JPH09511688A - レーザー誘起破壊及び切断形状を制御する方法 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】 本発明の一態様においては、パルスレーザーによる材料のレーザー誘起破壊方法を提供する。当該材料の特徴は、フルエンス破壊閾値(F_th)とレーザー光線パルス幅(T)との関係において、その勾配の急速かつ明確な変化が一定のパルス幅値に見られることにある。本方式は各パルスのパルス幅が一定のレーザーパルス幅値に等しい、若しくはそれ以下のパルス幅となるようなレーザー光線を生成することにある。レーザー誘起破壊の対象である材料の表面上のある一点、若しくは当該材料の表面下に光線の焦点を合わせる。当該光線は光路のマスクと併用することができる。当該光線ないしマスクをＸ、Ｙ及びＺ方向に移動させることにより所望の機能を発揮させることができる。本技法は、パルス幅が短い場合には損傷閾値精度が高くなる結果、スポットサイズ及びレイリー範囲より小さい範囲内で機能を発揮することができる。

Description

【発明の詳細な説明】 レーザー誘起破壊及び切断形状を制御する方法 政府の権利 本発明は、STC PHY 8920108 によってアメリカ合衆国海軍調査研究局及び全米 科学財団から提供された政府支援金によって実現したものである。アメリカ合衆 国は本発明につき若干の権利を有する。 発明の分野 本発明は、主としてレーザー光線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。 発明の背景 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10²³w/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。 一般に、本発明は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。 発明の要約 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(F_th)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。 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(F_th)がパルス 幅の平方根(T^1/2)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F_th対τ_p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。 パルス幅(T)の関数としてのフルエンス破壊閾値(F_th)のスケーリングは、パル ス幅の平方根(T^1/2)に比例するF_th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(F_th)がパルス幅の平方根(T^1/2)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。 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。 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。 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。 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 。 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）〜１μm（ミ クロン）とするのが好適である。 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。 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。 図面の簡単な説明 図１はチャープ・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は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F_th、がT^1/2に比例しなくなる点を示す。F_th がT^1/2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に示すのは、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F_th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は、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6A及び6Bは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は透明なガラス試料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は図７の透明ガラス・サンプルに対するフルエンス閾値(F_th)とパルス幅( T)との関係をグラフで表したものでT^1/2と共に変動するF_th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，Stok owsky, NBS Spec 541，1978)。 図９は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F_th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T^1/2の関係式に従うことを示している。 図１０及び１１は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（図１０）のパルス幅においては、F_thが極めて明瞭に決定されて おり、7ns（図１１）における極めて不明瞭なF_thとは対照的であることを示して いる。図１０、図１１共に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は、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１３Ａ及び１３Ｂは、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。 好適実施例についての詳細説明 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 。 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月ペンウエル(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5,23 5,606 号の基本プロセスを追って解説している。 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。 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。 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F_th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。 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。 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 2 75Å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10 μm（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 τ_pとして示す）での矢印は、熱拡散距離(1_th)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１ps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）。 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R_a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R_a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R_s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。 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。 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。 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 すれは、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1_th＝(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。 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。 図6A及び6B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6A）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6B）。 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。 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。 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(LI B)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=25 cm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。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。 ２つの診断技法を用いて破壊閾値F_th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、τ_p＝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、F_th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 定すれは、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U_tは以下の 計算式で与えられる。すなわち、 U_t =kU， U ≦ U_th U_t =kU_th[1＋1n（U/U_th）]， U ＞ U_th ここで、ｋは線形透過係数である。図７の実線はU_th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。 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F_{t h} 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。 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。 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、F_thα T^1/2 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 。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。 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。 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。 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F_th α √τ_p，で与えられる。或いは、強度破壊閾値のI_th=F_th／τ_p．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。 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− (dn_e(t)/dt)_looss ここで、n_e(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。 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〜４x10⁹/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 セスに必要な初度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５ｘ10⁷ 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3.5x 10⁷ V/cm（ rms）に達するであろう。△t 〜 100fsの周期中電子密度はn_e〜n_t〔1−exp(-w△ t)〕〜10¹¹cm^-3に達することができる。ここで、n_t〜10²²は価電子帯の電子密度 である。 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n_e（t）＝n_o x exp(n(E)t)によって与えられるが、こ こでn_o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n_th 〜10¹³cm^-3並びにn _o〜 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 ητ _p〜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n _th〜1.6 x 10²¹cm^-3を利用する方が便利であり、したがってητ _p〜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）。 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≧5-6e V 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E^rms _th(W)＝E^dc _th(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。 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)V_driftを記述する。ここで、V_drift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V_drift 〜 ２ｘ10⁷cm/s に依存しない。 電子１個の単位長さ当たりのイオン化率はちょうどeE/U_i の確率P(E)倍であり 、したがって電子のエネルギーは≧U_i以上ないしα(E)＝(eE/U_i)P(E)である。電 子の閾値電界としてE_KT,ZP 及びE_i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<E_KT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(-U_i/KT)と単純化することがで きる。E_KT<Ｅ<E_Pの時にはP(E)〜exp(-const/E)、これよりも強い電界(E>E_p)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/U_i)exp(-E_i/E(1＋E/E_p)+E_KT) これにより、F_thαE²τ_p〜1/τ_p、すなわち、超短パルスの場合フルエンス閾 値はE>√E_pE_iを満足すれば増大することになる。 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 ητ_p＝30及びη＝aV_driftとして計算した。実線で示した曲線部分は、E_i＝30MV /cm、E_p＝3.2MV/cm及びE_kt＝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 （1_kt＝1_p〜5Å原子スペース、そして1 _i〜30Å）。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V_drift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。 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F_th対T^1/2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)−I_o/(1+Z/Z_R)²・exp(-2R²/W² _z) ここで、Z_Rはレイリー・レンジでありZ_R=πW_o ²/λである。また、W_Oはウエスト( Ｚ＝０)におけるビームサイズである。 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。 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)/I_o＝1/(1＋(Z/Z_R)²)＝0.9 となって、損傷体積はZ_R/3の距離で生成することができる。ここでも、Z_Rはレイ リー・レンジである。したがって、W_o＝λのビーム・ウエストはZ_R＝πW_O ²／λ ＝πλとなり、穴との距離ｄは図13に示すようにZ_Rπλ/3とすることができる。 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(Z_R)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。 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９図の曲線に 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。 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、以下に示す請求項によってのみ限 定を受ける。 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添付の 請求項に定義する。

【手続補正書】特許法第１８４条の８第１項 【提出日】１９９６年４月１６日 【補正内容】 請求の範囲 １．パルス・レーザービームを用いた材料のレーザー誘起破壊（LIB）の方法で あって、当該材料のフルエンス破壊閾値とレザーパルス幅との関係において、そ の勾配の急速かつ明瞭な変化が特有のレーザーパルス幅値で生じることを特徴と するのであって、当該方法が、 a)各パルスのパルス幅が上記特有のレーザーパルス幅値以下のパルス幅である ような単一ないし複数のレーザーパルスビームを生成し、かつ b)当該ビームの焦点を材料表面若しくはその下の一点にもつような前記方法。 ２．下記のものを含むレーザー誘起破壊方法、すなわち、 当該前記関係は曲線を形成し、当該変化が当該曲線の第一部分と第二部分の 間の一点で発生し、当該第一部分はF_th値がパルス幅の平方根(T^1/2)に従って変 動するような比較的長いパルス幅の範囲にわたり、当該第二部分はF_th対Ｔ勾配 が当該第一部分とは異なり、かつ当該第一部分と比較して短いパルス幅の範囲に わたる、 ような方法。 ３．請求項２による方法であって、更に a)パルス幅起動点の同定、 b)レーザービームの初期起動点を材料の表面ないし表面下に合わせること、 c)横方向に一定光路に沿って当該ビームを走査すること、 を含むような方法。 ４．請求項２による方法であって、更に a)パルス幅幅起動点の同定、 b)レーザービームの初期起動点を材料の表面ないし表面下にわせること、 c)材料の長手方向に一定光路に沿ってレイリー・レンジより浅い深度まで当該 ビームを走査すること、 を含むような方法。 ５．請求項１による材料をレーザー誘起破壊する方法であって、以下のもの含む もの。すなわち、a)の工程の前に、選択された材料につき、レーザーパルス幅の 関数としてのフルエンス破壊閾値(F_th)の特性曲線を決定すること、当該F_thに対 する材料のパルス幅の特性曲線の勾配の明確なる変化に対応するような当該曲線 上の特有のレーザーパルス幅値を同定すること。 ６．請求項１による方法であって、パルス幅の関数としての材料の切断(LIB)閾 値を計測し、かつ切断(LIB)閾値がパルス幅平方根に比例しなくなる点を決定す ることによって特有のパルス幅値が得られるもの。 ７．請求項１による方法であって、材料が金属であり、パルス 幅が10〜10,000フェムトセカンドであり、ビーム・エネルギーが１ナノジュール 〜１マイクロジュールであるもの。 ８．請求項１による方法であって、レーザービームによってスポットが画定され 、かつ当該ビームの横方向のガウス・プロフィーの特徴が、ビームスポットない しその近傍におけるフルエンが閾値フルエンスよりも大きく、これによるレーザ ー誘起破が当該スポット内の部域の切断であるもの。 ９．請求項８による方法であって、当該スポットサイズが基本波長サイズよりも 小さな直径の切断空洞を提供する回折限定スポットサイズであるもの。 １０．請求項１による方法であって、当該材料がレーザーから出る放射線に対し て透明であり、パルス幅が10〜10,000フェムトセカンドであり、当該ビームのエ ネルギーが10ナノジュール〜１ミリジールであるもの。 １１．請求項１による方法であって、材料が生物組織であり、パルス幅が10〜10 ,000フェムトセカンドであり、当該ビームのエネルギーが10ナノジュール〜１ミ リジュールであるもの。 １２．請求項１による方法であって、当該レーザービームのエネルギーが10ナノ ジュールから１ミリジュールの範囲にあるもの。 １３．請求項１による方法であって、当該レーザービームのフルエンスが平方セ ンチ当たり100 ミリジュールから平方センチ当り100 ジュールまでの範囲内にあ るもの。 １４．請求項１による方法であって、当該レーザービームによって材料内部ない しその表面にひとつのスポットが画定され、かつLIB により当該スポットの部域 よりも小さなサイズの部域が切断されるもの。 １５．請求項１による方法であって、当該レーザービームの波長が200 ナノメー タから２ミクロンの範囲にあるもの。 １６．請求項１による方法であって、当該パルス幅が数ピコセカンドからフェム トセカンドまでの範囲にあるもの。 １７．請求項１による方法であって、当該破壊に電離、自由電子増倍、誘電破壊 、プラズマ形成及び／又は蒸発による化学的及び物理的な変化が含まれるもの。 １８．請求項１による方法であって、当該破壊にプラズマ形成が含まれるもの。 １９．請求項１による方法であって、当該破壊に分解が含まれるもの。 ２０．請求項１による方法であって、当該破壊に切断が含まれるもの。 ２１．請求項１による方法であって、当該破壊に蒸発が含まれるもの。 ２２．請求項１による方法であって、当該スポットサイズが柔軟な絞りによって １から100 ミクロンまでの範囲で変動するもの。 ２３．請求項１による方法であって、当該マスクが光路の途中に置かれて当該ビ ームの一部を閉塞することによって所望の幾何学形状のビームとするもの。 ２４．請求項１による方法であって、当該レーザーの操作モードが非TEMoo であ るもの。 ２５．請求項１、２、５のうちのいずれかひとつによる方法であって、当該ビー ムが一定の持続時間の短い光パルスを発生する手段、当該光パルスの時間を延長 する手段、固体増幅媒体を含む当該時間延長光パルスを増幅する手段並び当該増 幅パルスを所望の持続時間に再圧縮する手段、を含むチャープ・パルス増幅(CPA )手段によって得られるような方法。 ２６．請求項１による方法であって、レーザービームのｆ値を 変更することにより１から100 ミクロンまでの範囲でスポットイズを変動させる もの。 ２７．請求項１による方法であって、標的の位置を変更することにより１〜100 ミクロンまでの範囲でスポットサイズを変動させるもの。 ２８．請求項５による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な破壊が含ま れるもの。 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。即ち、この発明の方法によるレーザー誘起破壊は、材料を電離、自由電子 増倍、誘電破壊、プラズマ形成や溶融、蒸発等によって回復可能な状態まで変化 させる。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)＝I_o/(1+Z/ZR)²・exp(-2R²/W² _z) ここで、Z_Rはレイリー・レンジでありZ_R＝πW_o ²/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。 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。 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)/I_o＝1/(1＋(Z/ZR)²）＝0.9 となって、損傷体積はZ_R/3の距離で生成することができる。ここ でも、Z_Rはレイリー・レンジである。したがって、W_o＝λのビーム・ウエストは Z_R＝πWo²／λ＝πλとなり、穴との距離ｄは図13に示すようにZ_Rπ λ/3とする ことができる。

───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (81)指定国 ＥＰ(ＡＴ，ＢＥ，ＣＨ，ＤＥ， ＤＫ，ＥＳ，ＦＲ，ＧＢ，ＧＲ，ＩＥ，ＩＴ，ＬＵ，Ｍ Ｃ，ＮＬ，ＰＴ，ＳＥ)，ＯＡ(ＢＦ，ＢＪ，ＣＦ，ＣＧ ，ＣＩ，ＣＭ，ＧＡ，ＧＮ，ＭＬ，ＭＲ，ＮＥ，ＳＮ， ＴＤ，ＴＧ)，ＡＰ(ＫＥ，ＭＷ，ＳＤ，ＳＺ，ＵＧ)， ＡＭ，ＡＴ，ＡＵ，ＢＢ，ＢＧ，ＢＲ，ＢＹ，ＣＡ，Ｃ Ｈ，ＣＮ，ＣＺ，ＤＥ，ＤＫ，ＥＥ，ＥＳ，ＦＩ，ＧＢ ，ＧＥ，ＨＵ，ＩＳ，ＪＰ，ＫＥ，ＫＧ，ＫＰ，ＫＲ， ＫＺ，ＬＫ，ＬＲ，ＬＴ，ＬＵ，ＬＶ，ＭＤ，ＭＧ，Ｍ Ｎ，ＭＷ，ＭＸ，ＮＬ，ＮＯ，ＮＺ，ＰＬ，ＰＴ，ＲＯ ，ＲＵ，ＳＤ，ＳＥ，ＳＧ，ＳＩ，ＳＫ，ＴＪ，ＴＭ， ＴＴ，ＵＡ，ＵＧ，ＵＳ，ＵＺ，ＶＮ (72)発明者 デウ、ディタオ アメリカ合衆国 48105 ミシガン州、ア ン アーバ、ビショップ シャープ７ 2385 (72)発明者 デュッタ、サブレータ、ケー. アメリカ合衆国 48104 ミシガン州、ア ン アーバ、ホワイト ストリート シャ ープ３ 1608 (72)発明者 エルナー、ビクター アメリカ合衆国 48103 ミシガン州、ア ン アーバ、モレヘッド ドライブ 1495 (72)発明者 クウリッツ、ロン アメリカ合衆国 60612 イリノイ州、シ カゴ エヌ．ダーボン 1430、アパートメ ントナンバー201 (72)発明者 リッター、ポール アメリカ合衆国 48105 ミシガン州、ア ン アーバ、ウルバーハンプトン 1100 (72)発明者 リュー、シンビング アメリカ合衆国 48198 ミシガン州、イ プシランティ、レイクビュー ドライブ 2113、アパートメントナンバー169 (72)発明者 プロンコ ピータ、ピー. アメリカ合衆国 48130 ミシガン州、デ クスター、ベーカ ハイツ コート7857 (72)発明者 スクエアー、ジェフリー、エー. アメリカ合衆国 48103 ミシガン州、ア ン アーバ、コビングトン ドライブ 1535

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 １．パルス・レーザービームを用いた材料のレーザー誘起破壊（LIB）の方法で あって、当該材料のフルエンス破壊閾値とレーザーパルス幅との関係において、 その勾配の急速かつ明瞭な変化が一定のレーザー・パルス幅値で生じることを特 徴とするものであって、当該方法が、 a)各パルスのパルス幅が上記一定のレーザーパルス幅値以下のパルス幅である ような単一ないし複数のレーザーパルスのビームを生成し、かつ b)当該ビームの焦点を材料表面若しくはその下の一点にもつような前記方法。 ２．請求項１による方法であって、材料が金属であり、パルス幅が10〜10,000フ ェムトセカンドであり、ビーム・エネルギーが１ナノジュール〜１マイクロジュ ールであるもの。 ３．請求項１による方法であって、レーザービームによってスポットが画定され 、かつ当該ビームの横型ガウス・プロフィールの特徴が、ビームスポットないし その近傍におけるフルエンスが閾値フルエンスよりも大きく、これによるレーザ ー誘起破壊が当該スポット内の部域の切断であるもの。 ４．請求項３による方法であって、当該スポットサイズが基本波長サイズよりも 小さな直径の切断空洞を提供する回折限定スポットサイズであるもの。 ５．請求項１による方法であって、当該材料がレーザーの波長の点から透明であ り、パルス幅が10〜10,000フェムトセカンドであり、当該ビームのエネルギーが 10ナノジュール〜１ミリジュールであるもの。 ６．請求項１による方法であって、材料が生物組織であり、パルス幅が10〜10,0 00フェムトセカンドであり、当該ビームのエネルギーが10ナノジュール〜１ミリ ジュールであるもの。 ７．請求項１による方法であって、パルス幅の関数としての材料の切断(LIB)閾 値を計測し、かつ切断(LIB)閾値がパルス幅の平方根としてスケーリング則に従 わなくなる点を決定することによって一定のパルス幅が得られるもの。 ８．請求項１による方法であって、当該レーザービームのエネルギーが10ナノジ ュールから１ミリジュールの範囲にあるもの。 ９．請求項１による方法であって、当該レーザービームのフルエンスが平方セン チ当たり100 ミリジュールから平方センチ当たり100 ジュールまでの範囲内にあ るもの。 １０．請求項１による方法であって、当該レーザービームによって材料内部ない しその表面にひとつのスポットが画定され、かつLIB により当該スポットの部域 よりも小さなサイズの部域が切断されるもの。 １１．請求項１による方法であって、当該レーザービームの波長が200 ナノメー タから２ミクロンの範囲にあるもの。 １２．請求項１による方法であって、当該パルス幅が数ピコセカンドからフェム トセカンドまでの範囲にあるもの。 １３．請求項１による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な変化が含ま れるもの。 １４．請求項１による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な破壊が含ま れるもの。 １５．請求項１による方法であって、当該破壊に分解が含まれるもの。 １６．請求項１による方法であって、当該破壊に切断が含まれるもの。 １７．請求項１による方法であって、当該破壊に蒸発が含まれるもの。 １８．請求項１による方法であって、当該スポットサイズが柔軟な絞りによって １から100 ミクロンまでの範囲で変動するもの。 １９．請求項１による方法であって、当該マスクが光路の途中に 置かれて当該ビームの一部を閉塞することによって所望の幾何学形状のビームと するもの。 ２０．請求項１による方法であって、当該レーザーの操作モードが非TEMoo であ るもの。 ２１．下記のものを含むレーザー誘起破壊方法、すなわち、 a)各パルスが、レーザーパルス幅(T)の関数としてのフルエンス破壊閾値(F_th) の曲線の勾配変化に対応するパルス幅値以下のパルス幅を有するような連続する パルスを含む単一ないし複数のレーザーパルスのビームを生成し、当該変化が当 該曲線の第一部分と第二部分の間の一点で発生し、当該第一部分はF_th値がパル ス幅の平方根(T^1/2)に従って変動するような比較的長いパルス幅の範囲にわたり 、当該第二部分がF_th、対T勾配が当該第一部分とは異なり、かつ当該第一部分と 比較して短いパルス幅の範囲にわたるもの、並びに b)当該ビームの焦点を材料の表面ないし表面下の一点に合わせるような方法。 ２２．請求項21による方法であって、更に a)パルス幅起動点の同定、 b)レーザービームの初期起動点を材料の表面ないし表面下に合わせること、 c)横方向に一定光路に沿って当該ビームを走査すること、 を含むような方法。 ２３．請求項21による方法であって、更に a)パルス幅起動点の同定、 b)レーザービームの初期起動点を材料の表面ないし表面下に合わせること、 c)材料の長手方向の一定光路に沿ってレイリー・レンジよりも浅い深度まで当 該ビームを走査すること、 を含むような方法。 ２４．請求項21による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な変化が含ま れるもの。 ２５．請求項21による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な変化が含ま れるもの。 ２６．請求項21による方法であって、当該破壊に分解が含まれるもの。 ２７．請求項21による方法であって、当該破壊に切断が含まれるもの。 ２８．請求項21による方法であって、当該破壊に蒸発が含まれるもの。 ２９．材料をレーザー誘起破壊する方法であって、以下のものを含むもの。すな わち、 a)選択された材料につき、レーザーパルス幅の関数としてのフルエンス破壊閾 値(F_th)の特性曲線を決定すること、 b)当該材料のF_thに対するパルス幅の特性曲線の勾配の急速かつ明確な変化に 対応するような当該曲線上のパルス幅値を同定すること、 c)単一ないし複数のレーザーパルスのビームを生成し、当該ビームが当該勾配 の当該明瞭な変化に対応する当該パルス幅値以下のパルス幅を有する連続するパ ルスから成り、かつ d)当該ビームの焦点を材料表面ないし表面下に合わせること。 ３０．請求項29による方法であって、更に下記のものを含むような方法。すなわ ち、 a)パルス幅始動点の同定、 b)レーザービーム初期始動点を材料の表面ないし表面下に合わせること、 c)当該ビームを横方向の一定光路に沿って走査すること。 ３１．請求項29による方法であって、更に下記のものを含むような方法。すなわ ち、 a)パルス幅始動点の同定、 b)レーザービーム初期始動点を材料の表面ないし表面下に合わせること、 c)当該ビームを材料の長手方向の一定光路に沿ってレイリー・レンジよりも浅 い深度まで走査すること。 ３２．請求項29による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な変化が含ま れるもの。 ３３．請求項29による方法であって、当該破壊に化学的及び物理的な破壊が含ま れるもの。 ３４．請求項29による方法であって、当該破壊に分解が含まれるの。 ３５．請求項29による方法であって、当該破壊に切断が含まれるもの。 ３６．請求項29による方法であって、当該破壊に蒸発が含まれるもの。 ３７．請求項１、２、５、６、21及び29のうちのいずれかひとつによる方法であ って、当該ビームが一定の持続時間の短い光パルスを発生する手段、当該光パル スの時間を延長する手段、固体増幅媒体を含む当該時間延長光パルスを増幅する 手段並びに当該増幅パルスを所望の持続時間に再圧縮する手段、を含むチャープ ・パルス増幅(CPA)手段によって得られるような方法。 ３８．請求項１による方法であって、レーザービームのf値を変更することによ り１から100 ミクロンまでの範囲でスポットサイズを変動させるもの。 ３９．請求項１による方法であって、標的の位置を変更することにより１〜100 ミクロンまでの範囲でスポットサイズを変動させるもの。