馮灣灣，金　磊，趙金峰，潘永東

(同濟(jì)大學(xué) 航空航天與力學(xué)學(xué)院，上海 200092)

引　言

激光超聲由于其非接觸、靈敏度高、寬頻帶、空間分辨率高等優(yōu)點(diǎn)，在材料的無損檢測(cè)、在線監(jiān)測(cè)等領(lǐng)域得到了越來越多的關(guān)注。激光輻照材料表面，可以同時(shí)產(chǎn)生縱波、橫波和表面波等多種模式的超聲波，其中表面波常被用來檢測(cè)材料表面和近表面缺陷[1-7]。傳統(tǒng)超聲檢測(cè)技術(shù)中，體波(橫波和縱波)常被用來檢測(cè)材料內(nèi)部缺陷[8-10]。參考文獻(xiàn)[8]中采用激光激發(fā)橫波進(jìn)行材料內(nèi)部缺陷的檢測(cè)，主要利用激光激發(fā)橫波的入射波和試樣底邊的反射波分別經(jīng)過缺陷時(shí)對(duì)應(yīng)的時(shí)間差，進(jìn)一步估算缺陷的位置，故只能相對(duì)定性檢測(cè)缺陷位置。

由于橫波在固體材料中的傳播速度接近于表面波，且在材料邊界處與表面波之間存在相關(guān)模式轉(zhuǎn)換，故經(jīng)常被用來解釋表面波與表面缺陷的作用機(jī)理[11-14]。其中，COOPER等人在分析激光激發(fā)表面波與表面矩形缺陷作用的機(jī)理時(shí)[13-14]，根據(jù)惠更斯原理將缺陷下奇異點(diǎn)作為次聲源，該源產(chǎn)生的橫波以30°傾斜角斜入射至材料側(cè)面，并在側(cè)面處轉(zhuǎn)換為表面波。但關(guān)于橫波在界面處發(fā)生模式轉(zhuǎn)換的詳細(xì)機(jī)理，尤其是模式轉(zhuǎn)換對(duì)應(yīng)臨界角的相關(guān)具體研究和應(yīng)用，目前仍需進(jìn)一步推進(jìn)。

本文中首先采用有限元方法，建立了在空間2維半無限平面中，激光水平面激發(fā)、接收點(diǎn)垂直側(cè)面接收的數(shù)值模型，主要研究激光激發(fā)橫波在垂直裂紋側(cè)面所可能發(fā)生的模式轉(zhuǎn)換，尤其是橫波發(fā)生模式轉(zhuǎn)換時(shí)對(duì)應(yīng)臨界角與垂直側(cè)面接收點(diǎn)的位置關(guān)系。隨后又針對(duì)數(shù)值模擬的過程和結(jié)果，采用實(shí)驗(yàn)室自主研發(fā)激光超聲場(chǎng)檢測(cè)儀，進(jìn)行了對(duì)應(yīng)的激光超聲實(shí)驗(yàn)。實(shí)驗(yàn)中采取激光水平面輻照、表面波壓電探頭側(cè)面接收，主要研究了不同激發(fā)位置(水平面)、接收位置(垂直面)下，接收信號(hào)的變化規(guī)律。數(shù)值模擬和實(shí)驗(yàn)結(jié)果均表明，激光輻照材料表面可以有效產(chǎn)生橫波，且橫波由激發(fā)點(diǎn)發(fā)散傳播至試樣側(cè)面。對(duì)于特定的固體材料，存在一定的臨界角，當(dāng)側(cè)面接收點(diǎn)位于該臨界角對(duì)應(yīng)深度以內(nèi)時(shí)，接收點(diǎn)接收到激光激發(fā)表面波在拐角次生源處生成的表面波；但當(dāng)側(cè)面接收點(diǎn)位于該臨界角以外時(shí)，接收點(diǎn)信號(hào)中增加了來自于橫波模式轉(zhuǎn)換而產(chǎn)生的新的表面波信號(hào)。根據(jù)模式轉(zhuǎn)換信號(hào)“從無到有”這一規(guī)律，反向估算出固體材料的臨界角，與理論計(jì)算結(jié)果接近，進(jìn)一步驗(yàn)證了其模式轉(zhuǎn)換機(jī)理。通過本文中的研究，進(jìn)一步明確了橫波在垂直裂紋側(cè)面處發(fā)生模式轉(zhuǎn)換的相關(guān)機(jī)理及其臨界角的性質(zhì)，這為激光超聲檢測(cè)垂直裂紋提供一種新途徑。

1　臨界角與模式轉(zhuǎn)換現(xiàn)象的理論基礎(chǔ)

根據(jù)超聲波的傳播機(jī)理[15]，當(dāng)一束超聲波以一定的傾斜角到達(dá)兩種材料的界面時(shí)，超聲波會(huì)像光波一樣發(fā)生反射和折射，因此遵循反射定律和折射定律。如圖1所示，假設(shè)介質(zhì)1為固體材料，介質(zhì)2為真空。由于超聲波傳播需要介質(zhì)，因此當(dāng)橫波S由固體斜入射到達(dá)界面時(shí)，其在界面處只有反射而不會(huì)發(fā)生折射。對(duì)于同一種固體介質(zhì)中，當(dāng)入射橫波到達(dá)界面發(fā)生反射產(chǎn)生橫波和縱波L時(shí)，橫波的入射角和反射角均為θ1,S，而由于固體介質(zhì)中的縱波波速較橫波大，根據(jù)Snell定律可知，其反射角θ1,L>θ1,S，其中下標(biāo)1,S表示介質(zhì)1中傳播的橫波S，下標(biāo)1,L表示介質(zhì)1中傳播的縱波L。

Fig.1Analysis of reflection characteristics of shear wave at oblique incidence to vacuum interface in solid materials

此種情況下，設(shè)想橫波的入射角θ1,S不斷增大，則縱波的反射角θ1,L也隨之不斷增大。則入射橫波必然存在某一臨界角度θ，使縱波的反射角度θ1,L=90°，并產(chǎn)生界面波。而由于介質(zhì)2為真空，實(shí)際上該界面波即為表面波，參考文獻(xiàn)中也提到了橫波以一定的角度到達(dá)材料表面，并且模式轉(zhuǎn)換為表面波[11-12]。因此，可以根據(jù)該結(jié)論計(jì)算該臨界角，具體為:

(1)

式中，v1,S,v1,L分別為介質(zhì)1固體材料中傳播的橫波S和縱波L的波速。

2　有限元模型建立及結(jié)果分析

2.1　有限元模型的建立

采用ABAQUS軟件建立有限元模型[16-18]。假設(shè)在無限半空間內(nèi)激光線源在y軸方向上均勻分布，并且激光線源趨于無限長(zhǎng)。對(duì)于沿y方向均勻分布的激光線源，在光源長(zhǎng)度范圍內(nèi)，樣品承受的外力不隨y軸變化，即沿y方向的應(yīng)變和位移都是0，故可將該3維問題簡(jiǎn)化成2維平面應(yīng)變問題來研究，建立如圖2所示的有限元模型。垂直裂紋側(cè)面為BE面,A是激光源位置，到BE面的距離為a,C是接收信號(hào)的位置，到水平面拐點(diǎn)B的距離為h。本文中通過分析不同深度h接收到的表面波信號(hào)的變化，分析橫波與垂直裂紋側(cè)面作用后發(fā)生模式轉(zhuǎn)換形成表面波的機(jī)理。

Fig.2Finite element model of waves generated on the horizontal surface and received on the vertical side

所建模型為各向同性均勻的鋁塊，材料的熱物理參量見表1，計(jì)算過程中忽略溫度變化對(duì)材料參量的影響。表2中vL,vS,vR分別為縱波、橫波及表面波在鋁材料內(nèi)的傳播速率。模型的左側(cè)和下側(cè)均采用CINPE4平面無限單元消除來自邊界的反射波干擾信號(hào)，右側(cè)為固體和真空的自然交界，所采用的脈沖激光上升時(shí)間為10ns，即激光激發(fā)產(chǎn)生的表面中心頻率大約為6.104MHz，計(jì)算出對(duì)應(yīng)的中心波長(zhǎng)約為500μm。激光源A至右側(cè)水平距離設(shè)定為a=6mm。

Table 1　Material parameters of aluminum for finite element model

Table 2　Velocity of waves in aluminum material

2.2　數(shù)值計(jì)算結(jié)果及分析

圖3為數(shù)值模擬結(jié)果。圖3a～圖3d分別表示h為0μm～400μm,0μm～1200μm,400μm～4000μm,6000μm～6800μm的垂直位移波形圖，圖中P,R,S,RR,RS分別表示掠面縱波、直達(dá)表面波、直達(dá)橫波、拐點(diǎn)B相當(dāng)于次生源生成的表面波、橫波模式轉(zhuǎn)換生成的表面波。

在圖3a中，h增至400μm，信號(hào)接收位置小于表面波滲透深度，即一個(gè)波長(zhǎng)約500μm，所以接收的能量主要以激光激發(fā)的直達(dá)表面波R為主，對(duì)應(yīng)的表面波傳播路徑如圖4a所示，且由直達(dá)表面波傳播距離a與圖3a到達(dá)接收點(diǎn)C時(shí)間計(jì)算的表面波波速約2884.477m/s，可知該部分能量主要來源于激光激發(fā)的表面波R，這也符合參考文獻(xiàn)[17]中的結(jié)論，即激光在材料水平面激發(fā)的表面波在其穿透深度內(nèi)可以不經(jīng)垂直裂紋壁端奇異點(diǎn)B而直接傳播至接收側(cè)面點(diǎn)C。而激光激發(fā)橫波由于波速與表面波波速相近，但信號(hào)強(qiáng)度相對(duì)表面波十分微弱，所以在圖中表現(xiàn)不明顯，圖中首先出現(xiàn)的信號(hào)P表示掠面縱波。當(dāng)h增至400μm時(shí)，直達(dá)的表面波能量有明顯衰減，且波形出現(xiàn)一定的分離。

不斷增大h，如圖3b和圖3c所示，發(fā)現(xiàn)原始的表面波信號(hào)充分分離成兩部分。其中，波形圖中第一信號(hào)(即前面的信號(hào))的到達(dá)時(shí)間先保持不變后逐漸前移，當(dāng)h>1600μm時(shí)，又呈現(xiàn)明顯的非線性滯后。分析原因，當(dāng)h<500μm時(shí)，第一信號(hào)的到達(dá)時(shí)間仍基本保持不變，即對(duì)應(yīng)圖3a中的信號(hào)R；但當(dāng)h>500μm時(shí)，此時(shí)h大于表面波中心波長(zhǎng)，激光激發(fā)的直達(dá)表面波信號(hào)變得十分微弱，激光激發(fā)的橫波能量開始占主導(dǎo)作用，且由于鋁材料中橫波波速略大于表面波波速，第一信號(hào)的到達(dá)時(shí)間略微提前，對(duì)應(yīng)橫波的傳播路徑主要是由激發(fā)點(diǎn)斜入射直達(dá)接收點(diǎn)，傳播路徑如圖4b所示，但當(dāng)h>1600μm時(shí)，第一信號(hào)呈現(xiàn)明顯的非線性滯后，這說明此時(shí)橫波波速vS的增長(zhǎng)率已經(jīng)不及橫波傳播距離(即圖4b中路徑AC對(duì)應(yīng)的距離)的增長(zhǎng)率，傳播時(shí)間隨著傳播距離AC的增大而增大。

Fig.3　Displacement signals at different receiving positions

a—from 0μm to 400μmb—from 0μm to 1200μmc—from 400μm to 4000μmd—from 6000μm to 6800μm

Fig.4　Propagation routes of different displacement signals

a—the propagation route of laser-excited surface wavesb—the propagation route of laser-excited shear wavesc—the propagation route of surface waves generated by cornerBd—the propagation route of surface waves generated by mode conversion

而關(guān)于波形圖中分離出的第二信號(hào)，分析原因，當(dāng)接收位置在表面波中心波長(zhǎng)內(nèi)，激光激發(fā)的表面波R直達(dá)接收點(diǎn)C，且其信號(hào)較強(qiáng)，而經(jīng)奇異點(diǎn)B轉(zhuǎn)化生成的表面波RR相對(duì)較弱，表現(xiàn)不明顯；當(dāng)接收深度h逐漸變大，直達(dá)表面波R的能量逐漸衰減，經(jīng)奇異點(diǎn)B轉(zhuǎn)化生成的表面波RR相對(duì)增強(qiáng)，表現(xiàn)為圖3b中分離出的信號(hào)，且圖中所示第二信號(hào)到達(dá)時(shí)間隨h線性增加，具體的傳播路徑如圖4c所示。以接收信號(hào)深度在2000μm為例，信號(hào)S的到達(dá)時(shí)間約為2.047μs，對(duì)應(yīng)圖3b中傳播路徑的距離為6324.555μm，則計(jì)算出對(duì)應(yīng)的波速為3089.670m/s，即對(duì)應(yīng)橫波波速；信號(hào)RR的到達(dá)時(shí)間約為2.774μs，對(duì)應(yīng)圖3c中傳播路徑的距離為8000μm，則計(jì)算出對(duì)應(yīng)的波速為2883.922m/s，即對(duì)應(yīng)表面波波速。

根據(jù)第1節(jié)中關(guān)于橫波斜入射至界面處模式轉(zhuǎn)換理論的介紹，當(dāng)信號(hào)接收深度足夠大時(shí)，將出現(xiàn)由橫波轉(zhuǎn)換形成的表面波信號(hào)，即滿足圖1所示的轉(zhuǎn)換規(guī)律，對(duì)應(yīng)理論傳播路徑如圖4d所示，其中θ為實(shí)現(xiàn)模式轉(zhuǎn)換的最小角度(臨界角)，對(duì)應(yīng)橫波發(fā)生模式轉(zhuǎn)換的位置距水平面的距離BD為hc(即臨界深度)。則當(dāng)hhc時(shí)，接收信號(hào)增加了經(jīng)激光激發(fā)橫波在BC面發(fā)生模式轉(zhuǎn)換形成的模式轉(zhuǎn)換表面波RS。令臨界角處橫波模式轉(zhuǎn)換的表面波信號(hào)(路徑見圖4d)到達(dá)時(shí)間為t1，次生源生成的表面波信號(hào)(路徑見圖4c)到達(dá)時(shí)間為t2，兩個(gè)信號(hào)點(diǎn)到達(dá)時(shí)間差Δt12及t1,t2的表達(dá)式如下:

(2)

(3)

hc=atanθ

(4)

(5)

根據(jù)表2中鋁材料的速度參量值，并結(jié)合(1)式計(jì)算出，滿足該模式轉(zhuǎn)換的斜入射臨界角約為30°，這也符合參考文獻(xiàn)[13]和參考文獻(xiàn)[14]中的結(jié)論。由(4)式計(jì)算，側(cè)面能夠接收到模式轉(zhuǎn)換波的臨界深度hc≈3464μm。圖3c中當(dāng)h增至4000μm，此時(shí)接收深度已大于鋁材料的臨界深度3464μm，但并未發(fā)現(xiàn)新生成的表面波信號(hào)，分析原因可能是因?yàn)榇藭r(shí)h比較接近臨界深度，轉(zhuǎn)換生成的表面波能量很小，不易直接看出。但當(dāng)h分別增至6000μm,6400μm和6800μm時(shí)，如圖3d所示，波形圖中在S波與RR波之間出現(xiàn)了一個(gè)新的信號(hào)，圖中標(biāo)記為RS。以h=6000μm時(shí)接收到的信號(hào)為例，由(5)式計(jì)算出的理論時(shí)間差Δt12=1.00μs，由圖3d中模擬出的信號(hào)RS的到達(dá)時(shí)間t1≈3.140μs，信號(hào)RR的到達(dá)時(shí)間t2≈4.152μs，則兩者時(shí)間差為1.01μs，與理論時(shí)間差十分接近，進(jìn)一步證明該信號(hào)為橫波模式轉(zhuǎn)換生成的表面波信號(hào)。但圖中該信號(hào)不太明顯，可能是由于橫波指向性，該方向上橫波能量較弱，加之接收深度較大而能量衰減，故而轉(zhuǎn)換生成的表面波能量也很弱。

3　橫波模式轉(zhuǎn)換機(jī)理的實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證

3.1　實(shí)驗(yàn)器材的準(zhǔn)備

實(shí)驗(yàn)試樣為150mm×50mm×120mm的鋁制試樣，如圖5a所示，圖中已經(jīng)標(biāo)注了激發(fā)面(x)和接收面(y)。由于探頭接觸面為矩形，其實(shí)際接收位置距離圖5a中接收點(diǎn)即探頭上邊沿約為12.5mm，所以實(shí)際接收信號(hào)的位置為(y+12.5)mm。按照表1中定義的鋁材料理論波速參量值，計(jì)算出的理論臨界角約為30°，由此計(jì)算出激發(fā)位置x在30mm,40mm,50mm,60mm時(shí)理論臨界深度對(duì)應(yīng)的y值,如表3所示。探頭上邊沿與垂直側(cè)面標(biāo)記的一系列水平刻度對(duì)齊，具體標(biāo)記如圖5a所示，即y從頂點(diǎn)0mm～55mm，每間隔5mm采集一次數(shù)據(jù)。實(shí)驗(yàn)信號(hào)采集過程如圖5b所示，本實(shí)驗(yàn)中采用實(shí)驗(yàn)室自主研發(fā)的激光超聲場(chǎng)檢測(cè)儀LUFT-1301[19]進(jìn)行激光超聲實(shí)驗(yàn)。選用2.5MHz表面波壓電探頭接收，由于該探頭只能接收表面波信號(hào)而不能接收?qǐng)D4b中對(duì)應(yīng)的橫波直達(dá)信號(hào)，因此排除了其它信號(hào)的干擾。

Fig.5　Experimental diagram of surface waves converted by shear wavesa—text sample　b—experimental arrangements

3.2　激光超聲實(shí)驗(yàn)的結(jié)果及分析

圖6為實(shí)驗(yàn)信號(hào)采集結(jié)果。圖6a、圖6b、圖6c和圖6d分別表示激光源在距右邊界30mm,40mm,50mm,60mm處激發(fā)、表面波壓電探頭在側(cè)面(y軸,y=0mm～55mm)不同位置接收所得到的信號(hào)圖。

結(jié)合前面的數(shù)值模擬結(jié)果可知，當(dāng)激光輻照材料表面所產(chǎn)生的表面波沿x負(fù)方向傳播時(shí)，表面波到達(dá)試樣邊界處(即圖中坐標(biāo)軸交界處)會(huì)重新產(chǎn)生表面波并沿y軸正方向傳播至探頭，因此理論上采集波形圖中至少存在一個(gè)超聲信號(hào)RR，對(duì)應(yīng)圖4c中的傳播路徑。從圖6a～圖6d的波形圖中，均發(fā)現(xiàn)存在符合這一特征的表面波信號(hào)，圖中標(biāo)記為RR。

Fig.6Side reception of surface wave piezoelectric probe corresponding to laser-excited ultrasonic at different positions

a—x=30mmb—x=40mmc—x=50mmd—x=60mm

前面已經(jīng)論證，當(dāng)表面波壓電探頭位于臨界深度之外(即橫波入射角大于臨界角)時(shí)，探頭可接收到由于橫波在垂直裂紋側(cè)面發(fā)生模式轉(zhuǎn)換生成的新的表面波信號(hào)。結(jié)合表3中的計(jì)算結(jié)果，當(dāng)激光源在x=30mm處激發(fā)，并且側(cè)面接收探頭起始位置位于y=5mm時(shí)，理論上應(yīng)開始接收到橫波轉(zhuǎn)換的表面波。實(shí)驗(yàn)結(jié)果如圖6a所示，存在符合條件的表面波信號(hào)，對(duì)應(yīng)數(shù)值模擬信號(hào)RS，并且進(jìn)一步發(fā)現(xiàn)隨著y的增大，信號(hào)RS的幅值越來越大。這是由于激光源產(chǎn)生的橫波有效掃描區(qū)域是以類似“扇形”傳播到右側(cè)，如圖7所示。當(dāng)探頭接收點(diǎn)大于臨界深度時(shí)，只要橫波入射角不小于臨界角，在兩種材料界面處就可以生成轉(zhuǎn)換表面波，轉(zhuǎn)換率主要取決于扇形掃描有效面積。該面積的大小由Δh=h-hc決定，即h剛達(dá)到臨界深度hc時(shí)，扇形掃描的有效面積較小，此時(shí)信號(hào)較弱；而繼續(xù)增大h，扇形有效面積增大，可轉(zhuǎn)換生成表面波信號(hào)的區(qū)域增大，接收信號(hào)強(qiáng)度增強(qiáng)，表現(xiàn)為圖6a中的信號(hào)RS幅值隨y增大呈遞增趨勢(shì)。進(jìn)一步分析，對(duì)于側(cè)面C和E之間的任意一點(diǎn)D，其對(duì)應(yīng)的斜入射角度記為β(β>θ)，則易知橫波沿路徑ADE傳播到達(dá)E點(diǎn)所需要的時(shí)間較ACE小，即表現(xiàn)為信號(hào)RS提前出現(xiàn)。并且隨著探頭位置不斷下移，可發(fā)生模式轉(zhuǎn)換的橫波信號(hào)區(qū)域越來越大，信號(hào)RS的到達(dá)時(shí)間t1越來越小，則RR和RS信號(hào)點(diǎn)之間的時(shí)間差逐漸增大，符合圖6特征。此時(shí)運(yùn)用(5)式計(jì)算兩信號(hào)的時(shí)間差時(shí)，β對(duì)應(yīng)式中的θ。

Fig.7Side reception of surface wave piezoelectric probe corresponding to laser-induced transverse wave at critical angle

同理當(dāng)激光源在x為40mm,50mm,60mm處激發(fā)時(shí)，理論上探頭應(yīng)分別在y為15mm,20mm,25mm處可以接收到轉(zhuǎn)換表面波，并隨著y的增大信號(hào)強(qiáng)度增強(qiáng)，圖中所示也基本都符合該規(guī)律。值得注意的是，圖6c、圖6d表明，當(dāng)激光在x為50mm,60mm處激發(fā)時(shí)，分別在y為30mm,40mm處才出現(xiàn)轉(zhuǎn)換表面波信號(hào)RS，信號(hào)十分微弱，且探頭接收位置y一定時(shí)，信號(hào)幅值相對(duì)x為30mm,40mm時(shí)更小。分析原因，當(dāng)x,y逐漸增大時(shí)，臨界深度和橫波傳播路徑也隨之增大，則到達(dá)探頭的能量逐漸衰減，加之圖6中信號(hào)的幅值被壓縮，因此開始轉(zhuǎn)換形成的表面波信號(hào)很微弱，在圖中很難直觀看出。但隨著扇形掃過有效面積的增大，信號(hào)強(qiáng)度也隨y的增大而增大，符合上文規(guī)律。同時(shí)，在圖6a～圖6d中，除了信號(hào)RS與RR，還出現(xiàn)了兩個(gè)其它的信號(hào)。在信號(hào)RR后到達(dá)的信號(hào)是由于界面反射引起的，信號(hào)RS前面出現(xiàn)的信號(hào)可能是激光激發(fā)掠射縱波轉(zhuǎn)換的表面波，本文中不做詳細(xì)研究。

3.3　材料臨界角的估算

基于圖6a至圖6b的實(shí)驗(yàn)結(jié)果，利用(4)式，反向估算材料發(fā)生模式轉(zhuǎn)換的臨界角，計(jì)算結(jié)果如表4所示。由表4可知，總體上估算結(jié)果均接近理論值30°，進(jìn)一步驗(yàn)證了前面的結(jié)論。而表中對(duì)于x為50mm和60mm時(shí)計(jì)算結(jié)果出現(xiàn)了一定的偏差，是因?yàn)榇藭r(shí)能量衰減較快，臨界深度的選取存在一定的誤差；另外，本實(shí)驗(yàn)中采用的鋁塊所對(duì)應(yīng)的實(shí)際的波速比vS/vL與理論值可能存在一定的偏差，進(jìn)而造成實(shí)際的臨界角與30°存在一定的差距。但實(shí)驗(yàn)結(jié)論與數(shù)值計(jì)算結(jié)果吻合較好，臨界角和模式轉(zhuǎn)換的機(jī)理均得到了很好的解釋，該結(jié)論有助于更好地利用于超聲檢測(cè)領(lǐng)域。

Table 4　Experimental calculation of critical angle of aluminum materials

4　結(jié)　論

首先建立了2維平面中激光輻照材料水平面、節(jié)點(diǎn)垂直側(cè)面接收信號(hào)的數(shù)值模型，分析了激光源產(chǎn)生的超聲波傳播到達(dá)垂直裂紋側(cè)面信號(hào)接收點(diǎn)的規(guī)律。結(jié)果表明，右側(cè)接收點(diǎn)除了能夠接收得到激光激發(fā)表面波直達(dá)信號(hào)及其在拐角次生源處重新生成的表面波信號(hào)，還能夠接收橫波直達(dá)信號(hào)以及經(jīng)橫波模式轉(zhuǎn)換產(chǎn)生的表面波信號(hào)，并且該過程主要取決于接收點(diǎn)距離水平面的深度。隨后基于數(shù)值計(jì)算模型和結(jié)論，進(jìn)一步設(shè)計(jì)了激光水平面輻照、表面波壓電探頭側(cè)面接收的激光超聲實(shí)驗(yàn)進(jìn)行對(duì)比驗(yàn)證。實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，存在一個(gè)臨界角，當(dāng)壓電探頭接收位置處于臨界角對(duì)應(yīng)深度以內(nèi)時(shí)，壓電探頭能夠接收到激光激發(fā)產(chǎn)生的表面波信號(hào)經(jīng)拐角次生源新生成的表面波信號(hào)，并未接收到激光激發(fā)表面波直達(dá)信號(hào)，這是由于壓電探頭實(shí)際接收信號(hào)位置深度已經(jīng)大于直達(dá)表面波傳播深度；但當(dāng)壓電探頭接收位置處于臨界角對(duì)應(yīng)深度以外時(shí)，接收信號(hào)中增加了一個(gè)信號(hào)，該信號(hào)主要源于激光激發(fā)橫波斜入射至側(cè)面時(shí)發(fā)生模式轉(zhuǎn)換所產(chǎn)生的表面波，并且該信號(hào)由橫波斜入射至側(cè)面并發(fā)生模式轉(zhuǎn)換時(shí)對(duì)應(yīng)的臨界角所確定，主要取決于材料中橫波和縱波的速度比。該實(shí)驗(yàn)結(jié)果與數(shù)值模擬結(jié)果吻合較好，說明了實(shí)驗(yàn)結(jié)論正確。并且，隨著壓電接收位置逐漸下移，模式轉(zhuǎn)換表面波的信號(hào)強(qiáng)度不斷增大，且轉(zhuǎn)換信號(hào)與激光激發(fā)表面波信號(hào)之間的時(shí)間差逐漸增大，這與激光激發(fā)橫波的“扇形”散射掃描的面積和角度有關(guān)。通過針對(duì)激光激發(fā)橫波與材料表面垂直裂紋側(cè)面相作用發(fā)生模式轉(zhuǎn)換現(xiàn)象的機(jī)理研究，進(jìn)一步明確了模式轉(zhuǎn)換現(xiàn)象和臨界角的性質(zhì)。同時(shí)，由于實(shí)驗(yàn)采用常規(guī)且廉價(jià)的壓電探頭，使用方法簡(jiǎn)單可靠，本文中的研究為實(shí)際應(yīng)用激光激發(fā)、壓電接收檢測(cè)垂直裂紋提供一定的理論基礎(chǔ)。