大气传输（通用5篇）
大气传输 篇1
以激光为载体, 在真空或大气中传递信息的通信技术是一种重要的自由空间光通信技术。激光通信系统具有大通信容量、高传输码率、保密性能好以及相对于其它波段通信系统体积小、重量轻的优点, 但是激光通过大气信道传输时不仅受到大气衰减影响还会受到大气湍流的极大影响。由于大气的湍流运动使大气折射率具有随机起伏的性质, 导致传输光波的强度、相位在时间和空间上都呈现随机起伏, 造成光束在大气信道中传输时产生光束抖动、光强闪烁、光束弯曲、光斑漂移、光束扩展、畸变及光能损失等现象, 从而导致激光的光束质量下降, 严重影响了激光通信系统的稳定性和可靠性。由于这种影响的发生几率和强度具有随机性, 而且对空-地激光通信链路必须部分或全部通过随机大气信道进行传输。为了能清楚了解随机大气湍流效应对激光信号传输的影响, 本文具体分析了随机大气信道湍流效应的各种影响机制, 并指出在实际应用中如何采取相应措施减小大气湍流带来的影响。
(一) 大气湍流的形成
大气运动的形式有层流和湍流, 层流是流体质点做有规则的稳定流动, 各运动气层间不发生混合。湍流则是些大小不一的涡旋的无规则运动, 使得大气中局部参数产生随空间位置和时间的随机变化。当在气体或液体的某一容积内, 惯性力与此容积边界上所受的粘滞力之比超过某一临界值时, 液体或气体的有规则的层流运动就会失去其稳定性而过渡到不规则的湍流运动。这比值就是表示流体运动状态特征的Reynolds数
式中, l为流体的特征线度 (m) ;V0为流速 (m/s) ;η为流体的运动粘滞率 (m2s-1) 。当Re小于临界值Recr时, 流体处于稳定的层流运动, 而大于Recr时为湍流运动。由于气体的粘滞系数η较小, 所以气体的运动多半为湍流运动。
由于热和风的原因, 大气总是不停地流动, 从而形成温度、压强、密度、流速、大小等不同的气流旋涡。这些旋涡也总是处于不停的运动变化之中, 它们的运动相互关联、叠加, 形成随机的湍流运动, 这就是大气湍流。其涡旋尺度的下限l0为湍流的内尺度, 上限L0为湍流的外尺度。大气湍流运动的结束, 使得大气的速度、温度、折射率成为一种随机场。Kolmogorov建立了大气速度场、温度及折射率的2/3次方定律, 其中折射率的起伏直接影响激光的传输特性。以Dn (r) 表示空间相距为r的两点间的折射率结构函数, 两点的折射率分别为n10和n20, 则
式中<>运算为求系综平均值, Cn2为折射率结构常量, 是湍流强度的度量。Cn2的量级约在10-18-10-13m-2/3左右, 目前还没有统一的关于湍流强弱的划分办法。按达维斯 (Davis) 曾提出一种划分, 按照Cn2值的大小可把大气湍流分为:强湍流:Cn2>2.5×10-13;弱湍流:Cn2<6.4×10-17;中等湍流:2.5×10-13>Cn2>6.4×10-17。
(二) 大气湍流效应
所谓激光的大气湍流效应, 实际上是指激光信号在折射率起伏场中传输时的效应。大气的折射率随空间和时间作无规则的变化, 将使激光信号在传播过程中随机地改变其光波参量, 使光束质量受到严重影响, 出现所谓光束截面内的强度起伏闪烁、光束的弯曲和漂移 (亦称方向抖动) 、相位起伏、光束弥散畸变以及空间相干性退化等现象, 统称为大气湍流效应。它会使激光信号受到随机的寄生调制而呈现出额外的大气湍流噪声, 使接收信噪比减小, 使激光雷达的探测率降低、漏检率增加;使模拟调制的大气激光通信噪声增大;使数字激光通信的误码率增加。光束方向抖动则将使激光偏离接收孔径, 降低信号强度;而光束空间相干性退化则将使激光外差探测的效率降低等。
1. 大气湍流折射率谱模型
由于光波在空间传播过程中的闪烁主要依赖于空间折射率谱。早期通用的大气湍流折射率谱理论是Kolmogorov理论, 该湍流谱是在一系列假设条件下取得的, 如局部均匀、各向同性等。而实际的大气湍流谱的形式要更复杂, 经多次对湍流谱进行修正得到了Rytov方法中用到的湍流谱, 在Rytov近似下, 把包含湍流内外尺度的影响的湍流谱形式上记为
式中kl=3.3/l0, l0为湍流的内尺度。
但在惯性子区间内, 当波数k大于某临界波数时, 其均匀湍流谱表示为
而当仅考虑内尺度影响时用Tatarskii湍流谱给出
在仅考虑外尺度影响时选用常用的Vonkarman湍流谱修正式
2. 大气中的折射率结构常数Cn2模型
折射率结构常数在光传播问题中扮演十分重要的角色, 对激光闪烁和光束展宽都具有重要的影响。目前国内外常见的大气湍流模型主要有:HV 21模型和Modified HV模型, 这两个模型都是由HV模型发展而来并进行修正的结果。它们的模型表达式分别为
HV21模型:
式中h单位为m, 适用于强湍流;
Modified HV模型:
式中h单位为m, 适用于弱湍流。
其实还有一种称为中国合肥模型:
其中h单位为km。这种湍流模型是安徽光机所实地探测并经理论模拟计算得到的, 它所反映的大气湍流最弱。但不管哪种Cn2模型, 都是高度的函数, 随离地面高度的变化而变化, 具体变化由图1可知, 大气的折射率结构常数随高度有较复杂的变化但总体趋势随高度增加而减小。
(三) 大气湍流对激光通信传输的影响
1. 光束的漂移和弯曲
激光束是一种有限展宽的光束, 当光束直径远小于湍流尺寸时, 大气湍流对光束传播的主要影响是使光束整体偏折, 在远处接收机端, 光束中心的投射点 (即光斑位置) 以某个统计平均位置为中心, 发生快速的随机性跳动 (其频率可由数赫兹到数十赫兹) , 此现象称为光束漂移, 它与波长无关;此外, 若将光束视为一体, 经一段时间传输后会发现, 其平均方向明显变化, 这种慢漂移称为光束弯曲。对于光束漂移, 数值上可用漂移量或漂移角表示, 实验证明, 水平传输情况下, 在水平距离L处光斑位置偏离原始位置的漂移量为
式中, k为光束的曲率。
漂移角的均方值为
由上式可知, 理论分析表明其漂移角与光束在发射端的束宽W0关系密切, 当传输信号光束越细, 大气折射率结构常数Cn2越大, 漂移就越显著。激光通信由地面往空中发射的上行链路中地面站发射的较细光束一发射就需通过大气层, 它所受到的漂移影响就比下行链路光束传输所受到的漂移影响大, 因此在空-地激光通信系统总体设计时对地面站及空间站接收系统具有的抑制漂移性能的能力应予以分别考虑。另外, 强湍流 (Cn2≥10-12) 情况下的漂移具有饱和效应。若湍流强度变得很强时, 光束将可能分裂, 形成多束较细的光束, 接收机探测器接收到的信号功率 (如还能接收到的话) 非常微弱, 这种情况极易造成系统通信中断。
2. 到达角起伏
激光在湍流大气中传输时, 光通信信号经过大气传输后由于湍流的扰动而使其在接收望远镜焦平面上的位置光束截面的随机偏转作随机抖动, 会引起到达角的起伏这就是常说的光束到达角起伏。从而使激光传输产生动态波前误差, 会导致系统误码率增加。二十多年来人们对此作过大量的理论与实验研究, 利用微扰理论可以很好地解释弱湍流时的实验规律, 但在较强的湍流或较长的距离等条件下, 利用马尔柯夫近似和平均强度的平方近似, 导出了适用于整个起伏区域的到达角起伏方差的一般表达式。若采用高斯形式的光波, 在考虑湍流强度下的到达角起伏的方差σα2为:
从中可以看出到达角不仅与湍流的强度有关而且还与揣流的尺度有关。
3. 大气 (光强) 闪烁
激光通信在湍流大气中传输时由于折射率的起伏使其散射强度会发生起伏, 即出现所谓的闪烁现象。大气闪烁效应实际上就是一般情况下, 当光束直径比湍流尺度大很多时, 光束截面内包含多个湍流旋涡, 每个旋涡各自对照射其上的那部分光束独立散射和衍射, 使光束的强度和相位在空间和时间上出现随机分布, 相干性退化, 光束面积扩大, 引起接收端的光强起伏和衰减。大气湍流使信号变得不易把握, 对光通信系统的稳定通信造成很高误码率[13]通信质量下降 (如图2所示) 。
一般由接收平面上光强的对数强度方差σI2 (即闪烁指数) 来表征来表征强度闪烁的强弱程度, 定义式如下:
式中的尖括号表示系综平均, I、分别为接收端的瞬时光强、平均光强。在传播路径均匀情形下, 光强起伏方差的变化趋势与日出、日落有明显的关系, 即日出日落时分最小, 白天起伏大, 夜晚起伏小。还与天气变化有关, 总趋势是晴天的光强起伏比阴天、雨天的大, 其中雨天时最小。在弱起伏条件下, 大气闪烁的大小可以用Rytov近似结果很好地预测, 但目前经典的Rytov解无法解决中等强度以上湍流大气中光波强度起伏问题, 而强起伏理论中的Markov近似方法和路径积分法一般没考虑湍流内尺度的影响, 仅适用于零内尺度湍流, 对于非零内尺度的湍流强度起伏与实验结果相差较大。大气闪烁与湍流的内尺度、外尺度、结构常数及传输距离等因素有关。在湍流不强和传输路程不远的情况下, 闪烁的对数强度方差为
式中, r为激光传输距离, C0常数对平面波取为1.24, 对球面波取为0.496, Cn2是大气折射率结构参数, k0=ω0/c为波数。光通信接收端机天线接收口径与湍流的对数强度起伏的相关距离 (λr) 1/2有关。当接收孔径小于湍流的对数强度起伏相关距离时, (14) 式成立;当大于时, 就会产生孔径平均效应, 强度起伏减小。
在强起伏区, σI2>>1, 由渐进分析得到强湍流状态下平面波的闪烁强度:
在激光通信系统中, 大气闪烁可引起接收端光电探测器的探测电流随机涨落, 导致探测系统的噪声增加。其误码率和光强起伏的关系:
由上面式子中闪烁强度、误码率与波长的关系, 可以作这样的推断:在接收机得到的闪烁光斑的光强分布与选取的波长有一定的关联。
4. 光束展宽
光束展宽是指接收到的光斑半径面积的变化, 是由衍射和湍流旋涡的扩展引起的。当光束直径大于湍流旋涡直径时, 引起湍流旋涡的扩展, 造成中心轴的接收光强有一常量衰减, 光斑半径增大。所以, 激光束的湍流展宽是与激光通过湍流大气传输后光束强度降低相关联的一种湍流效应。大气湍流引起光束展宽, 降低了光束截面内的功率密度, 使接收机接收到的光功率降低, 恶化了系统性能。
假设激光器发出的是高斯光束, 其束腰半径为ω0, 考虑到大气湍流效应所导致的光束展宽效应, 最后得到总的光斑半径为
从上面的式子中可以看出, 扩展后的光斑半径由两部分所组成, 即由ωf和ωz所组成, 其中是由大气湍流造成的光束展宽部分, 是不考虑湍流效应时所得到的光斑半径, l0为湍流的内尺度。
(四) 降低湍流大气影响的改进措施
1. 高功率发射及高灵敏度接收。
由于光功率衰减较大, 为了保证光通信系统在一定误码率要求下工作, 对激光通信系统不仅要求发射功率应较大, 而且接收机灵敏度指标也应做到很高的水平。由于大气信道对激光传输产生的大气衰减效应, 使激光功率衰减非常严重, 需要采用大功率发射及高灵敏度接收机技术来满足空间光通信长距离、高码率、可靠的传输要求。
2. 多孔径发射。
通过理论和实验研究发现, 当从不同的出射孔出射的光经过不同的路径到达相同的接收机探测器表面和进行非相干叠加后, 光强波动的方差将和孔的数目成反比。因此, 采用多孔径发射可以使接收机接收到的功率起伏减小, 还能减小大气随机信道对激光传输产生的闪烁影响。文献《大气湍流对复杂路径下光强起伏及误码率的影响》研究表明:在弱起伏条件下, 对于系统误码率为10-9的要求, 光强起伏应小于0.67, 采用多个发射孔径来减小光强闪烁效应, 降低误码率;但随着湍流强度的增大, 误码率增加很快。
3. 多波长光通信系统。
为了使通信系统克服由大气造成的深度衰减以建立一个良好的通信链路, 在高空平台使用多波长光束传输可以有效的提高通信质量, 并且允许较低的发射机功率和实现高传输速率。这主要利用大气层折射率梯度影响产生不同波长光链路的分离, 由于引力的影响, 不同高度的的大气折射率不同。实际上随着大气温度的波动, 同一高度不同位置点的折射强度也有差异, 即使是同一介质, 对不同频率的光折射率也不同。另外, 根据 (14) ~ (16) 式可知, 当湍流是主要衰减因子, 使用多波长光束传输, 光束在接收机复合接收的时候, 可以探测到相对平稳的光强。
4. 自适应光学系统。
从控制系统的观点看, 自适应光学系统是多变量、高带宽、高精度、多路并行的以光学波前为控制对象的实时反馈自动控制系统, 其实质是控制像差光波面达到参考光波面。因此, 采用自适应光学技术可以抑制和缓解大气信道对激光传输产生的动态波前误差。
5. 增加发射机所在海拔高度。
对相同波长的激光来讲, 传输受到的大气衰减随海拔高度的增加而减小。因此, 在不考虑除高度以外因素对大气中激光通信系统产生影响的情况下, 通信端机所处的海拔高度越低, 衰减越大。在地面站站址的选择上, 应在海拔高度较高的位置。
6. 采用斜程传输
空-地光通信分别按平程、斜程或垂直的方式进行光传输时, 系统在传输相同距离情况下在传输信道上所产生的功率衰减不同, 对系统误码率的影响也不同。假设设置在同一地面站的发射端机在大气信道中传输相同的距离, 那么平程传输方式下系统在大气信道上所产生的功率衰减最大, 垂直传输方式为最小。而斜程传输时波束受大气湍流的影响比水平传输时要小, 在实际操作中应尽量不采用通信光束低仰角甚至平程传输方式。
7. 增大入射光波长。
在相同的海拔高度下, 通信光波长越大, 波束的扩展半径越小, 受到的大气衰减越小。采用长波长的光进行传输可以有效的降低系统误码率, 增加传输距离。因此, 仅从这个角度来讲, 空-地光通信采用长波长效果较好。
(五) 结语
激光束通过有湍流的大气传输时, 其强度、相位和传输方向会受到扰动而出现相应的随机变化, 变化情况与激光束宽和湍流尺度的相对大小相关。大气湍流效应造成了光束飘移、强度起伏, 光束扩展和像点抖动等现象, 从而破坏了激光的相干性, 导致相干性退化削弱激光通信的质量。
对激光在大气中传输特性的研究, 有助于我们了解激光通过大气信道传输时所产生变化的特征, 以便对激光通信系统在大气中传输的设计中寻找到合理的措施来降低或缓解其影响。
参考文献
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[5]刘保菊, 张长森.大气湍流对复杂路径下光强起伏及误码率的影响[J].光电技术应用, 2007, 22 (1) :14-16.
大气传输 篇2
基于矩阵算法开发了适用于精确计算海洋-大气耦合矢量辐射传输方程的数值计算模型-PCOART.PCOART首先将矢量辐射传输方程进行傅里叶展开,得到与方位角独立的矢量辐射传输方程.进一步离散天顶角,得到矢量辐射传输矩阵方程,并利用加倍法进行数值求解.根据辐射在海洋-大气界面的反射和折射性质,将海洋和大气矢量辐射传输过程进行耦合,得到海洋-大气耦合介质系统的`矢量辐射传输数值计算模型.通过与MODIS精确瑞利散射查找表的比较,说明PCOART计算瑞利散射辐射的Stokes矢量是精确的,其对多次散射和偏振的处理是正确的.同时,通过Mobley水体辐射传输标准问题的验证,说明PCOART适合于计算水体辐射传输问题.PCOART是精确计算海洋-大气耦合介质系统矢量辐射传输的得力工具,它为进一步深入研究海洋-大气耦合介质系统辐射传输的偏振特性及遥感信息反演打下基础.
作 者：何贤强 潘德炉 白雁 朱乾坤 龚芳 作者单位：何贤强,潘德炉,朱乾坤,龚芳(卫星海洋环境动力学重点实验室,杭州,310012)
白雁(中国科学院上海技术物理研究所,上海,83)
大气传输 篇3
关键词：高功率微波,等离子体,大气击穿,参数优选
0引言
HPM在大气中传输时如果其电场足够强,则能使自由电子获得较大能量,从而使空气发生电离,产生新的电子,随着自由电子的不断增加,将出现“雪崩”现象,在极短的时间内形成自生等离子体,导致大气击穿。
高功率微波大气击穿将产生2个不利的效应:一方面是大气击穿过程中脉冲后续部分被反射,使脉宽变短,致使HPM脉冲传输的能量下降;另一方面是大气击穿会引起击穿点向源方向移动,在某些情况下会伤害自射系统。因此,在HPM传输过程中要避免发生大气击穿。
对于HPM发射参数的设置要考虑2个方面的问题:① 是否有利于HPM的传输;② 对靶目标的打击效应。从传输考虑,降低场能密度以及脉冲宽度有利于传输;从对靶目标的打击效应考虑,要保证入射到目标上的能量密度尽可能的大(能量破坏机制),同时又要保证功率密度足够的高(场破坏机制)。显然这2个方面是矛盾的,因此,需要对HPM发射参数进行优选研究。
1HPM大气击穿的微观机理
自由电子在HPM作用下被加速到极高的速度,电子和中性粒子的碰撞频率与外加等效电场和大气压强等因素有关,一般采用的经验公式为:[1]
式中,p=760e-h/H为大气压强,单位为Torr(133.3 Pa);h是大气高度;H为均值大气高度,平均值为7 km;Ee为微波等效电场强度,单位为V/cm,它与电场强度幅值Em的关系为:
undefined。 (2)
如果碰撞前电子所获得的能量大于中性粒子的离化能,那么电子与中性粒子的碰撞可能使粒子电离出新的电子并形成雪崩电离,相应的电离频率的经验公式为[1]:
在HPM作用时间内,由于电子与中性粒子的离化碰撞起主要作用,可以忽略电子扩散、复合和附着过程,所以电子密度方程可写成:
Ne=Ne0exp(vit)。 (5)
式中,Ne0为初始电子密度,即大气中存在的自由电子数,1/m3。
HPM在自生等离子体中传输时的折射指数为[2]:
undefined
式中,χ为空气的极化率,在自生等离子体中可忽略;ωp=e(Ne/mε0)0.5是等离子体角频率。折射指数随着电场作用时间变化,当n=0时即可认为发生大气击穿。
2HPM在等离子体中的理论分析
下面分析电磁波入射到三层媒质组成的复合媒质界面上的情况[3,4,5]。假设HPM产生厚度为d的均匀自生等离子体层(参量为μ2,ε3,σ2),其两侧都是均匀媒质,它们的参量分别为μ1,ε1,σ1和μ3,ε1,σ3,如图1所示。
假设一平面波垂直入射,由于有2个界面,入射波在第1界面上有部分波被反射,设反射波电场复振幅为Ei0R12,另一部分折射到第2媒质,折射波电场复振幅为Ei0R12,进入媒质2的波在第2界面上部分被反射,其电场复振幅为Ei0T12R23,另一部分折射到第3媒质中,其电场复振幅为Ei0T12T23。上述第2媒质中的反射波在第1界面处又有部分被反射,电场复振幅为Ei0T12R23R21,另一部分进入第1媒质,……,如此继续下去,将有无数次反射和折射。把界面1上总的反射波电场与入射波电场之比定义为反射系数R,把界面2上总的透射波电场与界面1上的入射波电场之比定义为透射系数T。当电磁波在媒质2中传播时,2个界面之间的相位差为φ=k2d。
界面1上的反射场强为:
Er1=Ei0R12+Ei0R12R23R21e-j2φ+
Ei0R12R23R21R23T21e-j4φ+…=
Ei0R12+Ei0T12R23T21e-j2φ[1+R21R23e-j2φ+
(R21R23e-j2φ)2…]。 (7)
界面2上的透射场强为:
Et2=Ei0T12T23e-jφ+Ei0T12R23R21T23e-j3φ+…=
Ei0T12T23e-jφ[1+R21R23e-j2φ+
(R21R23e-j2φ)2+…]。 (8)
利用级数展开式1+x+x2+…=1/(1-x),同时考虑R21=-R12,并用特征阻抗来表示得到界面1上的反射系数和界面2上的透射系数分别为:
undefined
式中,undefined;undefined;undefined,为相应媒质层中的波阻抗。
3数值模拟及参数优选
根据式(9)、(10),再结合前面大气击穿的理论知识和式(1)～(6),给定具体的发射参数和空间环境参数,就可以求出HPM非线性传输时,脉冲通过各层分界面时的透射系数和反射系数以及透过的场能。
3.1选择“合适”的脉冲宽度
假设均匀自生等离子体层两侧为空气。当电场幅值Em=2 894 V/cm,频率f=3 GHz,压强p=14Torr,自生等离子体厚度d=0.02 m。图2为给定条件下规化的功率反射系数和透射系数随脉冲作用时间的变化曲线。由图2可知,随着脉冲作用时间增加,功率反射系数不断增大,功率透射系数不断减小。当作用50.65 ns时,折射指数变为0,此时大气发生击穿。由前面理论分析可知,大气击穿对HPM的传输、打击效应以及发射系统本身有很大不利,因此要避免HPM传输时大气发生击穿。所以在此给定条件下,脉宽要小于50.65 ns。由图2可得,当透射系数为0.5,反射系数为0.5时,脉冲作用了50.11 ns,此时透射系数和反射系数比值为1,可认为此时透射系数相对反射系数不小,反射系数相对透射系数不大。继续增大作用时间,从50.11～50.65 ns,透射系数急剧减小,而反射系数急剧增大,透射能量仅增加了约千分之几,而反射场强增大了1倍。由此可见,图2为给定条件下脉宽选择50.11 ns比较合适。因此,选择透射系数等于反射系数时的脉冲宽度作为“合适”的脉冲宽度,对各方面都是有利的。
3.2选择“合适”的电场强度
当微波脉冲宽度Tp=50 ns,频率f=3 GHz,压强p=10.5 Torr,自生等离子体厚度d=0.02 m。图3为给定条件下整个脉冲恰好能透过时,功率反射系数和功率透射系数随场强变化的曲线图。由图3可知,如果场强为2 399 V/cm,则透射系数为0.5,反射系数为0.5;当场强增大8.5 V后,透射系数变为0,而反射系数变为1,透射能量只增大千分之几,但反射场强却增大了1倍(产生不利影响甚大)。因此,选择当脉冲恰好全部透过时透射系数等于反射系数的场强作为“合适”的场强是合适的。
4结束语
本文在条件简化的情况下,初步探讨了HPM传输参数的优选问题。结果表明,在一定环境下,当HPM的频率和场强一定时,存在一个合适的脉冲宽度;当HPM的频率和脉冲宽度一定时,存在一个合适的场强。对于更复杂的分层自生等离子体的情况,还需进一步研究。事实上,HPM大气传输参数的优选还要考虑现实中其它诸多方面的因素:天线的发射方式、工作模式和靶目标的“敏感”机制等很多因素,这些因素也是以后要研究的问题。
参考文献
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大气传输 篇4
激光在大气传输的过程中, 由于受大气湍流影响, 会产生光束漂移、光强起伏、光束扩展以及光斑破碎现象, 严重影响各种激光工程 (如激光推进、激光雷达、激光测距、激光通讯以及激光能量输运等) 的使用性能。光束漂移、光强起伏、光束扩展等现象集中体现在质心漂移、闪烁指数、光束束腰、衰减指数等参数表现出来, 而这些参数都可以通过传输后激光光斑质心、光斑直径等参数的变化进行计算, 所以通过对大气传输后激光光斑图像的特征参数计算可以有效测量大气传输对激光特性的影响。由于激光传输过程中受到激光器热噪声、大气散射等影响, 在光斑采集端受到CCD热噪声、后向散射等影响都会使得激光光斑图像质量变差, 尤其是对比度下降, 从而严重影响激光光斑提取精度和特征参量计算精度。模糊增强算法通过模糊集映射和增强算子可以有效提高图像对比度, 增强图像质量, 被广泛应用于图像预处理中。将模糊增强算法应用于激光大气传输光斑图像预处理, 增强光斑图像对比度, 提高图像质量, 进而提高光斑提取精度和特征参数测量精度, 对于研究大气对激光传输的影响具有重要意义。
2激光大气传输测量模型
典型的激光大气传输测量系统如图1所示, 激光器发射激光束, 激光通过大气通道进行传输, 通过接收屏接收传输后的激光光斑, 由CCD采集接收屏上的激光光斑, 将光信号转化为电信号传输给图像采集卡进行模数转化, 最终将数字图像信息传递给处理系统进行处理, 进而计算大气对激光传输的影响。
从图1可以看出, 激光在发射端由于激光器热噪声会对激光光束产生影响, 在大气传输过程中会会受到环境、大气散射等影响, 在光斑接收过程中会受到探测器热噪声影响, 在经过采集卡过程中会引入量化噪声等。
文献[1]对大气湍流引起的噪声分布进行了分析, 结论表明大气湍流引起的噪声基本满足高斯分布;CCD引入的噪声包括电流噪声和量化噪声[2], 近似认为服从高斯分布;大气传输过程中还存在锐利噪声和椒盐噪声[3], 整个噪声的强度分布基本服从伽马分布。选取有效的图像预处理算法, 通过处理系统对图像进行降噪处理, 提高图像对比度可以有效提高光斑定位精度。对于伽马分布的噪声图像采用模糊增强算法可以有效提高图像质量。
3模糊增强算法
模糊增强算法是Pal 和King 提出的一种图像增强算法, 首先把图像通过某种变换函数映射为一个模糊矩阵, 然后利用模糊集理论对图像在模糊空间中作增强处理, 最后再通过原变换函数的反变换得到增强后的灰度值, 从而达到图像增强的目的[4]。模糊增强算法框图如图2所示。
依照模糊集的理论, 一幅大小为M×N, 灰度级为L的二维图像X, 可以表示为一个M×N的模糊矩阵, 如式 (1) 所示。
公式中xi, j为图像X中像素点 (i, j) 的灰度, pi, j为像素点 (i, j) 的隶属度函数, 矩阵中元素pi, j/xi, j表示图像中像素点 (i, j) 的灰度xi, j相对于某个特定灰度级x的隶属度, 通常取x为最大灰度级L-1。经典的模糊增强算法中, 隶属度函数pi, j如式 (2) 所示,
其中Fe为指数因子, Fd为倒数因子, 通常取Fe=2;式中当pi, j=T (xc) =0.5时, 称xc为渡越点 (也称为灰度阈值点) , 现有的选择方法一般是根据先验知识来确定;Fe由Fd和xc决定, 如式 (3) 所示, 其中L为图像灰度级。
增强算子Ir为迭代运算结果, 如式 (4) , 实现在模糊特征平面上进行图像增强。该运算扩大了图像中的灰度差别, 使灰度分布向两端扩展, 从而显著增强图像对比度。
Ir (pi, j) =I1 (Ir-1 (pi, j) ) =… (4)
其中
(5)
其中迭代次数需要根据实际情况进行选择, 迭代次数较小时对应较小的模糊程度, 迭代次数太多时增强效果会更加明显, 但是会丢失图像细节, 甚至会使图像局部变为二值图像。对于光斑图像需要考虑其中许多细节成分和强度分布, 迭代次数不易过多。
设p’I, j=Ir (pi, j) , 对p’I, j进行T-1变化, 得到图像像素的新灰度值, 从而实现图像的模糊增强。如式 (6) 。
x′i, j=T-1 (p′i, j) (6)
其中T-1 (·) 与T (·) 为逆变换, 具体表示如式7所示。
4模糊增强算法的不足及改进
经典的模糊增强算法所构建的隶属度函数具有严重的缺陷, 当图像中像素在0～xmax之间变化时, 对应的映射集的取值范围并不在0～1之间, 而与Fd及Fe有关。取典型值L=256, Fe=2, xc=128, 计算得到Fd=306.76, 计算得到隶属度函数曲线如图3所示。
从图3中可以看出, 对于较大的灰度值基本不会引起模糊信息丢失, 而对于较小的灰度值则存在较大缺陷, 映射的范围与模糊信息应存在范围存在较大差别, 其最小值为
而不是0, 这样的映射关系缺陷就会产生信息丢失, 从而导致图像细节信息损失。
针对经典模糊增强算法隶属度函数的缺陷, 目前已经提出了正弦函数、正切函数以及线性函数隶属度函数改进方法[5], 以及其他非线性较复杂的改进算法[6]。
本文结合激光光斑图像灰度分布特点, 重新构建隶属度函数如式9所示。
隶属度函数曲线如图4所示, 可以看出, 该隶属度函数使映射集完整落在0-1之间, 避免了信息丢失, 同时扩大信息差别, 提高增强效果。
5均值滤波与模糊增强结合的激光光斑图像预处理算法
针对大气传输后采集到的光斑噪声特点, 采用均值滤波和改进的模糊增强算法结合的光斑预处理算法, 算法流程如图5所示。
处理中先对图像利用该进的模糊增强隶属度函数进行模糊集映射, 在模糊域进行均值滤波, 从而实现图像局部平滑处理, 可以有效滤除高斯噪声和椒盐噪声, 对平滑后的模糊集进行模糊增强并反变换, 实现激光光斑图像的局部平滑模糊增强。经过多次尝试, 处理过程中平滑窗口选择3×3, 增强次数:n=1。
6仿真结果及分析
在Matlab环境下利用本算法对传输26m的1.06um激光大气传输图像进行处理, 实验结果如图6所示。
从图中可以看出, 模糊增强算法有效抑制了背景噪声, 很大程度改善了含噪图像质量。
定义图像对比度为目标区域灰度均值与背景区域灰度均值之比, 如式10所示
相比于常见的激光图像预处理算法 (包括自适应中值滤波 (3×3窗口) 、均值滤波 (3×3窗口) 、高低帽变换的形态学增强算法、db2小波变换去噪对上图进行处理等) , 对于相同的激光光斑图像, 本文所提的激光光斑图像预处理算法与与其他算法的处理结果如表1所示。从对比结果可以看出, 本文设计的预处理算法可以显著改善图像对比度, 同时使图像平滑, 使处理后图像更容易提取且接近真实目标, 更有利于目标提取和目标特征值计算。
5结束语
本文针对激光大气传输过程中对光斑图像引入的噪声特点, 在分析传统图像模糊增强算法隶属度函数的固有缺陷的基础上, 提出了利用均值滤波和改进的模糊增强算法, 有效规避了经典隶属度函数产生信息丢失的缺陷, 同时结合中值滤波有效滤除大气湍流及图像采样过程中引入的高斯噪声和椒盐噪声, 在图像增强过程中提高了图像信噪比。利用该算法对实际大气传输光斑图像进行了实际处理, 处理结果表明该算法基本达到了预定要求, 相比于传统预处理算法, 该算法可以有效改善图像质量, 提高图像对比度。
提出更好的隶属度函数, 同时在模糊增强的过程中结合效果更好的激光图像去噪算法进行图像处理是下一步模糊增强算法的改进方向。
参考文献
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[4]赵春燕, 郑永果, 王向葵.基于直方图的图像模糊增强算法[J].计算机工程.2005, 31[12]:185, 186, 220.
[5]汪亚明.模糊增强算法的缺陷及其改进[J].电子工程信息.1997, (9) :19-20, 25.
大气传输 篇5
CO2激光波长为9~11μm及其附近的长波红外波段, 具有比较大的输出功率和较高的能量转换效率, 光束质量高、相干性好、工作稳定等优点。但由于大气的物理性质复杂, 影响CO2激光大气传输特性的因素较多且随即性大、计算大气传输衰减的难度较大。因此本文对CO2激光大气衰减因素进行归纳说明, 进而得到较为系统的CO2激光大气衰减特性及估算方法。
1 CO2激光的大气衰减因素
1908年由G.Mie提出了关于波在介质中传输的最早理论——Mie理论。直到1960年Rozenberg对大气光散射的早期发展进行了详细地讨论。1976年E.J.McCartney较详细的讨论了大气中的分子和气溶胶霾和云粒子的光散射。1978年A.Ishimaru已较详细地讨论了波在离散随机介质中的传播问题[5] (如图1) 。
对于特定激光系统来说激光波长、功率、传输距离都已基本确定, 衰减量大小主要由大气结构决定。大气结构对激光传输衰减的影响从微观角度进行分析包括大气子吸收、大气分子散射、大气气溶胶吸收和大气气溶胶散射;由于大气气溶胶吸收和大气气溶胶散射同时发生, 因此一般情况下一同进行讨论。当CO2激光在大气中传输时会因吸收和散射而衰减, 吸收是把辐射能变成其他形式能, 而散射则会使传输方向发生偏离, 其衰减规律遵从朗伯-布给 (Lambert-Bougner) 定律:
式中:α (λ) 为吸收系数;β (λ) 为散射系数, μ (λ) 为衰减系数。
式中:αm (λ) 和βm (λ) 分别为大气分子的吸收和散射系数;αa (λ) 和βa (λ) 分别为大气气溶胶吸收和散射系数。
1.1 大气分子吸收
分子的吸收系数随波长的变化是相当复杂的, 由于许多分子吸收带的复杂性导致大气对光的吸收随波长呈现振荡的形式。大气中不同的气体分子对激光的吸收依据波长而定, CO2激光的分子吸收主要来自水汽的连续吸收, 其次是CO2气体的共振线中心吸收。其吸收程度与温度、气压有直接关系算法比较复杂, 因此基于实验数据并用Elsasser波带模型插值编制成了以0.1μm为间隔、从0.3~13.9μm的一个很宽的吸收物质浓度范围内的光谱透过率表[6]。
表1和2给出了9.3和10.6μm激光对应的水蒸气和CO2光谱透过率, 从而可以近似估算大气吸收对激光的衰减。
这两个表是等效海平面路程下进行计算的而暂不适用于高空路程计算, 如需计算某一高度上一段路程的透过率时, 加入修正因子计算不同高度的水平路程透过率, 见公式3。
其中, P/P0是h高度的大气压与海平面大气压力之比;k为常数, 对水蒸气是0.5, 对二氧化碳是1.5。
1.2 大气分子散射
激光传输经过大气分子产生散射, 当分子半径远小于波长时, 用Rayleigh散射理论, 分子粒子的散射系数为[7]:
式中:N为单位体积的气体分子数;n为与高度和波长有关的大气折射率;δ为散射辐射的退偏因子, 一般取值为0.035。由式 (4) 可以看出分子散射系数与激光波长的四次方成反比, 因而与可见光或其他因素相比, 大气分子对CO2激光的瑞利散射可以忽略。
1.3 气溶胶吸收与散射
大气气溶胶的霾粒子尺度分布范围一般在0.01至几微米的范围内;而雾粒子的尺度一般在1~100μm范围内;大气气溶胶衰减包括气溶胶的散射和吸收, 因测量时很难区分不同的激光波长受气溶胶的散射和吸收的不同量值, 故通常综合考虑。CO2激光在传输过程中的大气气溶胶衰减主要为霾、雾、雨、雪等气象因素的影响。
(1) 霾引起激光的衰减。
霾是大气中最常见的自然现象。对于霾引起激光的衰减, 常根据能反映气溶胶浓度的大气能见度来估算, 引入气象学中能见度Dv确定的试验数据来计算透过率, Dv用来表征大气的模糊度, 并且是白天能看见天空背景下水平方向上角尺度大于30'模糊物体的最大距离。它代表了可见波长λ0处 (通常λ0=0.555μm) , 目标和背景之间对比减弱的程度。在0.3~14μm区间气溶胶粒子的衰减系数ap (λ) 为:
公式5中, λ0取0.555μm;λ为红外辐射波长 (μm) 。当能见度特别好 (Dv>20km) 时, q=1.6;对于中等能见度 (Dv=10 km) , q=1.3;如果大气中的霾很厚, 以致能见度很差 (Dv<6 km) 时, 可取q=0.585vD1/3[8], 见图2。
(2) 雾引起激光的衰减。
CO2激光在雾中的透射率, 取决于在雾中悬浮水滴的密度分布和尺寸分布, 因雾造成的衰减与微粒直径有关。对于雾微粒远小于CO2激光波长情况下, 雾的衰减由Chylek[11]提出了适用于大部分粒子半径小于13μm的经验公式[9]:
式6中:C为经验常数;W为雾的含水量 (g/m3) ;λ为波长 (μm) 如表3所示。
由表可得雾对10.6μm激光造成的衰减要比对波长为0.8~5μm波长的激光造成的衰减要小得多。
而当雾粒子尺寸大于激光波长时, 产生的散射可用Mie理论进行严格求解。下面给出Mie理论求解单个球形粒子总截面Q (D) (即消光截面) 计算公式为[10]:
式中:D为粒子直径:an、nb为Mie散射系数, 它们是复折射率、波长、粒子半径的函数。对于定尺寸的气溶胶粒子, 在单位距离所引起的信号衰减为:
式中:r为粒子半径;n (r) 为粒子尺度的分布。
目前对于雾粒子使用较普遍且适用性最大尺度分布的是Deirmendjan模型, 其形式为:
式中:c, d, α和β是正的常数。
根据表4与公式8和9得出雾滴尺寸分布与能见度关系为:
由公式10及8可以归纳出雾粒子作用下能见度与透过率关系, 见图3, τ为透过率, Dv为大气能见度距离。
(3) 雨的衰减。
雨对激光衰减的大小与波长的关系不大, 仅与降雨强度和雨滴半径分布等因素相关。由于雨滴半径分布的随机性较大, 测量困难, 且两者具有较强的相关性, 实际应用中通常只用降雨强度J (mm/h) 来估算衰减系数的大小。常见的估算CO2激光雨滴衰减经验公式如下[11]:
以10.6μm为例给出衰减系数与降雨强度关系, 见图4。
(4) 雪的衰减。
雪的特征较难描述, 其衰减理论尚不成熟。一般而言, 在相同含水量条件下, 雪的衰减比雨要大, 但比雾要小。根据Mie散射理论, 当散射粒子的尺寸远大于入射辐射的波长时其衰减系数与波长无关。雪片散射符合这种情况。实验研究发现, 雪对激光的衰减与激光波长有一定关系, 长波激光衰减要大于短波激光衰减, 这个现象是由衍射效应引起。雪片散射图形中在前向有一个很窄的衍射瓣, 其宽度随波长的增大而变大。在接收时较短的波长将会有较多的衍射能量进入探测器, 因而出现较小的衰减。通常, 雪对10.6μm激光衰减系数的估算公式如[11]:
2 CO2激光传输特性
CO2激光在大气中传输, 其衰减系数还与高度有关, 大气成分随高度变化有关。图5给出了CO2激光随高度变化的关系曲线[12], 由图5可见CO2激光在高度20km处的衰减系数与地面时差不多, 衰减系数随高度升高下降较小。
激光在无雾雨天气情况下, 激光近地传输20km的大气透射率[13], 见图6, 在相同气象条件下进行远距离传输, CO2激光功率损失较小。
激光在大气中传输时其衰减系数随温度的下降而减少, 图7给出了CO2激光10.6μm的衰减系数随温度变化曲线。CO2激光在低温时传输性能较好, 这是由于温度对大气分子和气溶胶粒子分布产生影响的结果。
3 归纳总结
综上所述, CO2激光在传输过程中受大气衰减因素影响较大, CO2激光的传输特性与多种因素有关。
(1) 对于CO2激光, 大气分子散射可以忽略。主要衰减因子是大气分子吸收和气溶胶衰减。
(2) CO2激光受大气中H2O、CO2等分子吸收衰减影响较大, 计算衰减系数过程中对需要考虑温度、压强、分子浓度等因素对分子吸收的影响作了简化的估算引入了实验经验透过率表。
(3) 对于大气分子的吸收作用还需考虑CO2激光的传播过程中的斜路修正问题。
(4) 对于气溶胶衰减来说大气分子的吸收散射就相对较小。直径较小的霾粒子引起的激光衰减, 引用了气象能见度求光谱透过率的方法。当气溶胶粒子直径大于激光波长的时候, 采用Mie理论进行计算更为合理。
(5) 由于雨和雪对CO2激光的衰减是非选择性的。因此采用经验公式计算其衰减系数。
(6) CO2激光在远距离传输时, 激光功率损失较小。
(7) CO2激光受高度变化影响较小。
(8) CO2激光在低温下传输透过率很高高温下受到大气分子及气溶胶粒子分布影响透过率明显降低。