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激光加熱引起表面活性劑在水面上產生位移——結果和討論、結論、致謝!

來源:上海謂載 瀏覽 119 次 發布時間:2021-12-27

結果和討論


在下文中,我們將介紹靜態單層膜上的SFG實驗,該實驗顯示SFG信號的異常、逐級強度變化。相比之下,BAM顯微鏡圖像在SFG實驗的長度尺度上顯示出均勻的單層。在SFG實驗過程中,通過減少通量或連續移動單層,可以記錄單層的真實SFG響應。最后,給出了橢偏測量實驗,以補充SFG結果。


靜態單層上的SFG測量:SFG光譜的密度依賴性。在圖1的中間面板中,在每個分子的不同區域(密度)描繪了DPPC在H2O上的SFG光譜。通過在CHCl3中添加DPPC溶液液滴來改變密度。底部光譜來自空氣?水界面,并顯示來自3000至3600 cm之間氫鍵水分子的信號?1和一個信號從自由OH在~3700厘米?1.20令人驚訝的是,表面活性劑DPPC的添加不會導致SFG光譜的變化,只要壓力保持在我們的檢測限以下。盡管表面存在脂質,但在SFG實驗中未檢測到它們,也不會對水結構產生可檢測的影響:在沒有脂質的情況下以及在低密度下存在DPPC的情況下,SFG光譜無法區分(見圖1的下面板)??紤]到我們的SFG實驗的信噪比,可以測量到10%的強度下降。由于強度取決于數密度的平方(所有其他條件都相等),我們得出的結論是最多3?4%的游離OH基團受脂質影響。值得注意的是,表面活性劑也不會影響水的結構,特別是當人們意識到脂質分子(對于完全壓縮的單層膜)占據的最小面積是~40?2.在100?2的水面積上,大約有三個OH分子,21,22,因此每自由OH的面積大約為~30?2.如果我們假設表面活性劑在表面上的統計分布,那么可以預期,在每個分子108?2的脂質密度下,大約三分之一的游離OH基團將受到影響,這將使游離OH處的SFG信號下降到原始強度的一半。表面活性劑也沒有出現在光譜中:在2800到3000厘米之間沒有可檢測到的CH振動?圖1中的1為低密度的中間面板-與ROKE4和陳一致。9在圖1的中間板中可見,通過在氯仿中加入更多的DPPC液滴來增加表面活性劑的密度導致壓力上升和SFG譜的變化:CH振動出現在頻率上?!?850(CH2對稱拉伸),~2880(CH3對稱拉伸),以及~2950厘米?1(CH3費米共振和CH3不對稱拉伸),9,23水氫鍵信號增加,自由OH峰消失。界面系統有效地從水/空氣界面逐步轉變為水/表面活性劑界面。為了量化光譜變化的突然程度,我們在壓縮單層膜時連續測量了壓力和SFG光譜。通過添加0.5μL DPPC溶液,直到每個分子的面積為~達到100?2。DPPC在H2O上的結果如圖2a所示。如圖2a中的插圖所示,通過整合SFG光譜的不同光譜窗口可獲得不同的曲線。對于這些實驗,紅外脈沖的中心頻率保持固定,以在連續壓縮期間獲得足夠的信號強度。因此,在本實驗中,我們只能同時測量表面活性劑和H鍵水的CH振動。隨后在較高的紅外頻率下測量了氫鍵水和自由OH鍵的信號。從圖2a可以清楚地看出,在85?2左右僅改變表面活性劑密度的幾個百分點對系統有顯著影響。之前曾報道過CH信號的突然上升,4,9但水光譜的急劇變化尚未報道。水信號的增加似乎是一個循序漸進的過程:大約在每DPPC分子85到50?2之間,SFG強度是恒定的。將脂質密度改變1.5倍對單層內和下層水分子的信號強度幾乎沒有影響。就像水信號一樣,脂質C?H拉伸強度也或多或少地恒定到~每個分子50?2(圖2)。C的恒定SFG信號?文獻報道了DPPC在壓力等溫線平臺上的H振動。4,9在PSS和SPS極化下,我們觀察到DPPC的SFG信號在壓縮后同樣急劇上升。此外,兩種不同的表面活性劑,棕櫚酸和1-十二醇(見圖2c和d),在SSP極化下測量到類似的突然急劇上升,盡管發生臺階的每個分子的面積取決于分子(每個分子分別為20和30?2)。因此,觀察到的行為似乎是表面活性劑的一般行為:觀察到的是脂質、酒精和脂肪酸。


BAM測量。為了確認表面活性劑分子存在于表面,我們進行了布魯斯特角顯微鏡(BAM)測量,其結果如圖3所示。DPPC的表面密度已經非常低,每分子140?2。眾所周知,當DPPC密度低于約90?2/分子時,單層顯示氣相和液相膨脹相共存,分別在BAM實驗中產生暗斑和亮斑。亮區的數量,代表密度更高的液體膨脹相,隨著密度的增加而增加。在每個分子為84?2時,圖像沒有任何對比度,顯示了微米尺度上的層均勻性:系統處于液體膨脹相。該層的進一步壓縮(密度增加)導致小而明亮的星形疇,在液體膨脹相的暗背景上呈現液體凝聚相。等溫線在這里顯示了一個平臺。在平臺的末端,壓力急劇上升,BAM圖像是均勻的:整個表面處于凝聚相。我們的BAM結果與文獻一致。17,24


靜態單層上的SFG測量:SFG信號的通量依賴性。盡管BAM顯微鏡數據顯示,在每分子140?2的情況下,液體膨脹相中含有脂質的區域是可見的,但SFG的分子是不可見的。正如引言中已經提到的,在過去,CH拉伸區域的不可見性被指定為卷曲尾巴4或無序尾巴。9然而,這種解釋無法解釋為什么水信號不受每個分子密度約為85?2的脂質的影響。特別是,游離OH基團應受到脂質存在的影響,無論脂質是否卷曲。根據SFG結果,系統表現為每分子85?2以上的水/空氣。在測量位置的激光焦點中,表面似乎已清潔;所有具有液相膨脹相的疇似乎都從SFG激光光斑中移除。在這種情況下,我們可以預期臺階相對于每個分子面積的位置將取決于實驗中使用的激光注量。為了驗證這一假設,我們使用四倍更低的紅外功率重復了SFG測量。當光束尺寸保持不變時,注量減少了4倍。從圖2b中可以清楚地看出,這一步實際上是向較低的密度、較高的每分子面積移動,并且變得不那么陡峭。面板b中的插圖通過顯示通量與SFG信號出現時每個分子的面積之間的相關性總結了通量依賴性。顯然,激光強度對SFG信號的外觀有影響。這一解釋也與Chen等人9的觀察結果一致,即來自頭部的P=O信號僅在高密度下可見,因為只有在高密度下,脂質才存在于激光焦點中。


表面“清潔”的說明??梢杂嬎愠?,利用所使用的激光參數(光束尺寸、脈沖能量和頻率),水界面區域將被加熱。詳細計算見附錄。這些計算表明,對于紅外光譜中吸收非常強的區域,可用的最高脈沖能量,單脈沖溫度升高可達10°C。鑒于我們的激光重復頻率為1 kHz,重復單脈沖加熱也會產生穩態加熱。由此產生的穩態溫度升高可能高達數十℃。


結果,出現橫向和軸向溫度梯度。橫向溫度梯度,即沿表面的溫度梯度,沿表面產生應變,進而觸發水流。25如圖4a所示,水將從輻照點中心徑向流出。為了保存質量,來自下方的淡水將補充從輻照點流出的水。通過這種方式,將產生一個多納型圓形Marangoni型流動池,如圖4b所示。Bain等人先前提出了類似的機制。26由此產生的流動池解釋了為什么激光焦點中不存在脂質。如果注量太高,則驅動脂質進入激光焦點的擴散力、熵力不足以抵消脂質離開激光焦點的水的Marangoni流。激光對表面進行了非常有效的清潔,表面上不斷出現大量的淡水。隨著表面密度和相關表面壓力的增加,出現一個點,即流動強度不足,無法抵消表面活性劑的擴散力和熵力。雖然水仍可能在脂質單層下面流動,但單層足夠堅硬,因此它仍保持在原位。在相應的表面活性劑濃度下,表面活性劑信號突然出現。這種界面Marangoni流動池的出現解釋了為什么壓力足夠低時表面看起來很原始,為什么表面活性劑信號隨著壓力的增加突然出現,以及為什么信號出現的壓力取決于激光注量。

圖4。水樣近表面區域穩態加熱引起的流動示意圖。溫度示意圖上用顏色表示,其中紅色表示熱,藍色表示冷。橙色陰影區域顯示入射到表面的激光束,箭頭表示溫度梯度誘導流動的方向。(a)俯視圖,顯示近表面區域的徑向位移,(b)橫截面側視圖,顯示產生的Marangoni流動單元。請注意,在焦點的中心,水流向上,因此表面可以有效地持續更新。


激光焦點內局部脂質密度降低的另一個原因可能是加熱層時壓力增加。水的表面壓力將大致增加0.15 mN/m K.25。10°C的溫度升高將導致裸露水面的壓力增加1.5 mN/m。在頂部有脂質的情況下,這種壓力增加很可能會更大,因為如果假設理想氣體、溫度升高10 K和密度為1018分子/m2,則僅表面活性劑層中的壓力增加估計約為0.15 mN/m。顯然,溫度升高會導致壓力升高。這種壓力增加將導致單層的局部膨脹——在足夠低的壓力下,系統局部甚至可能進入純氣相。由于海槽的未擾動區域比擾動區域大許多數量級,因此很容易進行局部擴展。在激光點處,系統處于極低密度氣相,SFG信號可能低于我們的檢測限。在這種平衡熱力學情況下,對于氣體和液體膨脹狀態的整個共存區域,預計不會出現SFG信號。系統將局部降低其壓力,并且系統處于完全氣態的激光光斑處。然而,我們的數據(圖2b)表明,這一步驟可能已經出現在共存點,這表明平衡熱力學無法解釋一切。我們也可能有動力的貢獻。在低紅外通量下,加熱不再足以使相轉變為氣相。


移動單層上的SFG測量:SFG光譜的密度依賴性。為了獲得低表面活性劑密度下的“真實”表面SFG響應,我們在旋轉槽中進行了SFG實驗,如圖5所示。樣品以這樣的方式旋轉:在激光焦點處,樣品以~0.06 m/s,在這種情況下,穩態加熱最小。圖5a顯示了水的SFG光譜?空氣接口和230?2/分子DPPC,同時旋轉槽而不旋轉槽。裸水界面和非旋轉槽的SFG信號相同。通過旋轉槽,出現CH信號,水信號增加。信號的出現是轉速和紅外注量之間的微妙平衡。以獲得足夠低的紅外注量(~1.5 mJ/cm2)我們使用相對非聚焦的紅外光束(束腰~500μm)。轉速過低時,仍然看不到SFG信號;用于將脂質從病灶中排斥的激光誘導流量仍然過高。在高密度下,信號形狀和強度與槽是否旋轉無關(圖5b)。圖5c描繪了當水槽持續旋轉時,DPPC在水中密度(從下到上)增加的SFG光譜。通過在氯仿中添加DPPC滴來控制脂質密度。底部光譜是空氣光譜?水界面。顯然,隨著DPPC密度的增加,CH和H鍵OH信號緩慢而連續地增加,而自由OH信號也平穩地減少。



圖5。(a)DPPC在水上以230?2/分子(黑色)和不旋轉(紅色)槽的SSP極化的SFG光譜。樣品以這樣的方式旋轉:在激光焦點處,樣品以~0.06 m/s。不旋轉時,光譜與水相同?空中接口(藍色)。(b)在高密度(每個分子50?2)下,旋轉(黑色)和非旋轉(紅色)之間沒有區別。(c)裸露水面的SFG光譜(SSP極化)(底部光譜)和密度增加的水中DPPC的SFG光譜。壓力(mN/m)和每個分子的面積(?2)分別從底部到頂部增加和減少,在圖表旁邊給出。每個分子的面積由氯仿溶液滴的數量控制。彩色方塊標記了圖6中使用的積分區域。本實驗中使用了相對較低的紅外注量(1.5 mJ/cm2)。

圖6。(a)DPPC的CH信號(綠色)、Hbonded OH信號(藍色)和游離OH信號(紅色)的表面壓力(黑色,左軸)和積分SFG強度(右軸)作為每個分子面積的函數。數據點是通過整合特定光譜區域獲得的,該區域由圖5的光譜中的彩色方塊標記。純水層的CH、OH和游離OH面積(在表面活性劑攤鋪前測量)分別表示為綠色、藍色和紅色圓點。為清晰起見,集成SFG信號已被標準化,并且彼此略微偏移。(b)表面壓力(黑色,左軸)和不同CH3共振(右軸)的絕對振幅/帶寬比(|A/Γ|),通過使用洛倫茲線型模型擬合圖5中的數據獲得。(c)和b一樣,但是對于CH2共振。典型誤差條如圖所示。


SFG光譜中不同振動的積分SFG強度與圖6a中的表面壓力一起繪制,作為每個分子面積的函數。CH強度隨著表面DPPC分子數量的增加而非線性增加。水信號持續增加,而自由OH信號隨著表面分子數量的增加而持續減少,正如預期的那樣,當系統達到液體膨脹相時,27達到零值。原則上,在氣相和液相膨脹相的共存區(如上~每個分子100?2),人們可能會看到波動的SFG信號,因為氣相不發出信號,而液相膨脹相發出信號。用二次諧波發生器28和橢偏儀觀察到了這種波動信號。29然而,此處未觀察到這些波動,因為呈現的SFG光譜平均超過10分鐘,這在磁疇擴散的時間尺度上很長,發生在數十秒的時間尺度上。28,29


高密度下不同的SFG光譜是激光注量的函數。通過比較在不同通量下測得的高壓(高脂密度)下脂層的兩個SFG光譜(圖7),在CH峰處觀察到差異,而水帶大致相同。在相對較高的通量下(底部面板)~10 mJ/cm2,CH2峰值為2850 cm?1仍然清晰可見,而該峰值在低通量的頂部面板中不存在(~1.5 mJ/cm2)。此外,在高通量譜中,CH3峰的強度(2880和2950 cm?1)與低通量測量相比,相對于水而言,低通量測量。這兩個觀察結果清楚地表明,在高通量條件下,單層膜受到激光的影響:由于熱,尾部更加無序,導致更多的凹凸不平的缺陷,因此存在CH2峰和CH3信號減弱。顯然,激光的重復激發導致了從具有有序尾的凝膠狀態到具有較少有序尾的液晶狀態的相變。30,因為實驗是在室溫下進行的(~23°C),相變溫度為41°C,30我們可以得出結論,在高通量情況下,樣品的穩態加熱至少為18°C,考慮到基于焦點尺寸和紅外光穿透深度(見附錄)估計的單發溫升在2到19°C之間(取決于紅外頻率),這并非不合理。對于低通量情況(頂部面板),穩態溫升不超過18°C,因為我們仍然可以看到有序的尾部,通過停止槽的旋轉指示凝膠狀態。

圖7。高密度水上DPPC的SFG光譜(SSP極化)(~每分子45?2)在低濃度下(~1.5 mJ/cm2)和高通量(~10 mJ/cm2),單脈沖加熱量分別在0.3至3°C(取決于紅外頻率)和2至19°C之間。為了清晰起見,對光譜進行了偏移,并根據相對紅外強度進行了縮放。注意,由于在高通量下發生的熱效應,形狀非常不同。這兩種光譜都是用非旋轉槽測量的。


此外,激光的熱效應在圖1中每分子78?2的面積處的光譜中已經可見,其中,引人注目的是,O?H,但不在C中?H拉伸區。這可以通過掃描C?H和O?H拉伸區域:在低頻時,紅外強度高于高頻時,導致在C中的界面處積聚更多的熱量?H區比O區小?H區域(見附錄)。請注意,與穿透深度相比,激光發射之間的熱擴散發生在較大的長度范圍內,因此只有激光強度(而不是穿透深度)與穩態溫度升高相關(參見附錄圖9)。一旦紅外光源達到低頻(C?H區域),由于更大的熱梯度,由于流動,脂質被更有效地運走。如果紅外頻率稍高,則累積熱量稍少,并且可以檢測到磁疇。這解釋了水信號的存在,但沒有CH信號。與Casson等人26在納秒紅外激光實驗中的觀察結果一致,我們的數據表明,通過使用高強度飛秒紅外激光,必須注意由于樣品加熱導致的結果失真。在這兩種情況下,穩態加熱主要負責觀察到的畸變,因此只有激光注量是重要的。

圖8。(a)在制備單分子層后,通過快速添加DPPC溶液持續壓縮單分子層,直到達到130?2的每分子面積,水上DPPC的表面壓力(黑色,左軸)和橢圓系數(紅色,右軸)。(b)水上DPPC的表面壓力(黑色,左軸)和橢圓系數(紅色,右軸)是每個分子面積的函數。通過逐滴添加更多DPPC,每次滴加間隔幾分鐘,改變了該區域。以這種方式達到的每個分子的最小面積為2000?2。插圖顯示了橢圓度系數(對于一個特定實驗(紅色)和三個實驗的平均值(灰色))以及非常低密度下的壓力。(c)在制備單分子層后,通過快速添加棕櫚酸溶液,直到達到每分子45?2的面積,連續壓縮單分子層期間,水上棕櫚酸的表面壓力(黑色,左軸)和橢圓系數(紅色,右軸)。在噴灑表面活性劑之前測量的純水橢圓度在每個面板中以藍色圓點表示。


橢偏儀。有趣的是,在橢偏儀中,當脂質和脂肪酸在低密度(接近零壓力)下壓縮層時,已反復觀察到橢圓系數的一個步驟。14?18此處也觀察到同樣的情況:在圖8a中,描述了作為DPPC每個分子面積函數的橢圓系數以及同時測量的表面壓力。每個分子130?2的反射率與水的反射率相當?空中接口。在最初通過添加氯仿溶液滴到每個分子的面積為130?2壓縮單層后,觀察到與SFG數據中類似的步驟,但該步驟出現在每個分子的不同面積,95 vs 85?2。對于棕櫚酸,通過橢偏儀在~每個分子37?2(圖8c),與SFG實驗相反,SFG實驗中每個分子20?2(圖2c)。與SFG實驗相反,橢偏儀實驗中使用的激光與分子躍遷不共振,且激光的注量非常低,因此,可以排除由于加熱效應而出現的Marangoni流細胞作為信號階躍的原因。使用IR附錄中給出的相同表達式計算的溫升在1s內低于0.001°C。值得注意的是,如果橢偏儀實驗以不同的方式進行,不是在連續壓縮下,而是通過添加更多DPPC溶液來改變面積,橢偏系數的表現非常不同(圖8b):橢偏系數中不存在不連續性。我們注意到,與這些橢偏測量結果相比,SFG結果與單層的制備方式無關。對于已經處于非常低密度的橢偏儀,即使在添加第一滴DPPC溶液后,橢圓度系數也明顯不同于純水的橢圓度系數。每個分子高達300?2左右,該值波動,因為大小與激光光斑大小相當的液體膨脹疇在周圍浮動。我們可以預期,在對多個實驗取平均值后,該系數將隨著密度的增加而線性增加,在這種情況下,我們可以看到一個實驗的波動。事實上,從圖8b插圖中的灰線可以看出,平均三次實驗接近這種線性關系。在較高密度下,從~每個分子300到90?2,當系統仍然處于氣相和液相膨脹相共存時,橢圓度系數是平的。在較低密度下,其上升方式與壓縮下觀察到的相似(圖8a)。這兩種實驗的主要區別在于允許系統放松和平衡的時間。在第一個實驗中,在連續壓縮下,快速添加DPPC溶液,直到每個分子的面積達到130?2。在第二個實驗中,該層在每個分子2000?2時為幾分鐘,然后在每個分子1000?2時為幾分鐘,依此類推。Ducharme等人14之前曾觀察到壓縮實驗中低密度平臺的開始取決于初始表面密度。他們認為,在低初始密度下,分子有空間定向,從而形成一個在橢偏測量中活躍的層;i、例如,分子在與表面法線類似的角度下排列和定向。14如果初始濃度過高,由于缺乏空間,分子在運動中受到限制,并陷入亞穩狀態,沒有或只有很少的界面雙折射,橢偏儀對此非常敏感。在高初始密度下,表面活性劑層內的分子間相互作用明顯阻止脂質分子的有序排列。每個分子的臨界面積預計約為300?2,即平放DPPC分子的面積。對于這種在橢偏儀中不提供任何對比度的初始動力學冷凍單層,需要顯著的分子間相互作用(隨著單層被壓縮而變得更重要)來誘導脂質分子的集體排列。我們的觀察結果與Ducharme等人的假設完全一致:對于緩慢制備的層,平臺的起始密度為每分子250?2左右的低密度(每分子的高面積),而對于初始表面覆蓋率為每分子130?2的層,臺階出現的密度要高得多。有趣的是,橢偏系數在每分子約300?2的范圍內保持不變,直到壓力開始以每分子約90?2的速度上升。盡管氣相和液相膨脹相共存時的密度變化了3倍,但系數是完全平坦的。然而,BAM結果表明,壓縮層會產生更多的液相膨脹相(疇變大)。只有當有效折射率或層厚度減小時,這些結果才能相互一致。使用洛倫茲線型模型(參見,例如,參考文獻4)對旋轉槽(圖5)獲得的SFG結果進行擬合表明,在橢偏系數恒定的相同密度區域,CH2對稱拉伸振動的振幅也是平坦的。擬合結果如圖6b和6c所示。盡管脂質密度增加,但粗齒缺陷的平均數量保持不變,表明該層改變了方向。顯然,該層以這樣一種方式做到了這一點,即橢圓偏振系數和CH2對稱拉伸振動的SFG信號保持不變。


盡管橢偏儀和SFG在壓力開始上升的表面活性劑密度之前或周圍顯示出信號的不連續性,但起源似乎不同。在SFG測量中,該步驟與水相的加熱有關。由于這種加熱,表面活性劑將凈流出激光焦點,如圖4所示。在低表面活性劑密度下,表面在激光焦點處被清潔:所有脂質分子有效地從SFG激光光斑中去除。我們想強調的是,共振紅外激光的極低通量(每脈沖的溫升小于3°C,且紅外處于OH波段的最大值)已經足以將表面活性劑的疇移出焦點,如圖2和圖5所示。在較高的表面活性劑密度下,排斥激光力不再來自驅動分子進入激光焦點的擴散力。發生這種情況的密度,以及SFG信號出現的位置,以與等溫線類似的方式取決于表面活性劑的類型。壓縮時,壓力越早偏離零,在壓縮等溫線中觀察到從無SFG信號到信號的步驟越早。我們想強調的是,只有通過使用旋轉槽刷新激光脈沖之間的樣品,才能完全消除SFG實驗中觀察到的臺階。只有在這種情況下,穩態加熱才足夠低,以避免磁疇排斥出激光焦點。通過旋轉槽,可以在非常低的密度下測量“真實”SFG光譜。


在橢偏儀中,由于峰值功率低得多,且輻射與分子躍遷不共振,因此激光不會對該層造成相同程度的干擾。橢偏儀中的步驟起源于亞穩狀態,該狀態發生在初始脂質密度過高時。對于這樣一個系統,它需要大量的壓縮來誘導分子從不可見的無序態轉變為具有集體排列尾的可見態。然而,發生該步驟的密度取決于該層的制備。如果該層是通過讓分子有足夠的空間和時間松弛而制備的,則該步驟甚至完全不存在。從未對齊尾到對齊尾的過渡(負責橢偏測量中的步驟)不能解釋SFG情況下觀察到的行為,因為如果表面活性劑的尾對齊,則氫鍵和游離OH的水信號不應顯示一個步驟。


結論


我們已經闡明了在表面活性劑單分子膜的SFG實驗中觀察到的信號隨表面活性劑密度的函數突然增加的原因。我們通過測量水信號證明,表面活性劑被激光脈沖從探測區域置換。旋轉槽的使用避免了樣品的穩態加熱導致光清洗,并使樣品在空間上均勻。這允許在整個密度范圍內測量DPPC水上CH和OH區域的“真實”SFG光譜。液態膨脹相光譜中CH2振動的存在表明分子的尾部不是有序的。在液體凝聚相中,僅存在來自CH3基團的振動:脂質有序,沒有粗糙缺陷。水信號持續增加,直到達到液體冷凝相。自由OH峰(代表頂部沒有DPPC的水分子)減少,直到不再存在氣相。如果使用非旋轉槽,則在密度非常高的情況下不會檢測到SFG信號,因為液體膨脹相疇很容易被同一激光器從激光光斑中移除。布魯斯特角顯微鏡顯示了這些區域,結合紅外激光束,可能能夠可視化穩態加熱的效果。


附錄


單次激發的溫升可以根據給定頻率下的光束尺寸和吸收截面來計算。根據參考文獻31,朗伯吸收系數為α(λ)=4πk(λ)/λ,其中λ為光的波長,k為折射率的虛部。用于頻率為3100 cm的紅外激光束?1,α為0.36μm?1.忽略表面約1%的光反射,并考慮到從原始透射強度I0到入射點距離l處的剩余強度I為I/I0=e?α*l,可以容易地計算出界面區域的平均吸收功率,其中50%的紅外光被激光脈沖吸收。


具體而言,在實驗部分給出了高通量情況下(圖1、2(圖2b除外)和7底板)的紅外光束(功率:6μJ;束腰:200μm;入射角:40°)和水的熱容(4.2 J/gK)的詳細信息,在表面激光束尺寸和50%穿透深度形成的體積上,我們獲得了平均9 K的單次激發溫度增加。在吸水率的峰值(在~3300厘米?1與~4μJ IR),在50%穿透深度為0.6μm時,上升甚至達到19 K,而在CH區域(在~2940厘米?1與~6μJ IR)上升為2 K,50%穿透深度為10μm。對于低通量情況(圖5、圖6和圖7,頂部面板),束腰大約大2.5倍,導致通量大約低6倍。因此,單次激發的溫度跳變也降低了6倍。


對可見光光束的相同計算表明,可見光光束與加熱過程無關:可見光光束的單次升溫僅為0.06 mK,因此可以忽略不計。


然而,本文中描述的效應不是由單次激發引起的,而是由穩態加熱引起的。假設水的熱擴散系數為1.11×10?3 cm2/s,假設垂直于水面的一維熱擴散,可以計算出在1 ms(兩次激光發射之間的時間)內,熱擴散距離界面約20μm。更準確地說,在脈沖撞擊表面1毫秒后,熱量呈高斯分布,在最大值處有一半寬度~20μm。由于我們所有頻率下的紅外穿透深度都小于擴散長度20μm,因此1ms時的熱分布或多或少與頻率無關。因此,1 ms時表面的熱量主要由紅外功率決定,該功率在低頻時較高(即,在C?H區域)在低頻下產生更多穩態熱。在CH和OH振動激發后的兩個不同時間,從此類計算中獲得的熱分布如圖9所示。

圖9。對于與CH(綠色)或OH(藍色)振動共振的紅外光束,溫度隨著進入水層的深度而升高。實線和虛線分別表示t=0和t=1 ms。插圖顯示了相同的圖形,但帶有擴展的yaxis。


作者信息


筆記


作者聲明沒有相互競爭的經濟利益。


致謝


這項工作是“材料研究基金會(FOM)”研究項目的一部分,該項目由“荷蘭材料研究基金會(NWO)”資助。作者感謝Remco Fokkink和Marc Jan van Zadel對橢偏儀實驗的幫助,并非常感謝Ron Shen、Colin Bain和Harald Pleiner的許多有益討論。