基于声学人工透镜的超分辨聚焦

祝雪丰,陈 卓,曾龙生,彭玉桂

(华中科技大学 物理学院,湖北 武汉 430074)

由于受到衍射极限的限制,传统的光学和声学成像系统的分辨率很难突破0.61λ,主要原因为携带样本细节信息的倏逝场在传播方向上呈指数衰减,导致其在远场无法被探测. 1968年,Veselago首次提出了负折射率的概念,发现在负折射率介质(Negative index media, NIM)中出现许多令人惊讶的现象,例如斯涅尔定律中折射角为负值(入射面内折射线和入射线在法线的同侧)、反常多普勒频移等[1]. 在负折射率介质和正折射率介质界面处,负折射率允许将来自物体的所有发散波束聚焦成2个图像,分别在介质平面内和介质平面外,如图1(a)所示. 从物体发射或散射的波不仅包括传播波还包括携带物体亚波长细节的倏逝波,倏逝波在任何具有正折射率的介质中呈指数衰减,因此不能被传统透镜收集在成像平面上,从而导致图像的分辨率受限. 但是,如果将由NIM制成的透镜放置在物体附近,如图1(b)所示,则近场倏逝波可以在透镜内被强烈增强[2],穿过NIM透镜后,倏逝波再次被衰减,直至振幅达到其在成像平面上的原始水平. 另一方面,传播波以负折射和反向相位通过NIM透镜,导致像面的相位变化为零. 通过完全恢复传播波和倏逝波的相位和振幅,生成较为完美的图像.

(a)传播波的聚焦 (b)增强倏逝波

当波与物体相互作用时,物体的信息被转移到具有各种波矢量的散射波中,这些波矢量包括传播分量和倏逝分量. 传播波携带物体较大轮廓的特征信息,可以到达远场(声波可视为平面波);倏逝波携带物体精细的细节信息,仅限于近场传播(声波可视为球面波). 因此,如果使用传统透镜收集散射波,则倏逝波在到达图像平面之前会丢失,如图1(c)所示,最终导致图像的分辨率受到衍射极限限制. 如果将具有负折射率的超透镜靠近物体放置,则倏逝波可以得到增强,如图1(d)所示,从而有助于打破衍射极限. 若在超透镜前添加耦合元件,则增强的倏逝波可耦合转化成传播波,如图1(e)所示,从而实现波的远场超分辨成像. 另一种方法是通过使用超透镜将深亚波长信息传输到远场,如图1(f)所示,来自物体的倏逝波可在各向异性超材料中变成传播波. 在超透镜几何形状的帮助下,波矢量值沿超材料中的传播方向逐渐减小,因此即使波离开超透镜,也可以继续传播.

获得NIM的主要策略是构造人工材料,即超材料. 在低频区,波的传播可以用2个有效参量描述:对于电磁波,当有效介电常量[3]和磁导率[4-5]都为负值时,折射率为负;而对于声波,2个负的有效参量分别为质量密度[6]和压缩率[7]. 为了实现双重负性,可以利用共振性质调整介质的有效参量. 例如,在声学中,单极共振会导致负压缩率,而偶极共振会产生负密度[8],结合这2种类型的共振可以达到负指数,即负声速. NIM是非常理想的能够实现远场聚焦的介质,但实现起来具有挑战性,而声学超构透镜作为二维声学器件,具有超薄、轻量、超紧凑等优点,同时其聚焦和成像过程无需倏逝场的参与,也不需要对样品进行预处理,因此声学人工超透镜技术为远场超分辨聚焦提供了新的实现方式[9].

本文总结了近年来国内外关于声学人工结构的超透镜领域的研究现状,并结合华中科技大学祝雪丰研究组在该方向的研究成果,重点归纳了几种声学人工透镜结构器件的设计及其聚焦成像性能,对其在突破衍射极限进而实现声调制方面的进展进行了总结和比较. 最后讨论了声学人工透镜的潜在应用场景,包括超声成像、超声治疗、粒子声波操控、水下声纳和超声无损检测,并展望了声学人工透镜的未来发展趋势.

1 声学超分辨和超振荡

1.1 声波衍射与聚焦

传统的凸透镜利用2种介质界面之间的折射现象,通过调整表面参量(如曲率)将声波或光波聚焦到焦斑中,如图2(a)所示;而衍射透镜主要利用圆环的波衍射行为,如图2(b)所示. 由于多数声学系统都具有旋转对称性,因此通常采用平面衍射透镜(Planar diffractive lens, PDL)对声波进行聚焦,这种衍射透镜通常由μm量级的薄膜制成,其厚度相对于透镜的横向尺寸可以忽略. 与基于折射的透镜不同,PDL通过优化位置,精心调整多个同心环中所有元件的波衍射,实现声波聚焦[10]. 因此,单个环是PDL中重要的衍射单元,其衍射行为直接决定PDL的聚焦性能[11].

(a)基于折射的物镜 (b)基于衍射的平面透镜

(a)由PDL形成的焦斑

1.2 超振荡和超分辨聚焦原理

带限函数(频谱在某一频率分量截止的函数)在某区间内的振荡速度超过其最高傅里叶分量的特殊性质被称为超振荡. 2006年,Berry和Popescu首次提出超振荡概念,并将超振荡与光学聚焦相联系,从理论上证明了经过特殊设计的光栅结构可以在远场实现突破衍射极限的聚焦[13]. 超振荡现象的本质是带限函数在局部区域的振荡速度可以远大于系统的最高傅里叶分量[15],如图4(a)所示,但其代价是构建带限信号所需的能量随该区间振荡次数的增多而呈指数增长[16],往往导致聚焦声斑的能量很小,且大部分能量集中在边带中[17]. 超振荡聚焦的焦面场强分布如图4(b)所示,整个平面可以划分为视场(Field of view, FOV)区域和边带区域,FOV通常表示中心亮斑附近能量较低的区间(中心亮斑和边带之间的暗场). 在FOV内,超振荡焦斑被强度小于焦斑峰值强度的旁瓣包围;在FOV外,存在强度远远大于焦点峰值强度的边带. 其中Ipeak,Isl_max和Isb_max分别代表超振荡焦斑、最大旁瓣和最大边带的强度,RFWHM是超振荡点的全宽半高,常用于判断器件能否突破衍射极限.

(a)超振荡函数与系统最高傅里叶分量振荡速度的对比

2 基于人工结构的声学超透镜

近年来,研究人员为打破衍射极限做出了多种努力,取得了丰硕成果,为进一步提高成像或者检测系统的分辨率奠定了基础[18-25]. 通过调控携带物体亚波长细节特征的倏逝波,可以将聚焦斑点尺寸减小至瑞利极限(0.61λ)以下,从而实现超分辨聚焦,当聚焦斑点的尺寸减小至0.38λ以下即可得到超振荡聚焦[10,17,26].根据调控倏逝波的方式,既有的超分辨聚焦技术基本分为2类:近场超分辨聚焦和远场超分辨聚焦.例如,可以通过设计负折射率超材料平面透镜(光学或声学超透镜)重建倏逝波[27],从而在近场实现超分辨聚焦;对于远场超分辨聚焦,科研人员提出了采用极端各向异性(椭圆或者双曲色散)的共振超材料,将倏逝波转换为传播波,从而实现远场超分辨成像[28-30].本文将介绍几种典型的声学人工透镜,这些人工透镜均可以实现亚分辨甚至超分辨聚焦,进而实现对声场的调控,但是在实际应用中,有些方法仍然存在挑战,例如共振型人工材料所固有的谐振损耗,其结构复杂而且加工工艺成本较高.

2.1 共振型多孔结构声学超透镜

为了克服衍射极限,各种基于超材料的声学和光学超透镜不断被研制. Zhu等人提出了三维多孔结构超材料[30],其亚波长物体的倏逝场分量因与多孔板内的Fabry-Pérot(F-P)共振强耦合而得以有效地传输并且通过该结构,因此多孔结构超透镜可作为近场成像设备,模拟和实验结果表明:该结构可以实现低至λ/50特征尺寸的声学成像. 多孔结构超材料的基本结构由厚度为h=158 mm的刚性块(声波无法穿透)组成,在侧面穿有亚波长方孔,其边长a=0.79 mm,形成晶格常量Λ=1.58 mm的周期性阵列,如图5(a)所示,周围被空气所包围. 在实验中,将40×40个方形黄铜合金管平行地安装在4英寸宽的方形铝管中,并且牢固地夹在一起,如图5(b)所示. 文献[29]的研究结果表明,用多孔金属结构进行3D光学亚波长成像可能很困难,因为必须用具有非常高介电常量的材料填充孔. 但由于在声学中没有截止频率,声波在深亚波长大小的孔道内的传播是可能的,并且可能形成F-P传输共振,F-P谐振模式可以由物体散射的倏逝波激发,并且导致倏逝波携带的信息成功通过多孔超材料. 因为倏逝波所包含的波矢比孔内传播的波矢大得多,因此有助于恢复特征大小远低于衍射极限的图像. 多孔超材料实现亚波长分辨的能力取决于结构的几何参量.

(a)刚性块体中钻孔的方形阵列示意图

为了验证多孔结构声学超透镜的亚波长成像能力,使用模态展开技术进行了全三维数值计算,该技术包含收敛所需的尽可能多的衍射级. 在几乎零厚度的板上切割出2个亚波长方形孔,作为成像源物体,如图5(c)所示,同时放置在多孔板的顶部,并且利用声平面波进行激发. 声波的工作频率和波长分别为f=2.18 kHz,λ=158 mm,对应于驻波谐振条件下m=2的模式. 方形孔的尺寸为w=7.9 mm(λ/20),两中心之间的距离s=11.85 mm(λ/13.3). 在实验过程中,将开有2个亚波长方孔的薄黄铜板直接放置在声学超透镜前,将来自物体的散射倏逝波耦合到超材料中. 同时将直径为20 mm、产生连续正弦波的扬声器放置在成像源物体前方20 cm处,将麦克风连接到3D扫描系统,用于测量输出端的声场分布,在扫描区周围覆盖吸音材料,防止外部噪音. 在距离输出平面1.58 mm处测量的声场图像显示了2个亮点和清晰的间隙,如图5(e)所示,这与数值模拟的结果图5(d)完全一致. 结果证实了多孔结构声学超透镜作为近场声学成像设备,能够在非常深的亚波长范围内工作.

共振型多孔结构声学超透镜所形成的亚波长图像的有效传输依赖于在多孔结构内部激发的F-P共振,因为在F-P共振模式下,从物体散射的较大波矢量的倏逝场分量将强烈耦合到传输谐振模式,最终可以形成清晰的图像. 但是如果工作频率偏离了共振条件,则失去物体的深亚波长细节,使得最终的图像质量比较差,甚至图像变成模糊的斑点,因此声学超透镜只能在离散的谐振频率下工作. 此外,当成像平面距离声学超透镜的输出表面较远时,散射的较大波矢量携带的物体细节信息也将逐渐丢失,因此其成像只能为近场模式.

2.2 负折射率超材料平面声学超透镜

针对共振型多孔结构声学超透镜只能在近场成像的问题,Park等人构造了负折射率超材料平面声学超透镜[27],由于非自然存在的NIM可强烈地放大近场倏逝波,聚焦波源的所有信息,因此当相隔距离为λ/17的2个点声源被放置在超材料板的表面附近时,超材料可高度定位表面波,放大倏逝波,从而在材料板的相对表面上形成分辨率良好的图像,负折射率声学超透镜的亚波长分辨率机制正是源于负密度的表面波. Park等人通过晶格常量为λ/17的二维声学单负超材料(2Dρ-NG超材料)构建声学超透镜,该薄膜超材料板由116个塑料正方形组成,每个正方形都有1个圆形窗口. 圆形窗口用薄膜覆盖,组装的超材料的晶格常量为28 mm.

该声结构的频率ω低于特定截止频率(ωc)时,可以表现出负有效密度,表示为

(1)

其中,ρ′为空气和膜的平均质量密度.同时空气和超材料界面处的表面波波矢可表示为

(2)

其中,k0和ρ0分别为空气中的波矢量和空气的密度.当ρeff→-ρ0时,ky(ω)→∞.

将2块厚度为5 mm的刚性塑料板分别放置在超材料的顶部和底部,用吸收器封闭板之间的边缘间隙,物体和成像的图像分别位于距离空气和ρ-NG超材料之间的左边界和右边界20 mm处,图6(a)显示了声波在穿过ρ-NG超材料板后的声压强度分布.可以发现,峰的宽度减小了10倍,从无声透镜超材料板的约λ/2缩小到插入超材料板的λ/22.为了清楚地比较峰值的宽度,强度被归一化为相同高度,但使用超材料的声压峰值强度比无超材料高17倍.显著的声压聚集是由于激发了不同波长的表面波,这些表面波叠加后形成尖锐的峰值.由于空气的声波方程在声透镜超材料板以外的空间中有效,因此成像位置上的聚焦声压如同点源辐射.因此,负折射率超材料平面声学超透镜以特殊的方式为声音传输提供了有效的通道.

(a)714 Hz单点源实验测量的声压强度分布

图6(b)和图6(c)分别显示了测量2个异相点声源相隔1倍晶格常量[28 mm(λ/17)]以及2个同相点声源相隔2倍晶格常量[56 mm(λ/8.5)]的实验测量结果. 从图6(b)中可以看出:当没有ρ-NG超材料板时,2个声源的辐射方向类似2个异相干涉的圆形波;而加入ρ-NG超材料板的声压强度分布表明:2个图像的分离程度与2个声源的分离程度相同,证明从2个相隔1倍晶格常量的点源发射的声波在通过ρ-NG超材料板后确实形成了超精细的图像. 2幅图像的RFWHM分别为18 mm(λ/26)和20 mm(λ/24),与无ρ-NG超材料板相比,峰值强度分别放大了约93倍和47倍. 图6(c)也表明当无ρ-NG超材料板时,2个声源的辐射方向类似于2个同相干涉的圆形波;而在穿过ρ-NG超材料后的声压强度分布图也显示出超高分辨率.

因此,基于负折射率超材料平面声学超透镜能够提高相隔λ/17的2个点声源的分辨率,λ/17的分辨率远远超过了衍射极限所允许的最小分辨率,但其缺点是声学超透镜的结构较为复杂,加工难度大且成本较高.

2.3 宽带稀疏金属三维声学超透镜

共振型多孔结构和负折射率超材料的声学超透镜的共同特点均是结构较为复杂,不易加工,而且不能在离轴或者任意位置实现声聚焦. 为解决透镜加工和三维方向上的声聚焦问题,Jang等人研究了中间稀疏但结构紧凑的平面声学超透镜,实现具有亚波长聚焦分辨率的3D任意(轴向和离轴)超声聚焦的声学超透镜[31]. 稀疏金属透镜在位置(Rf,θf,F)实现的3D任意超声聚焦如图7(a)所示. 金属透镜的微观结构由2个金属间原子组成,对应的相位状态分别为0和π,如图7(b)所示. 源平面(z=0)在方位角上是均匀离散化的,在径向上以控制的间隔离散,相邻金属原子的相位差为:|φ(ri+1,θj,0)-φ(ri,θj,0)|=π.在该设计中,方位角被分为18个扇区(j=1,2,…,18),每个扇形金属原子的角度为Δθ=θj+1-θj=20°,而金属原子(i+1,j)和(i,j)之间的径向间隔非均匀分布:Δri,j=ri+1,j-ri,j(r1=0,i=1,2,…,20),同时满足:

(a)稀疏金属透镜在任意位置的超声聚焦示意图

(3)

因此可以根据此模型设计透镜用于在目标位置(Rf,θf,F)实现3D自由聚焦,相移为0和π.在设计金属透镜时,将深度为0.25λ的凹槽挤压到扁平的刚性板上,以产生反射波相移.为了验证稀疏金属声学超透镜在三维方向上自由支配声聚焦的模型,该工作设计了在目标位置(λ,30°,3λ)处轴向和离轴聚焦的声学超透镜,样品分别如图7(c)和图7(d)所示.

图8(a)为频率为300 kHz时,由对称金属透镜在轴向产生的声压振幅|p|分布的模拟和实验结果,可以看出:超声能量会聚到焦斑. 在270,300,330和350 kHz的频率下,超声压力振幅在焦平面上的分布如图8(b)所示,表明所有频率下的超声能量以类似的方式聚焦. 为了定量评估聚焦特性,计算了焦斑的超声强度RFWHM作为频率f的函数,通过计算声压峰值的1/2确定环的半径,进而通过取平均值计算RFWHM,如图8(c)所示. 稀疏金属声学超透镜具有230～450 kHz(约1个倍频程)的亚波长聚焦分辨率,其中模拟和实验中的RFWHM均在0.58λ以内. 模拟和实验结果的一致性验证了稀疏金属声学超透镜聚焦宽带和亚波长分辨的有效性和实用性.

(a)轴向聚焦金属透镜超声场的模拟和实验测量结果

频率为300 kHz时,由不对称金属透镜产生的离轴聚焦效果如图8(d)所示,展示了在焦斑处交叉的3个横截面中声压振幅|p|分布的模拟和实验结果,焦点位于(0.97λ,29.7°,3λ)处,与理论值较吻合,这表明超声波可以很好地聚焦在离轴目标上. 图8(e)表明在230～420 kHz的0.87倍频程带宽范围内RFWHM<0.57λ,4个频率的测量值在0.56λ以内,进一步证明了稀疏金属透镜的宽带离轴聚焦能力. 最后通过提取最大声压振幅的位置定量评估频率范围内的聚焦精度,图8(f)为模拟和测量焦点的半径Rf和方位角θf随f的变化.焦点位置与理论值一致性,表明稀疏金属声学超透镜在3D空间中具有超声聚焦的精度高以及对超声能量的灵活波束控制强的优势.

2.4 三维聚焦增强金属声学超透镜

上述的几种声学超透镜均令声波穿过空气或者水后聚焦,但让声波通过金属等坚硬致密的材料进行有效的声能传输和波束操纵仍然是艰巨的任务,主要是因为这些材料和环境介质之间的巨大阻抗失配. 由于材料致密造成的强反射,不可避免地发生强烈的扭曲和严重的能量下降. 为了提高超声在致密层中传输的聚焦性能,研究人员提出了互补声学超材料[32-33]. 然而,负特性和各向异性所需的二维超结构通常不耐用,可能受到不确定性或变化的预应力. Gao等人提出的具有反向设计的三维聚焦增强(Ultrasonic focusing enhancement, UFE)金属声学超透镜,可以同时增加能量传输并减少超声聚焦通过致密层的波束失真[34]. 该研究中所提出的逆向设计方法由遗传算法辅助实现. UFE金属透镜的全局目标函数是最大化传输的声能,结构参量是全局优化的目标变量. UFE声学超透镜的结构简单,当UFE金属透镜连接到一侧的黄铜板上时,透射功率显著增强,同时声波将被很好地聚焦.

图9(a)和图9(b)分别是超声波从顶侧入射到刚性板和用优化的UFE金属声学超透镜图案化的刚性板上的示意图,图中红色和蓝色箭头分别表示入射声波和反射声波. 由于硬刚性板与背景介质(水)有很大的阻抗失配,因此入射到板上的超声波除了特定的频率分量外几乎被完全反射;而优化后的声学超透镜,入射声波可以穿过透镜板,并很好地被聚焦.

(a)入射到刚性板的声波示意图

图10(a)显示了浸入水中的刚性板(优化前和优化后)的模拟强度场,入射的平面波沿x方向,其频率为207 kHz,大部分能量被反射;当用优化的UFE金属声学超透镜进行图案设计时,透射的能量将大大增强并被很好地聚焦. 实验测量结果如图10(b)所示,加入UFE金属声学超透镜后具有明显的焦斑,其强度大大增强. 该研究还计算了UFE金属声学超透镜在不同频率下的传输能量,如图10(c)所示. 可以看出:在一定的频率范围内,UFE金属声学超透镜可以极大地提高声波的功率传输. 为了定量观察UFE金属声学超透镜的透射增强,分别计算了图10(b)中沿白色虚线的强度分布,如图10(d)所示,UFE金属声学超透镜板的强度是基板的10倍以上,再次证实优化透镜的聚焦增强. 因此,由反向设计方案制造的三维超声聚焦增强声学超透镜可以通过没有任何开口的刚性板,同时增强超声聚焦和传输功率,为设计具有多功能的水声设备开辟了更多的可能性.

(a)优化前后刚性板的声强场模拟结果

2.5 多带菲涅耳型声学超透镜

上述的4种透镜各有缺点,例如共振型多孔结构声学超透镜仅能在近场实现声聚焦和成像,且只在离散的谐振频率下工作;尽管负折射率超材料平面声学超透镜实现高分辨的成像和聚焦,但其结构复杂,不易加工;而宽带稀疏金属三维声学超透镜和三维聚焦增强声学超透镜只能实现亚分辨的成像和聚焦.

多带菲涅耳型声学人工超透镜[35]的工作频率为1 MHz,厚度仅为0.13λ.多个经过设计的环形透射带可调控各阶空间频率分量,从而在远场形成打破衍射极限的超振荡聚焦斑点.多带菲涅耳型声学人工超透镜的样品如图11所示,该透镜建立了聚焦平面超振荡函数场分布与入射超声波束空间频率之间的映射关系.对于单带菲涅耳型声学人工透镜,聚焦平面上声场强度分布可近似表示为In=Cn|J0(krsinαn)|2,如图11(b)所示,图中Rn和Δr分别表示环状狭缝的直径和狭缝宽度.其中,第一极小值位于r=0.38λ/sinαn,由于sinαn≤1,因此r=0.38λ可定为衍射极限.为打破衍射极限,在聚焦平面获得更小的焦斑,需构建超振荡声场,如图11(c)所示.利用多带菲涅耳型声学人工透镜产生不同空间频率的衍射波分量,在目标聚焦区域形成超振荡聚焦.根据瑞利-索墨菲衍射积分公式,单带菲涅耳型声学人工透镜在目标平面上的衍射声场为[36]

(a)多带菲涅耳型声学人工透镜的样品图

(4)

其中,

SC=F

,

(5)

其中,S为M×N矩阵.通过代入预设的焦距、焦斑尺寸等参量,即可求解出所需的人工透镜的结构参量Rn.图11(d)展示了不同空间频率分量组合生成的超振荡波包,图中彩色曲线对应于不同空间频率分量,黑色曲线对应于不同空间频率分量叠加产生的打破衍射极限的超振荡波包.

图12(a)展示了经过多带菲涅耳型声学人工透镜在x-z平面上模拟和测量的声场强度分布. 数值模拟和实验所采用的介质为水,透镜工作频率为1 MHz. 结果表明:在z=5.2λ处存在超振荡聚焦声场. 图12(b)展示了当z=5.2λ时,在x-y平面2λ×2λ范围内,超声声场的强度分布模拟和测量结果. 图12(c)定量比较了图12(b)中x=[-λ,λ]上声场强度分布的模拟和测量结果.可以看出,测量数据与模拟结果变化趋势一致.实验测量结果表明:焦斑的半径为0.3λ.根据超振荡判定准则0.3λ<λD=0.38λ,证明了在远场处产生了超振荡超声聚焦场.

(a)超振荡声场强度分布的模拟和测量结果

图13展示了基于多带菲涅耳型声学人工透镜的超分辨超声成像效果. 通过金属加工技术在0.2 mm厚的钢片上设计3个具有亚波长变化特征的镂空图案(双狭缝、螺旋形狭缝和孔阵),如图13(a)所示. 其中,狭缝宽度和双狭缝之间的间距均为0.4 mm,双缝间距小于瑞利衍射极限0.61λ(0.9 mm). 图13(b)表明:设计的多带菲涅耳型声学人工透镜可很好地分辨出2个狭缝,而使用周期菲涅耳型声学人工透镜则难以区分2个相邻狭缝. 分别对螺旋形狭缝和孔阵列进行成像,如图13(c)和13(d)所示,可发现多带菲涅耳型声学超振荡透镜在区分深亚波长具体特征(螺旋狭缝间隙等)方面优于周期菲涅耳型声学人工透镜.

(a)样品的照片

2.6 锐边孔径声学超透镜

多带菲涅耳型声学超透镜的超声成像结果表明其可以显著提高声学成像系统的分辨率,对深亚波长结构细节成像更加清晰. 然而,基于声学超振荡聚焦的焦斑被很强的旁瓣环绕,在实际应用中需加入额外手段排除旁瓣的影响. 另外,聚焦焦斑越小意味着需要更高的空间频率分量叠加[37]. 华中科技大学课题组提出了利用锐边孔径衍射产生弱旁瓣的超分辨聚焦[38],如图14(a)所示. 锐边孔径可对入射声场产生快速调制,衍射分量具有高的空间频率. 锐边孔径声学人工透镜的设计过程如图14(b)所示,步骤如下:a.设计2个圆形图案;b.利用2个圆形图案构造出月牙形图案;c.通过平移和旋转操作,利用月牙形图案构建出飞镖形图案;d.利用中心对称操作和镜像操作产生4个飞镖图案,最终构成锐边孔径声学人工透镜. 图14(c)展示了基于上述设计加工的样品.

(a)锐边孔径声学人工透镜的超分辨聚焦示意图

图15展示了通过锐边孔径声学人工超透镜在z=2.5 mm的焦平面上模拟和测量的声场分布情况. 数值模拟和实验的介质为水,超声频率为5 MHz. 模拟和实验测量结果表明:在焦平面的中央位置处有1个亮点[图15(a)和15(c)],其中实验测量的焦斑尺寸为1 pixel. 图15(b)和15(d)分别为图15(a)和15(c)中心亮点附近区域(虚线框)的放大场分布图,图中黑色虚线标记了衍射极限范围(宽度为1.22λ),暗影区域为聚焦主瓣的大小. 结果表明:聚焦焦斑尺寸在λ以下且周围旁瓣强度较弱.

为了进一步定量表征聚焦焦斑尺寸,提取沿图15(b)和15(d)中2条垂直虚线上(x方向和y方向)的声场强度分布,如图15(e)和15(f)所示. 数值模拟和实验测量的结果表明:在x方向和y方向上,所实现的聚焦焦斑尺寸均打破了衍射极限且旁瓣能量较小.因此锐边孔径声学超透镜将在提高超声成像分辨率和无损检测性能方面具有潜在的应用前景.

3 声学人工透镜的应用场景及未来展望

基于声学人工结构的超透镜已是快速增长的研究领域,因具有亚波长厚度、平面形状因子、与传统微/纳米制造技术的兼容性、潜在的低成本批量制造、用微型元件取代多个体积庞大的传统元件系统的能力、控制不同声波自由度的新能力等优点,且能够以更高的效率和分辨率模拟传统衍射声学元件的功能,声学人工结构的超透镜在提供传统衍射声学系统无法实现的新功能方面具有优势,在实现下一代紧凑型、高性能声学系统方面前景广阔.在亚波长尺度上的声聚焦和成像能力促进了该技术的广泛应用,包括超声成像、超声治疗、粒子声波操控、水下声纳和超声无损检测等.尤其是多带菲涅耳型声学超透镜,其超振荡技术使研究人员能够灵活地控制远场的超衍射极限,这可能为超声治疗和成像带来革命性的变化.

3.1 超声成像

由于声学超透镜具有将声波聚焦到超远距离的特性,因此在医学成像领域中具有广泛的应用.利用声学超透镜的超分辨成像能力,可以实现对生物组织的高清晰度成像,特别是对于小型生物体和组织,例如细胞、细胞团、动物胚胎等,其成像效果更加优异.此外,声学超透镜也可以用于生物体内深部组织成像,以肝脏肿瘤的超声成像为例,传统的超声成像技术难以准确地区分肝脏内部的病变组织,而声学超透镜可以使肿瘤等异常组织成像更加清晰,这有助于医生发现早期病变,从而精准地诊断病情,制定更为有效的治疗方案.

3.2 超声治疗

得益于优异的生物相容性和无放射性,超声作为安全无创的手段被广泛应用于医学诊断、外科手术和神经刺激等临床实践中,因此声学超透镜在超声治疗方面也应用广泛.将高强度的超声能量聚焦到病变组织中,从而实现对病变组织的非侵入性治疗.例如在肿瘤治疗中,声学超透镜可以用于局部治疗,帮助医生精准地控制超声能量的传递和聚焦,将声波聚焦到肿瘤部位,实现对肿瘤的热疗作用,减少对周围健康组织的损伤,提高治疗效果.此外,声学超透镜还可以用于药物输送系统中,利用声波的压力效应推动药物进入组织内,提高药物的渗透效率.声学超透镜在神经科学研究中也发挥重要作用.通过将声波聚焦在神经组织中,可以实现神经元的刺激和光遗传学的激发,从而探究神经系统的功能和调控机制.此外,声学超透镜还可以用于神经干细胞治疗,通过声波聚焦,使干细胞在体内定位并定向分化,提高干细胞治疗的精度和效率.

3.3 粒子声波操控

声学超透镜在粒子声波操控方面的应用主要包括颗粒的捕获、分选和运输.

1)粒子捕获.声学超透镜在粒子操作中最重要的应用之一是粒子捕获.通过聚焦超过衍射极限的声波,声学超透镜可以创造小的高声压区域,用于捕获和操纵粒子,如活细胞、细菌和纳米粒子.该方法的精确性和非侵入性使其成为研究粒子特性和行为的有力工具.

2)粒子分选.通过调整声学超透镜的焦斑特性,选择性地捕获不同大小或特性的粒子.这种方法已经被用来根据粒子大小、密度和形状进行分类.选择性地捕获和分拣粒子的能力对实际应用具有重要作用,如细胞分拣和药物输送.

3)颗粒运输.声学超透镜也可用于短距离运输粒子.通过创造一系列小的声压节点,颗粒可以从一处被运输到另一处.该方法已被用于运输活细胞和细菌,并可能在无创生物治疗上具有重要的应用.

3.4 水下声纳

相比于电磁波,超声在水下可以长距离稳定传播,是目前水下探测的主要手段.因此,水下声纳广泛应用于海洋勘探、水下搜救、水下通信等领域.但是,由于水下环境的复杂性和限制性,水下声纳成像的分辨率和准确度较低,降低了其在实际应用中的效果.而声学超透镜可以将声波聚焦到超过衍射极限的区域,具有优异的成像能力和空间分辨率.因此,将声学超透镜应用于水下声纳成像中,可以有效提高水下成像的分辨率和准确度.

在水下声纳成像中,声学超透镜可以通过控制声波在材料中的传播,实现声波的逆向传播和高效聚焦,从而大幅提升成像质量.例如,利用声学超透镜对海底结构进行高分辨率成像,可以掌握水下地形和物体位置,为海洋工程的开展提供重要支撑.同时,在水下通信中,声学超透镜的应用也能够增加信号传输的可靠性和带宽,提高数据的传输速度和稳定性,这有助于海洋科学研究和资源勘探.此外,声学超透镜的应用还可拓展到水下激光雷达,为深海科学研究和开发提供更多可能性.

3.5 超声无损检测

声学超透镜因其出色的聚焦效果和波束控制能力,在工业制造、建筑结构、材料科学等超声无损检测领域中具有广泛的应用前景.

1)在工业制造中,可以利用声学超透镜精确探测设备内部的缺陷或瑕疵,实现对工件的无损检测和质量控制.

2)在建筑结构和材料科学领域中,可以利用声学超透镜检测材料的缺陷和质量评估,以及建筑结构的安全性评估.

3)声学超透镜还可以用于监测材料中的应力和变形,进而提高材料的强度和耐久性,从而延长其使用寿命.

3.6 未来展望

基于声学人工结构的超透镜在新物理方面取得了进展,初步弥合了现实世界应用的差距,但从基础和应用的角度来看,仍有一些挑战尚未解决.

1)改进声学超透镜的制备技术进,以实现更高的透镜效率和更宽的工作频率范围.

2)优化声学超透镜在复杂介质中的聚焦和成像效果.

3)探索非周期声学超透镜的建模和设计[39].

4)开发利用损耗效应的非埃尔米特声学[40].

4 结束语

本文介绍了近年来国内外基于声学人工结构的超透镜的研究现状,并结合本研究组在该方向的研究成果,重点归纳了共振型多孔结构的声学超透镜、负折射率超材料平面声学超透镜、宽带稀疏金属三维声学超透镜、三维聚焦增强金属声学超透镜、多带菲涅耳型声学超透镜和锐边孔径声学超透镜的的设计及其聚焦成像性能,对其在突破衍射极限实现声调制方面的研究进展做总结和比较.针对前4种透镜的不足,介绍了基于多带菲涅耳型声学超透镜和锐边孔径声学超透镜这2种不同结构的声学人工透镜,这2种透镜均可以在远场打破衍射极限并实现超分辨聚焦,且结构简单、厚度薄、易于加工,而锐边孔径声学超透镜能够有效抑制旁瓣,进一步提高超分辨聚焦和成像能力.最后讨论了声学人工透镜的潜在应用场景,包括超声成像、超声治疗、粒子声波操控、水下声纳和超声无损检测,并展望了声学人工透镜的未来发展趋势.