光声非线性混频裂纹检测技术试验

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(1.南京理工大学 理学院， 南京 210000;2.南京理工大学 电光学院， 南京 210000)

随着社会工业化水平的高速发展，各领域对产品质量的要求大为提高，使得无损检测技术在质量监督环节中的应用愈发广泛。在众多的无损检测技术中，激光超声检测技术凭借其非接触、远距离激发和探测，适用于复杂检测环境等优势，众多研究者在试验和理论上都对其开展了大量的研究工作，取得了丰硕的成果[1-2]。裂纹检测是无损检测的一个重要组成部分，无论是使用传统超声还是激光超声技术，若材料裂纹尺寸大于超声波长，这些线性超声检测技术均能够检测到此裂纹；若裂纹尺寸小于超声波长，这些线性超声技术无法对其进行检测[3]。

近些年来广受关注的非线性超声裂纹检测技术，是利用有限振幅声波在材料中传播时，微裂纹与声波相互作用所产生的各种非线性效应，来实现远小于超声波长尺寸的微裂纹检测的[3-5]。目前，已有大量关于使用光学方法实现对裂纹与超声相互作用产生的非线性现象的激发和观测的文献报道[6-7]。2009年,CHIGAREV等[8]首次提出了裂纹的光学非线性混频检测方法。该方法将两束不同调制频率的激光重合辐照于玻璃样品上，从裂纹的一侧扫描至另一侧，将其中一束调制频率为几十千赫兹的高频调制激光(fH)作为激发源辐照样品以产生声波，将另外一束调制频率为几赫兹的低频调制激光(fL)作为加热源辐照于样品上的裂纹处，使裂纹在两光源扫查过程中周期性开合。试验结果显示：混频信号主峰所在频率(fH)处幅值几乎不变，而当激光位于样品完好区域时，非线性旁瓣所在频率(fH±nfL)处幅值几乎为零；当激光经过裂纹附近时，非线性旁瓣所在频率(fH±nfL)处幅值明显增大。这表明，常规的线性超声技术对这一裂纹不敏感，而非线性激光超声裂纹检测方法可实现对其的检测[9]。

此外，ZAKRZEWSKI等[10]还从理论上阐述了产生非线性混频现象的原理，也就是经典的光声非线性混频机制[11]：利用正弦幅度调制的加热源辐照样品，使受辐照裂纹区域的温度随之变化，同时裂纹受加热源以低频fL调制后发生周期性开合致使裂纹区域的透射系数与反射系数发生周期性改变；高频激光fH辐照样品激发的超声波能量在传播经过周期性开合的裂纹时，部分在裂纹处透射、部分被裂纹反射。裂纹透射系数与反射系数的周期性变化引起了反射声波与透射声波幅值的周期性变化，由此产生fH±nfL的非线性混频信号[12-14]。

有研究显示，通过探测非线性混频旁瓣信号，可以进一步分析样品裂纹的参数信息[15]。MEZIL等[16]通过改变裂纹处加热源功率并记录非线性旁瓣的变化过程，得到了与理论情况较为吻合的结果。他们对样品裂纹区域进行了一维与二维扫描，详细地描述了4种不同加热光功率下对应的裂纹状态，即随着功率增加，裂纹经历完全张开、两壁接触、部分闭合、完全闭合四个阶段。CHIGAREV等[17]的研究表明：可以利用非线性旁瓣幅值以及混频旁瓣缺级现象(在可观测的n级混频信号fH±nfL中，其中的某一级信号幅值为0)来估算样品及裂纹的部分参数，如样品裂纹部位的刚度与裂纹宽度等。此外,MEZIL等[18]首次根据理论提出了通过分离两束激光源的方法在样品中获取非线性混频信号并进行了初步讨论。通过总结前人的研究可以发现，已有的报道均是将激发源与加热源重合辐照在裂纹上，重点关注的是加热源在热学上对混频信号的贡献,而针对激发源在声学和热学上对非线性混频信号贡献的研究目前还未见报道。

针对此问题，笔者将激发源与加热源分离，通过研究在激发源逐渐远离裂纹的过程中非线性混频信号的演变，来探索激发源在混频机制中的作用。试验时，分别利用加热光或激发光辐照裂纹，二者中的另外一束沿垂直裂纹方向扫查。试验结果显示,移动激发源远离裂纹或者移动加热源远离裂纹，都能产生非线性混频信号。进一步，研究激发源在声学与热学上对非线性混频信号的贡献。为此，保持加热源位于裂纹处，扫查激发源，当混频信号消失时逐渐增大加热源功率，研究混频信号对加热源功率变化的响应。结果显示，在增大加热源功率的整个过程中没有混频信号产生，说明在经典的非线性混频产生机制的基础上需进一步考虑激发源对混频信号的影响。文章成果可为深入探索非线性激光超声混频现象的机理和应用提供依据。

1 试验装置及步骤

1.1 试验装置

图1 试验装置图

搭建的试验装置，如图1所示。试验中所使用的532 nm激光由一台最大功率为5 W的半导体激光器(新产业MGL-N-532A-5W)提供。利用半波片与偏振分光棱镜将该激光分成两束，分别通过凸透镜与声光调制器(AA公司生产，型号为MQ180-A0.25-VIS);由于声光调制器对激光纵向偏振不敏感，其中一束纵向偏振的激光通过半波片使其偏振方向变为横向。笔者使用两个声光调制器分别对两束连续光进行外调制，从而获得两束不同频率的单频幅度调制激光：一束频率为fL的低频加热光(fL=5 Hz)，一束频率为fH的高频激发光(fH为几十千赫兹)。加热光和激发光通过光阑，经反射镜反射后分别通过不同的凸透镜聚焦于样品上，计算机控制信号发生器改变加热光与激发光的调制频率。使用加速度计(B&K公司生产，型号为2692)接收样品中的声波加速度信号并送入锁相放大器(SR830,使用自参考信号)或频谱分析仪，最终由计算机读取频谱数据。试验所选用样品为150 mm×150 mm×3 mm(长×宽×厚)的黑玻璃样品，上有一道通过热冲击方法获得的裂纹。裂纹位于样品中部，贯穿样品上下表面，自样品底部向上长约40 mm。

1.2 试验步骤

1.2.1 激发源、加热源重合扫查试验

使用以上试验装置，分别在完好的样品与有裂纹的样品上进行试验，通过调整各试验参数，在有裂纹的样品中获得清晰的非线性混频信号并与完好样品中产生的线性声信号进行对比。随后，在存在裂纹的样品上令加热源与激发源重合并沿裂纹垂直方向扫查，获得非线性旁瓣信号幅值随激光位置变化的图像。扫查过程中，激发源与加热源从裂纹左侧跨过裂纹水平地扫到右侧，扫描步长为0.1 mm，扫描长度为0.8 mm，扫查示意如图2所示。试验中选取加热光频率为fL=5 Hz，激发光频率为fH=16 420 Hz，测得此时加热光功率PL=54 mW，激发光功率PH=30 mW，激发源与加热源光斑直径分别为dH=110 μm，dL=100 μm。下面的试验中激发源与加热源光斑尺寸、功率和调制频率等参数均不变。

图2 激发源、加热源重合扫查示意

1.2.2 分离激发源、加热源试验

在1.2.1节的试验基础上，研究分别分离激发源和加热源远离裂纹后非线性旁瓣信号振幅随激发源、加热源位置的变化情况。具体地，将激发光与加热光分开，保持一束固定于裂纹上，另一束在水平位置进行一维扫查，观测不同光源位置处的非线性混频信号变化，其扫查示意如图3所示。试验中，随机选取裂纹上的一点，先保持激发光位于裂纹上，加热光水平地从裂纹左侧跨过裂纹扫描至裂纹右侧，扫描长度为1.4 mm，步长为0.05 mm；然后保持加热光位于裂纹上，激发光水平地从裂纹左侧跨过裂纹扫描至裂纹右侧，扫描长度为0.55 mm，扫描步长为0.05 mm。

图3 分离激发源扫查、加热源扫查示意

1.2.3 增加加热源功率试验

在上文试验的基础上，研究激发源远离裂纹直到无非线性旁瓣信号产生时，增加热源功率是否能够产生非线性混频信号，以此探究激发源fH的热效应对非线性混频信号的影响。具体地，将激发源与加热源重合辐照于裂纹上，在产生明显的一阶旁瓣信号L1、R1后，分别记录加热源与激发源功率PL=33.6 mW,PH=31 mW。随后将激发源从裂纹位置处逐渐向远处移动，直至非线性混频信号一阶旁瓣L1、R1恰好消失，此时停止移动激发源，逐渐增大加热源功率并观察该过程中是否有非线性旁瓣信号产生。

2 试验结果与讨论

2.1 重合加热源、激发源产生非线性信号的试验结果

按照1.2节中的试验步骤进行试验，首先在存在裂纹的样品中获取非线性混频信号。将加热源(fL)与激发源(fH)光斑重合照射于黑玻璃样品无裂纹区域,所产生的声振幅信号如图4(a)所示，可见在黑玻璃样品无裂纹区域只能观测到线性的光声信号fH(图中的主峰信号)。加热源(fL)与激发源(fH)光斑重合地照射于样品裂纹区域处产生的非线性混频信号如图4(b)所示，可以发现图中除出现了线性信号fH外，还出现了各阶非线性旁瓣信号fH±nfL。在图4(b)中，-6～6的数值表示n的取值，激发源频率为16 420 Hz，加热源频率为5 Hz，最后可观测的左右旁瓣频率分别为16 390 Hz，16 450 Hz，这表明试验中产生了最多6阶的非线性旁瓣信号fH±6fL。非线性混频信号的左侧6阶用-6～-1表示，主峰用0表示，右侧6阶用1～6表示。试验可以清晰地看到6阶以内的非线性混频信号。

图4 激发源与加热源重合地辐照样品无裂纹区域、存在裂纹区域时产生的信号

图5 一维扫查试验时的非线性旁瓣信号振幅随扫查位置变化的曲线

在验证了重合加热源、激发源在裂纹处能够产生清晰的非线性混频信号之后，利用上文的试验装置，研究加热源与激发源重合扫描时所产生的非线性混频信号振幅随激光位置的变化，试验结果如图5所示。图5中，横轴代表两重合激光光斑所处位置，0 mm代表裂纹所在位置，负号表示两激光光斑位于裂纹左侧，正号表示两激光光斑位于裂纹右侧；图中由上至下给出了混频信号的第一阶至第四阶[对应图4(b)中-4～ 4阶]旁瓣幅值随激光位置的变化图像，L1～L4依次为混频左侧四阶旁瓣，R1～R4依次为混频右侧四阶旁瓣，M代表混频主峰幅值信号(下文同)。当两束激光重合照射在样品裂纹两侧[-0.4,0.4] mm区域内时，可以产生明显的非线性旁瓣信号，主峰幅值在一维扫查过程中变化较小，最值相差约5 dBm，而第一级旁瓣(L1,R1)在一维扫查过程中，经过裂纹时幅值变化明显，最值相差约25 dBm。当两束光位于裂纹上时，最多可以观测到四阶旁瓣信号，当光束远离裂纹到裂纹两侧[-0.2,0.2] mm区域之外时，第一、二阶旁瓣幅值明显下降，三、四阶旁瓣信号消失；当激光移至0.4 mm之外时，所有旁瓣消失。这表明当激光照射点越接近裂纹时，非线性混频信号的高阶(二阶以上)旁瓣更易出现。在激光移动经过裂纹的过程中，旁瓣幅值变化比主峰幅值变化更明显，这说明非线性混频方法比线性检测方法对裂纹具有更高的灵敏度。

2.2 分离加热源、激发源产生非线性混频信号的试验结果

进一步研究将激发光与加热光分开，保持一束位于裂纹上，另一束在水平位置进行一维扫查时所产生的非线性混频信号幅值随激光源位置的变化，结果如图6所示。

图6 分别分离加热源、激发源,旁瓣信号振幅随扫查位置的变化曲线

图6(a),(b)和图6(c),(d)为在裂纹不同位置处获得的两组试验结果。图6中横轴代表激光源与裂纹间的距离，负号表示加热源位于裂纹左侧，正号表示加热源位于裂纹右侧，0 mm表示加热源位于裂纹处。

从图6(a)中可以看出，当加热源与裂纹距离超过0.6 mm(约6倍激光直径)时，各阶旁瓣消失；而在图6(b)中，当激发源与裂纹距离超过0.25 mm(约2倍激光直径)时，各阶旁瓣消失。综合图6(a)，(b)可见，相比于加热源，激发源对于裂纹出现的位置更加敏感。在裂纹左右0.2 mm范围内，即约四倍激发光直径范围内，图6(a)～(d)均可观测到明显的混频现象；当加热源超过此范围后，图6(a),(c)的各阶混频信号幅值都会变小，且在0.2～0.6 mm时，旁瓣幅值随距离增加不再改变，直到在±0.6 mm处消失，而当激发源超过0.2 mm范围时，图6(b),(d)的各阶混频信号幅值变小并在±0.3 mm 处消失。此外，从图6(a),(c)中可以看出，主峰M的幅值发生了明显的变化。这是由于在激发源的移动过程中，加热源与激发源分离-重合-再分离，加热源的热影响使激发源(即fH)的信号幅值发生改变。而图6(b)，(d)中，由于激发源与裂纹的距离一直保持在加热源热影响范围内，因而主峰信号幅值无明显变化。从以上结果可以看出，相较于试验所测的激光光斑直径dH=110 μm，激发源能够在距离裂纹两个激发光直径约0.25 mm处产生非线性旁瓣，说明可以通过分离加热源、激发源的方法产生非线性混频信号。

进一步地，图6(b)，(d)的结果显示，当激发源与裂纹间的距离超过激发源热影响范围时，混频信号消失。如图6(b)中，当激发源距离裂纹0.3 mm时，无非线性旁瓣信号。针对这一现象，给出如下假设:当激发源远离裂纹时，只有加热源辐照裂纹，由于加热源功率无法使裂纹两壁接触，从而裂纹无法产生周期性闭合。在经典光声非线性混频机制中，这种情况不能引起混频现象。为了探究激发源在热学上对非线性混频信号的贡献，笔者进行了如下研究。

2.3 对非线性混频信号产生中激发源作用的初步试验

前文中提出，激发源远离裂纹区域，导致加热源功率不足以使裂纹产生开合，从而不能产生非线性旁瓣，也就得到了图6(b)的试验结果。为验证这一假设，在上文中裂纹的同一点上进行试验，结果如图7所示。图7(a)为扫查激发源试验结果，图7(b)为旁瓣信号L1,R1的幅值随加热光功率的变化曲线。

图7 激发源作用的探究试验结果

该试验使用的激发源功率为PH=31 mW。考虑到加热光与激发光都是幅度100%调制的正弦信号，为弥补当激发光源从裂纹上移开后裂纹处损失产生载荷的激光能量，将加热光功率由33.6 mW增加到66 mW。对比初始激发源功率，加热源功率的增量已经足以使裂纹产生周期性开合。按照经典的非线性混频产生机制，只要激发源激发的超声经过周期性开合的裂纹，超声一部分透射过裂纹，另一部分被裂纹反射,反射波与透射波的幅值受周期性开合裂纹的调制，便可以产生非线性混频信号。然而综合图7(a)，(b)可以得出，在逐渐增加加热光功率的过程中，加热光功率达到了能使裂纹开合的要求，却没有非线性旁瓣产生。研究表明分离激发源远离裂纹，非线性混频信号不能产生。研究排除了加热源功率不足以使裂纹产生周期性开合的原因，这说明激发源在非线性混频信号产生中的作用有两种：① 激发源远离裂纹后，激发源的超声高频分量不能使裂纹壁产生位移从而无法产生非线性混频;② 激发源远离加热源导致激发源的超声振幅不再变化从而无法产生非线性混频。

3 结语

基于经典光声非线性混频机制，文章通过分离激发源与加热源的方法实现了非线性混频信号的产生。当激发源位于裂纹上时,加热源能够在相距裂纹一定距离(约6倍加热源光斑直径)范围内产生非线性混频信号；当加热源位于裂纹上时，激发源能够在相距裂纹一定距离(约2倍激发源光斑直径)范围内产生非线性混频信号。这表明相比于加热源，激发源对于裂纹出现的位置更加敏感。另一方面，越接近裂纹，高阶旁瓣越容易出现，表明非线性混频信号的高阶旁瓣(二阶以上)相比低阶旁瓣对裂纹位置更为敏感。进一步的研究表明，当激发源远离裂纹到一定距离(约为激发光光斑直径的2倍)时，非线性旁瓣信号消失，经典的光声非线性混频产生机制不能解释该试验结果。通过进一步试验分析排除了加热源功率不足，导致裂纹两壁无法接触从而无法产生非线性混频，这说明激发源在声学上的超声高频分量或受加热源热影响导致的超声振幅变化对非线性混频的产生有着重要影响，后续试验将详细地研究非线性混频信号产生的两种原因：激发源的热影响使裂纹壁携带高频位移分量；激发源受加热源周期性变化的温度场影响导致激发源激发超声的振幅变化。