引　言

在微观世界里，操控物体需要极高的精确度与灵敏度。当研究对象的尺寸达到微纳量级时，传统的机械工具往往无法满足需求。随着激光技术和光学理论的发展，一种全新的、非接触式的操控方法——全光操控应运而生，并迅速成为相关科学研究的重要手段。

在20世纪70年代末，Ashkin开创了“光镊”技术研究领域，他首次利用激光束产生的辐射压力，成功实现了对微观粒子的捕获和操控。传统单光束光镊在操控微纳物体及其结构时存在显著局限性，特别是难以满足在干燥固体界面上实现精准操控的需求。为了支撑微纳尺度新兴领域（如片上集成光子回路、纳米机器人多自由度驱动等），开发能在干燥固体界面上更加精准、实时反馈且非接触的操控技术成为该领域的关键发展方向。用全光操控技术在干燥固体界面对微纳物体实施有效操控不仅是解决当前技术瓶颈的关键所在，也是多学科交叉融合与发展的重要推动力量。

1 研究背景

1901年，Lebedev^[1]首次成功消除了辐射计效应带来的影响，用实验证明了光压的存在。他所测得的太阳光压大小与Maxwell的理论计算结果相符。1903年，Nichols等^[2] 进行了更精确的测量实验，进一步验证了光压的存在，并讨论了其特性。然而，普通光源的能量密度低，不足以让光动量产生显著作用。

1970年，Ashkin^[3]（2018年诺贝尔物理学奖获得者）首次提出使用激光光束向微观物体施加力。他通过单束聚焦激光形成的光镊系统，成功捕获了溶液中的微球，实现了流体内微观物质的原位观测和光力响应探测。自此之后，人们才真正认识到光压的潜力，也为Chu（1997年诺贝尔物理学奖获得者）等^[4]的工作奠定了坚实基础。

1960年，著名物理学家Feynman^[5]提出：人类还没有充分探索和利用微观世界。他预测人类有一天可以排列和操控单个原子，这将为材料科学、计算技术、医学等众多领域带来前所未有的进步。

传统单光束光镊的研究大多数是围绕着光梯度力、光散射力展开的。广义而言，这两种力都可以视为光动量转移的结果，因此后文将它们统称为“光动量力”。然而，光动量力（皮牛量级）太小，无法克服干燥固体界面上的界面摩擦力（微牛量级）^[6-8]来对微纳物体进行操控。通常来说，传统单光束光镊基于光动量转移原理，采用相干光源和高数值孔径物镜，将入射光功率聚集在衍射极限光斑内，并保持局部光强度为 10⁵～10⁸ W∕cm²。光的衍射性质以及光速限制从根本上决定了可以通过光动量施加给物体的最大力，即使是在实现了相当强的场约束情况下，光动量力通常也不会超过微牛量级。许多研究团队针对光镊操控的自由度^[9]、新型光学力^[10]、小型化集成^[11]、光场调控^[12]、局域增强^[13-16]等方面进行了深入研究，极大地促进了光镊的发展。然而由于其局限性，该技术的应用场景大多仍局限在流体环境中^[17-20]。

在干燥固体界面上用传统方法操控微纳物体通常需要用到原子力显微镜^[21-22]、扫描隧道显微镜^[23]、微纳探针^[24]等。传统方法虽然操作便捷、环境适应性强，但会产生物理接触，从而导致应力集中在单个位点上，难以避免地会对被控物体造成机械损伤。而光学操控技术具有远程、非侵入、可编程等优势，它能以无接触的方式精准操控微纳物体，因而受到了广泛的关注。

光动量力太小，不足以在干燥固体界面上操控微纳物体。为突破这一局限，研究者通过表面润滑（如固液相变^[25]）和减少接触面积（如曲面接触^[26]）等策略实现了对微纳物体的光学操控。不过，由于这些方法需要特定的条件和复杂的结构，其应用场景仍相对有限。

随着全光操控技术在干燥固体界面上微纳物体操控研究中的不断深入，光–热–弹性波理论和光–热–冲击理论为相关工作提供了重要的理论指导。这些理论不仅揭示了光与物质相互作用的微观机制，还为微纳尺度动态操控的实验设计和技术开发指明了方向。基于这两种理论框架，研究者已经积累了大量的研究成果（见图1）。

2 光–热–弹性波理论 2.1 基本原理

声波是一种在弹性介质中传播的经典机械波，通过与介质粒子的动量与能量交换产生宏观作用力——声辐射力 ^[27]。该力在理论表达式上与光动量力相似。但在弹性介质中，声速远低于光速。在相同输入功率条件下，声波通过介质传递动量的效率更高，因此作用效果通常更为显著。基于此特性，研究人员利用光热效应将光能转化为局部热应力以激发弹性波，进而在干燥固体界面上实现了微纳物体的全光操控。

具体来说，当脉冲激光照射到微纳物体上时，物体会迅速将吸收的光能转化为热能，从而引发晶格振动（即产生弹性波）。弹性波在接触面上会遇到摩擦力的阻碍。如果摩擦力足够大，它将完全反射掉入射的弹性波，使微纳物体保持静止。但当弹性波产生的驱动力大于最大静摩擦力时，微纳物体将会在弹性波的作用下发生平移、旋转、螺旋前进等复合运动。

为了深入阐述光–热–弹性波理论，Lyu等^[28]设计了一个二维物理模型：将薄微板放置在基板上。当薄微板相对于基板移动时，两者之间会产生摩擦力，该摩擦力在研究过程中被简化为点力，在后文中将这个点力的作用点称为摩擦点。当脉冲激光照射时，薄微板吸收光能，温度上升，并由此激发弹性波。这一过程可以用线性弹性方程来描述

$\begin{split} & \nabla \times \nabla \times {\boldsymbol{u}}\left({{\boldsymbol{r}}};t\right)-\dfrac{2\left(1-\sigma \right)}{1-2\sigma }\nabla \nabla \cdot {\boldsymbol{u}}\left({{\boldsymbol{r}}};t\right)+\\ & \dfrac{2\rho \left(1+\sigma \right)}{E}\dfrac{{\partial }^{2}{{\boldsymbol{u}}}\left({{\boldsymbol{r}}};t\right)}{\partial {t}^{2}}=\\ & -{\alpha }_{{\mathrm{th}}}\dfrac{2\left(1+\sigma \right)}{1-2\sigma }\nabla\delta T\left({{\boldsymbol{r}}};t\right)+\\ & 2\dfrac{\left(1+\sigma \right)}{E}{F}_{{\mathrm{f}}}\delta \left({{\boldsymbol{r}}}-{{{\boldsymbol{r}}}}_{0}\right)\widehat{x} \end{split} $

(1)

式中：$ {F}_{{\mathrm{f}}}\delta ({{\boldsymbol{r}}}$−${{{\boldsymbol{r}}}}_{0})\widehat{x} $ 表示摩擦力在位置 $ {{{\boldsymbol{r}}}}_{0} $ 处简化得到的点力，δ(r−r₀)为狄拉克 δ 函数，$ {{\boldsymbol{r}}} $ 是位置矢量；$ {{\boldsymbol{u}}} $ 是薄微板在弹性波作用下产生的位移；$ \sigma $，$ E $，$ \rho $，$ {\alpha }_{{\mathrm{th}}} $ 分别是薄微板的泊松比、杨氏模量、密度和线膨胀系数；$ t $ 是时间变量；$ \nabla $ 是Nabla算子；$ T $ 是待操控薄微板的温度分布；$ \delta T({\boldsymbol{r}};t) $ 是温度场的扰动。该研究团队将位移 $ {{\boldsymbol{u}}} $ 分解为 $ {{{\boldsymbol{u}}}}_{{\mathrm{th}}} $ 和 $ \boldsymbol{u}_{\mathrm{f}} $，其中，$ {{{\boldsymbol{u}}}}_{{\mathrm{th}}} $ 是在没有摩擦力（$ F_{\mathrm{f}}=0 $）时方程的解，即温度变化 $ \mathrm{\delta }T $ 的位移贡献，而 $ \boldsymbol{u}\mathrm{_f} $ 则是摩擦力的位移贡献。

在分析由摩擦力引起的弹性位移 $ \boldsymbol{u}_{\mathrm{f}} $ 时，为了更好地理解材料内部的能量传递和变形机制，将 $ \boldsymbol{u}_{\mathrm{f}} $ 展开成一系列的弹性波模式。特别是对于薄微板结构（其厚度远小于弹性波的波长），弹性波在薄微板上主要激发的是纵向基模，角频率为 $ \omega $ ，波数 $ {k}_{{\mathrm{L}}} $ 和速度 $ {v}_{{\mathrm{L}}} $ 为

$ \begin{array}{c}{k}_{{\mathrm{L}}}=\omega \sqrt{\dfrac{\rho \left(1-{\sigma }^{2}\right)}{E}} \end{array} $

(2)

$ \begin{array}{c}{v}_{{\mathrm{L}}}=\sqrt{\dfrac{E}{\rho \left(1-{\sigma }^{2}\right)}} \end{array} $

(3)

如图2所示，由于薄微板很薄，弹性波主要沿着薄微板的 $ x $ 方向传播，$ \boldsymbol{u}\mathrm{_f} $ 主要表现为 $ x $ 方向的分量。该分量为

$ \begin{array}{c}{u}_{{\mathrm{f}},\;x}\left(x,t\right)={\displaystyle\int }_{-\infty }^{t}{G}_{{\mathrm{el}}}\left(x,{x}_{0};t-{t}{'}\right){F}_{{\mathrm{f}}}\left({t}{'}\right){\mathrm{d}}{t}{'} \end{array} $

(4)

式中，$ {G}_{{\mathrm{el}}}\left(x,{x}_{0};t-{t}{'}\right) $ 是线性弹性方程的格林函数，通过薄微板的弹性波纵向基模展开简化得到

$ \begin{split} {G}_{{\mathrm{el}}}\left(x,{x}_{0};t-{t}{'}\right) \simeq & \dfrac{{t}_{{\mathrm{R}}}}{4{M}_{{\mathrm{p}}}}\\ &\displaystyle\sum \limits_{r=0}^{3}\displaystyle\sum \limits_{n=0}^{\infty }H(t-{t}{'}- {t}_{r}-n{t}_{{\mathrm{R}}}) \end{split}$

(5)

式中：t'是摩擦力的历史作用时间点；$ {t}_{{\mathrm{R}}}={2L}/{{v}_{{\mathrm{L}}}} $ 是弹性波在薄微板中往返传播的时间；t_r（r = 0，1，2，3）是弹性波从摩擦点 $ {x}_{0} $ 传播到观察点x的不同路径所需的时间；$ H\left(t\right) $ 是一个分段函数，当 t≥0时，$ H\left(t\right)= $1，当 $ t < 0 $，$ H\left(t\right)= $0；$ n=0，1，2 \cdots $用来标记弹性波在板内来回反弹的次数；$ {M}_{{\mathrm{p}}} $ 是整个薄微板的质量。

根据Tang等^[29]的研究，为简化对摩擦力 $ F\mathrm{_f} $ 的分析，可忽略掉摩擦力对其自身先前时刻值的依赖性，即：假设摩擦力仅取决于当前状态而不考虑历史影响。这种假设相当于在式（5）中只保留主导项（r = 0，n = 0），从而简化了摩擦力的表达式。该操作虽然会导致精确度略有下降，但有助于研究者深入理解系统的物理行为。

基于此假设，引入了阈值速率 $ {v}_{{\mathrm{s}}} $

$ \begin{array}{c}{v}_{{\mathrm{s}}}=\dfrac{{F}_{{\mathrm{f}},{\mathrm{s}}}{t}_{{\mathrm{R}}}}{4{M}_{{\mathrm{p}}}} \end{array} $

(6)

当摩擦点静止时（即$ |{v}_{{\mathrm{th}},x}|\leqslant {v}_{{\mathrm{s}}} $），摩擦力可以近似为

$ \begin{array}{c}{F}_{{\mathrm{f}}}\left(t\right)\simeq -\dfrac{4{M}_{{\mathrm{p}}}{v}_{{\mathrm{th}},x}\left(t\right)}{{t}_{{\mathrm{R}}}} \end{array} $

(7)

式中，$ {v}_{{\mathrm{th}},x}=\partial {u}_{{\mathrm{th}},x}\left({x}_{0};t\right)/\partial t $ ，表示摩擦点处的速度随温度变化的情况。

当摩擦点移动时（即$ |{v}_{{\mathrm{th}},x}| > {v}_{{\mathrm{s}}} $），摩擦力可以近似为

$ \begin{array}{c}{F}_{{\mathrm{f}}}\left(t\right)\simeq -{\mathrm{sgn}}\left[{v}_{{\mathrm{th}},x}\left(t\right)\right]{F}_{{\mathrm{f}},{\mathrm{s}}} \end{array} $

(8)

式中，sgn为符号函数，用于确定摩擦力方向。综合考虑 $ {u}_{{\mathrm{th}},x} $ 和 $ {u}_{{\mathrm{f}},x} $ 两部分的贡献，摩擦点 $ x $ 方向的位移可以近似为

$\begin{split} {u}_{x}\left({x}_{0};t\right) = & {\int }_{-\infty }^{t}\{{v}_{{\mathrm{th}},x}({t}{'})-\\ & {\mathrm{sgn}}\left[{v}_{{\mathrm{th}},x}({t}{'})\right]{v}_{{\mathrm{s}}}\} H[|{v}_{{\mathrm{th}},x}({t}{'})|-{v}_{{\mathrm{s}}}]{\mathrm{d}}{t}{'} \end{split}$

(9)

根据前述的理论框架，研究团队进一步分析认为：

1）只有当因温度变化引起的变形速率大于阈值速率（即$ |{v}_{{\mathrm{th}},x}| > {v}_{{\mathrm{s}}} $）时，摩擦点才会移动。

2）当摩擦点静止（即$ |{v}_{{\mathrm{th}},x}|\leqslant {v}_{{\mathrm{s}}} $）时，摩擦力会阻止摩擦点的移动。

3）使用脉冲激光可以高效控制薄微板的位移，它能够引起加热和冷却阶段之间的时间尺度的不对称。脉冲激光能在短时间内提供大量热量，迅速加热薄微板，使其变形速率 $ |{v}_{{\mathrm{th}},x}| $ 超过阈值速率 $ {v}_{{\mathrm{s}}} $，从而使摩擦点移动。而在较长的冷却阶段，摩擦力会阻止摩擦点返回原位，这样每次加热阶段产生的位移都可以累积起来，最终实现较大的总位移^[30]。

值得注意的是，在弹性波传播的过程中，摩擦力会起阻碍作用。当接触面处于静止状态时，摩擦力足以完全反射入射波，通过入射波与反射波的干涉抵消，维持接触面的相对静止状态。在接触面即将发生滑动的临界状态下，由光能吸收激发的弹性波能量累积超过阈值。此时，最大静摩擦力通过接触面做功的能耗速率无法匹配弹性波的能量输入速率，摩擦力的阻碍作用被突破，薄微板从静摩擦平衡状态变为滑动状态。这种从静态到动态的转变表明，摩擦力在这个过程中起到了阻碍作用。当入射弹性波的能量超过一定阈值时，它就能有效克服摩擦力的影响，使薄微板发生移动。然而实验证实，摩擦力在此过程中并非单纯阻碍运动，其还是物体发生运动的必要条件之一。

研究发现，如果没有摩擦力，由光诱导的弹性波仅能导致物体变形，而不会使物体的质心发生位移，Lyu等^[28]通过数值计算证实了该结论。为了更好地理解这一点，可以将此现象与人类行走时的情况进行类比：当人向前迈步时，脚对地面施加作用力，地面产生的摩擦力作为反作用力将身体推向前进。如果地面没有摩擦力，即使脚再用力，也无法向前移动。同样，在微纳尺度下如果没有摩擦力的作用，薄微板由于温度变化而产生的弹性波只会造成它自身的变形，但其质心的位置不会发生变化。因此，摩擦力是全光操控技术在干燥固体界面上使微纳物体产生实际位移的关键因素。摩擦力的存在确保了薄微板在滑动后不会返回到原始位置，从而实现质心的有效位移。

2.2 基于光–热–弹性波理论的研究进展

2017年，Lu等^[31]探讨了光动量力和光热力的协同效应。结合这两种力，他们使用超连续谱光源，在锥形光纤上实现了对金薄微板的推拉运动操控，速率为28 μm/s [图3（a）]。2019年，Lu等^[30]又展示了金薄微板在微纳光纤上的螺旋前进运动 [图3（b）]。他们通过改变光源的重复频率和单脉冲能量，精确地控制了金薄微板的旋转分辨率和步进分辨率。研究人员对这一现象的解释为：脉冲激光与金薄微板相互作用时，其能量吸收引发局部热弹性膨胀，从而激发出特定模态的兰姆波（Lamb wave）。

2021年，Tang等^[29]通过观察金薄微板在微纳光纤上的螺旋前进运动 [图3（c）]，发现这类运动现象的出现与阈值功率 P₀ 相关，即：只有当吸收的激光峰值功率超过阈值功率时，金薄微板才会开始运动。为了深入理解这些现象背后的机理，该团队进一步分析了金薄微板的波导模式，以解释光诱导弹性波与摩擦力之间的相互作用，并揭示了摩擦力在不同阶段对驱动行为的影响。2022年，Tang等^[32]又进行了利用纳秒脉冲激光在微纳光纤表面操控二维拓扑绝缘体三碲化二锑（Sb₂Te₃） 复合薄微板的研究 [图3（d）]。在实验中，他们不仅观察到Sb₂Te₃复合薄微板沿着微纳光纤稳定螺旋前进的运动，还发现由马兰戈尼效应导致的表面微凸起引发的类流体不对称接触角运动，这种新运动模式表现出不同于传统弹性波驱动的特征。实验表明，相比于相同尺寸的金薄微板，Sb₂Te₃复合薄微板具有较轻的质量、更大的热膨胀系数和更低的热导率。这些特性使其在被操控过程中展现出更高的驱动效率和独特的运动模式，有助于光驱动微机电系统的材料设计优化。

2022年，Lyu等^[33]首次在微纳光纤与金薄微板的接触面上观察到了金薄微板的面内旋转运动 [图3（e）]。研究发现光吸收的空间梯度分布和金薄微板两翼不对称性共同促成了面内旋转运动。结合此次的研究工作，Lyu等^[28]已经在微纳光纤上实现了对金薄微板沿轴向平移、旋转、螺旋前进以及接触面面内旋转等运动的操控 [图3（f）]。为了更深入地理解其中的物理机制，2021年，Tang等^[29]基于光–热–弹性波理论建立了一个单点摩擦模型，对之前研究中通过全光操控微纳物体的实验现象进行了全面分析，展示了如何利用纳秒脉冲激光引发的快速热膨胀来克服干燥固体界面上的摩擦阻力，并利用加热和冷却的时间尺度不对称性来累积净滑动距离。该理论为光诱导弹性波在固体界面进行光学操控提供了指导，并为进一步的相关研究奠定了基础。

采用全光操控技术在微纳光纤表面操控金薄微板时，可以通过精细调节金薄微板和微纳光纤的相对位置，或改变两者的接触方式，或利用光场梯度来调控金薄微板的运动模式^[34]。例如：金薄微板沿微纳光纤旋转运动时，其两翼需具有几何不对称性，且运动方向将朝向短翼侧^[30]；沿微纳光纤轴向平移运动时，金薄微板和微纳光纤的接触需具有不对称性^[31]或光吸收分布存在不对称性^[26]，这将分别导致金薄微板轴向平移到接触侧或强吸收侧；旋转和轴向平移的组合将产生螺旋运动；平面内旋转运动时，金薄微板两翼需具有几何不对称性且光吸收沿金薄微板与微纳光纤接触线方向呈梯度分布^[33]。总而言之，结构对称性、光吸收分布、接触方式、弹性波的传输损耗等都会为该结构引入偏置，从而产生不同的操控效果。

基于该理论，全光操控不仅可在微纳光纤表面实现微纳物体操控，还可以在干燥固体平面上实现类似的操控。

2023年，Chen等^[35]利用飞秒脉冲激光在接触界面激发光声效应，在多种平面基底上实现了对二硒化钒（VSe₂） [图4（a）]和二硒化钛（TiSe₂）薄微板的操控。研究结果显示，这些二维材料能够在非流体环境中克服其与干燥固体界面之间强大的范德华力，从而在平面上移动。实验中，通过光–热–弹性波驱动机制产生的不对称热应力和表面声波成为实现薄微板移动的关键因素。此外，研究还发现，具有高吸收系数的二维半金属材料有利于这种光学驱动的实现，其中VSe₂和TiSe₂因其优异的吸光特性被优先选用。

2024年，Jia等^[36]成功在二氧化硅和硅平面基底上实现了对金薄微板及石墨薄微板的高精度多维操控。在实验过程中，他们通过光热转换激发不对称弹性波，实现了对薄微板的精准调控。研究证明，金薄微板[图4（b）]和石墨薄微板[图4（c）]都能在高空间分辨率下实现多向可控运动。该系列成果验证了光–热–弹性波理论在干燥固体界面实现全光操控的可行性。

3 光–热–冲击理论 3.1 基本原理

相较于流体环境，微纳物体位于干燥固体界面上时会遇到更大的阻力（微牛量级），此时，全光操控技术通常难以实现对微纳物体的有效调控。物体的动量变化一定时，缩短力的作用时间可以产生更大的作用力，例如：爆炸、碰撞、冲击等。基于这些现象，研究者考虑将脉冲光作用于微纳物体。被吸收的光脉冲能量通过瞬间热膨胀效应产生吉帕级热应力，在物体内部产生极大的瞬时载荷，从而在干燥固体界面上实现对微纳物体的操控。该能量转换和传递的过程被定义为光–热–冲击（photothermal-shock）理论。如图5（a）所示，这个过程就像蛇类迅猛地扑向猎物一样，快速而有力。

为了系统阐述光–热–冲击理论，Gu等^[37]引入修正的Navier–Cauchy方程描述了干燥固体界面上微纳物体的运动学特征，并结合平方–立方定律揭示了体积力和表面力在微纳尺度上的影响。实验采用时空局域化脉冲激光作为驱动源，微纳物体吸收光子能量瞬间热膨胀，产生内部热应力^[38]。通过应力波释放，最终可在干燥固体界面上实现对微纳物体的精确操控。

当固体结构的特征尺寸远大于声子平均自由程时，研究者可以忽略离散效应，采用连续介质假设，并有效应用经典弹性力学理论。在连续介质框架下，微纳尺度物体于干燥固体界面受驱运动时，其应力、应变及位移分布可通过表面应力与体应变的耦合关系进行表征，此时表面力可等效转化为体积力进行建模分析 [图5（b）]。

对于微小应变的弹性体，考虑到热应变而没有外部力修正，其运动学特征可以通过修正后的Navier–Cauchy方程来描述

$ \begin{array}{c}\rho \ddot{{{\boldsymbol{u}}}}=\left(\lambda +\mu \right)\nabla \left(\nabla \cdot {{\boldsymbol{u}}}\right)+\mu {\nabla }^{2}{\boldsymbol{u}}-3K\alpha \nabla T\end{array} $

(10)

式中：$ \rho $ 为弹性体的密度；$ \ddot{{{\boldsymbol{u}}}} $ 为位移向量的二阶时间导数（即加速度）；λ 为拉梅第一参数；μ为剪切模量；$ {{\boldsymbol{u}}} $ 为位移向量；α 为线膨胀系数；$ K=\lambda +2\mu/3$ 为体积模量；$ T $ 是待操控微纳物体的温度分布。

光热梯度力 $ {{{\boldsymbol{f}}}}_{{\mathrm{grad}}} $ 可从内部应力中导出，可描述为

$ \begin{split} {{{\boldsymbol{f}}}}_{{\mathrm{grad}}}&=\mu \alpha \nabla T=\dfrac{1}{3}\mu \nabla \left(\nabla \cdot {{\boldsymbol{u}}}\right)\\ & =\left(\lambda +\mu \right)\nabla \left(\nabla \cdot {{\boldsymbol{u}}}\right)-3K\alpha \nabla T \end{split} $

(11)

式中，$ \nabla \cdot {{\boldsymbol{u}}} $ 可用线性热膨胀近似表示为

$ \begin{array}{c}\nabla \cdot {\boldsymbol{u}}=3\alpha \left(T-{T}_{0}\right) \end{array} $

(12)

式中，$ {T}_{0} $ 是环境温度。温度梯度和位移的空间微分在数学上是相关的，温度梯度的分布会影响材料内部的应力变化。根据式（11），光热梯度力在材料内部会产生应力波动，因此可以被看作是一种体积力形式的波源，即

$ \begin{array}{c}{{{\boldsymbol{f}}}}_{{\mathrm{grad}}}=\mu \alpha \nabla T=\rho \ddot{{{\boldsymbol{u}}}}-\mu {\nabla }^{2}{\boldsymbol{u}} \end{array} $

(13)

根据平方–立方定律，当物体的尺寸减小时，其体积（与体积力相关的量）以长度的三次方减小，而表面积（与表面力相关的量）则以长度的二次方减小。这意味着，在干燥固体界面上对微纳物体的操控中，体积力的影响相对较小，表面力（摩擦力、黏附力等）成为影响物体运动的主要因素^[39]。

根据高斯散度定理，进一步可得

$ \begin{array}{c}{\int }_{\varOmega }\mu \alpha \nabla T{\mathrm{d}}V={\oint }_{\partial \varOmega }{\tau }{\mathrm{d}}S \end{array} $

(14)

式中：$ \varOmega $ 是研究对象的体积区域（待操控微纳物体的整个体积区域）；dV是体积元素，表示积分在$ \varOmega $ 内的每一个小体积元；$ \partial \varOmega $ 是$ \varOmega $ 的边界表面（此处特指微纳物体与干燥界面的接触面）；$ {\tau } $ 是作用在界面上的力；dS是面积元素，表示积分在$ \partial \varOmega $上的每一个小面积元。对于固体材料，式（14）左边对应来自内部驱动力的体积力，而右边则对应表面力。

当微纳物体因光热效应引起内部热量吸收分布不均匀时，其内部将产生动态热应力。利用脉冲激光的高度空间局域化及亚皮秒级时间响应特性，可在干燥固体界面激发高梯度瞬态光场。该光场通过热弹效应诱导微纳物体内部应力分布重构，这种时空精准可控的光热耦合机制，为发展基于全光场调控的非接触式微纳操控技术提供了新途径。

基于光–热–冲击理论，Gu等^[40]展示了一项创新技术——光热冲镊 （photothermal-shock tweezers），并在干燥固体界面上实现了对金属纳米材料和纳米机器人的运动操控。该系列研究从根本上解决了在干燥固体界面上操控微纳物体时界面阻力的问题，将全光操控微纳物体的研究领域从流体环境拓展到了干燥固体界面。

3.2 基于光–热–冲击理论的研究进展

2021年，Linghu等^[26]基于光热效应提出了类蚯蚓蠕动的运动机制，在微纳光纤上对金纳米线实现了低功率驱动 （6.5 μm·s⁻¹·mW⁻¹）、亚纳米级精度（0.56 nm） 以及长距离（600 μm）的操控 [图6（a）]，并观察到了金纳米线的自准直现象 [图6（b）]。他们对金纳米线进行了一系列片上操作，如运输、定位、定向和分类 [图6（c）]等。这些研究有助于提升片上操作的灵活性与功能性，为功能化光子器件的集成铺平了道路，为复杂光子回路的设计和制造奠定了基础。

2024年，Gu等^[37]基于光热冲镊技术在微纳光纤上实现了对钯纳米线的螺旋前进[图6（d）]和原位旋转 [图6（e）]的操控。他们通过实验与理论模拟相结合的方法，解析了内部热应力的时空演化规律，验证了其可作为直接驱动力的有效性，并验证了表面力与体积力在热弹耦合框架下的等效转化关系。此项成果为发展普适性固态界面微纳操控技术提供了理论框架与实验基准。

基于光–热–冲击理论，研究者不仅在微纳光纤上实现了对金属纳米线平移、原位旋转、螺旋前进等运动的操控，还在干燥固体平面上实现了对微纳物体多自由度的调控。

2023年，Gu等^[40]基于光热冲镊技术，在干燥固体平面上对组装的纳米机器人进行了精准操控。利用这项技术，可实现类似传统机器人的多自由度运动控制 [图7（a）]，包括头部推挤，尾部摇摆和戳刺等动作。他们还利用机器人携带的硒化镉（CdSe）纳米线进行了原位湿度传感。在该研究中，纳米机器人同时实现了纳米级步进精度、微瓦级驱动功率和纳秒级响应时间。这项研究将纳米机器人的应用范围从流体环境拓展到了干燥固体界面，为其在纳米制造、生物医学和航天领域的应用开辟了新的可能性。

2024年，Zhu等^[41]展示了一种名为水陆两栖复合激光镊的全光操控系统。该系统仅依靠单个连续波激光器，利用信号发生器或斩波器以短于物体内部动态热平衡时间的持续时间来调制激光。使得该系统能够产生比传统单光束光镊高出6个数量级的强大热梯度力，从而可在流体环境中和固体界面上实现对微纳物体的连续操控。如图7（b）所示，研究人员将基于连续波激光的传统单光束光镊与基于脉冲激光的光热冲镊紧密结合，在二氧化硅干燥固体平面上和空气中实现了对金纳米线的有效操控，拓展了光学操控的应用领域。

2024年，Shi等^[42]基于光热冲镊技术，利用低至微瓦级的激发功率，在二氧化硅干燥固体平面上对二硫化钼（MoS₂）薄微片进行了高精度且无损伤的光学捕获和精准运动控制[图7（c）]，实现了0.15 nm的平移分辨率和0.0016°的旋转分辨率。这项研究为纳米光电子器件结构和性能的动态调整提供了一种有效手段。

以上研究介绍了有关光–热–冲击理论在实验基底、驱动材料、光源选择以及理论建模等方面的最新进展，展示了该理论从基础研究到实际应用的全面进步。基于光–热–冲击理论，研究者在干燥固体界面上对微纳物体实现了精准操控^[43]。

表1对在干燥固体界面上用全光操控技术和传统方法操控微纳物体运动的情况进行了比较，它展示了上述两种理论的部分相关工作的操控精度和运动方式。相较于传统接触式操控，全光操控显著提升了操控的精度与自由度，实现了角秒级的旋转定位精度和亚纳米级的平动定位精度。这些进展不仅突破了传统单光束光镊技术中由干燥固体界面摩擦力带来的限制，还极大地提升了操控的精度和自由度，为功能性光子器件的集成提供了便利工具。此技术在纳米制造、生物医学工程、航空航天等众多领域中显示出了巨大的潜在应用价值。

4 其他理论 4.1 基底材料顺反异构化

2009年，Kausar等^[44]在掺杂偶氮苯化合物的液晶薄膜上驱动了聚苯乙烯微球 [图8（a）]。当这些薄膜受到紫外光或可见光照射时，偶氮苯分子会发生顺反异构化。这种光诱导的分子结构变化会导致薄膜内部产生机械运动或形变，进而驱动位于薄膜表面的聚苯乙烯微球沿特定方向移动。

4.2 接触界面固液相变

2019年，Li等^[45]基于光热门光子轻推（optothermally–gated photon nudging，OPN）理论，开发了一种新的微纳物体操控技术。当激光束照射到胶体粒子上时，粒子吸收光能并将其转化为热能，导致局部温度显著升高。这种光热效应可以触发表面活性剂十六烷基三甲基氯化铵（cetyltrimethylammonium chloride，CTAC）发生相变，即在高温条件下，原本固态的 CTAC 层转变为类液态 [图8（b）]。这一相变显著降低了粒子与基底之间的摩擦力，使得粒子能够在光学散射力的作用下被推动。

4.3 基底快速膨胀冲击微粒

2020年，Alam等^[46]基于光–热–机械耦合理论，在由聚二甲基硅氧烷构成的顶层柔性供体基底上，通过基底的快速膨胀驱动附着的粒子[图8（c）]。利用连续波激光器开启瞬间产生的冲击，使柔性基底表面突发性剧烈变形，从而将原本通过范德华力吸附的微粒弹射脱离。当微粒脱离基底后，其惯性运动主导垂直方向位移，同时聚焦光束产生的光学梯度力在横向形成势阱约束，最终实现微粒在接收基板上的亚微米级定位沉积。该研究展现了利用连续波激光在柔性基底上进行纳米打印的技术可行性。

5 总结与展望

本文综述了在干燥固体界面上进行微纳物体全光操控的研究背景，重点探讨了光–热–弹性波理论和光–热–冲击理论及其优势。针对在干燥固体界面上实现微纳物体全光操控所面临的挑战，本文介绍了几种有效的解决方案：

1）利用短脉冲激光及加热与冷却时间尺度上的热不对称性，结合摩擦力进行驱动（光–热–弹性波理论和光–热–冲击理论）；

2）通过减少接触面积或利用固液相变等方法减少摩擦力；

3）应用特殊基底材料，如顺反异构化或光响应性材料等。

基于光–热–弹性波理论，研究者在干燥固体界面上实现了对微纳物体的全光操控。该技术依赖脉冲光热作用激发弹性波与摩擦力的相互作用，其驱动方向由体系的不对称性决定，而运动速度可通过调节脉冲激光的单脉冲能量和重复频率进行主动调控。这为干燥固体界面上微纳操控提供了新思路。然而，该理论侧重弹性波与摩擦力的耦合机制，对驱动过程中热效应的影响（如材料热损伤）尚未深入分析，存在局限性。

光–热–冲击理论通过脉冲激光诱导光热冲击实现微纳物体操控。研究者基于该理论提出并证实了体积力–表面力统一原理，从物理层面明确了光热梯度力机理，阐明了以摩擦力为代表的表面力的作用机制，消除了传统理论中的物理模糊性。这为瞬态光热梯度力操控技术奠定了物理基础，解决了纳米摩擦学相关问题，并将纳米马达的应用场景从流体扩展至干燥固体界面。目前，该理论的应用对象主要集中在金属材料及部分半导体材料，其对所有吸光材料的适用性还需要系统性的实验验证。

干燥固体界面上微纳操控的研究仍处于实验室探索阶段，基础理论研究尚未完善，多学科交叉融合也亟待加强。实际应用中，多微纳物体并行操控和实时图像监测反馈等技术仍是当前主要短板。从科学研究到实际应用还需时间和技术的不断积累。例如：通过人工智能技术实时调控光场参数，提升微纳操控效率；开发基于超构表面的亚波长光场调控器件，实现片上多焦点动态生成，支持多个微纳物体全光并行操控；融合光–机–电多模态驱动机制，拓展应用场景。

在学科交叉融合趋势下，光学操控技术正成为连接微观机制与宏观应用的桥梁。干燥固体界面微纳全光操控技术将会有更广泛的应用，它不仅将推动机械纳米打印^[46]、微型机器人^[47]等工程技术的发展，还将促进先进纳米器件^[48-49]、激光器^[50]、耦合器、干涉仪、谐振腔^[51-52]等光子器件的性能优化。未来，研究者可聚焦基础理论攻坚以及技术协同创新，为实现从单点研究突破到系统集成的跨越，为光子芯片精密制造及多学科融合提供核心支撑，最终实现光子芯片在量子计算、太空制造等诸多领域的颠覆性应用。