相关散射（精选9篇）
相关散射 篇1
0 引言
1970年,R.Foord[1]等首次将光子相关光谱(Photon Correlation Spectroscopy,简称:PCS)理论应用于纳米颗粒测量的研究中。此后,PCS技术在理论研究、实验技术、数据处理和实际应用方面均得到了快速的发展[2,3,4]。目前,PCS技术已经日趋成熟,成为一种超细颗粒或纳米颗粒粒径测量的有效方法[5]。PCS技术它主要是研究散射光在某一固定空间位置的涨落现象,其测量原理是建立在颗粒的布朗运动基础之上。由于颗粒的布朗运动,一定角度下的散射光强将相对于某一平均值随机涨落。这种涨落与颗粒的粒径有关,颗粒越小,涨落越快。PCS技术就是通过这种涨落变化的快慢,得到影响这种变化的颗粒粒径信息[6]。
目前在光子相关光谱法颗粒粒径测量研究领域中,改进已有的测量仪器[7,8]和设计良好的反演算法[9,10,11]是人们关注的焦点。测量角是光子相关光谱法颗粒粒径测量中的一个重要参数,此参数不仅关系到仪器的结构,也关系到反演算法的修改,因此深入分析测量角对测量的影响是很有必要。本文对相关光谱法纳米颗粒实验系统进行改造,实现不同的散射角下纳米颗粒的相关光谱法测量。实验采用30 nm和200 nm混合颗粒群,按不同比例进行混合,在90°和165°散射角对混合颗粒群进行测量,分析散射角对测量的影响。
1 米氏散射及相关光谱测量原理
激光器发出单色光,经偏振,滤波后由透镜汇聚照射到颗粒样品上,被颗粒散射,用米氏散射来描述:
其中:I0为入射光强度,λ为入射光波长,r为散射半径,i1(θ)和i2(θ)分别为平行于散射面的光强和垂直于散射面的光强,ϕ为入射光振动面和散射面之间的夹角。
颗粒散射光被光电倍增管接收,并由相关器进行运算,得到光强相关函数G(2)(τ):
其中:Is(t)和Is(t+τ)分别是t和t+τ时刻的光强,其中τ是相关延迟时间。光强自相关函数与光场自相关函数G(1)(τ)有如下关系:
其中:B是相关曲线的基线,一般情况下B接近1,实验中可通过计算获得;β是与颗粒形状、实验条件有关的常数。
对单分布颗粒群,G(1)(τ)可表示为
其中:n0是溶液折射率,λ0是激光波长,θ是散射角,D是颗粒扩散系数,可以用Stokes-Einstein公式表示:
其中:KB是Boltzman常数,T是绝对温度,η是分散介质的粘性系数,x为颗粒的粒径。根据式(3)至式(7),就可以计算出颗粒群颗粒直径。
2 实验
基于光子相关光谱法原理搭制的实验台原理图如图1所示。
系统采用632.8 nm的激光器作为系统光源,激光束经过偏振片和空间滤波器后汇聚到被测颗粒悬浮液,悬浮液中的颗粒散射入射光,在指定散射角上利用光电探测器接收散射光,获得散射光强,通过相关器进行相关运算后,由计算机计算颗粒粒径信息。
实验采用30 nm和200 nm的混合乳胶颗粒群,按不同比例进行混合,将其利用超声波分散在25℃的水浓液中,在90°和165°散射角对混合颗粒群进行测量,实验结果如表1所示。
由表1可知,被测样品为30 nm或200 nm单分布颗粒时(即0:1和1:0比例混合时),不论散射角为90°还是165°,相关光谱法都能正确反演颗粒粒径,其测量误差不大于1%。当被测样品为两种颗粒样品组成的混合颗粒样品时,测量结果受颗粒的混合比影响较大:在90°散射角进行测量时,当30 nm颗粒和200nm颗粒的混合比为1/2:1至2:1时,只能测量到200 nm附近的一个单峰,当混合比为4:1至16:1时,在两种颗粒粒径附近能得到2个峰值,能测量到较准确的颗粒粒径,但反演的颗粒混合比明显偏小,当颗粒混合比上升至32:1时,30 nm颗粒的单峰能被较好的反演,而200 nm颗粒的粒径反演结果明显偏离实际值,当颗粒混合比继续上升至64:1时,只能测量到30 nm附近的一个单峰;在165°散射角进行测量时,当30 nm颗粒和200 nm颗粒的混合比为1/2:1时,只能测量到200 nm附近的一个单峰,当混合比为1:1至4:1时,在两种颗粒粒径附近能得到2个峰值,能测到较准确的颗粒粒径,且反演的颗粒混合比和真实值较接近,当颗粒混合比上升到8:1至32:1时,30 nm颗粒的单峰能被较好的反演,而200 nm颗粒的粒径反演结果明显偏离实际值,当颗粒混合比继续上升至64:1时,只能测量到30 nm附近的一个单峰。
对比90°和165°散射角的测量结果可知:1)对于单分布颗粒,不同的散射角都能正确的反演颗粒粒径;2)对混合颗粒进行测量时,当小颗粒和大颗粒的混合比由小到大增加时,测量结果有如下变化规律:只能测得大颗粒粒径、能测得两种颗粒粒径、能测得两种颗粒粒径但大颗粒粒径偏离真实值、只能测得小颗粒粒径,由此可知不同散射角下采用相关光谱法测量混合颗粒粒径,随着颗粒比例的变化测量结果具有相同的变化规律;3)在165°散射角下测量能在较小的混合比情况下测得30 nm颗粒粒径。相关光谱法测量中散射角对测量的影响主要是由于不同粒径的颗粒在不同角度其散射的光能不同,本实验中采用的30 nm和200 nm的颗粒在不同散射角下散射的光强如图2所示,由图可见,对于30 nm颗粒,在散射角为0°和180°时散射光强达到峰值;对于200 nm颗粒,在散射角为0°时散射光强达到峰值。
图3中曲线为30 nm颗粒的散射光强与200 nm颗粒的散射光强在各角度的比值,图中曲线随着散射角的增大,其比值显单调上升,可见,小颗粒和大颗粒相比较,小颗粒在后向散射方向上散射的能量相对较大,而大颗粒在后向散射方向上散射的能量相对较小。假设入射光强度为1,则30 nm和200 nm单个颗粒在90°散射的光能分别为2.3×10-17和1.68×10-12,在165°散射角散射的光能为4.39×10-17和2.04×10-12,和90°散射角相比,165°散射角获得的小颗粒的光能更大,使得小颗粒的信号更容易被检测。因此在对混合纳米颗粒群进行测量时,采用大的散射角有助于小颗粒信号的获取,从而能更好的对颗粒群信息进行反演。同时大散射角的情况下测量结果的混合比更接近真实值。
3 结论
通过对上述实验与结果的分析和讨论,可以得出如下结论:
1)对于单分布纳米颗粒群,在不同散射角相关光谱法都能真实的反演颗粒的粒径;
2)对于不同浓度混合比的多分布纳米颗粒群,在不同角度测量时,颗粒粒径的反演结果具有相同的规律,但在两者浓度相似的情况下,大散射角的情况下小颗粒的信号更容易被获取;
3)在大散射角的情况下测量结果的混合比更接近真实值。
参考文献
[1]Food R,Jakeman E,Oliver C,et al.Determination of Diffusion Coefficients of Haemocyanin at Low Concentration by Intensity Fluctuation Spectroscopy of Scattered Laser Light[J].Nature(S0028-0836),1970,227:242-245.
[2]郝向阳,盖国胜,杨玉芬,等.PCS系统及应用[J].有色矿冶,2005,21:142-144.HAO Xiang-yang,GAI Guo-sheng,YANG Yu-fen,et al.PCS System and Application[J].Non-ferrous Mining and Metallurgy,2005,21:142-144.
[3]徐晓明,吴章锋,张春艳,等.动态光散射法研究季铵盐Gemini表面活性剂的胶团化行为[J].化学学报,2004,62(19):1889-1893.XU Xiao-ming,WU Zhang-feng,ZHANG Chun-yan,et al.Micellar Growth of Quaternary Ammonium Gemini Surfactant in Aqueous Solutions Using Dynamic Light Scattering[J].Acta Chimica Sinica,2004,62(19):1889-1893.
[4]李丰果,杨冠玲,何振江.动态光散射研究纳米级PBA/PMMA核壳颗粒的散射特性[J].原子与分子物理学报,2004,21(3):513-516.LI Feng-guo,YANG Guan-ling,HE Zhen-jiang.The Study of Characteristic of Light Scattering by PBA/PMMA Core-shell Nano-particles Using Dynamic Light Scattering[J].Journal of Atomic and Molecular Physics,2004,21(3):513-516.
[5]Theodore Provder.Challenges in Particle Size Distribution Measurement Past,Present and for The21st Century[J].Progress in Organic Coalings(S0300-9440),1997(32):143-153.
[6]王乃宁.颗粒粒径的光学测量技术及应用[M].北京:原子能出版社,2000.
[7]陈伟平,董学仁,徐涛,等.PCS纳米颗粒粒度测试装置的研究[J].仪表技术与传感器,2006,10:24-25.CHEN Wei-ping,DONG Xue-ren,XU Tao,et al.Research On PCS Nanoparticle Size Measuring Apparatus[J].Instrument Technique and Sensor,2006,10:24-25.
[8]雷堂彩,林科,黄廷磊.PCS颗粒测量技术中数字相关器的研究[J].仪表技术,2006,6:25-26.LEI Tang-cai,LIN Ke,HUANG Ting-lei.Study on Correla tor in Photon Correla tion Spectroscopy[J].Instrumentation Technology,2006,6:25-26.
[9]Hassan P A,Kulshreshtha S K.Modification to the cumulant analysis of polydispersity in quasielastic light scattering data[J].Journal of Colloid and Interface Science(S0021-9797),2006,300:744-748.
[10]喻雷寿,杨冠玲,何振江,等.颗粒粒径测量中约束正则CONTIN算法分析[J].激光生物学报,2007,16(1):74-78.YU Lei-shou,YANG Guan-ling,HE Zhen-jiang,et al.Analysis on the constrained regularization inversing CONTIN Algorithm in particle sizing[J].Acta Laser Biology Sinica,2007,16(1):74-78.
[11]刘桂强,杨冠玲,周述苍,等.PCS中基线值对累积法反演结果的影响分析[J].光电工程,2007,35(3):88-92.LIU Gui-qiang,YANG Guan-ling,ZHOU Shu-cang,et al.Analysis on the Effect of Baseline Value on the Inversion Results of Cumulant Method in PCS[J].Opto-Electronic Engineering,2007,35(3):88-92.
相关散射 篇2
揭示原子有核模型的实验。为E.卢瑟福等人所做，又称卢瑟福 a 粒子散射实验。J.J.汤姆孙发现电子揭示了原子具有内部结构后，1903年提出原子的葡萄干圆面包模型，认为原子的正电荷和 质量 联系在一起均匀连 续 分布于原子范围，电子镶嵌在其中，可以在其平衡位置作微小振动。
1909年卢瑟福的助手H.盖革和E.马斯登在卢瑟福建议下做了a粒子散射实验，用准直的a射线轰击厚度为微米的金箔，发现绝大多数的a粒子都照直穿过薄金箔，偏转很小，但有少数 a 粒子发生角度比汤 姆 孙 模 型所预言的大得多的偏转，大约有 1／8000 的a粒子偏转角大于 90°，甚至观察到偏转角等于150°的散射，称大角散射，更无法用汤姆孙模型说明。1911年卢瑟福提出原子的有核模型，与正电荷联系的质量集中在中心形成原子核，电子绕着核在核外运动，由此导出 a粒子散射公式，说明了 a 粒子的大角散射。卢瑟福的散射公式后来被盖革和马斯登改进了的实验系统地验证。根据大角散射的数据可得出原子核的半径上限为10-14米。此实验开创了原子结构研究的先河。原子结构模型的演变
原子结构模型是科学家根据自己的认识，对原子结构的形象描摹。一种模型代表了人类对原子结构认识的一个阶段。人类认识原子的历史是漫长的，也是无止境的。下面介绍的几种原子结构模型简明形象地表示出了人类对原子结构认识逐步深化的演变过程。
道尔顿原子模型（1803 年）：原子是组成物质的基本的粒子，它们是坚实的、不可再分的实心球。
汤姆生原子模型（1904 年）：原子是一个平均分布着正电荷的粒子，其中镶嵌着许多电子，中和了正电荷，从而形成了中性原子。
卢瑟福原子模型（1911 年）：在原子的中心有一个带正电荷的核，它的质量几乎等于原子的全部质量，电子在它的周围沿着不同的轨道运转，就像行星环绕太阳运转一样。
玻尔原子模型（1913 年）：电子在原子核外空间的一定轨道上绕核做高速的圆周运动。
电子云模型（1927 年—— 1935 年）：现代物质结构学说。
现在，科学家已能利用电子显微镜和扫描隧道显微镜拍摄表示原子图像的照片。随着现代科学技术的发展，人类对原子的认识过程还会不断深化。
从英国化学家和物理学家道尔顿（J.John Dalton，1766～1844）（右图）创立原子学说以后，很长时间内人们都认为原子就像一个小得不能再小的玻璃实心球，里面再也没有什么花样了。
从1869年德国科学家希托夫发现阴极射线以后，克鲁克斯、赫兹、勒纳、汤姆逊等一大批人科学家研究了阴极射线，历时二十余年。最终，汤姆逊（Joseph John Thomson）发现了电子的存在(请浏览科技园地“神秘的绿色荧光”)。通常情况下，原子是不带电的，既然从原子中能跑出比它质量小1700倍的带负电电子来，这说明原子内部还有结构，也说明原子里
还存在带正电的东西，它们应和电子所带的负电中和，使原子呈中性。
原子中除电子外还有什么东西? 电子是怎么待在原子里的? 原子中什么东西带正电荷? 正电荷是如何分布的? 带负电的电子和带正电的东西是怎样相互作用的? 一大堆新问题摆在物理学家面前。根据科学实践和当时的实验观测结果，物理学家发挥了他们丰富的想象力，提出了各种不同的原子模型。
行星结构原子模型
1901年法国物理学家佩兰（Jean Baptiste Perrin，1870-1942）（左图）提出的结构模型，认为原子的中心是一些带正电的粒子，外围是一些绕转着的电子，电子绕转的周期对应于原子发射的光谱线频率，最外层的电子抛出就发射阴极射线。
中性原子模型
1902年德国物理学家勒纳德（Philipp Edward Anton Lenard，1862—1947）（右图）提出了中性微粒动力子模型。勒纳德早期的观察表明，阴极射线能通过真空管内铝窗而至管外。根据这种观察，他在1903年以吸收的实验证明高速的阴极射线能通过数千个原子。按照当时盛行的半唯物主义者的看法，原子的大部分体积是空无所有的空间，而刚性物质大约仅为其全部的10－9（即十万万分之一）。勒纳德设想“刚性物质”是散处于原子内部空间里的若干阳电和阴电的合成体。
实心带电球原子模型
英国著名物理学家、发明家开尔文(Lord Kelvin，1824～1907)（左图）原名W.汤姆孙（William Thomson），由于装设第一条大西洋海底电缆有功，英政府于1866年封他为爵士，并于1892年晋升为开尔文勋爵，开始用开尔文这个名字。开尔文研究范围广泛，在热学、电磁学、流体力学、光学、地球物理、数学、工程应用等方面都做出了贡献。他一生发表论文多达600余篇，取得70种发明专利，他在当时科学界享有极高的名望。开尔文1902年提出了实心带电球原子模型，就是把原子看成是均匀带正电的球体，里面埋藏着带负电的电子，正常状态下处于静电平衡。这个模型后由J.J.汤姆孙加以发展，后来通称汤姆孙原子模型。
葡萄干蛋糕模型
汤姆逊（Joseph John Thomson，1856-1940）（右图）继续进行更有系统的研究，尝试来描绘原子结构。汤姆逊以为原子含有一个均匀的阳电球，若干阴性电子在这个球体内运行。他按照迈耶尔（Alfred Mayer）关于浮置磁体平衡的研究证明，如果电子的数目不超过某一限度，则这些运行的电子所成的一个环必能稳定。如果电子的数目超过这一限度，则将列成两环，如此类捱以至多环。这样，电子的增多就造成了结构上呈周期的相似性，而门得列耶夫周期表中物理性质和化学性质的重复再现，或许也可得着解释了。
汤姆逊提出的这个模型，电子分布在球体中很有点像葡萄干点缀在一块蛋糕里，很多人把汤
姆逊的原子模型称为“葡萄干蛋糕模型”。它不仅能解释原子为什么是电中性的，电子在原子里是怎样分布的，而且还能解释阴极射线现象和金属在紫外线的照射下能发出电子的现象。而且根据这个模型还能估算出原子的大小约10-8厘米，这是件了不起的事情，正由于汤姆逊模型能解释当时很多的实验事实，所以很容易被许多物理学家所接受。
土星模型
日本物理学家长冈半太郎(Nagaoka Hantaro，1865-1950)1903年12月5日在东京数学物理学会上口头发表，并于1904年分别在日、英、德的杂志上刊登了《说明线状和带状光谱及放射性现象的原子内的电子运动》的论文。他批评了汤姆生的模型，认为正负电不能相互渗透，提出一种他称之为“土星模型”的结构——即围绕带正电的核心有电子环转动的原子模型。一个大质量的带正电的球，外围有一圈等间隔分布着的电子以同样的角速度做圆周运动。电子的径向振动发射线光谱，垂直于环面的振动则发射带光谱，环上的电子飞出是β射线，中心球的正电粒子飞出是α射线。
这个土星式模型对他后来建立原子有核模型很有影响。1905年他从α粒子的电荷质量比值的测量等实验结果分析，α粒子就是氦离子。
1908年，瑞士科学家里兹（Leeds）提出磁原子模型。
他们的模型在一定程度上都能解释当时的一些实验事实，但不能解释以后出现的很多新的实验结果，所以都没有得到进一步的发展。数年后，汤姆逊的“葡萄干蛋糕模型”被自己的学生卢瑟福推翻了。
太阳系模型——有核原子模型
英国物理学家欧内斯特·卢瑟福（Ernest Rutherford，1871～1937）1895年来到英国卡文迪许实验室，跟随汤姆逊学习，成为汤姆逊第一位来自海外的研究生。卢瑟福好学勤奋，在汤姆逊的指导下，卢瑟福在做他的第一个实验——放射性吸收实验时发现了α射线。
卢瑟福设计的巧妙的实验，他把铀、镭等放射性元素放在一个铅制的容器里，在铅容器上只留一个小孔。由于铅能挡住放射线，所以只有一小部分射线从小孔中射出来，成一束很窄的放射线。卢瑟福在放射线束附近放了一块很强的磁铁，结果发现有一种射线不受磁铁的影响，保持直线行进。第二种射线受磁铁的影响，偏向一边，但偏转得不厉害。第三种射线偏转得很厉害。
卢瑟福在放射线的前进方向放不同厚度的材料，观察射线被吸收的情况。第一种射线不受磁场的影响，说明它是不带电的，而且有很强的穿透力，一般的材料如纸、木片之类的东西都挡不住射线的前进，只有比较厚的铅板才可以把它完全挡住，称为γ射线。第二种射线会受到磁场的影响而偏向一边，从磁场的方向可判断出这种射线是带正电的，这种射线的穿透力很弱，只要用一张纸就可以完全挡住它。这就是卢瑟福发现的α射线。第三种射线由偏转方向断定是带负电的，性质同快速运动的电子一样，称为β射线。卢瑟福对他自己发现的α射线特别感兴趣。他经过深入细致的研究后指出，α射线是带正电的粒子流，这些粒子是氦原子的离子，即少掉两个电子的氦原子。
“计数管”是来自德国的学生汉斯·盖革（Hans Geiger，1882-1945)）发明的，可用来测量肉眼看不见的带电微粒。当带电微粒穿过计数管时，计数管就发出一个电讯号，将这个电讯号连到报警器上，仪器就会发出“咔嚓”一响，指示灯也会亮一下。看不见摸不着的射线就可以用非常简单的仪器记录测量了。人们把这个仪器称为盖革计数管。藉助于盖革计数管，卢瑟福所领导的曼彻斯特实验室对α粒子性质的研究得到了迅速的发展。
1910年马斯登（E.Marsden，1889-1970）来到曼彻斯特大学，卢瑟福让他用α粒子去轰击金箔，做练习实验，利用荧光屏记录那些穿过金箔的α粒子。按照汤姆逊的葡萄干蛋糕模型，质量微小的电子分布在均匀的带正电的物质中，而α粒子是失去两个电子的氮原子，它的质量要比电子大几千倍。当这样一颗重型炮弹轰击原子时，小小的电子是抵挡不住的。而金原子中的正物质均匀分布在整个原子体积中，也不可能抵挡住α粒子的轰击。也就是说，α粒子将很容易地穿过金箔，即使受到一点阻挡的话，也仅仅是α粒子穿过金箔后稍微改变一下前进的方向而已。这类实验，卢瑟福和盖革已经做过多次，他们的观测结果和汤姆逊的葡萄干蛋糕模型符合得很好。α粒子受金原子的影响稍微改变了方向，它的散射角度极小。
马斯登（左图）和盖革又重复着这个已经做过多次的实验，奇迹出现了!他们不仅观察到了散射的α粒子，而且观察到了被金箔反射回来的α粒子。在卢瑟福晚年的一次演讲中曾描述过当时的情景，他说：“我记得两三天后，盖革非常激动地来到我这里，说：‘我们得到了一些反射回来的α粒子......’，这是我一生中最不可思议的事件。这就像你对着卷烟纸射出一颗15英寸的炮弹，却被反射回来的炮弹击中一样地不可思议。经过思考之后，我认识到这种反向散射只能是单次碰撞的结果。经过计算我看到，如果不考虑原子质量绝大部分都集中在一个很小的核中，那是不可能得到这个数量级的。”
卢瑟福所说的“经过思考以后”，不是思考一天、二天，而是思考了整整一、二年的时间。在做了大量的实验和理论计算和深思熟虑后，他才大胆地提出了有核原子模型，推翻了他的老师汤姆逊的实心带电球原子模型。
卢瑟福检验了在他学生的实验中反射回来的确是α粒子后，又仔细地测量了反射回来的α粒子的总数。测量表明，在他们的实验条件下，每入射八千个α粒子就有一个α粒子被反射回来。用汤姆逊的实心带电球原子模型和带电粒子的散射理论只能解释α粒子的小角散射，但对大角度散射无法解释。多次散射可以得到大角度的散射，但计算结果表明，多次散射的几率极其微小，和上述八千个α粒子就有一个反射回来的观察结果相差太远。
汤姆逊原子模型不能解释α粒子散射，卢瑟福经过仔细的计算和比较，发现只有假设正电荷都集中在一个很小的区域内，α粒子穿过单个原子时，才有可能发生大角度的散射。也就是说，原子的正电荷必须集中在原子中心的一个很小的核内。在这个假设的基础上，卢瑟福进一步计算了α散射时的一些规律，并且作了一些推论。这些推论很快就被盖革和马斯登的一系列漂亮的实验所证实。
卢瑟福提出的原子模型像一个太阳系，带正电的原子核像太阳，带负电的电子像绕着太阳转的行星。在这个“太阳系”，支配它们之间的作用力是电磁相互作用力。他解释说，原子中带正电的物质集中在一个很小的核心上，而且原子质量的绝大部分也集中在这个很小的核心上。当α粒子正对着原子核心射来时，就有可能被反弹回去（左图）。这就圆满地解释了α
粒子的大角度散射。卢瑟福发表了一篇著名的论文《物质对α和β粒子的散射及原理结构》。
卢瑟福的理论开拓了研究原子结构的新途径，为原子科学的发展立下了不朽的功勋。然而，在当时很长的一段时间内，卢瑟福的理论遭到物理学家们的冷遇。卢瑟福原子模型存在的致命弱点是正负电荷之间的电场力无法满足稳定性的要求，即无法解释电子是如何稳定地待在核外。1904年长岗半太郎提出的土星模型就是因为无法克服稳定性的困难而未获成功。因此，当卢瑟福又提出有核原子模型时，很多科学家都把它看作是一种猜想，或者是形形色色的模型中的一种而已，而忽视了卢瑟福提出模型所依据的坚实的实验基础。
卢瑟福具有非凡的洞察力，因而常常能够抓住本质作出科学的预见。同时，他又有十分严谨的科学态度，他从实验事实出发作出应该作出的结论。卢瑟福认为自己提出的模型还很不完善，有待进一步的研究和发展。他在论文的一开头就声明：“在现阶段，不必考虑所提原子的稳定性，因为显然这将取决于原子的细微结构和带电组成部分的运动。”当年他在给朋友的信中也说：“希望在一、二年内能对原子构造说出一些更明确的见解。”
玻尔模型
卢瑟福的理论吸引了一位来自丹麦的年轻人，他的名字叫尼·玻尔(Niels Bohr，1885-1962)（左图），在卢瑟福模型的基础上，他提出了电子在核外的量子化轨道，解决了原子结构的稳定性问题，描绘出了完整而令人信服的原子结构学说。
玻尔出生在哥本哈根的一个教授家庭，1911年获哥本哈根大学博士学位。1912年3-7月曾在卢瑟福的实验室进修，在这期间孕育了他的原子理论。玻尔首先把普朗克的量子假说推广到原子内部的能量，来解决卢瑟福原子模型在稳定性方面的困难，假定原子只能通过分立的能量子来改变它的能量，即原子只能处在分立的定态之中，而且最低的定态就是原子的正常态。接着他在友人汉森的启发下从光谱线的组合定律达到定态跃迁的概念，他在1913年7、9和11月发表了长篇论文《论原子构造和分子构造》的三个部分。
玻尔的原子理论给出这样的原子图像：电子在一些特定的可能轨道上绕核作圆周运动，离核愈远能量愈高；可能的轨道由电子的角动量必须是 h/2π的整数倍决定；当电子在这些可能的轨道上运动时原子不发射也不吸收能量，只有当电子从一个轨道跃迁到另一个轨道时原子才发射或吸收能量，而且发射或吸收的辐射是单频的，辐射的频率和能量之间关系由 E＝hν给出。玻尔的理论成功地说明了原子的稳定性和氢原子光谱线规律。
玻尔的理论大大扩展了量子论的影响，加速了量子论的发展。1915年，德国物理学家索末菲（Arnold Sommerfeld，1868-1951）把玻尔的原子理论推广到包括椭圆轨道，并考虑了电子的质量随其速度而变化的狭义相对论效应，导出光谱的精细结构同实验相符。
1916年，爱因斯坦（Albert Einstein，1879-1955）从玻尔的原子理论出发用统计的方法分析了物质的吸收和发射辐射的过程，导出了普朗克辐射定律（左图为玻尔和爱因斯坦）。爱因斯坦的这一工作综合了量子论第一阶段的成就，把普朗克、爱因斯坦、玻尔三人的工作结合成一个整体。
在早期的放射性研究中，卢瑟福已经发现放射性物质所发出的射线实际属于不同的种类，他把带正电的命名为α射线，把带负电的命名为β射线，把那些不受磁场影响的电磁波称为γ射线。1910年，卢瑟福用α粒子轰击原子，发现了原子核的存在。从而建立了原子的有核模型。
如果原子有核，那么原子核是由什么构成的呢？由于原子表现出电中性，它一定是带正电的，其带电量与核外电子所带负电量一样。1914年，卢瑟福用阴极射线轰击氢，结果使氢原子的电子被打掉，变成了带正电的阳离子，它实际上就是氢的原子核。卢瑟福推测，它就是人们从前所发现的与阴极射线相对的阳极射线，它的电荷量为一个单位，质量也为一个单位，卢瑟福将之命名为质子。
1919年，卢瑟福用加速了的高能α粒子轰击氮原子，结果发现有质子从氮原子核中被打出，而氮原子也变成了氧原子。这可能是人类第一次真正将一种元素变成另一种元素，几千年来炼金术士的梦想第一次成为现实。但是，这种元素的嬗变暂时还没有实用价值，因为几十万个粒子中才有一个被高能粒子打中。到1924年，卢瑟福已经从许多种轻元素的原子核中打出了质子，进一步证实了质子的存在。
发现了电子和质子之后，人们一开始猜测原子核由电子和质子组成，因为α粒子和β粒子都是从原子核里放射出来的。但卢瑟福的学生莫塞莱（1887—1915年）注意到，原子核所带正电数与原子序数相等，但原子量却比原子序数大，这说明，如果原子核光由质子和电子组成，它的质量将是不够的，因为电子的质量相比起来可以忽略不计。基于此，卢瑟福早在1920年就猜测可能还有一种电中性的粒子。
卢瑟福的另一位学生查德威克（1891—1974年）就在卡文迪许实验室里寻找这种电中性粒子，他一直在设计一种加速办法使质子获得高能，从而撞击原子核，以发现有关中性粒子的证据。1929年，他准备对铍原子进行轰击，因为它在α粒子的撞击下不发射质子，有可能分裂成两个α粒子和一个中子。
与此同时，德国物理学家波特及其学生贝克尔已经先走一步。从1928年开始，他们就在做对铍原子核的轰击实验，结果发现，当用α粒子轰击它时，它能发射出穿透力极强的射线，而且该射线呈电中性。但他们断定这是一种特殊的γ射线。在法国，居里夫人的女婿和女儿约里奥—居里夫妇也正在做类似的实验，波特的结果一发表，就被他们进一步证实了，但他们也误认为新射线是一种γ射线。
相关散射 篇3
地震散射波研究领域比较广泛。广义而言, 由任何三维非均匀性介质引起的地震波变化都称为散射波。但是, 一般把可以用几何光学 (射线理论) 处理的, 而由大尺度非均匀性引起的走时和振幅变化摒除于散射领域之外, 只研究狭义的地震波散射现象。地震散射波涉及的领域非常广泛, 它是探测地球不均匀性的有力工具, 可以推断地下介质的不均匀性情况。
2 地震散射波的发展与现状
地震散射波的研究始于上世纪60年代, Chernov运用随机介质中的标量波传播理论处理了地震散射波问题, 同年, Miles用Born近似公式对Rayleigh散射求出了显式表达式。A k i提出岩石层内的非均匀性引起的逆散射是尾波;1972年, Haddon提出PKIKP波的前驱波PKP波是核幔边界附近非均匀介质引起的散射波。1983年高龙生等将散射波理论推广应用于各向多次散射问题。1988~1990年, 吴如山和安艺敬一系统收集总结了国际上研究地震波散射的最新成果, 共同主编了相关文集。在国内, 现在地震散射波的研究已经得到了广泛的关注, 在散射波数值模拟和处理技术, 关于散射衰减, 逆散射, 金属矿勘探方面作出了大量的研究。
3 地震散射波的研究领域
3.1 正演数值模拟方法
在现有散射波数值模拟方法中, Wu等曾用相位屏算子计算过二维垂直变背景情况下的散射场, 符立耘等给出了配置法求解体积分方程的数值方法。David W.Eaton采用Born近似及射线理论近似计算了背景场和格林函数的三维弹性波弱散射场, 孙明 (2001) 采用高斯射线束的方法进行简单块状模拟。黄雪继 (2003) 基于微扰论, 采用FK域积分公式进行了正演模拟;秦雪霏 (2007) 采用六阶有限差分法进行数值模拟。刘铁华 (2010) 设计了一种基于微扰论的FK域积分法, 在散射场的二次震源和空间能量衰减处理两方面进行了改进。
3.2 多重散射理论
多重散射波对相干波的影响很重要, 特别是在波长和散射体尺度相差不多的情况下, 多重散射强度与离散散射体分布密度有关, 弱散射体之间的多重散射效应可以忽略不计, 不过在散射体的体积比较大时, 必须考虑多重散射的效应。李小凡曾对大陆延伸非均匀介质中地震波全弹性多次散射理论进行了系统研究, 构造了一个基于非均匀薄层或非均匀相屏单次散射迭代法的多次散射模型, 可以用来计算弹性波多次散射的能通量及处理散射衰减问题。
3.3 压制散射噪音
Ernst (1999) 等提出了一种基于全波理论消除地震资料中近地表散射影响的方法, 基本原理是估算近地表散射体的分布后把散射波从地震资料上消除。杨旭明等 (2002) 基于地震波散射理论的近地表地震散射模型, 提出了近地表散射噪声的正反演方法, 用来衰减近地表地震散射噪声, 提高叠前地震资料信噪比;郭向宇 (2002) 等提出了基于波动方程压制近地表散射波噪声的方法, 韩佳君等 (2010) 在杨旭明方法的基础上, 将散射波场与面波通过波阻抗差函数联系起来。但这些方法并不能把干扰波从数据中处理干净, 损失有效波, 有待更好的方法提出。
3.4 散射波成像
在散射波成像方面, Bancroft等提出了基于等效偏移距概念的共散射点道集成像方法理论, 根据地震旅行时的双平方根方程, 采用叠前Kirchhoff积分偏移原理, 将地震道按产生的散射点, 在给定的偏移距范围内映射出共散射点道集, 随后基于共散射点道集进行数据处理。王勇 (2000) , 王伟 (2005) 等也在这方面做了一些工作, 取得了预期的成像效果, 尤其是针对低信噪比数据。尹军杰等 (2009) 基于EOM方法尝试将其应用到低信噪比数据的成像处理中取得了不错的效果, 但在实际应用中发现了该方法的一些不足, 影响成像效果。
3.5 逆散射理论
逆散射问题通过散射体外部场的探测来估计其内部结构信息。随波动方程逆散射研究不断深入, 该理论被应用到地球物理勘探领域, 逆散射理论开始与地震勘探成像联系起来, 在研究中逐渐以小扰动理论和Born近似为理论基础, 利用Fourier变换等方法进行速度反演。以逐渐进行逆散射理论去除地震数据中的多次波, 提高地震数据的信噪比的研究。国内在逆散射方面发展比较晚, 也过一些研究。逆散射理论能在制多次波, 进行奇性反演, 深度成像方面发挥很大的作用, 在大扰动成像方面等仍然存在很多难题。
4 地震散射波在油田等的应用
地震波揭示的非均匀性尺度跨越达8个等级, 利用地震波前向散射可以研究介质的随机特性。国内外在利用散射波对地球内部情况进行了解都有成果产生。
系统的研究基于地震波散射理论的金属矿地震勘探方法与技术, 具有重要的现实意义和实用价值。我国八五期间提出利用散射波地震勘探方法寻找隐伏金属矿。孙明进行了金属矿地震散射波场的数值模拟研究。徐明才、高景华等研究了金属矿地震勘探数据采集、处理和综合解释的方法技术。在应用技术方面、地震资料处理方面, 成像方面, 专家学者从不同角度证明散射波理论在金属矿地震勘探中具有较好的应用前景。
煤田方面, 煤炭储层相对较浅, 煤层的横向变化较大, 生产中的突水问题与断层构造、陷落柱等存在必然的联系, 生产后形成的塌陷区对后期勘探深部煤炭资源是强干扰区, 散射理论是个比较有前景的研究领域。已经有学者把散射波理论应用到深部矿井成像和煤层采空区的研究中。
在油田方面主要是利用全波理论消除地震资料中的近地表散射, 原理为先估算近地表散射波的分布, 随后从地震资料中消除散射波。从长远来看, 我国油气田在陆相环境沉积环境中形成, 地下构造复杂, 散射波勘探方法将大有可为。
5 结语
总体上来说, 地震散射波在油田领域的研究已卓有成效, 但还是一个较新的研究领域, 许多方面的研究和应用才刚刚起步, 深度远远不够。地震散射波的理论和油田应用研究的发展, 还有很长的路要走。
参考文献
[1]吴如山, 安艺敬一.地震波的散射与衰减[M].北京:地震出版社, 1993.
[2]尹军杰, 刘学伟, 李文慧.地震波散射理论及应用研究综述[J].地球物理学进展, 2005, 20 (1) :123-134
脉冲激光照射下目标散射特性研究 篇4
脉冲激光照射下目标散射特性研究
简要介绍了脉冲激光照射下目标散射特性的研究,首先建立目标和光源的相对方位,再把目标划分为许多个强散射中心面元对目标的几何模型进行解析,然后用三参数模型法对目标表面涂料的反射能力进行了描述,通过几何光学法得到脉冲激光照射下目标散射特性的`理论模型.基于建立的理论模型对目标进行了统计分析,主要分析了目标的数学期望、方差、峰度、偏度统计量,利用自适应积分算法得出了目标散射光照度.最后,对脉冲激光照射下目标散射特性进行了仿真和分析,认为在脉冲激光照射下不可能从光照度直接进行目标识别,需要在频域进行分析处理和特征提取.
作 者：张志虎 李铁 杨小军 ZHANG Zhi-hu LI Tie YANG Xiao-jun 作者单位：西安机电信息研究所,陕西,西安,710065 刊 名：探测与控制学报 ISTIC PKU英文刊名：JOURNAL OF DETECTION & CONTROL 年，卷(期)： 29(5) 分类号：O432.2 关键词：光照度 激光散射 目标识别相关散射 篇5
纳米结构半导体因其具有出色的物理化学特性, 作为纳米器件优质的原材料近十多年来取得长足发展[1,2]。氧化锡 (SnO2) 是一种重要的直接带隙宽禁带半导体 (禁带宽度为3.6eV) [3], 具有优异的光电、气敏性能以及卓越的化学稳定性等特性[4], 近些年来在太阳能电池[5]、锂离子电池负极材料[6]、气敏元件[7]、光催化剂[8]、稀磁半导体[9]等领域得到广泛的应用。
自1987年Yablonovitch和John分别首次提出光子晶体的概念, 并在理论上做出证实以来, 光子晶体就成为一个重要的研究领域[10,11,12]。光子晶体是由两种或两种以上的电介质材料周期性排列而成的人造材料, 其排列周期为波长量级, 具有光电带隙, 可以控制电磁波在其中的传播[10]。同时, Veselago和Shelby分别在理论和实验上发现, 一定条件下, 光子晶体还可表现出负折射率等特性[13,14], 这无疑将大大拓展光子晶体在一些很有前景的领域中的应用, 如左手材料, 隐形材料, 光束转折器、调节器, 带通滤波器, 允许子波点源聚焦的柔性焦距透镜组等[14,15]。因此, 制备具有反蛋白石结构的SnO2光子晶体, 研究其可能展现出的负折射率等新奇特性就变得十分有意义。目前材料负折射率还只能在频率范围很窄微波区段实现, 并且这些材料不易将尺寸制作到足够小以便能在光学频率下使用, 对电磁波也有较大的损耗。因此, 对其他波段比如紫外区的SnO2反蛋白石光子晶体的研究就显得很有意义。
本文对以空气为散射体, SnO2作为周围介质组成的反蛋白石光子晶体的光散射强度进行探索性理论研究, 希望本文结论可为该材料的理论研究、实验制备及应用方面提供理论参考。
1 理论模型和公式
对于规则的球形散射体, 在入射到散射体上的电磁场的波长与散射体的线度可比拟时, 可以精确地用Mie散射理论处理散射体对电磁场的散射作用[16]。如图1所示, 平面线极化光照射在球形粒子上被散射吸收, 以粒子的球心为坐标原点, 其中r为球心O到场点P距离, OP与X轴夹角θ称为散射角。
球形粒子的散射截面 (Qsca) 、消光截面 (Qext) 、吸收截面 (Qabs) 由Mie散射理论精确的给出, 可以用下式表示[17]:
其中粒子的尺寸参数X=2πn0R/λ, R为粒子的半径, λ为入射光波长, n0为散射体环境 (或基质) 的折射率, ans、bns为Mie系数。散射截面、吸收截面和消光截面不仅与散射体的线度 (半径) 有关, 同时还与散射体的折射率n1和消光系数k相关。
散射光场中P点的散射光强为
其中r为球心到场点P距离, IHH为平行与入射光方向的极化光的相对强度;IVV为垂直与入射光方向的极化光的相对光强。
其中S1 (θ) 和S2 (θ) 为两个与散射角有关的振幅函数。可以表示为
其中:
Pn、Pn (1) 分别为Legendre函数和一阶缔合Legendre函数。Mie系数an、bn可以表示为
式中:
Jn+1/2 (x) 和H (2) n+1/2分别是半整数Bessel函数和第二类Hankel函数。m为相对折射率, 即散射体的折射率与环境基质的折射率之比
基于上述的基本理论对图2所示的3维光子晶体进行研究, 其中散射体是无损耗的空气, 氧化锡 (SnO2) 作为周围介质。
2 结果与讨论
基于以上理论框架, 为得到散射半径对SnO2反蛋白石光子晶体的光散射强度的影响, 我们将散射角分别取0°与180°, 计算散射体半径r分别为0.2μm, 0.4μm, 0.8μm, 1.0μm的情况下散射强度与入射光波长的关系。
图3 (a) 和 (b) 分别对应于前向散射强度和背向散射强度与入射光波长的关系。我们从纵向整体比较可以看出, 前向散射和背向散射的变化规律是基本一致, 即随着入射波长的增大, 散射强度先增大后减小, 在一定的波长下达到最大值;且随散射体半径的增大, 峰值逐渐增大, 但峰位无明显移动 (均在5.02μm左右) 。另外, 我们从横向比较发现, 当散射体半径相同时, 前向散射强度比背向散射强度大得多, 差距在8-10个数量级左右, 但散射峰位仍无移动。综合分析纵向和横向的比较结论, 反蛋白石光子晶体的半径对散射峰位无影响, 但对散射强度有着重要的影响, 尤其对前向散射强度影响更大。因此, 我们在入射波长确定的情况下, 通过测量前向散射强度可以实现对SnO2反蛋白石光子晶体粒子半径的测量[19]。
为得到入射光波长对SnO2反蛋白石光子晶体的光散射强度的影响, 我们将散射角分别取0°与180°, 计算入射光波长分别为0.01μm, 0.02μm, 0.03μm, 0.04μm的情况下散射强度与散射半径的关系。图4 (a) 和图4 (b) 分别对应于前向散射强度和背向散射强度与散射体半径的关系。就纵向整体比较而言, 前向散射和背向散射的变化规律基本一致, 即随着散射体半径的增大, 散射强度逐渐增大;且随入射波长的增大, 散射强度最大值依次减小。另外, 从横向比较我们发现, 当入射光波长相同时, 前向散射强度比背向散射强度大得多, 差距在6-7个数量级左右。综合分析纵向与横向的比较结论, 我们得出入射波长对散射强度有着重要的影响, 尤其对前向散射强度影响更大。
另外我们还研究了散射角度对SnO2材料光散射强度的影响, 将入射光波长取0.01μm, 计算了散射体半径r分别为0.2μm, 0.4μm, 0.8μm, 1.0μm的情况下散射强度与散射角度的关系。图5给出了入射光波长为0.01μm时, 不同散射体半径下, 散射强度对散射体角度的依赖关系。我们发现, 随着散射体半径的增大, 散射强度最大值逐渐增大, 且均在散射角度为0° (前向散射) 时出现。
3 结论
侧向散射扫描成像研究 篇6
散射成像技术是利用物质的散射性质进行成像的技术。目前, 已经有很多的成像模式是利用物质的散射性质进行物质的图像重构的, 例如:激光扫描共聚焦显微镜 (LSCM) 、光学相干层下成像 (OCT) 和光谱成像等。散射成像已被广泛应用于生物细胞、血管、皮肤、眼睛组织[1,2,3]等方面的研究。但是对于这些成像模式, 都是利用前向或者后向散射光的信息进行图像重建的, 侧向散射光所携带的信息都丢失了。然而所有的散射光子中, 侧向散射光子占据大部分的数量。本文设计和研制了积分球, 可以收集样品的侧向散射光, 利用侧向散射光来实现样品的散射图像。
1基于积分球的激光散射扫描成像
1.1基于积分球的激光散射扫描成像的原理和成像系统
积分球是一内壁均匀涂布白色反射材料的空心球体, 是对辐射通量进行空间积分和接收的装置[4]。20世纪20年代就出现了用于测量散射光信号的积分球技术, 但直到60年代, 积分球完整理论才得以完善并被广大研究者所认同。1955年, Jacqoez J.A.和Kupenheim
H.F.等首次利用单积分球技术测量人活体皮肤的反射率[5], 从此积分球技术在生物医学光
子学的研究工作中得到广泛应用。积分球技术现在主要是用于离体组织的光学特性参数测量, 即在已知生物组织样品厚度的情况下, 利用积分球系统测量组织样品的漫反射率, 透射率 (全反射率、全透射率) 以及准直透射率, 而后再根据特定的组织体光学传输模型获得组织体的。积分球作为一个很好的光通量的接收器, 因此可以把积分球应用到激光散射成像中, 通过积分球接收样品的散射光进行成像。我们设计了一个积分球, 如图1 (a) 所示。
积分球的直径为38mm, 球的上下都切去10mm的球冠, 积分球的下部分是一个光入射窗口, 上部分是光出射窗口, 在积分球的侧面中心处有一个探测窗口, 经过透镜聚焦的光打到样品上, 透射的光直接从积分球的出射窗口射出, 而侧向散射光则被探测窗口接收。
基于积分球的激光散射扫描成像系统如图1 (b) 所示。光源为波长为632.8nm的氦氖激光器, 发出的光到达振镜后经透镜聚焦在样品上。经过样品的透射光直接从积分球的上开孔射出, 样品的侧向散射光在积分球内经过多次反射后从探测窗口射出, 通过光纤被光电倍增管 (PMT) 探测, PMT探测到的信号由数据采集卡采集并存储到电脑。振镜由振镜控制电路控制, 使聚焦光斑相对于样品作水平二维扫描, 最后通过计算机算法重建出样品的图像。
1.2实验结果及分析
为了验证设计的积分球具有成像功能, 选择了体积较大的洋葱细胞进行实验。由于植物细胞较大, 利用透镜 (f=60nm) 进行聚焦。实验结果如图2所示。
图2 (a) 为洋葱细胞的侧向散射图像, 图2 (b) 为洋葱细胞的光学图像。可以看出, 洋葱细胞的图像结构清晰, 对比度较高。
2基于积分球的激光散射扫描显微成像
2.1积分球的改进
由于积分球的尺寸不能太小, 而显微目镜的焦距很短, 发散角很大, 透射的光也会被积分球收集, 因为透射光远大于侧向散射光, 因此侧向散射光会淹没在噪声中, 因此上述的积分球不能用来进行显微成像。因此, 必须对积分球进行改进。如图3 (a) 所示。在积分球内放上一个小透镜, 透镜用很薄的有机玻璃固定在样品的正上方, 就可以把样品的透射光收集起来, 从出光口处导出, 积分球收集侧向散射光, 不会受到透射光的影响, 因此可以实现样品的显微成像。基于积分球的侧向散射扫描的显微成像系统如图3 (b) 所示。
2.2实验结果及分析
为了验证改进后的积分球具有显微成像功能, 选择了分辨率板进行实验, 显微物镜25。实验结果如图2所示。图3 (a) 为分辨率板的光学图像, 图3 (b) 为分辨率板红色框的侧向散射图像。
3结语
不同于其他利用某个角度的散射光的散射成像模式, 本文是通过收集样品侧向散射光进行成像。这种成像模式更能反映样品的散射性质, 且不会像光学显微镜成像一样受到衍射的影响, 图像的对比度高。
参考文献
[1]Rajadhyaksha M, Grossman M, Esterowitz D, et al..In-vivo confocal scanning laser microscopy of human skin-melanin provides strong contrast[J].Journal Of Investigative Dermatology, 1995, 104:946-952
[2]Wu Li Ru, Tang Zhi Lie, Wu Yong Bo, et al..Application of spatial differential confocal microscopy in obtaining edge enhanced microscopic images[J].Acta Optical Sinica, 2014, 34:0317001吴丽如, 唐志列, 吴泳波等.应用共焦空间微分显微镜获取边缘增强显微图像[J].光学学报, 2014, 34:0317001
[3]Puliafito C A, Hee M R, Lin C P, et al..Imaging of macular diseases with optical coherence tomography[J].Ophthalmology, 1995, 102 (2) :217-229biological tissue[J].Chinese J Lasers, 2014, 41 (8) :0804002朱越, 高万荣.全场高分辨生物组织光学层析成像[J].中国激光, 2014, 41 (8) :0804002
单脉冲激光散射探测研究 篇7
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。
参考文献
[1]杨坤涛.激光测试原理与技术[M].武汉:华中科技大学出版社,2000:143-144.
[2]安毓英.激光传输技术[J].激光与红外,2002,32(6):435-438.
[3]陈玉丹,何永强,王海涛,等.基于散射探测的鱼眼激光告警方法[J].装甲兵工程学院学报,2011,25(2):55-59.
[4]孙毅义,董浩.大气辐射传输模型的比较研究[J].强激光与粒子束,2004,16(2):149-153.
[5]许祖兵.激光大气传输特性分析研究[D].南京:南京理工大学,2006.
[6]杨洋,赵远.1.06μm激光的大气传输特性[J].红外与激光工程,1999,28(1):15-19.
[7]程玉宝,孙晓泉,赵明辉,等.激光信号大气散射探测分析[J].激光技术,2006,30(3):277-279.
[8]巨养锋,梁冬明,薛建国等.威胁源参数对激光散射截获半径的影响[J].激光与红外,2011,41(4):426-429.
[9]张建奇,方小平.红外物理[M].西安:西安电子科技大学出版社,2004:141-185.
激光雷达散射截面测量误差分析 篇8
关键词：LRCS,测量数学模型,测量误差分析,测量记录要求
激光雷达目标散射特性信息对激光探测系统设计、鉴定及应用具有重要作用。激光探测系统基于激光雷达目标散射特性获得区别于背景的目标强度、距离和速度等信息[1]。激光雷达散射截面(LRCS)是激光雷达目标散射特性的量度。LRCS的测量结果与激光波长、目标材质与结构、辐射测量与标定原理、激光照射与探测系统、背景与大气环境等因素相关。对激光雷达散射截面测量误差进行理论分析与研究,是提高测量精度与测量结果可信性、可用性和可交换性的前提。文中依据辐射传输和光电探测原理,推导LRCS测量数学模型,对测量误差进行多角度分析,绘制误差树和编制数据记录表,提出误差修正与提高方法。
1 LRCS测量数学模型
当以无损耗各向同性球作标定标准时,LRCS的定义与雷达散射截面的定义相同。雷达散射截面(RCS)定义为4π乘以单位立体角内目标朝接收方向远区散射功率和从给定方向入射到该目标单位面积平面波功率密度之比,常用符号σ,以平方米为度量单位。可见,LRCS是一个对比测量结果,对比的标准是无损耗各向同性球;是一个主动测量结果,激光照射系统和激光探测系统配套工作;是一个远场测量结果,要求入射到目标上的波为平面波;是一个与入射与散射方向相关的量,定义为4π乘以目标朝接收方向远区散射的激光辐射强度Jr和给定方向入射到该目标的激光辐射照度Ei之比,即
由于被测目标截面积与照射激光光斑相比有大目标、小目标、线目标的不同情况,对激光光斑的拦截与散射作用有不同的影响,采用目标系数δ表示。设激光光束中心瞄准目标几何中心,瞄准误差ϕ。当目标截面积大于等于πR2 sin2(ω+ϕ)时,为大目标,δ=1;当目标截面积小于πR2 sin2(ω-ϕ)时,为小目标,δ为目标面积与光斑面积之比;当目标某一方向尺度大于等于R sin(ω+ϕ),另一方向尺度小于R sin(ω-ϕ),为线目标,δ1,为实际被照射到的目标面积与光斑面积之比。
设测量系统双站位工作,满足远场照射与测量条件。试验参数设定与记录如表1。根据辐射及传输原理[2,3]、光电探测原理及LRCS定义可得
将式(2)和式(3)代入式(1)得
根据辐射探测原理,探测器响应的是辐射照度值,输出响应电压值。当采用标准球标定测量时,在假定标准球为点目标时有
将式(5)代入式(4)得LRCS测量数学模型为
2 LRCS测量误差分析
由式(6)可见,比对测量在保证相同的入射与探测条件时,LRCS仅与目标表面材料及其粗糙度、目标几何结构及大小、标定标准及光电探测系统影响等因素相关。然而,实际测量中很难保证相同条件,必然引入多种测量误差,且采用标准球标定时散射辐射强度的计算也引入测量误差。由测量数学模型推导过程绘制测量误差树,如图1所示。图1中大气环境参数与标定和测量过程中的大气透过率直接相关,为了图的清晰没有给出全部连线。
2.1 标定标准引入的误差
LRCS测量结构是通过激光功率/能量信息的间接测量获得的。激光功率/能量的定量/比对测量需要有传递标准。采用标准球进行标定测量时,是假定标准球将接收到的入射激光均匀散射在全部空间中计算得出的标准球散射的辐射强度。而标准球往往不可能将接收到的入射激光均匀散射到全部空间中,从而引入误差。实际工作中通常采用朗伯体制作的标准板(聚四氟乙烯板)进行标定测量。标准板将接收到的入射激光按照余弦定律散射在半球空间中[4],其标定计算相对准确。此时,LRCS测量数学模型为式(6)再乘上2cos2βo项。
2.2 激光照射系统参数变化的影响
(1)激光输出功率稳定性的影响
激光输出功率稳定时,可认为pi=poi,式(6)中可直接约去,然而,实际脉冲激光功率总会有起伏,是测量误差的重要来源。
(2)激光远场发散角的影响
设激光束沿z轴传输,束宽为w(z),激光远场发散角定义[2]为。由于激光发射光学系统像差、以及大气等因素的影响,实际光束的远场发散角要大于理想光束的远场发散角。另外,激光远场发散角可以通过扩束或聚焦来改变,且与束宽直接相关。而激光光束束宽的定义通常有三种,即1 e2,环围功率(能量)86.5%和二阶矩定义[5]。对于基模高斯光束,上述三种定义完全一致。但对于高阶高斯光束和其他光束,不同的定义会得出不同的结果。当用激光远场发散角作为参数计算时,必须将激光束宽取为某一确定值进行比较才有意义。
(3)激光光斑场强分布不均匀的影响
通常情况下,测量所用的照射激光束是非均匀的基模或低阶模高斯光束,给入射辐射照度的计算带来误差。如目标上入射的高斯光束光斑内辐射照度不是一固定值,在光斑中心处最大,沿着光斑半径方向逐渐减小。而通常采用平均值的方法计算,待测目标和标准球大小形状不同,从而导致测量与标定时入射辐射照度分布不同;另外,当目标或标准球为小目标时,其上的辐射照度值大于平均值,从而给标定和测量带来误差。目标系数值越小,影响越大。当瞄准误差为零,且已知目标形状与尺寸及光斑特性时可以进行修正[6]。
(4)激光照射系统瞄准误差ϕ的影响
激光照射系统瞄准误差影响照射光斑中心与目标几何中心的重叠程度,从而影响目标或标准球上辐射照度的分布情况,给标定和测量带来误差。且目标或标准球为小目标或线目标时,直接给激光辐射照度计算与修正带来困难。应当依据实际数据进行修正与计算。
(5)同一材料对不同波长的激光、以及同一波长不同偏振状态的激光或波束形状不同的激光,其散射特性不同[7]和造成的回波信号的脉冲展宽也不同[6]。
2.3 激光探测系统的影响
(1)探测系统响应噪声的影响
由于系统噪声的影响,系统输出电压将有一定的起伏,对测量输出电压带来误差。可采用标准激光源对测量系统进行标定,用多次采样求平均值及其方差,得出系统响应噪声和引入的相对测量不确定度分量。分别用v-Δv系和vo-Δv系替代式(6)中的v和vo项修正。
(2)探测光学系统的影响
探测系统光学镜头的二次反射以及散射光斑中心和边缘返回探测系统的光程差不同会导致散射回波脉冲展宽,使探测系统所得到的散射光峰值功率密度下降。
(3)探测器响应率线性范围的影响
LRCS测量的基本原理是对比测量,对比的基础建立在探测器响应的线性工作范围内。当被测雷达目标与标准球/板对激光的散射能力相差较大时,如果超出探测器响应线性范围,其对比的基础就不成立了。可通过改变测量或标定距离、加装激光衰减片、改变激光远场发散角等方法使其满足线性测量范围要求。
(4)探测机理的影响
激光探测分为成像探测与非成像探测。成像探测从扫描方式上分为扫描成像探测和非扫描成像探测;从探测体制方式上分为相干探测和直接探测;从照射源上分为CO2激光、二极管泵浦固体、半导体激光等。按激光工作波长可分为可见光及短波红外、中波红外和长波红外激光成像雷达。不同的激光探测系统探测机理不同,影响其测量误差的因素不同,对目标激光散射特性的关注点也有所不同。对距离探测系统而言,有脉冲测距和相位测距。对于脉冲调制测距的激光探测系统,照射激光光斑强度分布、测量背景与支架散射回波的散斑作用、大气效应等都对激光回波脉冲上升时间与峰值响应产生影响。对于激光相干探测而言,本振信号频率与回波信号频率直接影响到其距离测量精度与距离成像分辨率等。对能量探测系统而言,不同的探测器其响应波长范围不同,激光波长的宽度与探测器波长响应的匹配度等也不同。对于检偏探测系统而言,由于目标的起偏作用不同,使不同的检偏探测系统有不同的响应等。需要依据实际测量条件进行记录与分析,或依据实际需要建立测量系统进行测量。
2.4 目标尺度与结构、背景与大气环境的影响
(1)目标尺度与表面结构的影响
目标或标准球/板的尺度与结构,一是影响拦截与散射光斑大小的能力,二是影响目标上辐射照度的分布与计算,三是在有瞄准误差时,在目标为小目标时,给辐射照度的修正带来困难。在相同条件下,由目标与标准球/板表面结构不同,从而导致散射波的脉冲展宽不同与峰值的下降,对采用峰值探测方法进行测量的系统带来测量误差。在式(6)中应当乘上ττo项。
(2)背景散射的影响
在实际外场测量中,待测目标尺度远大于标准球/板的尺度,而通常选择激光发散角与大尺寸待测目标匹配。而测量标定时,由于照射光斑面积大于标准球/板载面积,使架设支撑架与地面等背景对激光散射后进入探测系统,造成对标准球/板散射回波信号的非相干迭加干扰[8]。减小背景和支架的散射干扰方法有几种,一是采用低反射率的材料对支架或背景进行敷设消光;二是采用尺寸匹配法,对目标和标准球/板的尺寸进行估算,对发射系统的束散角进行控制;三是采用背景减去法,对标准球/板的背景进行多次测量,得到其回波电压Δvo,用vo-Δvo替代式(6)中的vo项进行修正。
(3)大气效应的影响
大气效应主要有三方面影响。一是大气的消光效应。当激光光束在大气中传播时,受到大气吸收和散射作用而衰减。激光波长宽度内的平均透过率为分子吸收平均透过率、分子散射平均透过率、气溶胶吸收平均透过率和气溶胶散射平均透过率之积,即T(λ)=T1(λ)⋅T2(λ)⋅T3(λ)⋅T4(λ);二是大气湍流引起的光束漂移,影响入射辐射照度与接收辐射照度的空间分布,造成强度图像噪声增大、相位畸变;三是大气产生的波前畸变至使回波信号时间延迟,造成距离图像噪声增大。在实际测量时应尽量缩短标定与测量时间、以满足相同的大气条件,消除大气传输影响,但必须保证两次测量有相同的入射和探测条件。可以采用双光路测量方法来减少/修正类似朗伯面目标LRCS测量时,因大气气溶胶变化引起的测量与标定时透过率变化引入的测量误差[9]。
3 结束语
引起LRCS测量误差的因素很多,包括激光发射系统参数变化的影响、目标与标准球/板尺度、结构与性能的影响、背景与大气环境的影响、激光探测系统探测机理与系统性能的影响等。不同的激光探测系统对激光目标散射特性的关注点不同。从测量数据可信性、可交换性和可用性原则出发,在进行LRCS测量与研究时,应当详细记录测量相关条件(见表1)进行综合分析处理,并将测量结果与测量条件同时记录保存才具有使用性与交换性。
参考文献
[1]孙志慧,邓家浩,闫晓伟.国外激光成像探测系统的发展现状及其关键技术[J].科技导报,2008,26(3):74-79.
[2]R D.小哈得逊.红外系统原理[M].北京:国防工业出版社,1975.
[3]李景镇.光学手册[M].陕西:陕西科学技术出版社出版,1986.
[4]陈玉丹,张维安,陈玉程,等.多类目标样片激光散射特性研究[J].应用光学,2011(5):1253-1256.
[5]吕百达.强激光的传输与控制[M].北京:国防工业出社,1999:65-67.
[6]包学志,高卫,李威,等.两种非理想条件下LRCS测量结果的校正方法[J].红外与激光工程,2008(1):61-63.
[7]韩香娥.大粗糙度表面激光散射特性实验研究[J].光散射学报,1995,7(2)(3).
[8]包学志,高卫,贾养玉,等.背景散射对LRCS测量精度的影响分析[J].应用光学,2008(4):590-594.
太阳散射辐射测量装置的设计 篇9
针对太阳能利用方式的不同,需要对太阳能直接辐射和散射辐射资源的储量和分布进行精确的分类观测与评估。在全自动太阳跟踪器上安装遮光装置,能够对散射辐射进行自动测量,避免人工调整和计算散射时的遮光系数的修正[1],实现太阳散射辐射的自动测量。
1 太阳散射辐射测量装置工作原理
为了测量太阳的散射辐射,须在全自动太阳跟踪装置上安装遮光装置,借助于该装置将太阳直接辐射从传感器上遮去。要使遮光球时时遮住总辐射表被遮光面[2],遮光球必须以总辐射表被遮光面中心为球心,跟随太阳位置的变动绕该中心旋转,为此采用与全自动太阳跟踪装置联动的平行四边形机构,如图1所示。平行四边形具有这样一个特点,即以任意两条邻边的节点为轴改变平行四边形的形状,其两条平行边始终保持平行。
遮光球在两个方向的运动都必须以总辐射表的被遮光面的中心为转动轴心。在太阳跟踪装置的设计中,总辐射表安装在全自动太阳跟踪装置赤纬轴驱动箱的箱顶平台上,该平台可以提供满足要求的时角轴方向的转动。为了实现实时对太阳的遮光,采用平行四边形机构来解决的是赤纬轴方向的转动。
2 太阳散射辐射测量装置的设计
根据遮光原理图1。遮光装置设计如下:
a) 铰链A为固定铰链,即与机架相连;
b) BE(即遮光杆)为一个构件;
c) 各长度关系:AB=EF,BE=AF,由此可知ABCD组成一个平行四边形机构;
d) 由于A为固定铰链,所以B点绕着A转动,这时BE杆作围绕D点的转动。
e) 根据平行四边形机构的特点可知,如果测量仪表F的位置安放在全自动太阳跟踪器箱体上面,并且遮光球E的位置确定必须满足BE=AF的长度要求;理论上保证E点永远围绕F点转动。也即是说A、F分别是B、E点运动的圆心;
f) 由于AB、EF永远是平行的,且永远保证与太阳的光线平行,所以遮光板永远能够保证遮挡住玻璃罩。
根据对称原理,设计得到遮光装置如图2所示。
2.1 遮光球的大小
由上面的遮光原理可知,在跟踪太阳的运动中,无论太阳处于什么位置,都要求遮光球能准确地遮住直射到仪表上的阳光。阳光理论上永远是与遮光球支撑杆(遮光杆)平行的。由于太阳的光线是平行光,所以理论上只要遮光球的直径等于最大的测量仪表的直径即可。
图3例举了太阳跟踪器在运行15°、30°、45°、58°、75°时,阳光被遮光球遮挡,仪表上得到遮光球影子后投影的不同情况。
从图3可以看出,若保证测量仪表上均是遮光球的影子,没有阳光,只要使遮光球的最外圈与测量仪表的最外圈是相切关系就可以达到。也就是照射到仪表最里面的阳光与测量仪表的外表面保持相切。根据平行四边形机构的特点,只要仪表的位置确定了,遮光球的位置便随之确定。遮光仪表与遮光球的中心点之间必须保证与平行四边形的一边长度相等并且平行。因为这时在原有平行四边形机构的控制下,在四杆机构的运动中,能够永远保证是平行四边形的状态。
2.2 遮光杆的设计
遮光球是遮光机构的附件之一,遮光球大小的计算与测量仪表的几何关系如图4。图4中R—遮光球的半径; r—测量仪表的半径; L—遮光杆长度; a—敞开角; b—斜角;
根据图4(a)可以得到:
世界气象组织规定5°≤a≤11°,因此
预使遮光球最大可能的遮住直射阳光,世界气象组织规定b≤1°,由图4(a)可知
r的大小由测量仪表本身确定,对于一般总辐射表,r=30 mm。因此
由式(4)可知R≤0.017L+30,即30≤R≤0.017L+30。
由于太阳的光线是平行光,所以理论上只要遮光球的直径等于最大的玻璃罩的直径即可。但是由于安装制造过程中误差是不可避免的,所以根据安装制造的精度,必须使得遮光球的直径大于玻璃罩的直径[3],制造精度越低则应该选取的遮光球的直径就越大。取R的最大值0.017L+30,经过计算式(3)。
1 144.78≤L≤380.50。
在L和R的选取中,应考虑材料的强度,所以应首先选取L,原则是保证材料不发生明显颤动。选取L=580 mm,经验算满足各项要求。
2.3 齿形带设计
齿形带传动属于啮合型带传动,工作时带与带轮之间不会产生相对滑动,能够获得准确的传动比,因此它兼有带传动和齿轮啮合传动的特性和优点[4]。为便于测量仪表的安放,经过减速的赤纬轴输出设计为齿形带轴(如图5),通过该轴带动主动齿形带轮转动,遮光杆用稳定可调的方式固定在齿形带的从动轮上。由此遮光杆的回转中心既是从动带轮的回转中心,又因为所有测量仪表的中心都与两个齿形带从动轮的回转轴线重合,所以遮光球能实时遮住测量仪表。
2.3.1 确定计算功率,选取带型
Pd=KAP=0.06 kW。
选取齿形带的带型为L。
2.3.2 确定齿数z,节圆直径dp1
查表得到带轮的齿数为12。
带轮节圆直径
2.3.3 确定轴间距a,带的节线长度Lp及齿数Zb
初定轴间距a0:1.4dp1≤a0≤4dp1 即50.93≤a0≤145.52;
初定节线长度Lp0=2a0+πdp1;
查表得到Lp=314.33; Zb=33。
3 太阳散射辐射测量装置的整体建模与仿真
用于测量太阳散射辐射的遮光装置,主要由箱体1,底板2,传动机构3,遮光框架4、遮光球5和总辐射表6组成,其中箱体1内部是全自动太阳跟踪装置的系统结构7,如图6所示。
将经过减速的赤纬轴71输出设计为齿形带轴31,通过该轴带动主动齿形带轮32转动,遮光杆用稳定可调的方式固定在齿形带的从动轮33上,从而将全自动太阳跟踪装置的赤纬轴运动转换为遮光装置的赤纬轴运动。将总辐射表6安装在遮光机构的底板2上面,而遮光机构的底板2安装在由赤纬轴驱动的箱体1上面,这样来实现遮光机构的时角轴方向的转动。测量太阳散射辐射的遮光装置是在安装全自动太阳跟踪装置上的,利用遮光装置将太阳的直接辐射从传感器上遮去,从而进行太阳散射辐射的测量。遮光球5的运动必须分解为跟踪太阳的赤纬轴运动和时角轴运动,这两个方向的运动都必须以总辐射表6的被遮光面的中心为转动轴心。将总辐射表6固定在全自动太阳跟踪装置的箱体1上,而全自动太阳跟踪装置的箱体1可以提供满足要求的时角轴方向的运动,从而实现遮光装置的时角轴运动。遮光机构的赤纬轴31转动则是通过传动机构3将直接辐射表赤纬轴71的转动转换而得到的。遮光杆41的回转中心是从动带轮33的回转中心,而所有总辐射表6的中心都与两个齿形带从动轮33的回转轴线重合,这样保证遮光杆指向太阳,则就能保证遮光球5遮住总辐射表6。利用Pro/E的机构仿真得到遮光球的运动轨迹如图7所示,基本符合太阳的运动轨迹。
4 结论
一种简单方便的测量太阳散射辐射的遮光装置,可与全自动太阳跟踪器连接在一起,能够代替现有的遮光环装置,实现太阳散射辐射的自动测量。通过利用直接辐射表赤纬轴的转动来实现遮光装置赤纬轴的转动,整个遮光装置放置在全自动太阳跟踪器外壳上,从而实现光装置时角轴的转动。测量太阳散射辐射遮光装置采用齿形带传动在实现平行四边形结够的同时也更好地保证了精度。
摘要：为实现太阳散射辐射的自动测量,设计一种简单方便的测量装置。该装置可与全自动太阳跟踪器连接在一起,代替现有的遮光环装置。太阳散射辐射测量装置通过利用直接辐射表赤纬轴的转动来实现遮光装置赤纬轴的转动,整个遮光装置放置在全自动太阳跟踪器外壳上,实现遮装置时角轴的转动。整个装置采用齿形带传动,在利用平行四边形结构的同时也更好地保证了精度。
关键词：散射辐婶,测量,设计,齿形带
参考文献
[1]王尚文.混合双轴太阳自动跟踪装置的研究.可再生能源,2007;25(6):10—13
[2]吕文华.全自动太阳跟踪器的研制和应用.光学精密工程,2008;16(12):2544—2549
[3]王炳忠.总日射表自动遮光装置.太阳能学报,1986;7(3):345—348
[4]倪森寿.机械基础.北京:高等教育出版社,2000
[5]Pro/ENGINEER野火版自学手册.北京:人民邮电出版社,2008