Salamat sa pagbisita sa Nature.com.Gumagamit ka ng bersyon ng browser na may limitadong suporta sa CSS.Para sa pinakamagandang karanasan, inirerekomenda namin na gumamit ka ng na-update na browser (o huwag paganahin ang Compatibility Mode sa Internet Explorer).Bilang karagdagan, upang matiyak ang patuloy na suporta, ipinapakita namin ang site na walang mga istilo at JavaScript.
Nagpapakita ng carousel ng tatlong slide nang sabay-sabay.Gamitin ang Nakaraang at Susunod na mga pindutan upang lumipat sa tatlong mga slide sa isang pagkakataon, o gamitin ang mga pindutan ng slider sa dulo upang lumipat sa tatlong mga slide sa isang pagkakataon.
Ang direktang laser interference (DLIP) na sinamahan ng laser-induced periodic surface structure (LIPSS) ay nagbibigay-daan sa paglikha ng mga functional na ibabaw para sa iba't ibang materyales.Ang throughput ng proseso ay kadalasang nadaragdagan sa pamamagitan ng paggamit ng mas mataas na average na laser power.Gayunpaman, ito ay humahantong sa akumulasyon ng init, na nakakaapekto sa pagkamagaspang at hugis ng nagresultang pattern sa ibabaw.Samakatuwid, kinakailangang pag-aralan nang detalyado ang impluwensya ng temperatura ng substrate sa morpolohiya ng mga gawa-gawang elemento.Sa pag-aaral na ito, ang ibabaw ng bakal ay line-patterned na may ps-DLIP sa 532 nm.Upang siyasatin ang epekto ng temperatura ng substrate sa nagresultang topograpiya, ginamit ang isang heating plate upang kontrolin ang temperatura.Ang pag-init sa 250 \(^{\circ }\)С ay humantong sa isang makabuluhang pagbaba sa lalim ng mga nabuong istruktura mula 2.33 hanggang 1.06 µm.Ang pagbaba ay nauugnay sa hitsura ng iba't ibang uri ng LIPSS depende sa oryentasyon ng mga butil ng substrate at oksihenasyon sa ibabaw na dulot ng laser.Ipinapakita ng pag-aaral na ito ang malakas na epekto ng temperatura ng substrate, na inaasahan din kapag ang paggamot sa ibabaw ay ginanap sa mataas na average na kapangyarihan ng laser upang lumikha ng mga epekto ng akumulasyon ng init.
Ang mga pamamaraan ng pang-ibabaw na paggamot batay sa ultrashort pulse laser irradiation ay nangunguna sa agham at industriya dahil sa kanilang kakayahang pagbutihin ang mga katangian sa ibabaw ng pinakamahalagang nauugnay na materyales1.Sa partikular, ang laser-induced custom surface functionality ay state-of-the-art sa malawak na hanay ng mga sektor ng industriya at mga sitwasyon ng aplikasyon1,2,3.Halimbawa, Vercillo et al.Ang mga katangian ng anti-icing ay ipinakita sa mga titanium alloy para sa mga aplikasyon ng aerospace batay sa superhydrophobicity na dulot ng laser.Iniulat ni Epperlein et al na ang mga nanosized na tampok na ginawa ng pag-istruktura ng ibabaw ng laser ay maaaring makaimpluwensya sa paglaki ng biofilm o pagsugpo sa mga specimen ng bakal.Bilang karagdagan, ang Guai et al.napabuti din ang optical properties ng organic solar cells.6 Kaya, ang laser structuring ay nagbibigay-daan sa paggawa ng mga high-resolution na elemento ng istruktura sa pamamagitan ng kinokontrol na ablation ng surface material1.
Ang isang angkop na pamamaraan ng pag-istruktura ng laser para sa paggawa ng naturang panaka-nakang mga istruktura sa ibabaw ay ang direktang laser interference shaping (DLIP).Ang DLIP ay batay sa malapit-ibabaw na interference ng dalawa o higit pang laser beam upang bumuo ng mga pattern na ibabaw na may mga katangian sa hanay ng micrometer at nanometer.Depende sa bilang at polarisasyon ng mga laser beam, ang DLIP ay maaaring magdisenyo at lumikha ng isang malawak na iba't ibang mga topographic surface structures.Ang isang promising na diskarte ay upang pagsamahin ang mga istruktura ng DLIP na may laser-induced periodic surface structures (LIPSS) upang lumikha ng topograpiyang pang-ibabaw na may kumplikadong hierarchy ng istruktura8,9,10,11,12.Sa likas na katangian, ang mga hierarchy na ito ay ipinakita na nagbibigay ng mas mahusay na pagganap kaysa sa mga single-scale na modelo13.
Ang function ng LIPSS ay napapailalim sa isang self-amplifying na proseso (positibong feedback) batay sa pagtaas ng near-surface modulation ng radiation intensity distribution.Ito ay dahil sa pagtaas ng nanoroughness habang ang bilang ng mga inilapat na laser pulse ay tumataas ng 14, 15, 16. Ang modulasyon ay nangyayari pangunahin dahil sa interference ng emitted wave sa electromagnetic field15,17,18,19,20,21 ng refracted at nakakalat na mga bahagi ng alon o mga plasmon sa ibabaw.Ang pagbuo ng LIPSS ay apektado din ng tiyempo ng mga pulso22,23.Sa partikular, ang mas mataas na average na kapangyarihan ng laser ay kailangang-kailangan para sa mataas na produktibong paggamot sa ibabaw.Karaniwang nangangailangan ito ng paggamit ng mataas na rate ng pag-uulit, ibig sabihin, sa hanay ng MHz.Dahil dito, ang distansya ng oras sa pagitan ng mga pulso ng laser ay mas maikli, na humahantong sa mga epekto ng akumulasyon ng init 23, 24, 25, 26. Ang epektong ito ay humahantong sa isang pangkalahatang pagtaas sa temperatura ng ibabaw, na maaaring makabuluhang makaapekto sa mekanismo ng patterning sa panahon ng laser ablation.
Sa isang nakaraang gawain, Rudenko et al.at Tzibidis et al.Ang isang mekanismo para sa pagbuo ng mga convective na istruktura ay tinalakay, na dapat maging lalong mahalaga habang tumataas ang akumulasyon ng init19,27.Bilang karagdagan, ang Bauer et al.Iugnay ang kritikal na dami ng naipon na init sa mga istrukturang pang-ibabaw ng micron.Sa kabila ng prosesong ito ng thermally induced structure formation, karaniwang pinaniniwalaan na ang produktibidad ng proseso ay mapapabuti sa pamamagitan lamang ng pagtaas ng repetition rate28.Bagaman ito, sa turn, ay hindi makakamit nang walang makabuluhang pagtaas sa imbakan ng init.Samakatuwid, ang mga diskarte sa proseso na nagbibigay ng isang multilevel na topology ay maaaring hindi portable sa mas mataas na mga rate ng pag-uulit nang hindi binabago ang proseso ng kinetics at pagbuo ng istraktura9,12.Sa pagsasaalang-alang na ito, napakahalaga na siyasatin kung paano nakakaapekto ang temperatura ng substrate sa proseso ng pagbuo ng DLIP, lalo na kapag gumagawa ng mga layered na pattern sa ibabaw dahil sa sabay-sabay na pagbuo ng LIPSS.
Ang layunin ng pag-aaral na ito ay suriin ang epekto ng temperatura ng substrate sa nagresultang topograpiya sa ibabaw sa panahon ng pagproseso ng DLIP ng hindi kinakalawang na asero gamit ang mga ps pulse.Sa panahon ng pagpoproseso ng laser, ang temperatura ng sample na substrate ay dinala hanggang 250 \(^\circ\)C gamit ang isang heating plate.Ang mga nagresultang istruktura sa ibabaw ay nailalarawan gamit ang confocal microscopy, scanning electron microscopy, at energy-dispersive X-ray spectroscopy.
Sa unang serye ng mga eksperimento, ang steel substrate ay naproseso gamit ang isang two-beam DLIP configuration na may spatial period na 4.5 µm at isang substrate temperature na \(T_{\mathrm {s}}\) 21 \(^{\circ }\)C, pagkatapos nito ay tinutukoy bilang "hindi pinainit » ibabaw.Sa kasong ito, ang pulse overlap \(o_{\mathrm {p}}\) ay ang distansya sa pagitan ng dalawang pulso bilang isang function ng spot size.Nag-iiba ito mula 99.0% (100 pulses bawat posisyon) hanggang 99.67% (300 pulses bawat posisyon).Sa lahat ng kaso, ginamit ang peak energy density \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (para sa katumbas ng Gaussian na walang interference) at frequency ng pag-uulit f = 200 kHz.Ang direksyon ng polariseysyon ng laser beam ay parallel sa paggalaw ng positioning table (Fig. 1a)), na parallel sa direksyon ng linear geometry na nilikha ng two-beam interference pattern.Ang mga kinatawan ng imahe ng mga nakuha na istruktura gamit ang isang scanning electron microscope (SEM) ay ipinapakita sa Fig.1a–c.Upang suportahan ang pagsusuri ng mga imahe ng SEM sa mga tuntunin ng topograpiya, ang Fourier transforms (FFTs, ipinapakita sa madilim na mga inset) ay isinagawa sa mga istrukturang sinusuri.Sa lahat ng kaso, ang resultang DLIP geometry ay makikita na may spatial na panahon na 4.5 µm.
Para sa kaso \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% sa mas madilim na lugar ng Fig.1a, na naaayon sa posisyon ng maximum na interference, ang isa ay maaaring obserbahan ang mga grooves na naglalaman ng mas maliit na parallel na istruktura.Ang mga ito ay kahalili ng mas maliwanag na mga banda na sakop ng isang nanoparticle-like topography.Dahil ang parallel na istraktura sa pagitan ng mga grooves ay lumilitaw na patayo sa polarization ng laser beam at may panahon na \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) 418\(\pm 65\) nm, bahagyang mas mababa sa wavelength ng laser \(\lambda\) (532 nm) ay maaaring tawaging LIPSS na may mababang spatial frequency (LSFL-I)15,18.Ang LSFL-I ay gumagawa ng tinatawag na s-type na signal sa FFT, "s" na nagkakalat15,20.Samakatuwid, ang signal ay patayo sa malakas na gitnang patayong elemento, na nabuo naman ng istruktura ng DLIP (\(\Lambda _{\mathrm {DLIP}}\) \(\approx\) 4.5 µm).Ang signal na nabuo ng linear na istraktura ng DLIP pattern sa FFT na imahe ay tinutukoy bilang "DLIP-type".
Mga imahe ng SEM ng mga istruktura sa ibabaw na nilikha gamit ang DLIP.Ang peak energy density ay \(\Phi _\mathrm {p}\) = 0.5 J/cm\(^2\) (para sa walang ingay na katumbas ng Gaussian) at isang rate ng pag-uulit f = 200 kHz.Ang mga larawan ay nagpapakita ng sample na temperatura, polariseysyon at overlay.Ang paggalaw ng yugto ng lokalisasyon ay minarkahan ng isang itim na arrow sa (a).Ipinapakita ng black inset ang katumbas na FFT na nakuha mula sa 37.25\(\times\)37.25 µm SEM image (ipinapakita hanggang ang wavevector ay maging \(\vec {k}\cdot (2\pi )^ {-1}\) = 200 nm).Ang mga parameter ng proseso ay ipinahiwatig sa bawat figure.
Kung titingnan pa ang Figure 1, makikita mo na habang tumataas ang \(o_{\mathrm {p}}\) overlap, ang signal ng sigmoid ay mas puro patungo sa x-axis ng FFT.Ang natitirang bahagi ng LSFL-I ay may posibilidad na maging mas parallel.Bilang karagdagan, ang relatibong intensity ng s-type na signal ay nabawasan at ang intensity ng DLIP-type na signal ay tumaas.Ito ay dahil sa lalong binibigkas na mga trench na may higit na magkakapatong.Gayundin, ang signal ng x-axis sa pagitan ng mga uri s at sa gitna ay dapat magmula sa isang istraktura na may parehong oryentasyon gaya ng LSFL-I ngunit may mas mahabang panahon (\(\Lambda _\mathrm {b}\) \(\approx \ ) 1.4 ± 0.2 µm) tulad ng ipinapakita sa Figure 1c).Samakatuwid, ipinapalagay na ang kanilang pagbuo ay isang pattern ng mga hukay sa gitna ng trench.Lumilitaw din ang bagong feature sa hanay ng mataas na dalas (malaking wavenumber) ng ordinate.Ang signal ay nagmumula sa parallel ripples sa mga slope ng trench, malamang dahil sa interference ng insidente at forward-reflected light sa mga slope9,14.Sa mga sumusunod, ang mga ripples na ito ay tinutukoy ng LSFL \ (_ \ mathrm {edge} \), at ang kanilang mga signal - ayon sa uri -s \ (_ {\mathrm {p)) \).
Sa susunod na eksperimento, ang temperatura ng sample ay dinala hanggang 250 °C sa ilalim ng tinatawag na "pinainit" na ibabaw.Ang pag-istruktura ay isinagawa ayon sa parehong diskarte sa pagproseso tulad ng mga eksperimento na binanggit sa nakaraang seksyon (Fig. 1a–1c).Inilalarawan ng mga imahe ng SEM ang resultang topograpiya tulad ng ipinapakita sa Fig. 1d–f.Ang pag-init ng sample sa 250 C ay humahantong sa isang pagtaas sa hitsura ng LSFL, ang direksyon kung saan ay parallel sa laser polarization.Ang mga istrukturang ito ay maaaring mailalarawan bilang LSFL-II at may spatial na panahon \(\Lambda _\mathrm {LSFL-II}\) na 247 ± 35 nm.Ang LSFL-II signal ay hindi ipinapakita sa FFT dahil sa mataas na mode frequency.Habang tumaas ang \(o_{\mathrm {p}}\) mula 99.0 hanggang 99.67\(\%\) (Fig. 1d–e), tumaas ang lapad ng rehiyon ng maliwanag na banda, na humantong sa paglitaw ng isang DLIP signal para sa higit sa mataas na frequency.wavenumbers (mas mababang frequency) at sa gayon ay lumipat patungo sa gitna ng FFT.Ang mga hilera ng mga hukay sa Fig. 1d ay maaaring ang mga pasimula ng tinatawag na mga grooves na nabuo patayo sa LSFL-I22,27.Bilang karagdagan, ang LSFL-II ay lumilitaw na naging mas maikli at hindi regular ang hugis.Tandaan din na ang average na laki ng mga maliliwanag na banda na may nanograin morphology ay mas maliit sa kasong ito.Bilang karagdagan, ang laki ng pamamahagi ng mga nanoparticle na ito ay naging mas kaunting dispersed (o humantong sa mas kaunting pagtitipon ng particle) kaysa sa walang pag-init.Sa pamamagitan ng husay, maaari itong masuri sa pamamagitan ng paghahambing ng mga numero 1a, d o b, e, ayon sa pagkakabanggit.
Habang ang overlap \(o_{\mathrm {p}}\) ay tumaas pa sa 99.67% (Fig. 1f), unti-unting lumitaw ang isang natatanging topograpiya dahil sa mga lalong halatang furrow.Gayunpaman, ang mga grooves na ito ay lumilitaw na hindi gaanong nakaayos at mas malalim kaysa sa Fig. 1c.Ang mababang contrast sa pagitan ng maliwanag at madilim na bahagi ng larawan ay makikita sa kalidad.Ang mga resultang ito ay higit na sinusuportahan ng mas mahina at mas nakakalat na signal ng FFT ordinate sa Fig. 1f kumpara sa FFT sa c.Ang mas maliit na striae ay maliwanag din sa pag-init kapag inihambing ang Mga Figure 1b at e, na kalaunan ay nakumpirma ng confocal microscopy.
Bilang karagdagan sa nakaraang eksperimento, ang polarization ng laser beam ay pinaikot ng 90 \(^{\circ}\), na naging sanhi ng paglipat ng direksyon ng polarization patayo sa positioning platform.Sa fig.Ipinapakita ng 2a-c ang mga unang yugto ng pagbuo ng istraktura, \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0% sa hindi nainitan (a), pinainit (b) at pinainit 90\(^{\ circ }\ ) – Kaso na may umiikot na polariseysyon (c).Upang maisalarawan ang nanotopography ng mga istruktura, ang mga lugar na minarkahan ng may kulay na mga parisukat ay ipinapakita sa Fig.2d, sa isang pinalaki na sukat.
Mga imahe ng SEM ng mga istruktura sa ibabaw na nilikha gamit ang DLIP.Ang mga parameter ng proseso ay pareho sa Fig.1.Ipinapakita ng larawan ang sample na temperatura \(T_s\), polarization at pulse overlap \(o_\mathrm {p}\).Ang itim na inset ay muling nagpapakita ng kaukulang Fourier transform.Ang mga larawan sa (d)-(i) ay mga pagpapalaki ng mga minarkahang lugar sa (a)-(c).
Sa kasong ito, makikita na ang mga istruktura sa mas madidilim na lugar ng Fig. 2b,c ay sensitibo sa polarization at samakatuwid ay may label na LSFL-II14, 20, 29, 30. Kapansin-pansin, ang oryentasyon ng LSFL-I ay pinaikot din ( Fig. 2g, i), na makikita mula sa oryentasyon ng s-type na signal sa kaukulang FFT.Ang bandwidth ng LSFL-I na panahon ay lumilitaw na mas malaki kumpara sa panahon b, at ang saklaw nito ay inilipat patungo sa mas maliliit na mga panahon sa Fig. 2c, gaya ng ipinahiwatig ng mas malawak na s-type na signal.Kaya, ang sumusunod na LSFL spatial period ay maaaring maobserbahan sa sample sa iba't ibang temperatura ng pag-init: \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 418\(\pm 65\) nm sa 21 ^{ \circ }\ )C (Larawan 2a), \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I}}\) = 445\(~\pm\) 67 nm at \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-II }} \) = 247 ± 35 nm sa 250°C (Fig. 2b) para sa s polariseysyon.Sa kabilang banda, ang spatial na panahon ng p-polarization at 250 \(^{\circ }\)C ay katumbas ng \(\Lambda _{\mathrm {LSFL-I))\) = 390\(\pm 55\ ) nm at \(\ Lambda_{\mathrm{LSFL-II}}\) = 265±35 nm (Larawan 2c).
Kapansin-pansin, ang mga resulta ay nagpapakita na sa pamamagitan lamang ng pagtaas ng sample na temperatura, ang surface morphology ay maaaring lumipat sa pagitan ng dalawang sukdulan, kabilang ang (i) isang ibabaw na naglalaman lamang ng mga elemento ng LSFL-I at (ii) isang lugar na sakop ng LSFL-II.Dahil ang pagbuo ng partikular na uri ng LIPSS sa mga ibabaw ng metal ay nauugnay sa mga layer ng surface oxide, isinagawa ang energy dispersive X-ray analysis (EDX).Ang talahanayan 1 ay nagbubuod ng mga resultang nakuha.Ang bawat pagpapasiya ay isinasagawa sa pamamagitan ng pag-average ng hindi bababa sa apat na spectra sa iba't ibang lugar sa ibabaw ng naprosesong sample.Isinasagawa ang mga pagsukat sa iba't ibang temperatura ng sample \(T_\mathrm{s}\) at iba't ibang posisyon ng sample surface na naglalaman ng mga hindi nakabalangkas o structured na lugar.Ang mga sukat ay naglalaman din ng impormasyon tungkol sa mas malalalim na unoxidized na mga layer na direktang nasa ibaba ng ginagamot na molten area, ngunit sa loob ng electron penetration depth ng EDX analysis.Gayunpaman, dapat tandaan na ang EDX ay limitado sa kakayahang mabilang ang nilalaman ng oxygen, kaya ang mga halagang ito dito ay maaari lamang magbigay ng isang husay na pagtatasa.
Ang mga hindi ginagamot na bahagi ng mga sample ay hindi nagpakita ng malaking halaga ng oxygen sa lahat ng temperatura ng pagpapatakbo.Pagkatapos ng laser treatment, tumaas ang antas ng oxygen sa lahat ng kaso31.Ang pagkakaiba sa elemental na komposisyon sa pagitan ng dalawang hindi ginagamot na sample ay tulad ng inaasahan para sa komersyal na mga sample ng bakal, at makabuluhang mas mataas na mga halaga ng carbon ay natagpuan kumpara sa data sheet ng tagagawa para sa AISI 304 steel dahil sa hydrocarbon contamination32.
Bago talakayin ang mga posibleng dahilan para sa pagbaba ng lalim ng groove ablation at ang paglipat mula sa LSFL-I hanggang LSFL-II, ginagamit ang power spectral density (PSD) at mga profile ng taas.
(i) Ang quasi-two-dimensional normalized power spectral density (Q2D-PSD) ng surface ay ipinapakita bilang SEM images sa Figures 1 at 2. 1 at 2. Dahil ang PSD ay normalized, ang pagbaba sa sum signal ay dapat nauunawaan bilang isang pagtaas sa pare-parehong bahagi (k \(\le\) 0.7 µm\(^{-1}\), hindi ipinapakita), ibig sabihin, kinis.(ii) Katumbas na mean surface height profile.Ang sample na temperatura \(T_s\), overlap \(o_{\mathrm {p}}\), at laser polarization E na nauugnay sa oryentasyon \(\vec {v}\) ng positioning platform movement ay ipinapakita sa lahat ng plot.
Upang mabilang ang impresyon ng mga imahe ng SEM, nabuo ang isang average na normalized na spectrum ng kapangyarihan mula sa hindi bababa sa tatlong imahe ng SEM para sa bawat parameter na itinakda sa pamamagitan ng pag-average ng lahat ng one-dimensional (1D) power spectral density (PSD) sa x o y na direksyon.Ang kaukulang graph ay ipinapakita sa Fig. 3i na nagpapakita ng frequency shift ng signal at ang relatibong kontribusyon nito sa spectrum.
Sa fig.3ia, c, e, ang DLIP peak ay lumalaki malapit sa \(k_{\mathrm {DLIP}}~=~2\pi\) (4.5 µm)\(^{-1}\) = 1.4 µm \ ( ^{- 1}\) o ang katumbas na mas matataas na harmonic habang tumataas ang overlap \(o_{\mathrm {p))\).Ang isang pagtaas sa pangunahing amplitude ay nauugnay sa isang mas malakas na pag-unlad ng istraktura ng LRIB.Ang amplitude ng mas mataas na harmonic ay tumataas sa steepness ng slope.Para sa mga rectangular function bilang paglilimita sa mga kaso, ang approximation ay nangangailangan ng pinakamalaking bilang ng mga frequency.Samakatuwid, ang peak sa paligid ng 1.4 µm\(^{-1}\) sa PSD at ang kaukulang harmonic ay maaaring gamitin bilang mga parameter ng kalidad para sa hugis ng uka.
Sa kabaligtaran, tulad ng ipinapakita sa Fig. 3 (i) b, d, f, ang PSD ng pinainit na sample ay nagpapakita ng mas mahina at mas malawak na mga taluktok na may mas kaunting signal sa kani-kanilang mga harmonika.Bilang karagdagan, sa fig.Ipinapakita ng 3(i)f na ang pangalawang harmonic signal ay lumampas pa sa pangunahing signal.Sinasalamin nito ang mas iregular at hindi gaanong binibigkas na istraktura ng DLIP ng pinainit na sample (kumpara sa \(T_s\) = 21\(^\circ\)C).Ang isa pang tampok ay na habang ang overlap \(o_{\mathrm {p}}\) ay tumataas, ang nagreresultang LSFL-I signal ay lumilipat patungo sa isang mas maliit na wavenumber (mas mahabang panahon).Ito ay maaaring ipaliwanag sa pamamagitan ng tumaas na steepness ng mga gilid ng DLIP mode at ang nauugnay na lokal na pagtaas sa anggulo ng saklaw14,33.Kasunod ng trend na ito, ang pagpapalawak ng signal ng LSFL-I ay maaari ding ipaliwanag.Bilang karagdagan sa mga matarik na dalisdis, mayroon ding mga patag na lugar sa ibaba at sa itaas ng mga crest ng istraktura ng DLIP, na nagbibigay-daan para sa mas malawak na hanay ng mga panahon ng LSFL-I.Para sa mataas na sumisipsip na mga materyales, ang panahon ng LSFL-I ay karaniwang tinatantya bilang:
kung saan ang \(\theta\) ay anggulo ng saklaw, at ang mga subscript na s at p ay tumutukoy sa iba't ibang polarisasyon33.
Dapat tandaan na ang plane of incidence para sa isang DLIP setup ay karaniwang patayo sa paggalaw ng positioning platform, tulad ng ipinapakita sa Figure 4 (tingnan ang seksyon ng Mga Materyales at Paraan).Samakatuwid, ang s-polarization, bilang panuntunan, ay parallel sa paggalaw ng entablado, at ang p-polarization ay patayo dito.Ayon sa equation.(1), para sa s-polarization, inaasahan ang isang pagkalat at paglilipat ng signal ng LSFL-I patungo sa mas maliit na mga wavenumber.Ito ay dahil sa pagtaas ng \(\theta\) at ang angular range \(\theta \pm \delta \theta\) habang tumataas ang lalim ng trench.Ito ay makikita sa pamamagitan ng paghahambing ng LSFL-I peak sa Fig. 3ia,c,e.
Ayon sa mga resulta na ipinapakita sa fig.1c, ang LSFL\(_\mathrm {edge}\) ay makikita rin sa kaukulang PSD sa fig.3ie.Sa fig.Ipinapakita ng 3ig, h ang PSD para sa p-polarization.Ang pagkakaiba sa mga taluktok ng DLIP ay mas malinaw sa pagitan ng pinainit at hindi pinainit na mga sample.Sa kasong ito, ang signal mula sa LSFL-I ay nag-o-overlap sa mas mataas na harmonics ng DLIP peak, na nagdaragdag sa signal na malapit sa lasing wavelength.
Upang talakayin ang mga resulta nang mas detalyado, sa Fig. 3ii ay nagpapakita ng lalim ng istruktura at magkakapatong sa pagitan ng mga pulso ng DLIP linear height distribution sa iba't ibang temperatura.Ang vertical na profile ng taas ng ibabaw ay nakuha sa pamamagitan ng pag-average ng sampung indibidwal na vertical na profile ng taas sa paligid ng gitna ng istraktura ng DLIP.Para sa bawat inilapat na temperatura, ang lalim ng istraktura ay tumataas sa pagtaas ng pulso na magkakapatong.Ang profile ng heated sample ay nagpapakita ng mga grooves na may average na peak-to-peak (pvp) na mga value na 0.87 µm para sa s-polarization at 1.06 µm para sa p-polarization.Sa kaibahan, ang s-polarization at p-polarization ng unheated sample ay nagpapakita ng pvp na 1.75 µm at 2.33 µm, ayon sa pagkakabanggit.Ang kaukulang pvp ay inilalarawan sa profile ng taas sa fig.3ii.Ang bawat average ng PvP ay kinakalkula sa pamamagitan ng pag-average ng walong solong PvP.
Bilang karagdagan, sa fig.Ipinapakita ng 3iig,h ang p-polarization height distribution na patayo sa positioning system at groove movement.Ang direksyon ng p-polarization ay may positibong epekto sa lalim ng groove dahil nagreresulta ito ng bahagyang mas mataas na pvp sa 2.33 µm kumpara sa s-polarization sa 1.75 µm pvp.Ito naman ay tumutugma sa mga grooves at paggalaw ng positioning platform system.Ang epektong ito ay maaaring sanhi ng isang mas maliit na istraktura sa kaso ng s-polarization kumpara sa kaso ng p-polarization (tingnan ang Fig. 2f, h), na tatalakayin pa sa susunod na seksyon.
Ang layunin ng talakayan ay ipaliwanag ang pagbaba sa lalim ng uka dahil sa pagbabago sa pangunahing klase ng LIPS (LSFL-I hanggang LSFL-II) sa kaso ng mga pinainit na sample.Kaya sagutin ang mga sumusunod na tanong:
Upang masagot ang unang tanong, kinakailangang isaalang-alang ang mga mekanismo na responsable para sa pagbawas sa ablation.Para sa isang pulso sa normal na saklaw, ang lalim ng ablation ay maaaring ilarawan bilang:
kung saan ang \(\delta _{\mathrm {E}}\) ay ang lalim ng pagtagos ng enerhiya, ang \(\Phi\) at \(\Phi _{\mathrm {th}}\) ay ang absorption fluence at ang Ablation fluence threshold, ayon sa pagkakabanggit34 .
Sa matematika, ang lalim ng pagtagos ng enerhiya ay may multiplicative effect sa lalim ng ablation, habang ang pagbabago sa enerhiya ay may logarithmic effect.Kaya't ang mga pagbabago sa fluence ay hindi makakaapekto sa \(\Delta z\) hangga't \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\).Gayunpaman, ang malakas na oksihenasyon (halimbawa, dahil sa pagbuo ng chromium oxide) ay humahantong sa mas malakas na mga bono ng Cr-O35 kumpara sa mga bono ng Cr-Cr, sa gayon ay tumataas ang ablation threshold.Dahil dito, hindi na nasisiyahan ang \(\Phi ~\gg ~\Phi _{\mathrm {th}}\), na humahantong sa mabilis na pagbaba sa lalim ng ablation na may pagbaba ng density ng flux ng enerhiya.Bilang karagdagan, ang isang ugnayan sa pagitan ng estado ng oksihenasyon at ang panahon ng LSFL-II ay kilala, na maaaring ipaliwanag sa pamamagitan ng mga pagbabago sa nanostructure mismo at ang mga optical na katangian ng ibabaw na dulot ng ibabaw na oksihenasyon30,35.Samakatuwid, ang eksaktong pamamahagi ng ibabaw ng fluence ng pagsipsip \(\Phi\) ay dahil sa kumplikadong dinamika ng pakikipag-ugnayan sa pagitan ng panahon ng istruktura at ang kapal ng layer ng oxide.Depende sa panahon, ang nanostructure ay malakas na nakakaimpluwensya sa pamamahagi ng hinihigop na pagkilos ng enerhiya dahil sa isang matalim na pagtaas sa larangan, paggulo ng mga plasmon sa ibabaw, hindi pangkaraniwang paglipat ng liwanag o pagkalat17,19,20,21.Samakatuwid, ang \(\Phi\) ay malakas na hindi magkakatulad malapit sa ibabaw, at ang \(\delta _ {E}\) ay malamang na hindi na posible sa isang koepisyent ng pagsipsip \(\alpha = \delta _{\mathrm {opt} } ^ { -1} \approx \delta _{\mathrm {E}}^{-1}\) para sa buong volume na malapit sa ibabaw.Dahil ang kapal ng oxide film ay higit na nakasalalay sa oras ng solidification [26], ang epekto ng nomenclature ay nakasalalay sa sample na temperatura.Ang mga optical micrograph na ipinakita sa Figure S1 sa Karagdagang Materyal ay nagpapahiwatig ng mga pagbabago sa mga optical na katangian.
Ang mga epektong ito ay bahagyang nagpapaliwanag ng mas mababaw na lalim ng trench sa kaso ng maliliit na istruktura sa ibabaw sa Mga Figure 1d,e at 2b,c at 3(ii)b,d,f.
Ang LSFL-II ay kilala na bumubuo sa mga semiconductor, dielectric, at mga materyales na madaling kapitan ng oksihenasyon14,29,30,36,37.Sa huling kaso, ang kapal ng ibabaw na layer ng oxide ay lalong mahalaga30.Ang EDX analysis na isinagawa ay nagsiwalat ng pagbuo ng mga surface oxide sa structured surface.Kaya, para sa hindi pinainit na mga sample, ang ambient oxygen ay tila nag-aambag sa bahagyang pagbuo ng mga gas na particle at bahagyang pagbuo ng mga oksido sa ibabaw.Ang parehong mga phenomena ay gumagawa ng isang makabuluhang kontribusyon sa prosesong ito.Sa kabaligtaran, para sa mga pinainit na sample, mga metal oxide ng iba't ibang estado ng oksihenasyon (SiO\(_{\mathrm {2}}\), Cr\(_{\mathrm {n}} \)O\(_{\mathrm { m}}\ ), Fe\(_{\mathrm {n}}\)O\(_{\mathrm {m}}\), NiO, atbp.) ay malinaw na 38 pabor.Bilang karagdagan sa kinakailangang layer ng oxide, ang pagkakaroon ng subwavelength roughness, pangunahin ang mataas na spatial frequency LIPSS (HSFL), ay kinakailangan upang mabuo ang kinakailangang subwavelength (d-type) intensity modes14,30.Ang panghuling LSFL-II intensity mode ay isang function ng HSFL amplitude at kapal ng oxide.Ang dahilan para sa mode na ito ay ang malayong patlang na panghihimasok ng liwanag na nakakalat ng HSFL at ilaw na na-refracted sa materyal at nagpapalaganap sa loob ng surface dielectric material20,29,30.Ang mga imahe ng SEM ng gilid ng pattern sa ibabaw sa Figure S2 sa seksyon ng Mga Karagdagang Materyal ay nagpapahiwatig ng dati nang HSFL.Ang panlabas na rehiyon na ito ay mahinang apektado ng periphery ng intensity distribution, na nagpapahintulot sa pagbuo ng HSFL.Dahil sa simetrya ng pamamahagi ng intensity, ang epektong ito ay nagaganap din sa direksyon ng pag-scan.
Nakakaapekto ang sample heating sa proseso ng pagbuo ng LSFL-II sa maraming paraan.Sa isang banda, ang pagtaas ng sample na temperatura \(T_\mathrm{s}\) ay may mas malaking epekto sa rate ng solidification at paglamig kaysa sa kapal ng molten layer26.Kaya, ang likidong interface ng isang pinainit na sample ay nakalantad sa ambient oxygen sa mas mahabang panahon.Bilang karagdagan, ang naantala na solidification ay nagbibigay-daan sa pagbuo ng mga kumplikadong proseso ng convective na nagpapataas ng paghahalo ng oxygen at mga oxide na may likidong bakal26.Ito ay maipapakita sa pamamagitan ng paghahambing ng kapal ng layer ng oxide na nabuo lamang sa pamamagitan ng diffusion (\(\Lambda _\mathrm {diff}=\sqrt{D~\times ~t_\mathrm {s}}~\le ~15\) nm) Ang kaukulang oras ng coagulation ay \(t_\mathrm {s}~\le ~200\) ns, at ang diffusion coefficient \(D~\le\) 10\(^{-5}\) cm\(^ 2 \ )/ s) Ang makabuluhang mas mataas na kapal ay naobserbahan o kinakailangan sa pagbuo ng LSFL-II30.Sa kabilang banda, ang pag-init ay nakakaapekto rin sa pagbuo ng HSFL at samakatuwid ang mga nakakalat na bagay na kinakailangan upang lumipat sa LSFL-II d-type intensity mode.Ang pagkakalantad ng mga nanovoids na nakulong sa ibaba ng ibabaw ay nagmumungkahi ng kanilang paglahok sa pagbuo ng HSFL39.Ang mga depektong ito ay maaaring kumatawan sa electromagnetic na pinagmulan ng HSFL dahil sa kinakailangang mataas na dalas na periodic intensity patterns14,17,19,29.Bilang karagdagan, ang mga nabuong mode ng intensity ay mas pare-pareho sa isang malaking bilang ng mga nanovoids19.Kaya, ang dahilan para sa pagtaas ng saklaw ng HSFL ay maaaring ipaliwanag sa pamamagitan ng pagbabago sa dinamika ng mga depekto sa kristal habang tumataas ang \(T_\mathrm{s}\).
Ipinakita kamakailan na ang rate ng paglamig ng silikon ay isang pangunahing parameter para sa intrinsic interstitial supersaturation at sa gayon ay para sa akumulasyon ng mga depekto sa punto na may pagbuo ng mga dislokasyon40,41.Ang mga simulation ng molekular na dinamika ng mga purong metal ay nagpakita na ang mga bakante ay supersaturate sa panahon ng mabilis na recrystallization, at samakatuwid ang akumulasyon ng mga bakante sa mga metal ay nagpapatuloy sa katulad na paraan42,43,44.Bilang karagdagan, ang mga kamakailang eksperimentong pag-aaral ng pilak ay nakatuon sa mekanismo ng pagbuo ng mga voids at mga kumpol dahil sa akumulasyon ng mga depekto sa punto45.Samakatuwid, ang pagtaas sa temperatura ng sample \(T_\mathrm {s}\) at, dahil dito, ang pagbaba sa rate ng paglamig ay maaaring makaapekto sa pagbuo ng mga voids, na siyang nuclei ng HSFL.
Kung ang mga bakante ay ang mga kinakailangang precursor sa mga cavity at samakatuwid ay HSFL, ang sample na temperatura \(T_s\) ay dapat magkaroon ng dalawang epekto.Sa isang banda, ang \(T_s\) ay nakakaapekto sa rate ng recrystallization at, dahil dito, ang konsentrasyon ng mga depekto sa punto (vacancy concentration) sa lumaking kristal.Sa kabilang banda, nakakaapekto rin ito sa rate ng paglamig pagkatapos ng solidification, sa gayon ay nakakaapekto sa pagsasabog ng mga depekto sa punto sa kristal 40,41.Bilang karagdagan, ang solidification rate ay nakasalalay sa crystallographic orientation at sa gayon ay lubos na anisotropic, tulad ng pagsasabog ng mga depekto sa punto42,43.Ayon sa premise na ito, dahil sa anisotropic na tugon ng materyal, ang pakikipag-ugnayan ng liwanag at bagay ay nagiging anisotropic, na kung saan ay nagpapalaki ng deterministikong pana-panahong pagpapalabas ng enerhiya.Para sa mga polycrystalline na materyales, ang pag-uugali na ito ay maaaring limitado sa laki ng isang butil.Sa katunayan, ang pagbuo ng LIPSS ay ipinakita depende sa oryentasyon ng butil46,47.Samakatuwid, ang epekto ng sample temperature \(T_s\) sa crystallization rate ay maaaring hindi kasing lakas ng epekto ng grain orientation.Kaya, ang iba't ibang crystallographic na oryentasyon ng iba't ibang mga butil ay nagbibigay ng isang potensyal na paliwanag para sa pagtaas ng mga voids at pagsasama-sama ng HSFL o LSFL-II, ayon sa pagkakabanggit.
Upang linawin ang mga paunang indikasyon ng hypothesis na ito, ang mga hilaw na sample ay nakaukit upang ipakita ang pagbuo ng butil na malapit sa ibabaw.Paghahambing ng mga butil sa fig.Ang S3 ay ipinapakita sa pandagdag na materyal.Bilang karagdagan, ang LSFL-I at LSFL-II ay lumitaw sa mga grupo sa pinainit na mga sample.Ang laki at geometry ng mga kumpol na ito ay tumutugma sa laki ng butil.
Bukod dito, ang HSFL ay nangyayari lamang sa isang makitid na hanay sa mababang densidad ng flux dahil sa convective na pinagmulan nito19,29,48.Samakatuwid, sa mga eksperimento, ito ay malamang na nangyayari lamang sa paligid ng beam profile.Samakatuwid, nabuo ang HSFL sa mga hindi na-oxidized o mahinang na-oxidized na mga ibabaw, na naging maliwanag kapag inihahambing ang mga bahagi ng oxide ng ginagamot at hindi ginagamot na mga sample (tingnan ang table reftab: halimbawa).Kinukumpirma nito ang pag-aakalang ang layer ng oksido ay pangunahing na-induce ng laser.
Ibinigay na ang pagbuo ng LIPSS ay karaniwang nakasalalay sa bilang ng mga pulso dahil sa inter-pulse na feedback, ang mga HSFL ay maaaring mapalitan ng mas malalaking istruktura habang tumataas ang overlap ng pulso19.Ang hindi gaanong regular na HSFL ay nagreresulta sa isang hindi gaanong regular na pattern ng intensity (d-mode) na kinakailangan para sa pagbuo ng LSFL-II.Samakatuwid, habang tumataas ang overlap ng \(o_\mathrm {p}\) (tingnan ang Fig. 1 mula sa de), bumababa ang regularidad ng LSFL-II.
Inimbestigahan ng pag-aaral na ito ang epekto ng temperatura ng substrate sa morpolohiya sa ibabaw ng laser structured DLIP na ginagamot na hindi kinakalawang na asero.Napag-alaman na ang pag-init ng substrate mula 21 hanggang 250°C ay humahantong sa pagbaba ng lalim ng ablation mula 1.75 hanggang 0.87 µm sa s-polarization at mula 2.33 hanggang 1.06 µm sa p-polarization.Ang pagbabang ito ay dahil sa pagbabago sa uri ng LIPSS mula sa LSFL-I hanggang sa LSFL-II, na nauugnay sa isang layer ng surface oxide na na-induce ng laser sa mas mataas na sample na temperatura.Bilang karagdagan, maaaring pataasin ng LSFL-II ang threshold flux dahil sa tumaas na oksihenasyon.Ipinapalagay na sa teknolohikal na sistemang ito na may mataas na pulso na overlap, average na density ng enerhiya at average na rate ng pag-uulit, ang paglitaw ng LSFL-II ay natutukoy din sa pamamagitan ng pagbabago sa dislocation dynamics na dulot ng sample heating.Ang pagsasama-sama ng LSFL-II ay hypothesize na dahil sa pagbuo ng nanovoid na nakasalalay sa oryentasyon ng butil, na humahantong sa HSFL bilang isang pasimula sa LSFL-II.Bilang karagdagan, ang impluwensya ng direksyon ng polariseysyon sa panahon ng istruktura at ang bandwidth ng panahon ng istruktura ay pinag-aralan.Lumalabas na ang p-polarization ay mas mahusay para sa proseso ng DLIP sa mga tuntunin ng lalim ng ablation.Sa pangkalahatan, natuklasan ng pag-aaral na ito ang isang hanay ng mga parameter ng proseso upang kontrolin at i-optimize ang lalim ng DLIP ablation upang lumikha ng mga customized na pattern sa ibabaw.Sa wakas, ang paglipat mula sa LSFL-I patungo sa LSFL-II ay ganap na hinihimok ng init at isang maliit na pagtaas sa rate ng pag-uulit ay inaasahan na may pare-parehong pag-overlap ng pulso dahil sa tumaas na buildup ng init24.Ang lahat ng aspetong ito ay may kaugnayan sa paparating na hamon ng pagpapalawak ng proseso ng DLIP, halimbawa sa pamamagitan ng paggamit ng polygonal scanning system49.Upang mabawasan ang pag-iipon ng init, maaaring sundin ang sumusunod na diskarte: panatilihing mataas ang bilis ng pag-scan ng polygonal scanner hangga't maaari, sinasamantala ang mas malaking sukat ng laser spot, orthogonal sa direksyon ng pag-scan, at paggamit ng pinakamainam na ablation.fluence 28. Bilang karagdagan, pinapayagan ng mga ideyang ito ang paglikha ng kumplikadong hierarchical topography para sa advanced na surface functionalization gamit ang DLIP.
Sa pag-aaral na ito, ginamit ang mga electropolish na stainless steel plate (X5CrNi18-10, 1.4301, AISI 304) na 0.8 mm ang kapal.Upang alisin ang anumang mga kontaminant mula sa ibabaw, ang mga sample ay maingat na hinugasan ng ethanol bago ang paggamot sa laser (ganap na konsentrasyon ng ethanol \(\ge\) 99.9%).
Ang setting ng DLIP ay ipinapakita sa Figure 4. Ang mga sample ay itinayo gamit ang isang DLIP system na nilagyan ng 12 ps ultrashort pulsed laser source na may wavelength na 532 nm at isang maximum na rate ng pag-uulit na 50 MHz.Ang spatial distribution ng beam energy ay Gaussian.Ang mga espesyal na idinisenyong optika ay nagbibigay ng dual-beam interferometric configuration upang lumikha ng mga linear na istruktura sa sample.Ang isang lens na may focal length na 100 mm ay nagpapatong ng dalawang karagdagang laser beam sa ibabaw sa isang nakapirming anggulo na 6.8\(^\circ\), na nagbibigay ng spatial period na humigit-kumulang 4.5 µm.Higit pang impormasyon sa pang-eksperimentong setup ay matatagpuan sa ibang lugar50.
Bago ang pagproseso ng laser, ang sample ay inilalagay sa isang heating plate sa isang tiyak na temperatura.Ang temperatura ng heating plate ay itinakda sa 21 at 250°C.Sa lahat ng mga eksperimento, isang transverse jet ng compressed air ang ginamit kasama ng isang exhaust device upang maiwasan ang pag-deposito ng alikabok sa mga optika.Isang x,y stage system ang naka-set up para iposisyon ang sample sa panahon ng structuring.
Ang bilis ng sistema ng yugto ng pagpoposisyon ay iba-iba mula 66 hanggang 200 mm/s upang makakuha ng overlap sa pagitan ng mga pulso na 99.0 hanggang 99.67 \(\%\) ayon sa pagkakabanggit.Sa lahat ng mga kaso, ang rate ng pag-uulit ay naayos sa 200 kHz, at ang average na kapangyarihan ay 4 W, na nagbigay ng enerhiya sa bawat pulso na 20 μJ.Ang diameter ng beam na ginamit sa eksperimento sa DLIP ay humigit-kumulang 100 µm, at ang nagreresultang peak laser energy density ay 0.5 J/cm\(^{2}\).Ang kabuuang enerhiya na inilabas sa bawat unit area ay ang peak cumulative fluence na tumutugma sa 50 J/cm\(^2\) para sa \(o_{\mathrm {p}}\) = 99.0 \(\%\), 100 J/cm \(^2\) para sa \(o_{\mathrm {p))\)=99.5\(\%\) at 150 J/cm\(^2\) para sa \(o_{ \mathrm {p} }\ ) = 99.67 \(\%\).Gamitin ang \(\lambda\)/2 plate upang baguhin ang polarization ng laser beam.Para sa bawat hanay ng mga parameter na ginamit, ang isang lugar na humigit-kumulang 35 × 5 mm\(^{2}\) ay naka-texture sa sample.Ang lahat ng mga structured na eksperimento ay isinagawa sa ilalim ng ambient na mga kondisyon upang matiyak na naaangkop sa industriya.
Ang morpolohiya ng mga sample ay sinuri gamit ang isang confocal microscope na may 50x magnification at isang optical at vertical na resolution ng 170 nm at 3 nm, ayon sa pagkakabanggit.Ang nakolektang topograpikong data ay sinuri gamit ang surface analysis software.I-extract ang mga profile mula sa data ng terrain ayon sa ISO 1661051.
Ang mga sample ay nailalarawan din gamit ang isang scanning electron microscope sa isang accelerating boltahe ng 6.0 kV.Ang kemikal na komposisyon ng ibabaw ng mga sample ay nasuri gamit ang isang energy-dispersive X-ray spectroscopy (EDS) attachment sa isang accelerating boltahe ng 15 kV.Bilang karagdagan, ang isang optical mikroskopyo na may 50x na layunin ay ginamit upang matukoy ang butil-butil na morpolohiya ng microstructure ng mga sample. Bago iyon, ang mga sample ay nakaukit sa pare-parehong temperatura na 50 \(^\circ\)C sa loob ng limang minuto sa isang hindi kinakalawang na asero na mantsa na may hydrochloric acid at nitric acid na konsentrasyon ng 15–20 \(\%\) at 1\( -<\)5 \(\%\), ayon sa pagkakabanggit. Bago iyon, ang mga sample ay nakaukit sa pare-parehong temperatura na 50 \(^\circ\)C sa loob ng limang minuto sa isang hindi kinakalawang na asero na mantsa na may hydrochloric acid at nitric acid na konsentrasyon ng 15–20 \(\%\) at 1\( -<\)5 \(\%\), ayon sa pagkakabanggit. Перед этим образцы травили при постоянной температуре 50 \(^\circ\)С в течение пяти минут в краске из нержавеющескин слотами концентрацией 15-20 \(\%\) at 1\( -<\)5 \( \%\) соответственно. Bago iyon, ang mga sample ay nakaukit sa pare-parehong temperatura na 50 \(^\circ\)C sa loob ng limang minuto sa hindi kinakalawang na asero na pintura na may hydrochloric at nitric acid na may konsentrasyon na 15-20 \(\%\) at 1\( -<\)5 \( \%\) ayon sa pagkakabanggit.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，盐酸和硝酸 50 \(^\circ" ( -<\)5 \ (\%\)，分别。在此之前，样品在不锈钢染色液中以50 \(^\circ\)C (\%\)，分别。Bago iyon, ang mga sample ay inatsara sa loob ng limang minuto sa isang pare-parehong temperatura na 50 \(^\circ\)C sa isang staining solution para sa hindi kinakalawang na asero na may konsentrasyon ng hydrochloric at nitric acids 15-20 \(\%\) at 1 \.(-<\)5 \ (\%\) соответственно. (-<\)5 \ (\%\) ayon sa pagkakabanggit.
Schematic diagram ng experimental setup ng two-beam DLIP setup, kabilang ang (1) isang laser beam, (2) isang \(\lambda\)/2 plate, (3) isang DLIP head na may partikular na optical configuration, (4 ) isang mainit na plato, (5) isang cross-fluidic , (6) x,y na mga hakbang sa pagpoposisyon at (7) hindi kinakalawang na asero na mga specimen.Dalawang superimposed beam, na binilog sa pula sa kaliwa, ay gumagawa ng mga linear na istruktura sa sample sa \(2\theta\) anggulo (kabilang ang parehong s- at p-polarization).
Ang mga dataset na ginamit at/o nasuri sa kasalukuyang pag-aaral ay makukuha mula sa kani-kanilang mga may-akda sa makatwirang kahilingan.
Oras ng post: Ene-07-2023