激光探测（共8篇）
激光探测 篇1
摘要：利用低空激光大气传输模型,对1.06μm激光在大气中传输时散射辐照度的分布进行了数值计算,通过与相同条件下的激光器回波信号能量进行比较,发现计算结果在理论分析上存在较大差异,其原因是未考虑激光器的单脉冲特性。通过对在单脉冲工作方式下的激光散射能量公式进行改进,提高了散射探测的计算精度。
关键词：激光散射探测,散射辐照度,脉冲特性
激光发散角小,脉宽较窄,决定了其光斑直径通常很小,在激光探测的典型情况下,激光束一般不会直接入射到激光探测设备上,需通过接收大气对激光的散射来探测激光[1]。为了能够提高激光散射探测距离,需计算到达探测器的散射激光照度。通过传统计算散射激光能量的方法所得的结果与理论计算激光指示器回波能量进行比较,发现传统方法未考虑到激光的单脉冲特性,因此,对传统的计算方法进行了改进,提高了散射探测精度。
1 传统激光大气气溶胶散射计算
激光在大气传输的过程中,会受到气溶胶粒子的散射,为激光散射探测提供了必要的条件。光散射主要是瑞利散射和米氏散射。瑞利散射在紫外光谱和高空中起主要作用;而米氏散射则在较低的高度上起主要作用,是优先的散射源,可产生相对较大的可用信号,为激光散射探测提供必要的能量[5,6]。因此主要考虑气溶胶粒子的Mie散射,根据Mie散射理论,设气溶胶的粒径分布范围为r1～r2[7]。
1.1 低空激光大气传输模型
为了方便研究,一般假设气溶胶粒子的大小分布不随高度变化,但与地理环境和气象条件有关。假设在空气能见度为23 km,湿度为75%的都市郊区低空,在陆地上空,气溶胶粒子大小的典型分布为[7]
1.2 低空激光散射的能量分布计算
图1表示激光器和激光探测器的位置关系,其中激光器斜向下照射,激光探测器的视场朝上。其中R为激光器与探测器之间激光传输的轴向距离(以下简称激光传输距离),d为探测器的离轴距离,θ为探测器的视场角。
假设激光器的波长为λ,出射功率为Pt,根据文献[8],在离轴距离为d时到达探测器的辐射照度可以表示为
Pn(1)(cosθ)为一阶n次第一类缔合勒让德函数;
Pn(cosθ)为第一类勒让德函数。
an、bn为Mie散射系数,其计算式为
式中,z可以是χ或mχ;分别为半奇阶的第一贝塞尔函数和第二汉克尔函数;ψ'n、ζ'n为对各自变量的微商;m=m1-m2i为散射粒子的复折射率,对于1.06μm激光,在工程上,大气衰减与能见度的关系[9,10]可表示成a=2.7/V,V是km为单位的能见度。其复折射率为m=1.56-0.089i。典型激光器的输出能量为10 mJ,脉冲宽度为10 ns。探测器的视场角θ=30∘,设β1=40∘,β2=100∘。
对于1.06μm激光,粒子半径为0.1～20μm的大气气溶胶前向散射较强,在此只需考虑前向散射,因此实际取β2=90∘。在不考虑大气湍流影响下,用式(2)计算在传输距离为10 km时,不同离轴距离的探测器所接收到的大气散射激光的最大辐射照度,见表1。
图2为根据表1做的不同离轴距离的辐射照度的曲线。
同样根据式(2),文中计算了激光传输不同距离时在离轴100 m处的激光散射辐射照度,计算结果分别如表2和图3所示:
1.3 数值计算结果分析
由于上述值比较小,实际中很难进行精确的测量,为了讨论上面计算得到的结果,文中对激光器的回波辐射照度进行了计算,可表示为
其中,Pt为发射功率,ρ为目标反射系数,对于漫反射发散角Ω可取为2π,R为作用距离,Ta为单程大气透过率,Ta=exp(-aR)。那么对于1 mW的激光器,当作用距离为10 km时,其接收到的功率为
而在1.2节中计算得到的激光传输10 km时在离轴100 m处的散射辐射照度为6.635×10-3W/m2,表明在距离为10 km情况下,其探测距离将远大于100 m,不能满足精度要求。原因在于传统计算激光散射能量的计算方法,是基于连续工作方式,而对于脉冲工作方式的激光器而言,需要进行必要的改进。
2 脉冲工作方式辐射能量计算的修正
考虑激光的单脉冲特性,那么在式(2)中就不能对探测器整个视场内的激光束进行积分运算。假设
探测器视场内只有一个激光脉冲,如图4所示。
2.1 公式推导
因为考虑到激光脉冲的长度较短,如在1.1节的例子中,脉冲长度为3 m(不考虑相对论影响),那么在计算的时候可以近似认为激光为一个点源来计算,设其长度为dy,在不考虑衍射等能量损失的理想情况下,位于y处激光的辐照度(光强)为
其中,φ为激光发散角,D为出射激光直径。
先考虑单个大气分子的散射,其激光器的轴向距离为R、离轴切向距离为d的探测器,所散射的辐照度(光强)为
激光在y处占的气溶胶体积为那么该部分气溶胶产生的散射可表示为
整理后就可以得到要求的辐射照度公式为
2.2 数值计算与分析
在与1.2节中计算条件一致的情况下,根据式(12)计算得到的离轴100 m,不同β角度的辐射照度如表3所示。
由表3可以看出,激光在离轴100 m左右散射的辐射照度和激光器的回波照度大小是相当的,可以实现100 m左右的散射探测。
另外,从结果还可以看到,散射的辐射照度随散射角度β的增大先增大后减小,通过更小角度间隔,计算得到了散射辐射最大的角度约为β0=33.69∘。
图5为辐射照度随散射角度β的变化曲线。
在β=33.69∘的条件下,图6和图7分别给出了当激光传输距离为10 km时,不同离轴距离的辐射照度曲线和当离轴距离为100 m时,不同激光传输距离的辐射照度曲线。
3 结束语
利用低空激光大气传输模型,分析计算了现有文献关于激光在大气中传输时同距离条件下的激光散射能量,定量计算了不同离轴距离和不同激光传输距离时激光的辐射照度。通过与激光器的回波信号比较分析得出,传统的计算方法未考虑激光器脉冲工作方式的影响。文中对脉冲工作方式下激光散射的公式重新进行了改进,提高了激光散射探测精度,并计算了不同散射角度、不同离轴距离和不同激光传输距离情况下的激光辐射照度。
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激光探测 篇2
关键词：
引力波； 激光； 干涉仪； 光学结构
中图分类号：TH744.3 文献标志码： A doi： 10.3969/j.issn.1005-5630.2015.04.019
Abstract： The existence of gravitational wave is the greatest predictions of Einstein’s theory of general relativity. The detection of gravitational wave is one of the important frontier sciences of physics. The gravitational wave astronomy based on the detection of gravitational wave is a new interdisciplinary science. It is a big complimentary and expanding of traditional electro-magnetic astronomy. As a high precision optical instrument and the key equipment of gravitational wave astronomy，laser interferometer gravitational detectors are developing very quickly in the world. It opened a new era of gravitational wave detection. The basic optical structure of laser interferometer gravitational detector and its main parameters have been discussed. The characteristics of mirrors and the measurement method for their parameters have been introduced.
Keywords：
gravitational wave； laser； interferometer； optical structure
引 言
引力波是爱因斯坦广义相对论最重要的预言，引力波探测是当代物理学重要的前沿领域之一。以引力波探测为基础的引力波天文学是一门正在崛起的新兴交叉科学，由于引力辐射独特的物理机制和特性，使得引力波天文学研究的范围更广泛﹑更全面，物理分析更精确﹑更深刻。它以全新的探测理念和探测方法揭示宇宙的奥秘，探寻未知的天体和物质。它能提供其他天文观测方法不可能获得的信息，加深人们对宇宙中天体结构的认识，是继以电磁辐射为探测手段的传统天文学之后，人类观测宇宙的一个新窗口，是对电磁辐射天文学巨大的拓展与补充。作为一种大型的精密光学仪器并作为引力波天文学研究的关键设备，激光干涉仪引力波探测器已在世界各地蓬勃发展起来，开辟了引力波探测的新时代，为引力波天文学研究提供了锐利的武器。
1 激光干涉仪引力波探测器的工作原理
用干涉仪进行科学探测的基本原理是比较光在其相互垂直的两臂中度越时所用的时间。当引力波在垂直于干涉仪所在的平面入射时，由于特殊的偏振特性，它会以四极矩的形式使空间畸变，也就是说，会以引力波的频率，在一个方向上把空间拉伸，同时在与之垂直的方向上把空间压缩，反之亦然。对于激光干涉仪来说，当引力波通过时，干涉仪相互垂直的两臂所在的那部分空间自然也产生拉伸或压缩效应。也就是说，引力波会使干涉仪的一臂伸长而同时又使另一臂缩短。比较光在相互垂直的两臂中度越时所用的时间的变化，就能探测引力波产生的效应，从而知道引力波是否存在。激光干涉仪引力波探测器的工作原理[1]如图1所示。
原则上讲，激光干涉仪引力波探测器是一台“变异”的迈克尔逊干涉仪，其相互垂直的两臂各有一个法布里珀罗腔，并带有光循环镜和其他功能部件。如果不考虑法布里珀罗腔﹑循环镜及其他部件的作用，激光干涉仪引力波探测器就可以简化成一台单次往返的迈克尔逊干涉仪。
从激光器发出的一束单色﹑频率稳定的激光，在分光镜上被分为强度相等的两束，一束经分光镜反射进入干涉仪的一臂（称为Y臂），另一束透过分光镜进入与其垂直的另一臂（称为X臂），在经历了几乎相同的度越时间之后，两束光返回，并在分光镜上重新相遇，并在那里产生干涉。若两束光的度越时间相等（或时间差为光振动周期的整数倍）则两束光在光探测器上干涉减弱呈暗条纹，而返回激光器的那个合光束则是干涉加强呈亮条纹。精心调节干涉仪的臂长使两束光完全相干相减，则探测器探测不到光强，激光干涉仪引力波探测器的输出信号为零。这是探测器的初始工作状态。
当引力波到来时，由于它独特的极化性质，干涉仪两个臂的长度做相反的变化，即一臂伸长时另一臂相应缩短，从而使两束相干光有了新的光程差，破坏了相干减弱的初始条件，有一定数量的光线进入光探测器，使它有信号输出，该信号的大小正比于引力波的无量纲振幅h，探测到这个信号即表明已探测到引力波。
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2 激光干涉仪引力波探测器的基本光学结构
激光干涉仪引力波探测器是一种大型综合性实验装置，由光学部分、机械部分、信号转换部分和控制部分等组成。本质上讲，它应该是一台超大型高精度的光学仪器，其光学部分的主体结构如图2 所示，包括迈克尔逊干涉仪、法布里珀罗腔、光循环镜、频率调制器、光隔离器、波片、信号引出系统（后4项图中未绘出）等。现就主要光学部分进行介绍。
2.1 激光器
激光器是激光干涉仪引力波探测器的光源[2]，用于引力波探测的干涉仪对光源有如下要求：
（1） 高输出功率和好的功率稳定性
激光功率涨落产生的霰弹噪声是影响激光干涉仪引力波探测器灵敏度的主要噪声之一，其大小为
式中：L为干涉仪臂长；h为普朗克常量；c为光速；λ为波长；Pin为输入功率。增加激光Pin，可使霰弹噪声压低。一般要求激光器的输出功率为十几瓦（初级探测器）到两百瓦左右（高级探测器），输出功率不但要大，还要有好的稳定性，因为输出光束强度的涨落会影响暗纹工作点锁定位置的剩余涨落，从而影响干涉仪的灵敏度，对于激光干涉仪引力波探测器来说要求功率稳定性至少应达到δP/P=10-7。
（2） 单一的振动频率和高的频率稳定性
为使激光干涉仪引力波探测器能够稳定地锁定在需要的工作点上，要求激光器输出的光束具有单一的振动频率。激光频率涨落引起的噪声是影响干涉仪灵敏度最严重的噪声之一，我们称此噪声为干涉仪的频率噪声，必须尽量减小。
（3） 输出光束光斑的横截面是纯净的TEM00模式。
（4） 线性偏振。
（5） 内在噪声低。
激光干涉仪引力波探测器所用的大功率稳频激光器大多数是注入锁频激光器。即用一个稳定的低噪声主激光器，注入、锁定一个高功率从属激光器。
2.2 清模器
激光干涉仪引力波探测器要求激光束的横向剖面具有纯净的TEM00模式，即应该是基模厄米高斯模式。因为高阶模式与干涉仪的不对称性相耦合，会使输出信号的对比度变差，而且高阶模式会使法布里珀罗腔镜子表面光强分布改变，产生附加的热噪声。高阶模式的振幅是不稳定的，它会使镜子不同部位受到的辐射压力发生变化，产生附加的辐射压力噪声，严重时会使镜子抖动引起干涉仪锁定状态的不稳定。通过清模器可以清除高阶横向模式，清模器的主体部分是一个具有较高透射率的行波谐振腔，常采用由三面光学镜组成的锐三角形结构，其优点是清模效果好，光束抖动噪声小，能选择偏振形式，具有高的频率稳定性，没有光从清模器返回激光器。合理设计三面镜子的反射和透射系数并适当调节锐角上的镜子，使载频激光和两个旁频都能共振通过。
2.3 功率循环镜
从3.2节中我们知道，在激光干涉仪引力波探测器中要尽可能地使用高激光功率，使用功率循环技术[3]。可以有效地做到这一点，其基本的想法是把从干涉仪亮口射出来的光重新收集起来，再注入干涉仪中，进行循环利用。因为激光干涉仪引力波探测器的工作点选择在暗纹条件，如果干涉仪内的光损耗很小，几乎所有的入射光功率都会经载频口射出，这是极大的浪费。在激光器和分光镜之间放上一面镜子，就能实现光能的回收。这面镜子称为功率循环镜，它把这部分漏出的光与从激光器来的新鲜光混合，一起注入到干涉仪内，则干涉仪内的有效功率将大大增加。
功率循环镜的置入等于在干涉仪上又组成了一个法布里珀罗腔。腔的一个端镜是功率循环镜，另一面端镜是把整个干涉仪等效成的一个复合镜。我们称这个法布里珀罗腔为“功率循环腔”，设循环腔内的功率增益为G，不考虑循环镜的功率损耗时有
2.4 法布里珀罗腔
在迈克尔逊干涉仪中，引力波引起的相位变化与臂长L成正比，臂长越大，相位变化越大。这种正比关系直到臂长增大到引力波波长的四分之一时都成立，此时光在臂中往返一次的时间等于引力波的半个周期。例如，对于频率为100 Hz的引力波来说，为了获得最佳探测效果，根据计算，迈克尔逊干涉仪的臂长应为75 km。在地球上建造这么大尺度的干涉仪是不可能的。能否把迈克尔逊干涉仪的臂折叠起来，使光在其中的行程达到对引力波的最佳探测效果，而折叠后的长度又合适，使我们有可能在地球上建造它，维修它？这种技术是有的，那就是在臂上使用法布里珀罗腔[4]。
法布里珀罗腔由前后两面镜子组成，入射的激光束在腔内多次来回反射，发生共正振。法布里珀罗腔光的输入/输出关系如图3所示。
图中L为腔的长度，a0表示入射光的电场振幅，a1为透过输入镜进入腔内的光的电场振幅，a′1是腔内从输入镜自由传播到终端镜后的电场振幅，a2是腔内光场透过终端镜出射的光的电场振幅，a3是a′1经终端镜反射后的电场振幅，a′3是反向自由传播后输入镜的光的电场振幅，a4是腔内的光透过输入镜射出腔外的光的电场振幅。设输入镜的反射和透射系数分别为r1和t1，终端镜的反射和透射系数分别为r2和t2，则
光强的反射系数R和透射系数T是振幅反射透射系数的平方，即R=r2且T=t2。在单独考虑纵模时，若外部输入激光波长λ和腔长L满足λ=2L/n（n是任意正整数），激光会在腔内发生谐振，此时腔内积累的光功率达到最高，从腔的后端镜透射出来的光强也最强。当频率不满足上述关系时，腔内积累的光功率急剧下降，腔后基本没有光透出来。腔内能谐振的激光纵模频率是c/（2L）的整数倍，这一纵模之间的频率差又称之为自由光谱范围法布里珀罗腔的频带宽，它是谐振峰值的半高度处的全宽度，即向低频和高频分别移动输入光的频率，当腔内光功率达到最大腔内功率一半时，这两个频率之差。表示法布里珀罗腔损耗大小的量叫做腔的锐度，锐度的物理意义为：当腔内谐振功率达到最大时突然切断输入光源，原来积累在腔内的光会慢慢透射出来。锐度表征这一过程的耗时长短。腔的锐度越高，所需要的时间越长，也就是说，腔内能积累的功率也越高。
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3 光干涉仪引力波探测器中的光学镜
激光干涉仪引力波探测器对光学镜特别是分光镜，功率循环镜及两臂上法布里珀罗腔所用的四面镜子有十分严格甚至近于苛刻的要求，其材料的选取及制造工艺的高低直接影响干涉仪的灵敏度和稳定性。
3.1 测试质量的结构
（1） 镜子结构
激光干涉仪的测试质量是由镜子本身和反冲质量组成的复合体。这个复合体是将镜子的一部分嵌在一个与其质量相等的反冲质量体内做成的。镜子和反冲质量两者的纵轴要重合，镜体的背面分布着四个永磁体做成的针，而相应的线圈固定在反冲质量体与其相对的面上。针伸入对应的线圈内，组成磁铁线圈驱动器。这四组磁铁线圈驱动器用来调整和控制镜体的方向和位置。
（2） 光杠杆
在激光干涉仪引力波探测器运行过程中，需要使用光杠杆对测试质量的状态进行实时控制，使干涉仪稳定地保持锁定状态。光杠杆的工作原理如下：
当干涉仪调整到初始工作状态并锁定之后，从激光器来的一束光射到镜子背面选定的一个灵敏点上，经过反射后进入到一个多单元光探测器内，输出一个确定的信号。当镜子的角度偶然发生变动时，反射光束就入射到多单元光探测器的不同位置上，输出一个位置误差信号。该位置误差信号经放大成形后输入到一个自动控制系统，驱动设在镜子背面相应的驱动装置，使镜子复原。由于激光器到镜子的距离远小于光探测器到镜子的距离，在光探测器所处的位置上，反射光斑的位移会很大。因其作用类似于力学中的杠杆，故得其名。
3.2 激光干涉仪引力波探测器对光学镜的要求
（1） 体积和重量
激光干涉仪引力波探测器的臂长一般为千米量级，由于光束传播过程中的发散，光斑变大。为了避免边缘效应光学镜的直径都比较大，如LIGO镜子的直径是25 cm。由于辐射压力噪声与镜子的质量成反比，为了降低这种噪声提高干涉仪的灵敏度，镜子的质量一般为20 kg左右。
（2）热传导及热噪声
当激光干涉仪引力波探测器运行时，臂上法布里珀罗腔内的激光功率非常强，例如高级LIGO达到800 kW以上，因此，镜子要有很好的散热性，而且镜子内部不能有结构上的缺陷。为减小由于局部发热而产生的热噪声和避免镜面的热损伤，镜子材料一般为熔硅。
（3） 镀膜
镀膜对激光干涉仪引力波探测器的光学镜来说至关重要。分光镜要把入射光分成强度严格相等的两束，功率循环镜的反射系数要与等效复合镜的反射系数相匹配，臂上法布里珀罗腔总反射和总透射系数，腔的锐度，频带宽度，光贮存时间等参数无一不与镀膜息息相关。为了达到需要的数值，需要使用不同材料进行多层镀膜。由于膜的厚度要均匀，膜材料的导热性能要好，因此镀膜工艺及膜厚度测量非常复杂和困难。
3.3 镜子参数测量
引力波探测工程中对光学元件的要求极为严格，因此常规的检测方法难以对其测量。光学元件的主要测量指标为面形精度和曲率半径，一般使用激光干涉仪检测，主流的激光干涉仪对面型的检测精度为PV值小于λ/20，并且曲率半径的测量范围有限。而LIGO中的光学元件面型精度要求到达PV值小于λ/100，RMS值小于λ/1 000，曲率半径估算为6 km，要求测量的半径误差小于3%。针对极其苛刻的测量指标，Vecoo公司专门设计了1.064 μm干涉仪，测量半径范围5.5～14.5 km，有效口径大于150 mm，光学元件的反射率范围为4%～99.9%。
为了精确测量光学元件的曲率半径，离焦和象散的残差PV值必需精确到λ/100，它们的大小由全口径测量的泽尼克系数决定，去除离焦和象散项，RMS残留误差必须小于λ/1 000。回程误差是指没有条纹和n个条纹的光程差，LIGO干涉臂中的共振腔内光学平板在4个倾斜条纹下PV值小于6 nm。在测试光学平板表面时需要排除零条纹模式，通过软件进行光线追迹可以对回程误差建模，但必要时需对回程误差进行测量并去除。
干涉仪对面型精度的测量是使用精度很高参考镜对样品测量，测量精度取决于参考镜的精度，但参考镜的精度很难达到PV值λ/100。为了达到测量精度，使用三平板绝对测量法，使用一个平板作为一个测试面，使用偶次和奇数函数的办法测量三个未知和一个已知的参考镜，进行两次独立的三平板测量，其中一个平板在两次测量中都使用。在两次测量之间比较通用表面的计算结果。面型的PV值可由泽尼克系数表示，相同表面的独立测量，离焦系数PV值差异小于10 nm，象散系数使用相同的步骤，除去离焦和象散后，剩余RMS值小于1 nm。
LIGO工程中大曲率半径光学元件的曲率半径最终测量结果为5.84 km，5.85 km，5.87 km，与预期值6 km相比，误差在3%以内。
4 结束语
作为一种大型的精密光学仪器并作为引力波天文学研究的关键设备，激光干涉仪引力波探测器已在世界各地蓬勃发展起来，开辟了引力波探测的新时代。20世纪80年代，数十台小型干涉仪陆续兴建，作了大量的基础研究，灵敏度提高了几个数量级。到21世纪初，几台大型激光干涉仪相继建成并投入运转，它们是：位于美国华盛顿州的LIGO（LHO）和位于路易斯安娜州的LIGO（LLO），臂长4 km[5]；位于德国汉诺威由英国和德国合建的GEO600，臂长600 m[6]；位于意大利比萨附近由法国和意大利合建的VIRGO，臂长3 km[7]；位于日本东京国家天文台内的TAMA300，臂长300 m[8]；位于澳大利亚珀斯附近的AIGO，臂长80 m。这些大型干涉仪的灵敏度达到了10-22HZ-12被称为第一代激光干涉仪引力波探测器。当前，采用新材料、新技术、新工艺的第二代激光干涉仪正在紧张地建造之中，灵敏度为10-23HZ-12，它们是：高级LIGO两台[9]，高级VIRGO，GEO高频，位于日本深冈臂长3 km的KAGRA及由美国和印度合建的INDIGO，臂长为4 km。在第二代干涉仪紧张建造的同时，以爱因斯坦引力波望远镜[10]为代表的第三代激光干涉仪引力波探测器也开始筹划，臂长10 km，采用三角形结构，建在地下，灵敏度直指10-24HZ-12，目标是建设引力波天文台，当前已完成第一阶段的可行性研究。我们知道，灵敏度提高一个数量级，可探测的引力波源的数量就扩大1 000倍。随着第三代激光干涉仪引力波探测器的建立，人类必将进入引力波天文学蓬勃发展的新时代。
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（编辑：刘铁英）
激光探测表面波信息 篇3
一、实验装置
一圆柱形重锤从一定高度落到光学平台上使台面产生振动。样品池中盛满蒸馏水。台面振动会引起液体表面产生表面波。He-Ne激光器发射的激光束以1.47rad的入射角射到样品池中液面的中心位置处。激光经液体表面波调制后的反射图样呈现在观察屏上。观察屏距离入射光点8.6m。用Pike F-421B型CCD采集图样, CCD每隔0.0625s采集一次图样并将采集到的图样自动储存到计算机。
二、理论分析
如图1所示。液体表面波波函数近似为Y=Acos (wt-tx) (1)
A为表面波振幅, 波矢量k=2л/Λ, Λ为表面波波长。波长为λ的激光束射到液体表面波上, 根据干涉条件:
Λ[sinθ-sin (θ-ψ) ]=jλ (j为整数) 时产生干涉极大值。
相邻光斑的间隔相对于入射点的张角△ψ近似为△ψ=d/L, L是观察屏与入射光点之间的距离, d是相邻光斑的间隔, 则Λ=Lλ/ (dcosθ) , 将 (1) 式两边对x求导得, 有, 是干涉图样的宽度,
图1表面波的光干涉
图2表面波的上升图样
三、实验及结论
实验时, 在光学平台上方释放重锤, 重锤撞击台面引起样品池中的液体表面产生波动, 。用CCD连续拍摄入射激光被波面调制后的反射图样。在单次实验拍摄到的图样中, 每隔0.125s选取一张图样, 如图3所示。由式 (2) 可知, 图样的宽度与表面波的振幅有关, 光斑级数越多, 说明表面波的振幅越大。图2可以看出, 与图样相对应的液体表面波的振幅随时间变大。
利用MATLAB软件分别对图3中各个图样进行扫描, 根据扫描数据, 计算出对应的液体表面波的振幅值, 分别为0μm、1.3μm、2.5μm、3.7μm、5.8μm、8.0μm、10.8μm。对实验数据用最小二乘法进行拟合, 根据拟合曲线可知, 液体表面波的振幅随时间呈指数规律增大, 并计算得到蒸馏水表面波的上升系数为27μm/s。
参考文献
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简易估计激光探测系统作用距离 篇4
激光技术广泛应用于军事,如激光测距、激光通信、激光制导、激光武器等纷纷现身现代战场,极大地提高了武器系统的作战能力,文献[1]对此有详细介绍。为应对日趋严重的激光威胁,各国争相开展激光探测告警技术研究,在研制激光探测设备的同时,如何测试评估激光探测系统的作用距离、灵敏度、方向分辨率、探测概率、反应时间等性能指标也是备受关注的课题之一。其中,探测作用距离是体现系统告警能力的重要指标之一,如何对其进行测试评估已成为一项重要研究内容。目前,对激光探测作用距离的评估主要是通过外场改变模拟威胁源与激光探测设备间距进行实地测试验证的方法来完成。该方法的优点是真实、可靠、可信度高,但也存在一个突出弊端,即需要载有参试设备的移动载体(如汽车、轨道平板)能够作大范围的纵深。实际上开阔通视的地形条件往往不具备,使得测试难度加大,同时,由于测试距离的选择缺乏参照值,使得测试过程随机性、重复性较大,结果耗时长、成本大。本文基于激光大气传输过程模拟,提出一种室内简易估计激光探测作用距离的方法,为外场测试提供参照值,可增强外场测试针对性,进而提高测试效率。
1 估测原理
激光探测作用距离是指,在规定的大气能见度下,针对特定激光威胁源,满足探测概率要求的最远作用距离(通常要求在95%以上),它通常要求达到激光威胁源作用距离的1.2倍[2]。激光源的功率和大气传输特性是影响激光探测作用距离的两大主要外在因素。在评估测试时,模拟激光威胁源的性能指标往往是确定的,而激光大气传输过程是复杂多变的,因而,可以利用特定衰减系统在室内条件下,对激光大气传输过程进行模拟,完成探测作用距离的评估测试。
激光从光源到探测系统的传播过程中,大气衰减是一个非常重要的影响因素。一般来说,对单色光束强度平均减弱的一种合适的表达式是郎伯定律(即功率随距离作指数衰减)[3]:
式中:τ—透射率因子;μ—衰减系数(km-1);R—辐射距离(km);γ—散射系数(km-1);k—吸收系数(km-1)。散射和吸收是大气衰减的主要因素,它与大气路径中的分子和气溶胶微粒有关,战术上常用波长的激光大气传输散射系数和吸收系数可参见Kneizys的著作[4]。对于穿过非均匀大气的斜距,必须将式(2)加以推广,以便计入μ沿路径的变化,一种大气衰减经验表达式可用来将激光衰减作为能见度距离的一个函数进行估算。
式中:τA—斜距大气传输率;V—能见度(km);λ—波长(μm)。幂指数q与散射粒子的尺寸分布有关,其一般数值在高能见度时为1.6;中等条件时为1.3;而在低能见度(<6 km)时为0.585V1/3[5]。
由式(1)、(2)、(3)可知,在μ、γ、k、q取经验值的情况下,对于特定波长的激光而言,大气透过率是能见度和辐射距离的函数,在规定的能见度条件下,透过率与辐射距离是一一对应的关系。因此,可事先建立一个相对丰富的能见度、透过率、距离数据库,然后,在室内设置大气衰减模拟系统,根据透过率、距离的对应关系,改变衰减系统的透过率来模拟不同传输距离上的激光能量衰减,进而对激光探测系统作用距离进行测试评估。其中,特定波长激光的大气传输透过率、距离数据库的建立,可利用大气透过率计算软件FASCODE来实现,它是普遍公认的、以逐条谱线方式计算光学大气透过率和辐射的标准软件[6];衰减系统的实现可由中性衰减片组合来简单模拟。
测试光路如图1所示,用激光测距机充当威胁源(标称作用距离已知为R),衰减片置于激光发射窗口,激光衰减之后经准直扩束,出射至激光探测系统的光学探测窗口。具体测试步骤如下:
1)设置距离R相应透过率的衰减片,发射激光重复测量,并记录被测系统的探测情况,求取探测概率[7]:
式中:Pd—探测概率;M—正常有效探测次数;N—为有效激光发射次数。
2)改变(增大或减小)衰减量,重复上述步骤,直到探测概率达到规定指标为止,记录此时的衰减透过率;
3)在事先建立的大气透过率与传输距离数据库中,查找步骤1)、2)记录的透过率值相对应的距离值,即可得到激光探测系统作用距离的估计范围。
2 实验测试及验证
测试采取先室内估测后外场验证的方法进行。
1)室内估测
按图1所示搭建测试光路,对模拟搭建的成像激光探测系统(由鱼眼镜头、CMOS阵列探测器、图像采集卡及计算机组成)进行测试。激光源采用某型脉冲激光测距机(波长1.06μm、作用距离5 km);衰减系统包括:衰减片1为GCC-301041(透过率标称值10%),数量2片;衰减片2为GCC-301071(透过率标称值0.1%),数量1片;衰减器3为可调衰减器,数量1个。
先将一片衰减片1置于激光发射窗口,发射激光50次,记录告警情况;再将另一片衰减片1并行放入,重复试验并记录告警情况;将两片衰减片1取出,换置衰减片2,重复试验并记录告警情况;继续调节可变衰减器,记录告警情况,试验数据见表1。
试验结果显示,衰减透过率从10%→1%→0.1%,探测概率从100%→100%→96%,对照事先建立的针对1.06μm激光的大气能见度和衰减因子关系曲线(该曲线是在中纬度冬季,P=1.018×105 Pa,T=272.2 K,PH2O=440 Pa,且CO2含量为330 ppm条件下做出的[8]),如图2所示,结合式(1)可计算出该透过率对应的距离,在能见度5 km时约为10 km,在能见度为10 km时约为38 km,在能见度为23 km时约为57 km。可以看出在较低能见度下,探测作用距离至少在5 km以远,足以达到测距机作用距离的1.2倍。
2)外场验证
试验条件:1个标准大气压强,T=278 K,相对湿度67.2%,能见度4.191 km,无风无雨,试验场地开阔通视。
激光测距机和激光探测模拟系统试验场景如图3示,在激光探测模拟系统附近(5 m左右)设置PIN硅光电二极管探测器,用以监视有效激光发射情况。受大气能见度限制,首先对探测目标距离作标定,以迷彩布(5 m×5 m)为合作目标,从距目标4 km处开始,沿测距机和目标水平轴线方向远离,每隔500 m作一次标定,并使用木杆作标记用以辅助观瞄,直至7 km处停止(受地形限制)。目标瞄准、激光发射、激光探测通过通信联络统一协调实施。
在该能见度下,参照图2估测作用距离至少在5 km以远,理想条件下可达10 km,以此作为参考进行试验。考虑到测距机标称作用距离为5 km,首先以5 km为间隔,有效发射激光50次,记录告警情况;移动测距机远离500 m后,重复有效发射50次,记录告警情况;继续移动测距机远离500 m,重复有效发射50次,记录告警情况;在此基础上,再增加500 m进行测试,有效发射50次,并记录告警情况,试验数据见表2。
受实际地形限制,继续连续扩大距离难以实现,但可以预测在10 km远处,探测概率会降低很大,不能满足概率需求。可见,就测试所用的激光测距机而言,激光探测模拟系统的探测作用距离可以达到6 km,即1.2倍的测距机作用距离,测试结果与室内估计的范围基本吻合。
但从室内试验和外场试验的结果对比可以看出,还存在一定的误差。引起误差的主要原因有两方面:
1)实验室条件下测试环境过于理想化,大气传输过程只是用衰减片来简易地模拟大气衰减,实际大气衰减过程是一个复杂的过程,除衰减之外,大气散射及大气闪烁也是主要影响因素[9]。外场试验在地面附近进行,气溶胶的散射和大气湍流会引起激光偏向、抖动、幅度改变,影响到激光探测系统正常探测,造成探测概率的下降。
2)室内测试时忽略了太阳光背景的因素,在低强度背景下进行,与外场背景显然存在差异。激光探测系统的探测灵敏度受背景亮度影响而变化,因为散粒噪声在亮的太阳光背景与夜间背景相比变化极大[10],探测灵敏度的变化将直接影响探测概率的测试。
3)激光测距机实际测程和衰减片的实际透过率都与标称值存在偏差。激光测距机的作用距离除了与本身的性能有关外,还与目标的特性有关,目标反射率越高,截面积越大,作用距离也就越远。试验以截面为5 m×5 m的迷彩布为合作目标,最大测程与标称值会有所不同,这将会给试验结果带来偏差。受连续激光光照、温度、材料特性等影响,衰减片的衰减性能也会改变,实际透过率与标称值将产生一定偏差,该试验未考虑这一因素带来的影响。
3 结论
测试验证表明,通过在室内模拟大气衰减过程,借助事先建立的大气能见度、衰减透过率、传输距离关系数据库简易估计激光探测作用距离的方法是可行的。该方法可为外场测试提供参照“尺度”,增强了外场测试针对性,可缩小测试时间进而提高测试效率。但通过试验也发现,室内大气衰减系统的模拟仿真至关重要,直接决定作用距离的估测精度。对于大气衰减过程模拟,本文仅仅做了初步的尝试和探讨,试验测试仅仅考虑到地面附近水平传输的情况,对不同斜程下的传输情况未加验证,在估测精度和可信度上还有一定差距。要完善提高测试的精度和可信度,还需进一步研究激光的大气传输特性以及室内模拟仿真的实现方法。
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水下声场激光相干探测的实验研究 篇5
水下目标的无线通信主要使用声波作为通信手段,由于水气交界面的限制,实现水下目标和水上平台通信的传统方法需要将水上平台的传感器浸入水中[1],从而限制了通信的灵活性。另外,单纯采用激光直接实现对水下目标通信的方法由于激光对水体的穿透能力有限,限制了其应用范围。
近年来,非接触式的激光探测由于具有准确和快速的特点[2,3],逐步取代了传统的探测方法,成为研究的热点。国内的烟台大学较早开展此项研究,对水表面强度理论作了分析并开展了相应的实验研究。提出了水表面微波振动对入射激光的强度调制和水表面横向微波理论[4,5],数值计算的结果表明,二维水表面横向微波具有和一维情况类似的结果,可以对入射到表面的激光束进行调制,为水下声信号检测奠定了理论基础。近年来,Antonelli Lynn T.和她的同事们通过一套可以模拟速度可变的水流和空气流的水池试验系统[6]对激光声纳探测水下声信号的可行性进行了测试,可以检测到水下声场频率和声压级[7]。
本文在前期研究的基础上,设计了一套光纤激光相干探测[8]的实验装置,利用从水表面获取的带有水下振源信息的光与参考光进行相干,从干涉信号中解调[9]出水下声源的振动特征。实验结果表明:相对于强度探测,相干探测的方法无论在信号的强度还是探测的范围上都有不同程度的提高。
1 实验原理与系统
实验基本原理如图1所示。
信号发生器产生的标准正弦信号驱动实验水池(50 cm×50 cm(直径×高))中的水下扬声器发声。实验中以信号发生器设置的正弦信号频率作为理论值,实验的目的是验证频谱分析图中频带的中心频率与预先设计的正弦信号频率的一致性。
光源发出的激光光束首先经过一个2×2的10%/90%光纤定向耦合器C1,其中90%的一路作为输出,经过一个聚焦透镜发射到水面上,10%的一路作为参考光与另外一个2×2的光纤定向耦合器C2的10%端口相连接,这一路上面加装了一支光纤衰减器,以便对参考光进行调试。而由待测水面反射的信号光通过一个聚焦透镜耦合进光接收端口。光接收端口与光纤耦合器C2的90%端口连接,然后获得的信号光和参考光产生干涉,并且产生的干涉信号被光电倍增管探测到并转化为相应的电信号。经过滤波等处理后进行快速傅里叶变换[10,11],得到频谱分析图,从而解调出水下声信号频率。
实验中所使用的光源是SP-2 He-Ne激光器(波长632.8 nm,输出功率5 mw),探测器为CR114型侧窗反射式光电倍增管(光谱响应185～870 nm)。
2 实验结果与分析
当水下声源开始工作时,声源的振动引起水的振动,会在水表面产生微米量级的表面波,因此水下声源的振动频率即为水表面波的频率,而表面波又会对干涉信号产生强度和相位的调制。对不同频率的信号做傅里叶变换,可以得到如图2所示的频域图,频率依次为90 Hz水下声信号的原始信号及其快速傅里叶变换、1 kHz 、5 kHz 、10 kHz、20 kHz的频域图(图2中傅里叶变换强度及功率强度均为归一化数值):
由于外界环境的干扰和实验所采用的水池边界条件的限制,在平静水面的条件下,所得到的信号中会存在低频干扰。在高频信号中,主信号峰附近会存在不同程度的干扰信号。为了对信号进行进一步优化,同时也为了更好的说明信号随时间的变化情况,我们引入了时间——频率域联合描述的方法,即时-频分析的方法来分析水下声源信号。
时频变换包括线性时频变换和双线性时频变换。短时傅里叶变换(STFT)是一种典型的线性变换,它的时间分辨率和频率分辨率满足不确定原理,因此不能同时获得高的时间分辨率和频率分辨率,即时频分辨率差,信号特征在时频图上被展宽,不集中。Wigner-Ville分布(WVD)是一种最基本、也是应用最多的一种双线性时频分布,它被认为能够提供最佳的时间和频率分辨率,并且满足实值性、时移和频移不变性等许多期望的数学性质,但是它受到严重的信号交叉项的干扰,使得信号可读性差,甚至无法从中分辨出信号的特征。因此,如何减小交叉项就成了WVD性能改进的主要目标。这里采用一种能够较好抑制交叉项的WVD的变形分布——平滑伪Wigner-Ville分布(SPWV)。WVD定义为
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SPWVD采用加窗函数的方法抑制交叉项,采用窗函数g(u)h(τ),即对u和τ分别加g(u)和h(τ)。这样改造得到的WVD称作SPWV分布
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式中,g(u)和h(t)是2个实的偶窗函数,且h(0)=g(0)=1。通过对大量微多普勒效应仿真和实验数据的分析表明,SPWV虽然由于窗函数的作用使其分辨率WVD有所降低,但它仍然具有很高的时频分辨率和时频聚集性,并且通过合理地调整窗函数的大小,可以使信号的时频表示基本上不受交叉项的影响,信号可读性增强,能够从中有效地提取出信号的微多普勒特征,因此采用了SPWV对信号进行分析。在图3中,分别对低频、高频信号做了分析:
可以看出,随着时间的变化,始终存在一个固定频率的信号,这与所输入的信号频率一致。并且,信号主峰附近的干扰信号通过处理有了一定程度的削弱。而且当频率随时间变化时,通过微多普勒信号的时频分布,还可以间接地获得目标的加速度及位移信息。
3 结 论
本文应用激光干涉法探测水下声信号,设计并实现了一套光纤光路,能准确探测10 Hz到20 kHz水下信号的频率特征,提高了以往能够探测到的水下最高频率值,并对信号进行时频变换,能够准确反映信号频率随时间变化的规律。为航空遥感水下声信号技术提供了一条新的技术途径。
参考文献
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闪光激光雷达系统探测性能分析 篇6
关键词：闪光激光雷达,系统仿真,回波信号识别,探测性能
(一) 引言
三维闪光激光雷达是激光雷达系统的最新发展技术。传统的扫描式激光雷达系统, 是依靠发射多重脉冲来成像, 而闪光激光雷达可以由一个单独的激光脉冲产生高分辨率的激光雷达图像, 能快速的捕获空间细微的数信号信息。本文将对三维闪光激光雷达对成像器件的探测性能进行分析, 并对整个系统进行成像仿真。
(二) 闪光激光雷达成像原理分析
基于雪崩光电二极管 (APD) 阵列的闪光雷达, 是一种新颖的非扫描的三维成像激光雷达, 其主要成像器件由APD阵列和一种高速的读出集成电路 (RIOS) 组成。图1为闪光激光雷达成像原理, 微片激光器发出的脉冲光, 经准直扩束后照射到衍射光栅上, 得到很多子光束, 经过发射接收分光镜选择得到若干子光束 (由APD的像素决定) , 然后从发射透镜出射后照射到目标上, 经过目标发射的回波信号通过接收透镜后, 经过发射—接收分光板发生90°的偏转, 聚焦在APD阵列上。其中的RIOS必须要足够速度才能保证APD的判断输出和新脉冲的接收同步进行。
(三) 激光雷达系统的建模仿真
一个激光雷达成像系统主要可分为以下几部分:发射模块, 大气传输模块, 回波信号模块, 数据处理模块, 在不同的模块中会产生各自不同的噪声。下面主要对模块和噪声进行分析。
1. 发射模块
激光器发出的光脉冲可以由时间和空间的分布来描述, 二者彼此是相互独立的。强度公式为:
I0是总共的脉冲能量, Ix是空间的能量分布, p (t) 是脉冲能量的时间分布。
(1) 空间的能量分布
对于空间的能量分布, 不同的激光器产生的形状会有所不同。高斯模型产生的空间能量分布是对称的, 但是对于大多数激光器, 比如半导体激光器产生的脉冲能量在空间分布就不均匀, 会沿着xy某一方向而集中。对于闪光激光雷达选择以下模型:
其中:
I0表示总的脉冲能量, αx是xz平面的发散角, αy表示yz平面的发散角, Gx, Gy表示特殊高斯因素, 不能小于1, R表示探测距离。
(2) 脉冲能量时间分布
脉冲能量的时间分布可以表示为:
τ表示脉冲宽度。τ越小, 激光脉冲的时间能量分布越集中, 越能获得比较高峰值功率的回波脉冲;但是回波脉冲信号太狭窄, 也会给探测器和滤波器带来不必要的噪声;τ较大, 时间能量分布比较分散, SNR就比较低, 不利于回波信号的探测。
2. 大气模块
当光波在大气中传播时, 大气气体分子及气溶胶的吸收和散射使传输的光辐射强度衰减。大气吸收特性依赖于光波的频率, 因此为了减少吸收引起的衰减, 激光雷达系统系统所使用的光的波长都选择在大气窗口附近。大气的散射由大气中不同大小颗粒的反射或折射所造成。在近地面大气层中, 分子散射的影响很小, 造成光能量衰减的主要是悬浮粒子的散射。可以把大气湍流、大气闪烁等现象引起的光波能量衰减归结为气溶胶粒子的影响, 其衰减因素有经验公式:
R表示探测目标的距离
其中大气的衰减系数:
λ表示波长, Vd表示能见距离, q为随距离变化的一个参数。
上面方程仅仅适用于波长范围为0.7～2μm, 符合激光雷达系统常用的波长。
3. 探测目标模块
一般用双向反射密度函数BRDF, 来描述物体的反射性能。BRDF能准确地描述反射光束蔓延成不同角度的过程。
ρspec是物体的镜面反射密度函数, ρdiff是物体的漫反射密度函数。A和B是描述镜面反射和漫反射之间关系的常量。s表示物体表面斜度的均方根。m是描述漫反射面的参数, 入射角为θ。
4. 回波信号模型
为了仿真出物体图像, 必须用信号处理的方法从回波信号中抽取出距离和强度信息。建立回波信号模型先假定两个事实: (1) 在一个激光步长内, 通过特定取样区域的空间能量分布是常量。 (2) 激光步长的每个抽样区域都可以映射到一组平面, 这些平面可以用一定的斜度和复曲面来表示。这些平面的数量越多, 仿真的越精确。如图2所示。
假设可以看成激光光束被分成了一系列的子光束, 分别照射到一个激光步长的各个子区域内;每个子光束表示了全部激光脉冲能量的一部分, 与发射脉冲的规格化时间能量分布相同;所以回波信号可以由所有抽样区域的回波信号累积来表示, 每个抽样区域的回波信号, 可以由物体表面的脉冲响应和相应子光束的脉冲之间的卷积来表示;有恒定能量分布的子光束照射到一个平面的脉冲响应可以表示为:
h[t]=wk⋅nf-nc+1δ[t-kT], k=nc, ⋅⋅⋅, nf (8)
wk表示在kT时刻的能量系数, ncT表示最靠近抽样区域的最快脉冲响应时间, nfT表示抽样区域的最远部分的最慢响应时间。
最终的回波信号可以通过离散卷积来表示:
nsubs表示在激光足迹内抽样区域的数量, Ik表示第k个抽样区域的总能量。
5. 回波信号识别方法
回波信号的检测识别技术是激光雷达系统中的关键部分。多脉冲积累是对多个脉冲采样, 将其结果依照脉冲的相对位置对应相加, 常用的是线性的累加法。累加法可以有效地提高信噪比, 但是由于受相干性的制约, 多脉冲信号的积累需要同步信号的控制, 如果需要积累比较多的脉冲信号, 激光系统的实时性就大大降低。单脉冲检测是对一个脉冲周期内的采样值进行累加, 实质是利用信号的相关性和噪声的非相关性进行滤波处理, 提高输出信噪比, 单脉冲积累所需要的时间取决于A/D转换器的效率, 可以利用当今高性能的FPGA器件来完成。所以本系统将根据闪光激光雷达的特点采用改进的单脉冲相干积累的方法进行检测。其原理如图3所示。
在距离为50m, 采样点为5000时的空间标准化光强分布如图4所示。采样点越多, 与原始信号的匹配越完美, 但是随之占用的系统开销就变大;距离越短, 空间光强分布越强。
(四) APD探测性能分析
1. 激光雷达系统的基础是激光雷达距离方程
其中Pl为激光器出射功率, ηl为发射的信号光学设备效率, ηr为接收信号光学设备效率, T为大气透过率, Ar为接收光学系统的孔径面积, θl为反射光学系统的发散角, σ为激光雷达照射到目标的面积, R为成像目标的距离。
2. APD探测器的输出电流信噪比为
其中itotal表示探测器总噪声电流:
ins为信号光散粒噪声电流, inb为背景光散粒噪声电流, ind暗电流噪声电流, inl热噪声电流。e为电子电荷, Rl为APD输出后的电流响应度, Pr是APD探测器接收到的信号光功率, Pb是APD接收到的背景光功率, Bw为噪声频带宽度, Ma是APD的电流倍增因子, Fm为APD探测器的噪声因子, id为APD的暗电流, k为波尔兹曼常量, T为探测器参考温度, RB为探测器的等效输出阻抗, iso为目标回波信号经过APD输出后的信号光电流。以给出的数据仿真。
图5为增益、信噪比和带宽之间的关系。左边为带宽确定的情况下, 信噪比随着增益的增加而增加, 当到一临界值的时候, 信噪比就会下降, 因此选择合适的增益是非常重要的。在增益确定的情况下, 可以容易看出信噪比随着噪声带宽的增大而减小, 所以选择合适的噪声带宽能提高探测器的信噪比。
(五) 结论
通过仿真分析可以看出, 激光雷达系统的探测性能与探测目标的反射特性、大气的传输特性以及发射和接收系统的效率都有很大的关系。通过改变不同的工作参数, 设定合适的信噪比, 可以使激光雷达的探测性能发挥最大的优势。下一步工作将对回波信号进行滤波处理, 进一步改进激光雷达系统的性能。
参考文献
[1]Grasso RJ, Odhner JE.A Model and Simulation to Predict the Performance of Angle-Angle-Range3D Flash LADAR Imaging Sensor Systems[J].Proceedings of SPIE, 2005, 5575.
[2]高晋占.微弱信号检测[M].北京:清华大学出版社, 2004:226-238.
化学/生物战剂激光雷达探测技术 篇7
关键词：化学/生物战剂,激光雷达,探测技术,侦察报警
1 引言
激光雷达是传统雷达与现代激光技术相结合的产物,是一种从红外到紫外光谱波段工作的雷达系统。激光雷达之所以受到关注,是因为其具有一系列独特的优点:具有极高的角分辨率、距离分辨率和速度分辨率,测速范围广,能获得目标的多种图像,抗干扰能力强,比微波雷达的体积和质量小等。激光问世后不久,科学家就提出了激光雷达的设想,并不断开展深入地研究。40多年来,激光雷达技术从最简单的激光测距技术开始,逐步发展出了激光跟踪、激光测速、激光扫描成像、激光多普勒成像等技术,陆续开发出不同用途的激光雷达[1,2,3,4,5,6,7,8,9,10],使激光雷达成为一类具有多种功能的特殊装置和技术系统[11,12,13,14,15,16,17,18],并在许多领域得到广泛应用[19,20,21]。
军用激光雷达的主要作用是精确测量军事目标位置、运动状态和形状,探测、识别、分辨和跟踪目标。近年来,美国、俄罗斯、德国等国家军队已在火控、侦察、导弹制导、靶场测量、导航、电子对抗、超低空突防等方面进行了试验和应用,并在隐身飞机、潜艇、水雷和化学生物战剂方面进行了目标跟踪和探测。国际导弹技术控制法曾明确指出,激光雷达系统将激光用于回波测距、定向,并通过位置、径向速度及物体反射特性识别目标,体现了特殊的发射、扫描、接收和信号处理技术,激光雷达已成为重要的军事技术之一。本文基于化学生物战剂的危害和激光雷达探测原理,对化学生物战剂激光雷达探测技术进行分析研究,介绍了相关技术特征和国内外研究进展。
2 化学/生物战剂的危害与杀伤效能
大量的文献和研究结果表明,随着高新技术的发展,在未来战争中潜在着使用化学/生物武器的可能性,化学/生物战剂损伤已对人类造成严重威胁。
化学/生物武器是一种大规模杀伤性武器,化学战剂包括多种神经性毒剂、糜烂性毒剂、全身中毒性毒剂、失能性毒剂、窒息性毒剂、刺激性毒剂和植物杀伤剂等。其所含化学毒剂形成毒剂云团或液滴,使空气、地面、物体受到污染,也可污染粮食、水源。人员通过呼吸道、皮肤、伤口、消化道、眼睛等多种途径可直接引起中毒;也可由于人员接触了污染的武器装备、地面、灌木丛、植被、庄稼等间接引起中毒。化学武器使用后所产生的毒剂云团可以随风扩散到一定的空间,使大面积地区染毒,还可对没有防护的地下掩体、工事、战壕、坦克中的人员起到杀伤作用。生物战剂包括多种病毒、细菌、立克次体、衣原体、真菌和毒素等,无色、无味、看不见、摸不着,人们即使在充满战剂气溶胶的环境中也很难察觉,如果没有及时的侦察、警报和有效的防护措施,很容易吸入空气中的战剂颗粒而致病或致死。生化战剂在战场上具有广泛的杀伤效应,美军的一项实验表明,一艘潜艇在海面航行8 km,向陆地喷洒生物战剂的面积可达10 000 km2。
美国中央情报局在1997年的《化学生物威胁》报告称,世界上大约有400家公司生产能用于制造化学和生物战剂的两用设备。美国国会技术评估办公室(OTA)同年发表的《大规模杀伤性武器扩散:危险评估》报告认为,生化武器可能被一些不发达或不稳定地区的国家看成是最经济有效的大规模杀伤性武器,甚至可用于与核武器抗衡。2001年美国发生多次污染炭疽芽孢的邮件,并出现了数例炭疽患者,进一步证实了生化武器的威力。而且,化学/生物战剂在世界范围内的大规模突发事件和恐怖活动中的使用已对公共安全造成了威胁。
3 传统的化学/生物战剂侦检技术
面对生化武器的威胁,许多国家正在采取各种措施加强对生化武器的防御,对化学战剂和生物战剂的侦察报警和快速检测是发现敌方使用生化武器并及时采取防护措施的先决条件和首要解决的问题。
传统的生化战剂侦检技术,如对空气中化学战剂的侦检和未知毒剂毒物的分析判断主要依靠防化兵的检毒装备,或将采集到的样品上送至毒剂分析实验室进行检测,防化兵的装备有化学毒剂侦毒器、化学毒剂自动报警器、毒剂化验箱等,这些装置大多由士兵肩负,一边探测一边前进,探测速度慢且士兵容易中毒。近年来,经各国科学家的不断探索和研究,已研制出多种气溶胶侦察仪、气溶胶镜、比例警报器、粒子颜色警报器、生物荧光法、质谱仪、生物芯片和快速检测装置及方法,并大力发展单克隆抗体技术、基因探针杂交技术、聚合酶链式反应等检验技术,但限于仪器性能和受环境因素的影响,这些技术和设备在使用中仍有一定的局限性。
4 生化战剂激光雷达探测机理
化学/生物战剂激光雷达探测系统的基本结构和工作原理如图1所示。
如图1所示,激光雷达探测系统[22]是以激光器为辐射源,光电探测器为接收器件,以光电望远镜为天线的一种新型雷达系统。由激光雷达发射系统发出激光信号,经战剂目标反射后被接收系统收集,通过测量反射光的运行时间确定目标距离,由反射光的多普勒频移确定目标的径向速度,探测系统也可对2个或多个距离进行测量,由变化率计算出速度,而且每种战剂仅吸收特定波长的激光,对其他波长的激光是透明的,被战剂污染的表面会反射不同波长的激光。基于这种特性,可利用激光雷达对其进行探测和识别,并获取战剂目标的形状范围及相关信息。
5 生化战剂激光雷达探测技术研究进展
为适应未来战场的多样化战争特点和野外作战地域的实际需要,许多国家都在致力于研究和建立能在野战条件下使用的、灵敏度高的、快速响应的化学生物战剂监视与检测的技术条件和装备,以尽快提供化学/生物战剂威胁的报警和应急处理。该系统不同于通常的防空或反潜警戒系统,它必须具有搜索、探测、识别、定量化、监测和诊断等功能,激光雷达具备这些功能特点,并可用于化学生物战剂的遥测。
美国、俄罗斯、德国等国家先后开展了利用激光雷达技术探测化学/生物战剂的研究,取得了很大进展,已研制出多种类型的化学/生物战剂激光雷达探测装置。美军已在20~
1 000 km间演示了激光雷达对导弹和化学战剂远程目标的探测、跟踪和成像能力,其中,用激光雷达技术来探测化学战剂的实验表明它已能有效地探测到20 km远处的相关模拟战场。俄罗斯已开始装备远距离地面毒气激光探测和报警装置,该系统可实施远距离探测化学战剂,记录毒剂感应,确定毒剂气溶胶云的斜率、厚度、离地高度、角坐标及有关毒剂参数,并通过无线和有线通道向控制系统发出报警信号。目前,激光雷达探测化学/生物战剂所用激光源主要是CO2激光器和Nd:YAG激光器。
1994年,美国国防部在考察了激光雷达在战场上探测化学战剂的作用后,为法国研制出了以距离分辨双CO2激光器为基础的差分吸收激光雷达系统,并进行了野外试验。该系统利用可编程伺服电动机驱动的扫描器完成半球扫描,采用高速直接探测接收机,可在1~2 km的距离内探测化学蒸气羽烟,测绘羽烟的移动和扩散,获得了大约20 m的距离分辨率。
美国陆军埃奇伍德研究发展中心与休斯飞机公司合作研制出了可调谐封离频率捷变CO2激光器和先进探测算法的激光雷达系统,其脉冲激光重复频率为200 Hz,占空因数为40%,输入功率接近1 k W,可在包括9P44谱线在内的所有谱线上提供大于100 m J的激光能量,接收孔径达25.4 cm,探测距离达10 km,利用差分吸收和差分散射原理,扫描探测地面和大气中的化学蒸气、液体和颗粒,可舰载和固定设施使用,以地形测绘模式工作,进行大面积侦察探测。如使用重复频率100 Hz、输出激光为1 J、光学孔径为61 cm的半球扫描模式,可在5~7 km实现距离分辨,使用较高的脉冲能量和较大的光学系统时,探测距离可达20 km。
美国空军研制的以CO2激光器为基础的机载远距离化学战剂探测差分吸收激光雷达,工作波段为9~11μm、输出能量为4 J、重复频率为30 Hz、望远镜孔径为35 cm、探测距离为20~50 km,采用光学稳定平台和碲镉汞光伏探测器。
德国Hungrian公司研制出了VTB-1型遥测化学战剂传感器。该传感器使用2台可在9~11μm之间约40个频率上调节的连续波CO2激光器,利用差分吸收原理进行工作。
美国能源部的“通过激光询问扩散物的化学分析”计划的最初目标是探测核武器扩散,但随后扩展到包括探测化学和生物战剂,发展以激光为基础的遥测化学扩散物并确定其特性的系统。按照这项计划,洛斯·阿拉莫斯国家实验室负责差分吸收激光雷达的开发,评估了高重频、低能脉冲激光稳定激光光斑的能力,进行了利用光谱遥感数据识别气体混合物化学成分的化学度量分析。
美国洛斯·阿拉莫斯国家实验室按照远距离防区外生物战剂探测系统计划,建造了3个系统,该系统通过测量弹性后向散射,可提供生物战剂气溶胶云的浓度、距离信息,并对其进行跟踪。远距离防区外生物战剂探测系统采用脉冲能量为420 m J、脉冲重复频率为20 Hz的Nd:YAG激光器、具有48.3cm抛物面主镜和8.13 cm副镜的卡塞格伦望远镜,用硅雪崩光电二极管探测回波能量,并在机上完成信号处理。整个系统质量为590 kg,体积为3 m3,安装在UH-60直升机上。直升机垂直于风向飞行,激光雷达垂直扫描,可探测并跟踪最远达30 km的模拟线源生物气溶胶云。
按照美国防部高级研究计划局的研究合同,EOO公司正在研制紧凑的红外/紫外混合激光雷达系统。该系统利用二极管泵浦Nd:YAG激光器产生的1.064μm激光进行弹性后向散射测量,可探测生物战剂气溶胶云的位置、形状、大小,并利用多普勒探测边缘滤波技术确定风向和风速;通过将1.064μm红外激光4倍频成0.266μm的紫外激光,进行生物战剂气溶胶云感应荧光的探测。预计样机质量为34 kg,体积为0.042 5 m3,功率需求小于500 W。此外,该公司还在研制高空化学-生物战剂探测系统。它将Nd:YAG激光雷达、10μm外差可调谐差分吸收激光雷达和频率调制-差分吸收激光雷达光谱仪的功能组合在一起,用于监视化学-生物战剂威胁。
美国Fibertek公司利用感应荧光测量原理,研制了包括2台紫外激光器和1台红外激光器的激光雷达系统,波长范围为310~445 nm,探测距离达3 km,美国陆军化学和生物防御司令部已在野外进行了试验。
此外,美国能源部洛斯·阿拉莫斯实验室利用特殊聚合物,研制出一种快速探测和识别生化战剂的新型荧光生物传感器,在激光的激发下,聚合物的电子跃迁到附着于聚合体的电子接收器分子上,跃迁过程结束后,产生的荧光随之熄灭。利用这种效应,研究人员将专门的配位体(quencher tether ligand,QTL)附着于接收器分子上,形成新的分子包,探测时,配位体与对应的生化战剂受体位点将分子包拖离聚合物,使聚合物恢复发光。实际检测时使用样品容器阵列,各容器中分别放进与不同受体相匹配的QTL。样品容器中的水溶性聚合物带负电,它吸引带正电的QTL,处于熄灭状态。当待检验的战剂样品被分别放进阵列的不同容器中后,样品的受体附着在相匹配的QTL上,并将它拉离聚合物,使聚合物恢复发光。光信号通过安装在容器上的光缆,并行传输到手持式分光计,分光计将采集的数据传给便携式计算机,最终在计算机屏幕上显示样品的分析结果,整个检测过程只需数秒钟。该方法可识别出生化物种类,准确检验特定蛋白质、病毒和细菌,并为野外环境生化战剂的便携式快速诊断奠定了基础。
我国激光雷达探测技术[23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33]正在迅速发展,近年来中国科学院大气物理研究所、中国科学院安徽光学精密机械研究所、中国电子科技集团公司第二十七研究所、哈尔滨工业大学等单位先后开展了各类激光雷达的研制和相关技术理论及应用研究,各种成像激光雷达、光纤激光雷达和用于激光雷达的先进光电子技术取得了一定的进展,激光雷达技术已在大气污染监测、高云、大气气溶胶和臭氧探测等领域得到应用。随着反恐和公共安全工作的需要,一些单位开展了生化战剂检测和激光雷达探测相关技术的研究。
6 技术分析
化学/生物战剂激光雷达探测技术研究总体上分为技术软件和硬件设备2个部分:技术软件包括利用激光雷达技术对化学/生物战剂的侦察、报警、采样、检测、信息处理、评价测试的技术方法和分析控制软件;硬件包括完成各项技术性能所建立的功能组件和激光雷达探测系统,如激光发射、信号接收、自动扫描、样本分析、数据处理、控制系统和报警装置等。
6.1 战剂侦察与报警技术
为了提高战剂侦察报警的准确性,利用激光雷达技术对化学生物战剂进行遥测、搜索、监视、目标识别和报警,研究侦察、检测、报警一体化技术,由激光源发射光束扫描战区,分析、提取回波信号,对战剂样本信号进行检验,获取各种参数,确定目标的类别、距离、范围、厚度、浓度、离地高度等,对目标进行定位、识别和监视,通过无线和有线通道向控制系统发出报警信号。
6.2 战剂样本采集检测技术
一定波长的激光与不同物质分子相互作用,产生特定的吸收或荧光特性,据此机理,选用Nd:YAG激光源,输入1 064nm红外激光、2倍频532 nm绿激光、3倍频355 nm紫外激光、4倍频266 nm紫外激光或CO2激光源,输出10.6μm红外激光,利用差分吸收、差分散射、弹性后向散射或感应荧光测量原理,对战剂样本进行采集、提取、检验、分析和信息处理,获取战剂的有关参数。
6.3 战剂目标距离的测定技术
根据激光测距仪原理,由激光器在规定的时序控制下产生激光脉冲,照射被测目标,照射激光被目标反射,部分反射光回到探测点,经光学天线收集进入接收系统,经电路处理,测量出自激光发射到目标反射之间的时间间隔,光速为已知的物理常数,据此测定出目标到探测点的径向距离。
6.4 战剂目标的测角定位技术
由于激光发射波束很窄、角分辨力高,并具有很高的脉冲工作频率,非常有利于远距离目标的搜索、定位,只要光束射中目标并检测到回波信号,则波束的指向即可反映出目标的准确方向,通过雷达基座方位和俯仰轴上的轴角编码器即可分别测得目标的方位角和俯仰角,根据取样反馈的信息,分别确定战剂气溶胶云分布的方位、范围、离地高度、中心角坐标等参数。
6.5 战剂目标的自动跟踪技术
采用单脉冲激光跟踪原理,以四象限光电探测器和分离误差信号的和差比较器为敏感元件,对战剂目标偏离发射光束轴线时产生的方位和俯仰误差信号进行测量,并通过伺服控制转台自动调整望远镜的指向,使光束始终对准战剂目标,实现对战剂目标的自动跟踪。
6.6 战剂目标扫描成像技术
每种战剂仅对某些激光波长具有吸收特性,而对其他波长则成透明状,在接收回波光信息时构成特有的吸收-透射图谱。根据原理,采用二维光学扫描装置,使激光束对战剂目标进行扫描,在战剂空域中不同目标的回波含有目标相应部分的反射光强度信息,以及战剂目标点至激光雷达探测点的距离和速度信息,经过信息处理,可在显示器上得到区别于背景的战剂目标图像,由图像中不同的灰度层次和不同彩色显示出战剂气溶胶云团回波信号的强弱和景深,由此可得到战剂的分布、范围、厚度、浓度和可分辨距离等信息,对战剂进行遥测和识别。如将战剂的强度像与距离像叠加,可得到战剂目标分布特征的三维图像,利用目标速度信息得到速度像,并从静止的背景中检测出运动的战剂目标,从而可对战剂气溶胶云团进行动态测量和实时观察。
6.7 战剂探测技术条件
化学/生物战剂激光雷达探测需要多项技术和保障条件,包括探测系统中的激光源、接收望远镜、扫描跟踪、信息处理、显示、控制和报警装置等,其基本参数包括激光波长、探测距离、可分辨距离、激光能量、重复频率、脉冲宽度、光束发散角、接收孔径等,并力求集成化、模块化和小型化,适于野外环境下使用,便于携带和运输。
6.8 战剂生物芯片检测技术
生物芯片是一种高技术集成的平行化处理生物信息技术,通过探针设计、修饰技术、芯片制备工艺、多样本检测芯片、信号放大、复合探针、多基因突变比例分析及基于表达谱的高精度样本分类软件等检测与分析技术研究,将生物芯片技术与激光雷达探测技术相结合,可实现远程探测、定点采样、现场快速诊断和自动信息处理,对生物战剂及重要病原微生物进行分析和检测。
7 展望
弱本振激光外差探测信噪比分析 篇8
1 实验装置简述
实验中采用532 nm单频激光照射在转速可调的旋转漫反射体表面。经过漫反射体表面反射的光由光学系统进行搜集,之后经过一组衰减器,并与本振光混频,混频后稀疏的光子流入到多像素光子计数器MPPC感光面上,经过前置放大及滤波处理后,实验装置如图1所示。
MPPC输出三路信号,第一路信号为USB输出光子计数速率,第二路和第三路信号分别对应MPPC输出的模拟信号和比较器输出非周期方波信号,模拟信号输出值表示在该时刻所探测到的到达光子数。实验中某次测量由示波器输出的MPPC第二路和第三路信号如图2所示。
由图2可知,示波器输出波形中,上半部分对应于模拟端口输出,脉冲出现的位置对应于探测到光子到达的时刻,脉冲幅值对应于光子数的多少。图2下半部分对应于比较器输出的信号,该信号相对于与之对应的脉冲信号具有大概20 ns的时间延迟,输出方波的位置根据模拟信号以及所设定的比较器阈值而定。
2 弱本振光外差信噪比
关于光子计数外差探测的频率反演以及信噪比研究已有文献报道[3]。此处将给出主要的数学描述。在描述光子计数外差探测过程时,假设拍频信号的初始相位对不同的脉冲是随机的,换句话说,相干积分时间等于脉冲宽度,却短于脉冲周期。对分段连续信号,近似满足上述假设条件。
首先,对信号和噪声功率谱密度(PSD)的概率密度函数(PDF)进行描述。基本思想是对信号和本振光的拍频电流进行傅里叶变换得到每个接收脉冲的PSD,将多个脉冲PSD进行平均可以得到在中频fif处尖峰。接收入射信号和本振光子的光子计数器是平方律探测器,且产生的电流是一系列Delta函数之和。接收到的第k个脉冲产生的光电流等于
其中,Ns(k)为第k个脉冲的信号光电子;NLO(k)为第k个脉冲的本振光电子;ND(k)为第k个脉冲的暗计数。ti为第i个光电子的到达时间。在傅里叶空间,式(1)变成为矢量和
其中,相位φi=2πfti,在复数平面内,对于给定的频率,矢量和I͂(k)(f)的二维PDF服从2D高斯分布。矢量和f=fif是一个非零均值二维高斯分布。
对于f=fn,时间间隔是完全随机的,因此各个矢量的相位是彼此独立的,而且均匀分布在-π到π之间。对于f=fif,光子到达时间ti不是随机的,但是其PDF与信号和本振光拍频频率之间服从正弦变化规律。导致各矢量的相位呈线性变化关系,从而产生非零均值二维高斯分布。到达时间ti的分布可以通过接收到的第k个脉冲外差信号经典的电流表达式得到
其中,m2表示混频效率;θ(k)为初始相位。在式(3)中,忽略了正比于和的两项,分别表示信号与暗电流拍频以及本振光与暗电流拍频的信号。这两项都比小很多,因此,完全可以忽略。
如式(3)所述,每个接收脉冲具有不同的NS和NLO以及不同的初始相位。由于NLO服从Poissonian分布,对第k个脉冲具有q个本振光电子的概率为
其中,为整个脉冲平均后的每个脉冲的平均本振光电子数。进一步,假设暗计数也服从Poissonian分布。则本振光电子分布的一阶和二阶矩如下
信号光电子数Ns对镜面目标服从Poissonian分布,对漫反射目标服从负二项式分布。对于漫反射目标,第k个脉冲具有q个信号光电子的概率为
其中,为整个脉冲平均后的每个脉冲的平均信号光电子数;参数M表示目标的漫反射程度。M值越小,目标漫反射越强。在很大M的极限情况,二项式分布收敛于Poissonian分布,此时目标可以有效地看作镜面反射,回波光子的一阶矩和二阶矩如下
对于探测器前段放置偏振片的理想漫反射体,只有垂直或者水平偏振的散射光可以进入探测器,此时M=1,由式(7)给出的分布简化为Bose-Einstein(或几何)分布
现在可以推导出信号和噪声频率处的单脉冲PSD。由于PSD是k个脉冲产生电流的平均,根据探测的电流PSD=(1/K)∑kK|=1||~I(k)(f)|||2,其中~I(k)(f)由式(2)给出。通过对~I(k)(f)的振幅和相位所服从的概率统计分布,最终可得到干涉中频信号以及噪声信号的功率谱密度PSD。为方便起见,用Gif表示频率在f=fif处的功率谱密度,Gn表示频率在f=fn处的功率谱密度。因此,信号和噪声的期望和方差分别可表示为
根据方差公式
根据信噪比的定义可得
将式(13)~式(19)各表达式代入式(20)可得以下表达式
根据上述表达式,可计算不同强度的本振光和信号光与最终信噪比的关系。将理论计算与实验测量比较如图3所示。
如图3所示,图中横坐标表示1 ms内的信号光子数(实验过程中保持本振光与信号光子数相等)。数值模拟中,混频效率m2=0.2,目标漫反射参数M=1.275(理想漫反射体M=1,实验中采用白色打印纸包覆目标),实验中暗计数为0.9 kcps(想当于无光状态下1 ms内平均有0.9个暗计数光子)。由图3可知,在选取上述实验参数作为数值模拟初始条件下,获得的理论值与实验测量值相吻合。因此,上述脉冲体制的弱本振激光外差信噪比表达式适用于分段连续的弱本振激光外差信噪比分析中。
3 光子计数外差功率谱
对上述实验所得信号进行功率谱分析,解析出光子计数外差信号中的频率成分。由于漫发射目标回波光子分布引入噪声较大。因此,需要采取一定措施抑制噪声成分,提高信噪比。由于所处理的信号和噪声均是在频域中进行,所以传统的针对时域或空域滤波的方法(匹配滤波、带通滤波、自相关运算等)不再适用。而在频域信噪比增强方法中最常用的为累积平均法。
3.1 常规的功率谱累积平均
实验中原始数据记录长度为4 000 000点,数据采样率为400 MHz,数据段所覆盖时间为10 ms,单次数据功率谱如图4所示。
由图4可知,单次测量信号的功率谱在221 k Hz处出现峰值,但此时信噪比低,为了提高信噪比,可将信号进行功率谱累积平均。图5分别为5次,10次,15次,20次功率谱累积平均的结果。
由图5可知,采用20段数据(每段4 000 000点)功率谱累积平均方法,信噪比提升3~4倍。然而,包含的本底噪声所占的成分依然较大。为此,采用了数据段细分的方法,将原始记录的每段数据进行一定比例的分段处理,再将每一小段数据所处理的频谱进行累积,进一步提高信噪比。
3.2 数据细分功率谱累积平均
如前所述,针对数据长度为4 000 000点的20段数据,采用传统的功率累积平均方法,信噪比获得一定改善,但并没有较大幅度的提高。文中旨在研究利用有效的数据长度,获得尽可能高的信噪比,因此,提出了基于数据细分的功率谱累积平均方法。
上面提到对原始数据进行细分,如何控制细分数据长度将尤为重要。因为对于一定长度的数据,所提取出信号的信噪比主要受两方面因素制约:
(1)功率谱累积次数
由于噪声的功率谱分布杂乱,而信号功率谱始终保持一定的峰值,通过功率谱累积的方式,可以将信号的信噪比提升。因此,就该因素而言,希望功率谱累积的次数越多越好。
(2)数据段覆盖的时间
由于针对一定长度数据段细分,累积次数增多,意味着每段数据长度(即覆盖时间)缩短,即表示该段数据所囊括的信号周期数较少。由傅里叶变换可知,数据段长度减少,信号处的峰值功率谱将减小,降低对噪声的抑制能力。就该因素而言,希望每段数据的长度越长越好,意味着功率谱累积的次数减少,与第一条影响因素相制约。
为直观地反映数据段细分前后对比,先给出将数据段进行10等分的信号功率谱。因此,原来的5、10、15、20段数据的功率谱累积变为50、100、150、200小段数据的功率谱累积,此时每段数据长度为原来1/10。而傅里叶变换点数保持不变,即频率分辨率保持不变。同时,为体现数据分段对信噪比的改善情况,将原始第一段、前两段数据的细分数据前10小段、前20小段对应的功率谱累积作图。上述6种情况所对应的功率谱累积情况分别如图6所示。
由图6可知,采用数据段细分功率谱累积技术,在前20小段数据处理过程中,已经获得了接近于未进行数据细分之前20大段(相当于200小段)数据进行功率谱累积的信噪比。也就是说,获得相同的信噪比情况下,数据细分后所需的总的数据量只有原来的1/10,这对于数据的实时处理以及存储单元的有效利用尤为重要。
根据上述6幅图,可得出以下几点结论:
(1)由图6a~图6c可知,随着累积的细分数据段越多,信号的信噪比逐渐增加,经过m次取样累积后,信噪改善比为。这是由于噪声的随机性和信号的持续稳定性共同决定的。
(2)由图6d~图6f可知,随着累积的细分数据段增加,信噪比的改善情况不明显,出现信噪比改善饱和现象,表现为信噪改善比实验测量值低于理论预测值,且叠加次数越多,信噪改善比偏离越严重。
(3)由图6中各图均可看出,数据段细分后的功率谱中,直流分量频谱宽度加宽,逐渐扩展到信号所在的位置,这对低频信号的提取极为不利。主要是因为数据段细分数量加大,造成的直流信号频谱泄露严重,频谱宽度加宽,逐渐延伸到所测量的信号区域,引起一定的干扰。
4 结论
将脉冲体制弱本振激光外差探测信噪比表达式运用于分段连续弱本振外差探测中,对中心频率为236 k Hz的外差信号进行解析,信噪比的理论计算与实验测量相吻合。根据上述信噪比的定义,给出常规的功率谱累积以及数据细分后的功率谱累计信噪比,在相同的信噪比情况下,数据细分所需要的原始数据降低为原来的1/10,提高了数据利用率。另外,数据细分所获得的信噪改善比近似遵守m规律,随着功率谱累积次数增加,会出现信噪改善比饱和现象。最后,还要注意避免数据段细分后引起的直流分量影响加重,所选取的数据长度应保证直流分量不淹没有用信息。
摘要：为避免传统激光外差探测中强本振信号带来的散粒噪声影响,着眼于光子级别的弱本振激光外差探测信噪比分析。首先,将脉冲体制弱本振激光外差探测信噪比表达式应用于分段连续弱本振激光外差探测中,获得中心频率为221 kHz外差信号的解析,且信噪比的理论计算和实验值吻合。其次,采用数据段细分功率谱累积技术,在相同的信噪比情况下,所利用的数据量总数降低为传统功率谱累积方法的1/10,提高了数据利用率,且在功率谱累积次数较少时,信噪改善比近似遵守m规律。
关键词：多像素光子计数器,弱本振,功率谱累积,信噪比,信噪改善比
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