the linear absorption coefficient of (5-10) x 10^5 cm^-1 results in an optical penetration depth on the order of magnitude.
16 de 10 ~ 20 nm [6] Le tableau 1.1 présente les profondeurs de pénétration optique sur Cu, Si et SiO2 aux longueurs d’ondes qui sont utilisées dans notre travail
Profondeur de pénétration optique (nm) λ = 266 nm λ = 325 nm λ = 442nm λ = 633nm
Tableau 1.1 Profondeur de pénétration optique pour Cu, Si et SiO 2 aux longueurs d’ondes de
266 nm, 325 nm, 442 nm et 632 nm [17]
The energy exchange between electrons and the lattice in a metallic material can be represented by the two-temperature model (TTM) developed by Anisimov This model illustrates the differences and variations in temperature between the two systems, namely the electrons and the lattice In irradiated materials, the nonlinear differential equations governing these two systems are established.
Ce et Cl : les capacités thermiques des électrons et du réseau ke : la conductivité thermique des électrons g : le paramètre caractérisant le couplage électron – réseau
S (z,t) : le terme de chauffage de la source laser
Dans ces équations, on peut constater que la conductivité thermique du réseau a été négligée La capacité thermique des électrons est très inférieure à la capacité thermique du
17 réseau, donc la diffusion thermique électronique est beaucoup plus rapide De plus, ces équations sont à trois échelles de temps caractéristiques e , l et L
+ e C e /g est le temps caractéristique de refroidissement électronique La valeur de e dépend de la température électronique et est typiquement de l’ordre de 1 ps [8]
+ l C l /g est le temps caractéristique de chauffage du réseau ( e