牟彥霏　張岐源　梁青青

關(guān)鍵詞：超快時(shí)間分辨成像；渦旋濾波；空氣等離子體；沖擊波

中圖分類號(hào)：O 437 文獻(xiàn)標(biāo)志碼：A

引言

近年來(lái)，隨著飛秒激光技術(shù)的迅速發(fā)展，強(qiáng)激光誘導(dǎo)產(chǎn)生的沖擊波被廣泛應(yīng)用，受到了人們的大量關(guān)注[1-2]。2006 年，King 等[3] 發(fā)現(xiàn)沖擊波產(chǎn)生的力可細(xì)化材料、降低材料表面粗糙度。2018 年，Chen 等[4] 發(fā)現(xiàn)，用沖擊波來(lái)沖擊純鎳表面，使其發(fā)生變形，能夠增加材料的硬度和耐腐蝕性。此外，等離子體強(qiáng)空氣沖擊波也被廣泛用來(lái)清洗硅片以及器件上的納米粒子[5-9]，通過(guò)精準(zhǔn)控制，可達(dá)到高精度且強(qiáng)有力的沖洗效果[10]。2022 年， Schaffer 等[11] 通過(guò)固體中的TPa 值和液體中的GPa 值測(cè)量出了強(qiáng)沖擊波的高壓強(qiáng)度，并且提出了利用飛秒激光誘導(dǎo)的空氣沖擊波開(kāi)發(fā)超高速發(fā)射裝置的設(shè)想。

為了更好地拓展其應(yīng)用，有必要對(duì)等離子體空氣沖擊波的形成原因、后續(xù)傳輸特性，尤其是各分段過(guò)程中的傳輸動(dòng)力學(xué)進(jìn)行研究。2011年， Mahdieh 等[12] 提出，等離子體形成的最初動(dòng)力學(xué)過(guò)程主要發(fā)生在亞納秒的時(shí)間尺度，即沖擊波的產(chǎn)生是在100 ns 的時(shí)間內(nèi)開(kāi)始，并持續(xù)傳播數(shù)十微秒。2014 年， Jhajj 等[13] 的研究工作表明，沖擊波在初始形成的高密度區(qū)域首先會(huì)在數(shù)十納秒內(nèi)快速膨脹，之后經(jīng)過(guò)1～2 μs，沖擊波內(nèi)壓力會(huì)達(dá)到平衡，最后在毫秒的尺度內(nèi)衰減。在此過(guò)程中，即使激光對(duì)等離子的作用結(jié)束且等離子體不再吸收激光能量，沖擊波的波前仍會(huì)在空氣中繼續(xù)傳播，之后波陣面的峰值不斷地下降，直到衰減消退為聲波[14-15]。2016 年，Zhou等[16] 利用納秒時(shí)間尺度的分辨方法，觀察到在第182 ns 之后，沖擊波才會(huì)逐漸演化為球形。2021 年， Rastegari 等[17] 觀察到紫外飛秒光聚焦產(chǎn)生的沖擊波在微秒時(shí)間尺度上的演化過(guò)程。2008 年， Thiyagarajan 等[18] 利用陰影診斷法，探究了1 064 nm 的紅外光泵浦產(chǎn)生空氣等離子體沖擊波過(guò)程中的中性氣體密度分布，為了解激光誘導(dǎo)等離子體的動(dòng)力學(xué)過(guò)程提供了方法。

等離子體產(chǎn)生沖擊波是熱能轉(zhuǎn)化為動(dòng)能的一個(gè)過(guò)程，在熱量向周圍空氣擴(kuò)散的過(guò)程中，將會(huì)引起空氣折射率的變化。等離子體產(chǎn)生的沖擊波的波陣面是高溫高壓以及高密度態(tài)的，在傳播過(guò)程中，周圍空氣的壓強(qiáng)、溫度等因素都會(huì)發(fā)生突變[19]。2022 年，Koritsoglou 等[20] 利用泵浦–探測(cè)顯微成像技術(shù)，觀察到了沖擊波形成初期皮秒至納秒時(shí)間尺度內(nèi)的膨脹過(guò)程，并分析了該時(shí)間尺度內(nèi)等離子體絲能量轉(zhuǎn)換過(guò)程。本文測(cè)量了光絲后續(xù)在微秒時(shí)間尺度內(nèi)演化過(guò)程，利用具有超快時(shí)間分辨的渦旋濾波成像方法觀測(cè)到了后續(xù)空氣沖擊波的傳輸過(guò)程，獲得了沖擊波的半徑隨時(shí)間延時(shí)的變化情況，并計(jì)算了沖擊波前向和背向的傳輸速度。本文首次運(yùn)用渦旋濾波成像技術(shù)探測(cè)到?jīng)_擊波在3～15 μs 時(shí)間尺度內(nèi)的演化過(guò)程。

1 超快時(shí)間分辨渦旋濾波成像裝置

采用超快時(shí)間分辨渦旋濾波成像法，實(shí)驗(yàn)光路由泵浦和探測(cè)兩部分組成。用于泵浦的飛秒激光由美國(guó)相干公司的鈦藍(lán)寶石激光器輸出，激光中心波長(zhǎng)為796 nm，脈沖寬度為35 fs，重復(fù)頻率為1 kHz，偏振方向?yàn)樗?，全能量?1 mJ，經(jīng)過(guò)分束鏡后用來(lái)產(chǎn)生沖擊波的能量為1.5 mJ。飛秒激光在空氣中傳輸并經(jīng)透鏡聚焦時(shí)，因峰值功率大于自聚焦臨界功率，在克爾自聚焦效應(yīng)和等離子體散焦效應(yīng)共同作用下，會(huì)在透鏡后生成細(xì)長(zhǎng)的等離子體通道，即光絲。實(shí)驗(yàn)中，用于聚焦飛秒激光的透鏡焦距為7.5 cm，更緊密的聚焦能產(chǎn)生更高的等離子體密度，生成更強(qiáng)的沖擊波。

探測(cè)光路光源采用的是水平線偏振的氦氖激光（型號(hào)為HRS015B，波長(zhǎng)632.8 nm）。氦氖激光先經(jīng)過(guò)擴(kuò)束器成為準(zhǔn)直平行的大光斑，隨后經(jīng)過(guò)孔徑光闌濾波后，選取中心光斑均勻的地方作為探測(cè)光。利用光絲對(duì)探測(cè)光的微小相位改變，通過(guò)由2 個(gè)焦距均為30 cm 的透鏡組成的4f 成像裝置，在其頻譜面放置拓?fù)浜蓴?shù)為1 的渦旋半波片（型號(hào)為VR1，LBTEK-633 nm），實(shí)現(xiàn)微結(jié)構(gòu)的邊緣增強(qiáng)，出射后成像于增強(qiáng)電荷耦合器件（ intensified charge coupled device， ICCD） （型號(hào)為iStar 334T，Andor）。ICCD 放置于透鏡2 的成像面處，實(shí)驗(yàn)裝置如圖1 所示。

觀察飛秒激光等離子體絲誘導(dǎo)產(chǎn)生的空氣沖擊波時(shí)，利用高速像增強(qiáng)型ICCD 進(jìn)行時(shí)間分辨。ICCD 自帶時(shí)間閘門，像素單元尺寸為13 μm，門寬小于2 ns，即納秒之上的時(shí)間尺度事件都可以被測(cè)到，可實(shí)現(xiàn)對(duì)沖擊波時(shí)間分辨成像的探測(cè)。

通過(guò)在4f 系統(tǒng)的頻譜面上放置VR1 濾波元件，實(shí)現(xiàn)了邊緣增強(qiáng)的渦旋濾波成像。2011年，Maurer 等[21] 發(fā)現(xiàn)經(jīng)過(guò)拓?fù)浜蓴?shù)為1 的渦旋半波片濾波后，探測(cè)樣品成像時(shí)會(huì)出現(xiàn)邊緣增強(qiáng)的效果，該成像技術(shù)能夠靈敏地探測(cè)微弱相位型樣品的邊緣結(jié)構(gòu)。圖2 所示為該濾波技術(shù)的邊緣增強(qiáng)效果。圖2（a）所示為一圓孔在無(wú)濾波條件下的成像，該圖呈現(xiàn)出圓孔原本的樣子。而如果對(duì)其進(jìn)行拓?fù)浜蓴?shù)為1 的渦旋濾波，則圓孔成像如圖2（b）所示，邊緣呈現(xiàn)增強(qiáng)，中間平坦區(qū)域因?yàn)闊o(wú)結(jié)構(gòu)或無(wú)邊緣而呈現(xiàn)暗場(chǎng)。Maurer 等證明了該一階渦旋濾波成像邊緣增強(qiáng)的原因是濾波技術(shù)實(shí)現(xiàn)了原圖像的一階求導(dǎo)，從而導(dǎo)致了具有一階導(dǎo)數(shù)的邊緣呈上述增強(qiáng)的效果。對(duì)于圓孔而言，中間平坦區(qū)域一階求導(dǎo)為零，因而光強(qiáng)分布為零，而在小孔的邊緣因具有較大的一階導(dǎo)數(shù)值，所以在該處具有較強(qiáng)的光強(qiáng)分布。本文運(yùn)用該技術(shù)實(shí)現(xiàn)了對(duì)弱相位物體空氣沖擊波的靈敏探測(cè)。

2 沖擊波的超快時(shí)間分辨實(shí)驗(yàn)結(jié)果及動(dòng)力學(xué)過(guò)程分析

實(shí)驗(yàn)中，通過(guò)調(diào)節(jié)ICCD 的門寬和步長(zhǎng)，設(shè)置合適的曝光時(shí)間，能夠觀測(cè)到?jīng)_擊波在不同時(shí)間延時(shí)下的圖像。圖3 所示為觀測(cè)到的3～11 μs間的沖擊波圖像，其中激光傳輸方向由左向右，ICCD 設(shè)置的探測(cè)步長(zhǎng)為1 μs，門寬為800 ns，積分時(shí)間為2 s。圖3 中，沖擊波的波前面清晰可見(jiàn)，中間最亮的部分是飛秒激光聚焦產(chǎn)生的等離子體。如果將等離子體最清楚明亮的時(shí)刻定義為時(shí)間零點(diǎn)，則隨著ICCD 的逐步采集，可觀察到?jīng)_擊波的波陣面是以中心為原點(diǎn)逐漸向外膨脹，且半徑逐漸變大。

此外，在波陣面膨脹的過(guò)程中，還觀測(cè)到?jīng)_擊波沿著光傳輸方向和背著光傳輸方向的膨脹速度不同，即沖擊波是以不對(duì)稱的形狀向外擴(kuò)散。圖4（a）所示為左側(cè)逆著激光傳輸?shù)臎_擊波波陣面的移動(dòng)情況，其中紅色的虛線框代表的是沖擊波波陣面，相比于圖4（b）所示的右側(cè)沿著激光傳輸方向的沖擊波，在相同的時(shí)間延時(shí)范圍內(nèi)，右側(cè)的沖擊波波陣面移動(dòng)的距離要大于左側(cè)。分析導(dǎo)致這種現(xiàn)象的主要原因是：前向產(chǎn)生的激光等離子體能夠繼續(xù)吸收后續(xù)經(jīng)過(guò)該區(qū)域的等離子體脈沖激光的能量，從而使得此部分沉積的能量增加，繼而在激光的支持作用下，使得其產(chǎn)生的沖擊波膨脹速度變快；而在左側(cè)背向激光的傳輸方向上，由于激光先于等離子體經(jīng)過(guò)沉積區(qū)域，等離子形成后便無(wú)法再吸收后續(xù)激光能量，從而速度低于右側(cè)前向沖擊波的膨脹速度。這一分析以卞保民等[22] 在2002 年提出的相關(guān)觀點(diǎn)為理論依據(jù)，即沖擊波膨脹速度與誘導(dǎo)其產(chǎn)生的飛秒激光能量相關(guān)，激光能量越大則沉積區(qū)域能量越大，繼而沖擊波初始膨脹的速度越大。這也與Bae 等[23] 在2021 年觀測(cè)到的激光誘導(dǎo)等離子體產(chǎn)生的空氣沖擊波初期以橢球形形狀演化過(guò)程相一致。

為了進(jìn)一步研究飛秒激光等離子體空氣沖擊波前向與背向的擴(kuò)散情況，測(cè)量了沖擊波的半徑隨時(shí)間變化的曲線圖，如圖5 所示。其中實(shí)線分別為前向和背向沖擊波的移動(dòng)情況，兩條虛線為線性擬合結(jié)果。實(shí)驗(yàn)中的數(shù)據(jù)為取多次的平均結(jié)果。由圖5 可知，沖擊波的半徑與時(shí)間延時(shí)之間接近于線性關(guān)系，這與Chiba 等[24] 在2017 年觀測(cè)到的結(jié)果一致，即在膨脹末期沖擊波的半徑與時(shí)間延時(shí)之間存在著線性變化關(guān)系。由沖擊波擴(kuò)散半徑與時(shí)間的線性關(guān)系，擬合得到左右兩側(cè)的直線斜率為分別為341 m/s 和372 m/s。2002年，卞保民等[22] 提出了點(diǎn)爆炸沖擊波的傳播模型，指出在前期，沖擊波的波前以近乎不變的速度迅速膨脹。在本研究中，與點(diǎn)爆炸產(chǎn)生的沖擊波不同的是：由于飛秒激光絲等離子體通道的形狀及能量分布的特殊性，其產(chǎn)生的空氣沖擊波不僅與初始光絲的形貌相關(guān)，即沖擊波在初期以非對(duì)稱球形形狀向外擴(kuò)展；而且，由于光絲細(xì)長(zhǎng)通道的特性，導(dǎo)致前向與背向等離子體沉積能量的各項(xiàng)異性，前向沉積能量高，背向沉積能量低，從而導(dǎo)致了所生成的沖擊波前向速度快，背向速度慢。本文對(duì)傳統(tǒng)點(diǎn)爆炸模型進(jìn)行了補(bǔ)充，對(duì)于非點(diǎn)源爆炸產(chǎn)生的沖擊波更具有普適性。

3 結(jié)論

本文將時(shí)間分辨渦旋濾波成像技術(shù)與超快探測(cè)技術(shù)相結(jié)合，觀察到了沖擊波的動(dòng)力學(xué)演化過(guò)程。在對(duì)沖擊波進(jìn)行診斷的過(guò)程中，觀察到了沖擊波前沿的移動(dòng)情況，并對(duì)其半徑與時(shí)間進(jìn)行了擬合，算出前向與背向的沖擊波的速度大小：前向約為372 m/s；背向約為341 m/s。沖擊波在兩側(cè)以不同速度擴(kuò)散的原因在于沉積能量的各向異性分布，分析了沉積能量各向異性分布的根本原因，并對(duì)傳統(tǒng)點(diǎn)爆炸空氣沖擊波模型做了補(bǔ)充。不同于納秒激光器產(chǎn)生的沖擊波，使用飛秒激光只需要1 mJ 左右的能量就可達(dá)到與納秒激光器相同壓力的沖擊波，這為沖擊波在更小空間尺度的應(yīng)用，更高精度的操控上提供了可能性。