牟彥霏　張岐源　梁青青

關鍵詞：超快時間分辨成像；渦旋濾波；空氣等離子體；沖擊波

中圖分類號：O 437 文獻標志碼：A

引言

近年來，隨著飛秒激光技術的迅速發(fā)展，強激光誘導產生的沖擊波被廣泛應用，受到了人們的大量關注[1-2]。2006 年，King 等[3] 發(fā)現沖擊波產生的力可細化材料、降低材料表面粗糙度。2018 年，Chen 等[4] 發(fā)現，用沖擊波來沖擊純鎳表面，使其發(fā)生變形，能夠增加材料的硬度和耐腐蝕性。此外，等離子體強空氣沖擊波也被廣泛用來清洗硅片以及器件上的納米粒子[5-9]，通過精準控制，可達到高精度且強有力的沖洗效果[10]。2022 年， Schaffer 等[11] 通過固體中的TPa 值和液體中的GPa 值測量出了強沖擊波的高壓強度，并且提出了利用飛秒激光誘導的空氣沖擊波開發(fā)超高速發(fā)射裝置的設想。

為了更好地拓展其應用，有必要對等離子體空氣沖擊波的形成原因、后續(xù)傳輸特性，尤其是各分段過程中的傳輸動力學進行研究。2011年， Mahdieh 等[12] 提出，等離子體形成的最初動力學過程主要發(fā)生在亞納秒的時間尺度，即沖擊波的產生是在100 ns 的時間內開始，并持續(xù)傳播數十微秒。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)域首先會在數十納秒內快速膨脹，之后經過1～2 μs，沖擊波內壓力會達到平衡，最后在毫秒的尺度內衰減。在此過程中，即使激光對等離子的作用結束且等離子體不再吸收激光能量，沖擊波的波前仍會在空氣中繼續(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] 利用納秒時間尺度的分辨方法，觀察到在第182 ns 之后，沖擊波才會逐漸演化為球形。2021 年， Rastegari 等[17] 觀察到紫外飛秒光聚焦產生的沖擊波在微秒時間尺度上的演化過程。2008 年， Thiyagarajan 等[18] 利用陰影診斷法，探究了1 064 nm 的紅外光泵浦產生空氣等離子體沖擊波過程中的中性氣體密度分布，為了解激光誘導等離子體的動力學過程提供了方法。

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

1 超快時間分辨渦旋濾波成像裝置

采用超快時間分辨渦旋濾波成像法，實驗光路由泵浦和探測兩部分組成。用于泵浦的飛秒激光由美國相干公司的鈦藍寶石激光器輸出，激光中心波長為796 nm，脈沖寬度為35 fs，重復頻率為1 kHz，偏振方向為水平，全能量為11 mJ，經過分束鏡后用來產生沖擊波的能量為1.5 mJ。飛秒激光在空氣中傳輸并經透鏡聚焦時，因峰值功率大于自聚焦臨界功率，在克爾自聚焦效應和等離子體散焦效應共同作用下，會在透鏡后生成細長的等離子體通道，即光絲。實驗中，用于聚焦飛秒激光的透鏡焦距為7.5 cm，更緊密的聚焦能產生更高的等離子體密度，生成更強的沖擊波。

探測光路光源采用的是水平線偏振的氦氖激光（型號為HRS015B，波長632.8 nm）。氦氖激光先經過擴束器成為準直平行的大光斑，隨后經過孔徑光闌濾波后，選取中心光斑均勻的地方作為探測光。利用光絲對探測光的微小相位改變，通過由2 個焦距均為30 cm 的透鏡組成的4f 成像裝置，在其頻譜面放置拓撲荷數為1 的渦旋半波片（型號為VR1，LBTEK-633 nm），實現微結構的邊緣增強，出射后成像于增強電荷耦合器件（ intensified charge coupled device， ICCD） （型號為iStar 334T，Andor）。ICCD 放置于透鏡2 的成像面處，實驗裝置如圖1 所示。

觀察飛秒激光等離子體絲誘導產生的空氣沖擊波時，利用高速像增強型ICCD 進行時間分辨。ICCD 自帶時間閘門，像素單元尺寸為13 μm，門寬小于2 ns，即納秒之上的時間尺度事件都可以被測到，可實現對沖擊波時間分辨成像的探測。

通過在4f 系統的頻譜面上放置VR1 濾波元件，實現了邊緣增強的渦旋濾波成像。2011年，Maurer 等[21] 發(fā)現經過拓撲荷數為1 的渦旋半波片濾波后，探測樣品成像時會出現邊緣增強的效果，該成像技術能夠靈敏地探測微弱相位型樣品的邊緣結構。圖2 所示為該濾波技術的邊緣增強效果。圖2（a）所示為一圓孔在無濾波條件下的成像，該圖呈現出圓孔原本的樣子。而如果對其進行拓撲荷數為1 的渦旋濾波，則圓孔成像如圖2（b）所示，邊緣呈現增強，中間平坦區(qū)域因為無結構或無邊緣而呈現暗場。Maurer 等證明了該一階渦旋濾波成像邊緣增強的原因是濾波技術實現了原圖像的一階求導，從而導致了具有一階導數的邊緣呈上述增強的效果。對于圓孔而言，中間平坦區(qū)域一階求導為零，因而光強分布為零，而在小孔的邊緣因具有較大的一階導數值，所以在該處具有較強的光強分布。本文運用該技術實現了對弱相位物體空氣沖擊波的靈敏探測。

2 沖擊波的超快時間分辨實驗結果及動力學過程分析

實驗中，通過調節(jié)ICCD 的門寬和步長，設置合適的曝光時間，能夠觀測到沖擊波在不同時間延時下的圖像。圖3 所示為觀測到的3～11 μs間的沖擊波圖像，其中激光傳輸方向由左向右，ICCD 設置的探測步長為1 μs，門寬為800 ns，積分時間為2 s。圖3 中，沖擊波的波前面清晰可見，中間最亮的部分是飛秒激光聚焦產生的等離子體。如果將等離子體最清楚明亮的時刻定義為時間零點，則隨著ICCD 的逐步采集，可觀察到沖擊波的波陣面是以中心為原點逐漸向外膨脹，且半徑逐漸變大。

此外，在波陣面膨脹的過程中，還觀測到沖擊波沿著光傳輸方向和背著光傳輸方向的膨脹速度不同，即沖擊波是以不對稱的形狀向外擴散。圖4（a）所示為左側逆著激光傳輸的沖擊波波陣面的移動情況，其中紅色的虛線框代表的是沖擊波波陣面，相比于圖4（b）所示的右側沿著激光傳輸方向的沖擊波，在相同的時間延時范圍內，右側的沖擊波波陣面移動的距離要大于左側。分析導致這種現象的主要原因是：前向產生的激光等離子體能夠繼續(xù)吸收后續(xù)經過該區(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，使得其產生的沖擊波膨脹速度變快；而在左側背向激光的傳輸方向上，由于激光先于等離子體經過沉積區(qū)域，等離子形成后便無法再吸收后續(xù)激光能量，從而速度低于右側前向沖擊波的膨脹速度。這一分析以卞保民等[22] 在2002 年提出的相關觀點為理論依據，即沖擊波膨脹速度與誘導其產生的飛秒激光能量相關，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 年觀測到的激光誘導等離子體產生的空氣沖擊波初期以橢球形形狀演化過程相一致。

為了進一步研究飛秒激光等離子體空氣沖擊波前向與背向的擴散情況，測量了沖擊波的半徑隨時間變化的曲線圖，如圖5 所示。其中實線分別為前向和背向沖擊波的移動情況，兩條虛線為線性擬合結果。實驗中的數據為取多次的平均結果。由圖5 可知，沖擊波的半徑與時間延時之間接近于線性關系，這與Chiba 等[24] 在2017 年觀測到的結果一致，即在膨脹末期沖擊波的半徑與時間延時之間存在著線性變化關系。由沖擊波擴散半徑與時間的線性關系，擬合得到左右兩側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，與點爆炸產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，其產生的空氣沖擊波不僅與初始光絲的形貌相關，即沖擊波在初期以非對稱球形形狀向外擴展；而且，由于光絲細長通道的特性，導致前向與背向等離子體沉積能量的各項異性，前向沉積能量高，背向沉積能量低，從而導致了所生成的沖擊波前向速度快，背向速度慢。本文對傳統點爆炸模型進行了補充，對于非點源爆炸產生的沖擊波更具有普適性。

3 結論

本文將時間分辨渦旋濾波成像技術與超快探測技術相結合，觀察到了沖擊波的動力學演化過程。在對沖擊波進行診斷的過程中，觀察到了沖擊波前沿的移動情況，并對其半徑與時間進行了擬合，算出前向與背向的沖擊波的速度大?。呵跋蚣s為372 m/s；背向約為341 m/s。沖擊波在兩側以不同速度擴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，并對傳統點爆炸空氣沖擊波模型做了補充。不同于納秒激光器產生的沖擊波，使用飛秒激光只需要1 mJ 左右的能量就可達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用，更高精度的操控上提供了可能性。