红外特性

红外特性（精选6篇）

红外特性 篇1

0 Introduction

Infrared radiation of a target consists of reflected environment radiation and self radiation.The reflected radiation lies on received environment radiation and the reflectivity of the target and the self radiation lies on the surface temperature distribution and the emissivity of the target.Infrared radiation characteristics of spatial targets are very important for infrared target detecting,recognition and remote-sensing[1,2,3,4].

This paper takes a spatial ballistic balloon as the research object,having discussed the theoretical research method for the surface temperature distribution and the infrared radiation feature of the spatial balloon.After calculating the spatial heat flux that the spatial balloon gets,the surface temperature distribution of the balloon is got by solving the three-dimensional transient heat balance equations with the use of the finite element software ANSYS 10.0.On the basis of the solved surface temperature distribution,taking the spatial balloon as a poin object,the spatial distribution of infrared radiation intensity in 3～6µm and in 6～16µm is calculated.In the end with the comparison and analysis of the differences of the surface temperature distribution and the infrared radiation intensity spatial distribution between the spatial balloon got in this paper and a spatial ballistic target go in our previous work at different time of flight,some important conclusions are obtained.

1 Spatial Heat Flux Calculation

First,the surface of the balloon is partitioned into a series of surface elements.Second,the spatial heat flux which each surface element gets is calculated in the coordinate system x-y-z as shown in Fig.1.In the following subsections,Eijm is the spatial heat flux of the surface element ijm,which consists of solar heat flux ES,earth’s heat flux EE,and earth’s albedo heat flux ESE[1].The spatial heat flux Eijm can be got in Eq.(1)

1.1 Solar Heat Flux

As shown in Fig.1,sˆis the unit vector of the sunlight,O′is thegeometric center ofis the outward unit normal vector of ijm and.ES can be obtained by

where ES is the solar radiation intensity above the atmosphere and its value is 1 363.2 W/m2[5].

1.2 Earth’s Albedo Heat Flux

IfΓV is the earth cap which is visible from the spatial balloon andΓL is the area illuminated by the sun,the concerned area isΓV∩ΓL for the problem of the Earth’s albedo heat flux.As shown in Fig.1,U is the geometriccenter of a differential area d A1 onΓV∩ΓL and is the outward unit normal vector of d A1.ESE can be got as follows:

WhereρE is the Earth’s albedo and its value is 0.304[5].

Similarly,Eq.(3)can also be rewritten as

1.3 Earth’s Heat Flux

In Fig.1,V is the geometric center of a differential area d A2 onΓV,andˆnE is the outward unit normal vector of d A2.Then EE is given by

Where ME denotes the emittance of the Earth and its value is 390.1 W/m2[5].

2 Heat Balance Equations of the Spatial Balloon

In Fig.2,the axial cross section of the balloon is sketched.The balloon has one layer which has no inner heat source.The material of the layer is not transparent and assumed to be isotropic and uniform.db is the thickness of the layer.Rbo and Rbi are the outer radius and the inner radius of the balloon.Γbo andΓbi are the outer interface and the inner interface.nbo is the outward unit normal toΓbo and nbi is the outward unit normal toΓbi.The inside of the balloon is empty and has a little gas.

The three-dimensional heat conduction process of the balloon is got by

Whereρb is the material density,cb is the specific heat,kb is the thermal conductivity,the subscript b denotes physical characteristics of the balloon,T is the temperature and t is the time.

The boundary condition onΓbo is

Where nbox,nboy,nboz are the x,y,z axial cosine components of the outward unit normal nbo,Ei is the spatial hea flux density onΓbo,αbo andεbo are the absorptivity and the emissivity of the outer interfaceΓbo.

The boundary condition onΓbi is

Where nbix,nbiy,nbiz are the x,y,z axial cosine components of the outward unit normal nbi,qnet is the net radiation density(W/m2)which can be got by Gebhart method.

The initial condition for Eq.(6)is

Where Tb0 is a constant.

In section 4,the transient heat balance equations of the spatial balloon are solved with the use of ANSYS,and the surface temperature distribution is got there.

3 IR Radiation Intensity Calculation

Fig.3 shows the coordinate system in which IR radiant intensity of the spatial balloon is calculated.The orthogonal axes respectively have the same directions with the corresponding axes in Fig.1.θb andϕb indicate the direction of radiant intensity.

The spatial balloon is assumed to be diffusing grey body.IR radiant intensity of the balloon in the direction indicated byθb andϕb can be got by

The subscript i denotes the index of partitioned surface elements ofthe spatial balloon,the superscript N denotes the amount of surface elements,is the outward unit normalvector of the surface differential areais the outward unit normal vector in the direction indicated by

is the self radiant intensity of idA,which is in the direction of idAˆn,and it can be got by

MdiA is the radiant emittance ofdAi.According to the Planck’s law,it can be got as follows

whereεdAi is the emissivity ofdAi,λ1 andλ2 are respectively the lower limit and upper limit of the waveband of interest,iATd is the temperature of idA,c1 and c2 are two physical constants(c1=3.742×10-16 W⋅m2,c2=1.439×10-2 m⋅K).

is the reflected environment radiant intensity of d Ai,which is in the direction ofand it can be got by

where ES,ESE and EE are the solar heat flux,earth’s albedo heat flux and earth’s heat flux which are gotten bydAi,ρdAi is the reflectivity ofdAi,KS andKE are two proportionality coefficients related to the sun and the earth respectively which can be obtained in Eq.(14)

where T is the temperature of the sun or the earth.

4 Numerical Results and Discussions

To the spatial balloon,the height equation is assumed to beH=-.35t2+2400t+88000,where 0≤t≤680and H is the vertical distance from the geometric center of the balloon to the ground.The distance equation is D=3.13×103t,where D is the flight distance along the ground.The elevation angle of the balloon isπ/6.The overall flight time is divided into 68 intervals.The properties of the balloon are:db=2 mm,kb=0.29 W/(m⋅K)ρbcb=3.22×106 J/(m3⋅K),9.0biboboεαε===and K300b0T=.

By using the finite element software,ANSYS 10.0,the temperature field distribution of the balloon is calculated.We use the finite elements PLANE55 to deal with the heat conduction,use SURF151 to deal with the radiation boundary,and use MATRIX50 to deal with the radiation heat transfer inside the balloon.We use“Non-Hidden Method”to calculate view factor when we calculate the radiation heat transfer inside the balloon.

Because the spatial balloon has an axisymmetric structure and spins around its axis with a high angular speed during the flight,the temperature field distribution of the balloon is axisymmetric.Therefore the temperature field can be analyzed in a series of longitudinal elements.

Fig.4 shows the temperature fields of the balloon in the nighttime,where the x-axis represents the Lb depicted in Fig.2.In the nighttime,only the earth heat flux exists,and the temperatures on all the parts of the balloon descend gradually.The temperature of the part(Lb=0)is the lowest and ascends to 271 K at the 680 s.

By comparing the balloon’s temperature fields in this paper with the spatial ballistic target’s in ourprevious literature[6],firstly,one can find that the varying trend of surface temperatures of the balloon and the target is consistent.The main reason is that their flight trajectories and motion modes are the same,so the spatia heat flux distributions of their surfaces are also the same.Secondly,one can find that the surface temperature range of the balloon changes more distinctly than the target’s.One reason is that the balloon has no inner heat source.The other reason is that the thickness of the balloon is very thin,so the volume of balloon’s material is small and the spatial heat flux has a strong impact on the balloon’s surface temperature.

Fig.5 shows the spatial distributions of the balloon’s radiant intensities in two IR bands in the nighttime.In Fig.5,firstly,one can find that the earth radiation reflected by the balloon has an apparent impact on the spatia distribution of radiant intensities at the initial time as shown in Fig.5(a1)and(b1).Secondly,the radiant intensities in two wave bands gradually descend accompanied with drop in the surface temperature in the nighttime.

In order to compare the spatial distributions of the balloon’s IR radiant intensities in this paper with the distributions of the ballistic target’s in our previous literature[7],we give the spatial distributions of the absolute errors between the balloon’s radiant intensities and the target’s in Fig.6.The absolute error function isis the absolute errors,bI is the balloon’s infrared radiant intensities and tI is thetarget’s infrared radiant intensities.At the same time,we give the maximum and the minimum of the relative errors between the balloon’s radiant intensities and the target’s in Table 1 and Table 2.The relative error function

In the nighttime,the temperature drop range of the balloon’s surface is wider than the target’s,so one can find that∆Iba,t in Fig.6 and∆Ibr,t in Table 1 and in Table 2 decrease gradually with the elapse of time.Although∆Iba,t and∆Ibr,t decrease,one also can find that the balloon’s infrared radiant intensity in any spatial direction is always apparently higher than the target’s in the nighttime as shown in Fig.6.This conclusion can also be got in Table 1 and Table 2.As shown in Table 1 and Table 2,the maximum of∆Ibr,t is 313.16%and the minimum of∆Ibr,t is 61.76%.So the good effectiveness of deception and interference can be obtained in the nighttime with the use of the balloon.

5 Conclusions

This paper builds up the perfect theoretical calculation models of the spatial balloon’s temperature field and IR radiant feature.The surface temperature field of the spatial balloon is calculated with the use of ANSYS 10.0On the basis of the solved surface temperature,the spatial distribution of the balloon’s IR radiant intensities is calculated.Compared with the spatial ballistic target’s surface temperature and IR radiant feature,the varying range of the balloon’s surface temperature is wider and the IR radiant feature of the balloon is more salient.So the spatial balloon has the good ability of IR deception and IR interference.

参考文献

[1] Batts Glen W. Thermal environment in space for engineering applications[C]// AIAA,Aerospace Sciences Meeting and Exhibit,32nd,Reno, NV, United States,Jan 10-13, 1994:105-118.

[2] Heinisch Roger P,Jolliffe Clinton L,Schmidt Roger N. An experimental and analytical study of visual detection in a spacecraft environment [R]. United States:NASA CR-1561,1970:1-4.

[3] Hauptmann E G. Angle factors between a small flat plate and a diffusely radiating sphere[J]. AIAA Journal(S0001-1452), 1968,6(5):938-939.

[4] GUO Li-xin,ZHAO Kang. Study on the characteristic of IR radiation from the space target [J]. International Journal of Infrared and Millimeter Waves(S0195-9271),2004,25(1):119-127.

[5] Bhanderi Dan D V,Bak Thomas. Modeling earth albedo for satellite in earth orbit[C]// AIAA Guidance, Navigation, and Control Conference and Exhibit,San Francisco, California, August 15-18,2005:1-12.

[6] ZHANG Jun,Lü Xiang-yin,WANG Yi-cheng,et al. Finite element analysis of the surface temperature distribution on the exoatmospheric ballistic target [J]. Infrared and Laser Engineering(S1007-2276),2008,37(3):416-419.

[7] ZHANG Jun,WANG Yi-cheng,Lü Xiang-yin,et al. Numerical analysis of infrared characteristics of exoatmospheric ballistic target [J]. Infrared and Laser Engineering(S1007-2276),2008,37(5):765-770.

红外特性 篇2

分析了SAGM-APD单光子探测器暗电流产生的`机理;得出工作温度和偏置电压是影响SAGM InGaAs/InP单光子探测器探测性能的重要因素.通过实验,分析了三种APD在不同温度下暗电流、光电流与偏置电压的关系曲线,得出一些结论.

作 者：李水峰 熊予莹 王晗 曾思明 廖常俊 LI Shui-feng XIONG Yu-ying WANG Han ZENG Si-ming LIAO Chang-jun 作者单位：李水峰,王晗,曾思明,LI Shui-feng,WANG Han,ZENG Si-ming(广东工业大学实验教学部,广东,广州,510006)

熊予莹,XIONG Yu-ying(华南师范大学物理与电信工程学院,广东,广州,510006)

廖常俊,LIAO Chang-jun(华南师范大学信息光电子科技学院,广东,广州,510006)

红外诱饵辐射特性仿真技术研究 篇3

在红外制导导弹对抗红外诱饵的过程中,红外诱饵的辐射强度对其抗干扰概率有较大影响。这主要是因为红外诱饵的辐射强度在不同的对抗条件下变化非常大。而载机的辐射强度在各种条件下相对稳定,这就导致压制比的变化很大,从而对抗干扰产生影响。

在采用数字仿真或者半实物仿真[1]方法对红外制导导弹抗干扰性能进行评估时,需要建立准确的红外诱饵辐射模型,以反应各种对抗条件对其辐射强度的影响。这样才能保证对抗干扰性能的准确评估。

在红外诱饵辐射特性方面,已进行了有关研究工作[2—4]。这些工作主要是从诱饵研制的角度,讨论不同组份、不同颗粒直径等因素对诱饵燃烧特性的影响。而在抗干扰仿真评估中,应该对已经定型的诱饵产品进行仿真,要能够体现诱饵在各种对抗条件下辐射特性的变化。

本文根据能量守恒定律、黑体辐射定律、斯蒂芬—波尔兹曼定律推导了红外诱饵辐射强度计算模型,给出了长方体和圆柱体两种典型诱饵的质量燃烧率计算公式,分析了诱饵的高度和速度对其辐射特性的影响规律,在文献[5]的基础上实现了红外诱饵辐射强度仿真计算,可以对各种对抗条件下的诱饵辐射特性进行仿真,最后给出了仿真结果,并对其进行了分析。

1 红外诱饵燃烧特性分析

目前的红外诱饵大部分是由镁/聚四氟乙烯/氟橡胶组成的,其辐射能量是由燃烧时的化学反应释放出来的。在红外诱饵组分中,氟橡胶作为黏合剂用来包覆镁粉。为此,在红外诱饵燃烧反应体系中不考虑其影响。

红外诱饵的燃烧过程的化学反应由两部分组成(见图1),一是在诱饵表面的缺氧反应,其燃烧反应方程式为:

二是诱饵外围过量的镁汽化后与周围空气中的氧气进行的燃烧反应,反应方程式为:

$m\text{Μ}\text{g}+\text{C}{}_2\text{F}{}_4+\frac{m}{2}\text{Ο}{}_2\stackrel{}{\to }2\text{Μ}\text{g}\text{F}{}_2+(m-2)\text{Μ}\text{g}\text{Ο}+2\text{C}\text{Ο}{}_2+\text{h}\text{e}\text{a}\text{t}(2)$

根据上述反应方程式,反应主要产物是MgF2、MgO、Mg、C、CO2。其中C的发射率比较高,能达到0.8,其辐射强度在全部辐射中占主要部分,MgO 辐射类似灰体辐射,在(4—8)μm波段发射率约为0.38,MgF2的贡献较小,而Mg基本上不产生红外辐射。CO2辐射与黑体辐射不同,在(4.2—4.6)μm波段辐射较强,约为灰体辐射的两倍。在计算其红外辐射时,如果没有该型诱饵的光谱分布数据,一般将其等效为某一温度的黑体辐射进行计算。

2 红外诱饵辐射特性计算方法

红外诱饵燃烧过程中向外发出的红外辐射可以等效为黑体辐射。对于黑体辐射或者灰体辐射,如果已知物体的辐射面积、表面温度,就可以计算其辐射强度。红外诱饵在燃烧的过程中,红外辐射温度可以通过测试设备测试,但是辐射面积无法测量。这就使得这种计算方法的应用受到限制。

可以利用能量守恒定律计算红外诱饵的辐射强度。根据能量守恒定律,红外诱饵燃烧产生的能量等于其热辐射的能量与通过对流和传导向周围空气传输的热量之和,即为:

Qb=Qr+Qt+Qc (3)

式(3)中,Qb表示诱饵燃烧产生的能量,Qr表示诱饵向外辐射的能量,Qt表示诱饵向外传导的能量,Qc表示诱饵向外对流的能量。

定义如下稳态辐射系数dr:

$d{}_r=\frac{Q{}_r}{Q{}_b}(4)$

则有:

Qr=drQb。

当燃烧温度比较高时,燃烧能量主要以红外辐射的方式向外传输。当红外诱饵在标准条件下燃烧时,也就是说不受气流和高度影响时,稳态辐射系数dr一般约为0.75左右。

燃料燃烧产生的能量,可以用燃料质量和燃料的燃烧热的乘积表示:

Qb=mHc (5)

式(5)中m为燃料的质量;Hc为燃料的燃烧热,单位J/g。

则其中红外辐射的辐射功率Pr可以表示为:

${\rm P}{}_r=\frac{\text{d}Q{}_r}{\text{d}t}=\text{d}{}_r\frac{\text{d}Q{}_b}{\text{d}t}=d{}_r\dot{m}{\rm H}{}_c(6)$

式(6)中$\dot{m}$为燃料质量燃烧率,单位g/s。式(6)的红外辐射功率是红外诱饵的全向辐射功率。如果要计算辐射强度,即单位立体角的辐射功率,可以通过总辐射能量除以4π获得,即有:

${\rm I}=\frac{\text{d}{\rm P}{}_r}{\text{d}\Omega }=\frac{1}{4\pi }{\rm P}{}_r=d{}_r\dot{m}{\rm H}{}_c(7)$

另外,目前的红外探测器都有一定的波长响应范围。为了计算某一波长范围(λ1,λ2)内的红外辐射功率,引入函数Fλ,T:

$F{}_{\lambda ‚{\rm T}}=\frac{1}{\epsilon \sigma {\rm T}{}^4}{\displaystyle \int }{}_{\lambda {}_1}^{\lambda {}_2}\frac{\epsilon {}_{\lambda }C{}_1}{\lambda {}^5}\frac{1}{\exp \left(\frac{C{}_2}{\lambda {\rm T}}\right)}\text{d}\lambda (8)$

Fλ,T表示某一波长范围(λ1,λ2)内的红外辐射与总辐射之比。

总辐射可以根据斯蒂芬-波耳兹曼定律计算,对于发射率为ε的灰体而言,总辐射为:

M=εσT4 (9)

某一波长范围内的红外辐射可以利用普朗克黑体辐射公式在该波长范围内的积分获得,即为:

${\rm M}{}_{\Delta \lambda }={\displaystyle \int }{}_{\lambda {}_1}^{\lambda {}_2}\frac{\epsilon {}_{\lambda }C{}_1}{\lambda {}^5}\frac{1}{\exp \left(\frac{C{}_2}{\lambda {\rm T}}\right)}\text{d}\lambda (10)$

式(10)中,C1为第一辐射常数,数值为3.741 5×104 W·cm-2·μm;C2为第二辐射常数,数值为1.438 79×104 μm·K。

通过以上分析,可知红外诱饵在某一波长范围内的辐射强度Iλ为:

${\rm I}{}_{\lambda }={\rm I}F{}_{\lambda ‚{\rm T}}=\frac{1}{4\text{π}}d{}_r\dot{m}{\rm H}{}_{c}F{}_{\lambda ‚{\rm T}}(11)$

不同形状的红外诱饵其质量燃烧速率是不同的,美军装备的红外诱饵其形状主要为长方体和圆柱体。对于任意形状的红外诱饵在燃烧过程中其密度是不变的,因此诱饵质量燃烧率可以表示为:

$\dot{m}=\frac{\text{d}m}{\text{d}t}=\frac{\text{d}(\rho {}_{f}V)}{\text{d}t}=\rho {}_f\frac{\text{d}V}{\text{d}t}(12)$

式(12)中,ρf为诱饵的密度,V为诱饵的体积。

在实战使用过程中,红外诱饵投射出去以后,整个外表面开始燃烧,对于已经定型的诱饵而言,单位时间内的燃烧深度是一定的。对于不同形状的红外诱饵,单位时间内燃烧掉的体积是不同的。

对于长宽高分别为A、B、H的长方体(见图2),在上表面为迎风面的燃烧过程中,其体积V随时间t的变化关系为:

Vcu(t)=(A-2rt)(B-2rt)(H-rt-r1t) (13)

则其对应的质量燃烧率为:

$\dot{m}{}_{cu}=\rho {}_f\frac{\text{d}V{}_{cu}}{\text{d}t}=\rho {}_f[4(A+B+2{\rm H}-3r{}_{1}t)r{}^{2}t-(AB+2B{\rm H}+2A{\rm H}-4(A+B)r{}_{1}t)r-12r{}^{3}t{}^2-ABr{}_1](14)$

式(14)中,r为红外诱饵的线性燃烧速度,r=ds/dt,即为单位时间内红外诱饵向下燃烧的深度,单位为cm/s。r1为诱饵迎风面的燃烧速度,受到阻滞压力的影响,其值比正常情况的要大一些。

对于半径为R,高度为H的圆柱体,在燃烧过程中,其体积随时间的变化关系为

Vcy(t)=π(R-rt)2(H-rt-r1t) (15)

则其质量燃烧率为:

$\dot{m}{}_{cy}=\rho {}_f\frac{\text{d}V{}_{cy}}{\text{d}t}=\rho {}_f\text{π}[(4R+2{\rm H}-3r{}_{1}t)r{}^{2}t-(2R{\rm H}+R{}^2-4Rr{}_{1}t)r-3r{}^{3}t{}^2-R{}^{2}r{}_1](16)$

式(16)中r和r1分别为线性燃烧速度和迎风面线性燃烧速度。

红外诱饵的线性燃烧速度与红外诱饵组份、颗粒直径、大气压力等因素有关,对于每一种定型的红外诱饵而言组份、颗粒直径等因素是确定的,因此其线性燃烧速度是一定的。

3外界条件对红外诱饵辐射特性的影响分析

3.1 高度对红外诱饵辐射特性的影响

红外诱饵的辐射强度和燃烧时间一般是在地面静态条件下测量的。随着红外诱饵投放高度的不同,这些参数会发生变化。这主要是由于高度导致大气压力变化,而大气压力变化影响诱饵的线性燃烧率,进而导致辐射强度和燃烧时间的变化。红外诱饵的质量燃烧率与其线性燃烧率的关系如下式:

$\dot{m}=\rho {}_{f}Sr(17)$

式(17)中ρf为红外诱饵的燃料密度;S为燃烧表面的面积;r为燃烧表面的线性燃烧速度。

红外诱饵的线性燃烧速率受周围压力的影响,服从如下关系:

r=aPn (18)

式(18)中,a是一个与辐射温度相关的经验常数;P为周围压力;n为压力指数,该值与Mg的含量ζ(Mg)有关,当ζ(Mg)>0.7时,该值非常小,约为0.06;而当ζ(Mg)<0.6,随着ζ(Mg)值的减小,n的取值线性增加,其值小于0.7。大部分红外干扰弹混合物所具有的线性燃烧率约为(2.5—7.5)mm·s-1。

根据理想气体物态方程可知:

$n(z)=\frac{{\rm P}(z)}{{\rm K}{}_B{\rm T}(z)}(19)$

式(19)中n(z)为高度为z处的空气数密度,即单位体积内包含的分子数目;P(z)和T(z)分别为高度z处的大气压强和绝对温度;KB为玻尔兹曼常数,其值为1.380 657 8×10-23 J/K。

则高度为z处的大气压强可表示为:

${\rm P}(z)={\rm P}(z{}_0)\exp \left(-\frac{m{}_0{\rm M}{}_e}{{\rm K}{}_B}{\displaystyle {\int }_{z{}_0}^z\frac{g(z)}{{\rm T}(z)}}\text{d}z\right)(20)$

式(20)中,P(z0)为高度z0处的大气压强;m0为原子的质量单位,其值为1.660 565 5×10-27 kg;Me为空气分子的平均分子量,其值约为29;g(z)为高度z处的重力加速度。

T(z)为高度z时的温度。在(0—20)km变化范围内,大气温度随高度变化可以用如下分段函数表示:

T=Ti+αi(z-zi) (21)

式(21)中,i为大气分层角标,取值为0—1,αi为温度梯度,取值如表1所示。

当诱饵在高空以高速投射出去以后,诱饵的前表面受到气流的阻滞压力作用,其总压力PQ不再只是大气压力,还需要加上阻滞压力,即为:

${\rm P}{}_Q=\frac{1}{2}\rho V{}_D^2+{\rm P}(22)$

定义高度系数dh(z)为:

$d{}_h(z)=\frac{r(z)}{r(z{}_0)}=\frac{a{\rm P}{}^n(z)}{a{\rm P}{}^n(z{}_0)}=\frac{{\rm P}{}^n(z)}{{\rm P}{}^n(z{}_0)}(23)$

地面上的线性燃烧速度r(z0)可以通过测量获得,根据上式计算出高度系数dh(z),则高度z处线性燃烧系数为:

r(z)=dh(z)r(z0) (24)

根据上式对红外诱饵的辐射特性进行仿真,可以得到红外诱饵的归一化辐射强度随高度的变化关系(见图3),其中压力指数为0.2。

3.2 速度对红外诱饵辐射特性的影响

红外诱饵在燃烧时,有效辐射面积包括红外诱饵中的镁汽化后与空气反应的区域(见图1)。当红外诱饵从载机中投射出去以后,其速度与载机的速度接近,所受到的空气阻力与速度的平方成正比。在高速气流的作用下,红外诱饵与空气反应区的外层受气流的影响,在强对流的情况下大量红外辐射能量损失,温度下降,最终导致有效辐射面积大幅度缩小,从而导致辐射强度的降低。为了反应速度对红外诱饵辐射强度的影响,引入速度系数dw,则式(11)可写为:

${\rm I}{}_{\lambda }=\frac{1}{4\text{π}}d{}_{r}d{}_w\dot{m}{\rm H}{}_{c}F{}_{\lambda ‚{\rm T}}(25)$

红外诱饵速度系数dw随着速度的变化符合图4所示的曲线。在动态条件下,其辐射强度急剧下降,降至海平面静态辐射强度的十分之一。

诱饵马赫数是随高度变化的,其计算公式为:

${\rm M}a(z)=\frac{c(z)}{V{}_D}(26)$

c(z)是高度z处的声速,VD是诱饵的速度,需要通过诱饵运动学方程解算。

4 仿真实现及仿真结果分析

本文在前期建立的红外诱饵运动模型[5]基础上,增加了红外辐射模型,将红外辐射模型和运动模型有机地结合在一起。运动模型中的诱饵质量计算使用了辐射模型中燃料质量变化率。在计算诱饵辐射模型的质量燃烧率时,充分考虑了诱饵形状、高度、速度等因素的影响,其中诱饵高度和速度的数值来自运动模型。

红外诱饵在实际使用时,从投射到燃烧完成,其下降高度有限,一般小于100 m,可以认为在燃烧过程中,其高度系数是一个常数,只需要计算投放时的高度系数即可。

以M206型诱饵的有关参数为输入值,其外形为长方体,尺寸为2.46×2.46×20.6 cm3,投射质量为150 g,投射速度设为30 m/s。设置起燃时间为0.2 s,熄燃时间为1.5 s。由于无法获取该型诱饵的准确的燃烧热,本文中设置为15 000 J/g。对其进行了大量仿真试验,部分试验结果如下所述。

红外诱饵的地面静态辐射仿真结果如图5所示,起始的0.2 s和最后的1.5 s是起燃和熄燃阶段,其时间是由用户设定值,辐射强度分布是通过曲线拟合给出的,中间段为仿真计算结果。诱饵辐射强度出现递减的规律,主要是因为地面静态辐射强度不受高度和速度因素的影响,主要受到燃烧面积减小的影响,导致诱饵燃烧率的减小,最终导致辐射强度呈现递减的规律。

不同高度下红外诱饵的辐射特性仿真结果如图6所示,从图中可以看出随着高度的增加,诱饵辐射强度整体降低,燃烧时间增长。主要原因是随着高度的增加诱饵燃烧率降低。图中诱饵燃烧的后期辐射强度出现增大或者衰减变慢的趋势,主要是因为诱饵投射出去以后受到空气阻力的影响,速度急剧变慢,从而导致气流对其的影响变小,因此辐射强度有所增加。

不同速度下红外诱饵的辐射特性仿真结果如图7所示,从图中可以看出,随着速度的增加,红外诱饵的辐射强度整体变小,但是诱饵的燃烧时间并不发生变化,这是因为速度并不影响其质量燃烧率,只是速度越大,通过对流带走红外诱饵外围的燃烧热量越多,导致红外诱饵有效辐射面积变小。

不同形状的红外诱饵辐射强度仿真特性如图8所示,长方体诱饵参数即为所设的M206诱饵参数。圆柱体诱饵半径为1.61 cm,高为12.1,质量为120 g,燃烧热与M206相同,高度为6 000 m,速度225 m/s。从图中可以看出长方体的辐射强度比圆柱体的辐射强度要大,主要原因是长方体的质量燃烧率更大一些。

5 结论

本文根据能量守恒定律、黑体辐射定律及波尔兹曼定律推导了红外诱饵辐射计算模型,分析了高度和速度特性对其辐射特性的影响,给出了长方体和圆柱体两种典型形状诱饵质量燃烧率的计算公式。根据红外诱饵的辐射模型和运动模型编制了仿真软件。通过合理的设置基本参数,该仿真软件可以对各种型号的红外诱饵,在各种对抗条件下的辐射特性进行仿真。并且以M206诱饵的有关参数作为输入条件,对诱饵的辐射特性进行了仿真。其静态仿真结果与有关试验测试结果趋势一致,而对于动态仿真结果,由于缺乏实测数据,只能从原理上对仿真结果进行分析,其结果与理论分析相符合。

摘要：在红外制导导弹对抗红外诱饵的过程中,由于在不同条件下红外诱饵的红外辐射特性变化较大,而目标飞机的红外辐射特性变化较小,导致导弹抗干扰概率较大的波动。这就要求在利用数字仿真或半实物仿真方法评估导弹抗干扰性能时,必需建立准确的红外诱饵辐射模型。根据能量守恒定律、黑体辐射定律及波尔兹曼定律推导了红外诱饵辐射计算模型,分析了高度和速度特性对其辐射特性的影响,并据此对诱饵辐射计算模型进行了修正。还给出了长方体和圆柱体两种典型形状诱饵质量燃烧率的计算公式。根据红外诱饵的辐射模型和运动模型编制了仿真软件。辐射模型所需的诱饵高度和速度来自运动模型,而运动模型所需的质量燃烧率来自辐射模型。通过合理地设置参数,该仿真软件可以对各种型号的红外诱饵,在各种对抗条件下的辐射特性进行仿真。最后给出了几组典型的仿真结果并对其进行了分析。

关键词：红外诱饵,辐射特性,高度,速度,仿真

参考文献

[1] Jackson II H D,Blair T L,Ensor B A.Air Force electronic warfareevaluation simulator(AFEWES)infrared test and evaluation capabil-ities,ADA478382,2008

[2] Ernst-Christian K,Diehl G H,Co K G Metal/fluorocarbon pyrolants:VI.combustion behaviour and radiation properties of magnesium/poly(carbon monofluoride)pyrolant,Propellants Explosives,Pyrotech-nics,2005;(3):209—215

[3]陈明华,马桂海.碳纤维对镁/聚四氟乙烯燃烧速度和红外辐射强度的影响,激光与红外,2008;38(10):1008—1010

[4]陈明华,焦清介,温玉全,等.Mg4A13/PTFE红外诱饵剂的辐射性能研究.激光与红外,2005;35(7):500—503

红外特性 篇4

关键词：F22尾焰,红外辐射强度,探测距离,临近空间

对于F22这样的先进战斗机来说，无论是从外形、吸波材料还是主动隐身方面，其雷达隐身能力十分出色，以目前普通的地基、海基和部分空基防御平台已经无法充分满足未来战争防御手段的需求[1]。这就迫切需要寻求新的探测手段和新的探测平台来弥补雷达系统对隐身飞机探测的不足。根据F22发动机尾焰和气动加热使得在高速飞行时仍具有一定的红外辐射能量以及临近空间环境中具有较好的大气透过特性，在临近空间平台采用红外探测技术实现隐身飞行器的探测与预警在理论上是可行的。而且鉴于临近空间在未来空天一体化作战中的重要战略地位[2]，开展临近空间红外探测技术的研究工作对于未来实现临近空间探测手段有十分重要的意义。由于隐身飞机尾焰的红外辐射是其主要的辐射源，所以本文主要通过对F22尾焰的红外辐射特性进行建模和仿真，计算临近空间平台不同探测视角对F22尾焰的理论可探测距离。

1 F22尾焰流场分析

1.1 尾焰流场建模

根据F22发动机矩形喷管建立尾焰流场模型。由于喷管沿中心轴面对称，为了减小计算的复杂度，将喷管模型沿中心面取一半作为计算模型。设置尾焰流场计算域为长5 000 mm、宽1 350 mm、高1 350 mm的矩形长方体，为了更好地对喷管的出口流场进行网格划分和压力赋值，将喷管模型置入流场计算域中。利用Gambit进行网格划分，计算中采用四面体结构化网格，划分后的网格模型如图1所示。

1.2 尾焰流场仿真

设置飞机飞行高度为5 km，飞行速度为1.5马赫，假定喷管入口气体为完全燃烧的燃气。喷管入口为压力入口，压力大小为188 000 Pa，喷口温度[3]为875 K，入口流动角为0°；外场出口设置成压力出口，压力为71 000 Pa，温度为280 K，出口流动方向垂直于外场边界。壁面边界采用无滑移固壁边界条件。

流场计算使用Fluent 6.3软件进行，采用分离隐式求解。在相对残差小于1×10-3，能量方程残差小于1×10-4时迭代计算收敛，此时所得静温度云图如图2所示。

2 F22尾焰红外辐射计算

2.1 尾焰羽流理论模型

尾焰流场中各气体组分的温度、压强等物理性质在空间上是非均匀分布的，本文利用谱带模型Curtis-Godson近似法[4]，通过采用沿视线方向和沿射流方向进行分层，分层后两者结合，视线方向分为10层，射流方向分为39层，一共有390个气柱，由Fluent导出每个气柱内所有网格的温度值、压强以及气体组分等参数，最后求取气柱内这些参数的平均值，即可得出该气柱下的参数值。利用均匀气体红外辐射计算方法，求取各气柱红外辐射特性，再累加各气柱红外辐射，最后得到整个流场的红外辐射特性。沿xOy平面的探测角度为30°情况下的分层效果图如图3所示。

由于在建立尾焰辐射模型的过程中是以发动机喷管中心截面为对称面进行分析，因此从垂直方向上（xOy平面）观察，其辐射强度应为仿真所得强度的两倍，对于F22双发动机可以近似将辐射强度加倍。但是对于从水平方向（xOz平面）上观察，沿视线方向的每一层尾焰之间的光谱透过率是相互耦合的，因此在处理前需要将对称面另一部分的尾焰数据添加进去再进行分层计算。

2.2 红外辐射计算过程

由于航空发动机尾焰辐射来源于高温气体的辐射，因此将探测器的工作波段定在1～5μm。

尾焰气体成份主要为N2,CO2,H2O,CO以及其他惰性气体等，由于N2是非红外活性气体，而CO和其他惰性气体对整个尾焰辐射的贡献不大，因此这里主要考虑CO2和H2O的红外吸收作用。

在分层之后选取射流方向分层的第i个平面作为计算对象。对第i个平面所分的10层气柱分别计算各组分辐射强度步骤如下[5]:

(1）计算第n层气柱各组分的光学厚度、碰撞半宽以及多普勒半宽。光学厚度公式可以描述为：

式中：Δln表示第n层的几何厚度；Tn表示第n层的温度；Pn表示第n层的压强。

多普勒展宽的半宽度（单位：cm-1）为：

式中：M为组分分子量，

碰撞展宽的半宽（单位：cm-1）为：

式中：(r1)273，η1,(r2)273，η2均已给出；i为辐射组分；j为其他组分；P为组分压强；Tn为温度。

(2）考虑不同增宽效应计算第n层的弱线极限光学厚度以及细结构参数，即弱线极限光学厚度为：

式中：Kn,w表示波数为w时第n层气柱的吸收率。此外多普勒增宽细结构参数可表示为：

相应地，碰撞增宽细结构参数为：

(3）根据第（1）步计算出的参数，在其基础上计算第n层纯多普勒增宽的光学深度和纯碰撞增宽的光学深度：

(4）计算第n层光学厚度和总的光学透过率。首先将碰撞增宽与多普勒增宽相结合，此条件下的光学厚度为：

则某波数下第n层的光学厚度可以表示为：

由此可通过对组分的叠加得到所有组分在波数w下的第n层气柱光学(X)n,w，那么第n层的光谱透过率为：

(5）根据每层的光谱透过率即可计算出平面i的每层光谱辐射强度：

式中为以波数表示的光谱辐射强度。

最后对单个平面层数和波数进行叠加求和，得到第i个平面所代表区域的红外辐射强度：

由式（13）可知，对所有已分层的39个平面进行相同的运算，对结果求和即可得到在某一探测视角下的红外辐射强度。

3 F22尾焰红外辐射结果分析

通过计算可以得到飞机尾焰在垂直和水平方向的不同探测视角下的红外辐射强度，其观测角度示意图如图4所示。

图4中，水平方向（xOz平面）和垂直方向（xOy平面）观测角度从10°～170°这17个方向进行计算。得到xOy平面和xOz平面不同观测角度的总辐射强度如图5和图6所示。

由图5和图6可知，垂直方向在同一角度观测所得尾焰辐射强度比水平方向所得的辐射强度大，由于矩形喷管的宽高比为2∶1，导致尾焰为扁平状，造成总的辐射强度在水平方向大约为垂直方向上辐射强度的1 2～1 3。此外在同一平面上，两者的强度分布规律也是一致的，都在10°和170°下强度最小，在90°附近最大。需要注意的是，此辐射强度并没有考虑添加隐身措施后的强度大小，根据文献[6,7,8]可知，隐身飞机F22的尾喷管和发动机尾焰通过采用排气掺混的引射技术和气溶胶遮蔽等隐身措施，使其发动机尾焰强度在原来红外辐射强度的基础上大大降低，在中波红外辐射强度范围内与没有采用隐身措施下的发动机尾焰红外辐射相比，最大能够降低80%。

4 临近空间基于F22理论探测距离

4.1 探测距离理论分析

探测距离公式针对不同的探测系统和不同的参数要求有不同的表达形式。红外探测距离的一般公式并没有考虑目标所在背景辐射的影响，这样对中远程目标或辐射强度弱小的目标来说背景的影响是不能忽略的。因此，计算搜索系统的作用距离需要目标所在的大气背景进行改进。根据文献[9]中推导的距离公式，将目标与背景的辐射强度差代替原来的目标辐射强度，改进后的距离公式为：

式中：D0为系统光学口径；D*为红外探测器的比探测率；NA=n⋅sinθ（其中n为目标和光学系统物镜间的介质折射率，θ为光学系统孔径角的一半）；ΔJ表示目标与背景的红外辐射强度之差；τa和τ0分别表示探测系统光学透过率和R距离下的红外大气透过率（介于λ1～λ2之间）；C表示单个探测器元件的数目；Ω̇表示搜索速率，其值为搜索系统的瞬时视场与帧时间的比值，ν与探测系统的电子学传递函数有关，通常情况下取值范围在0.25～0.75之间，线性系统下ν值不超过2。

4.2 探测距离计算

在临近空间30 km采用中短波探测器对飞行于5 km高空的F22尾焰进行探测，利用以上求得的尾焰辐射强度并考虑尾焰隐身措施的影响，在光学口径为200 mm，比探测率为1.5×1012 cm⋅Hz1 2⋅W-1，光学透过率为0.8的情况下利用式（14）求出的不同角度下不同大气透过率的探测距离，如图7，图8所示。

由图7和图8可知，大气透过率越高，探测距离越大。在相同大气透过率和相同视角情况下，垂直方向上探测距离要大，两种方向的探测距离都随着视角的变化而变化，在80°～100°的范围内探测距离最大。

利用Modran4在1976年美国标准大气环境，不考虑气溶胶和云消光，探测器距离目标240 km情况下的大气透过率为0.512 5，但这是最理想的情况，实际的大气透过率应该小于这个值，因此本文就大气透过率为0.3进行考虑。从图7，图8可知，在大气透过率为0.3的情况下，不论垂直方向还是水平方向，理论可探测距离都能达到100 km以上。

然而在实际条件下，如图9所示，由于F22飞机巨大的垂直尾翼和水平尾翼的遮挡作用，当飞机以一定姿态与探测器成一定角度时，不可避免的有一部分尾焰辐射被尾翼遮挡，并且随着姿态和角度的不同导致遮挡的效果不一，因此需要考虑飞机部分尾焰被遮挡时对理论可探测距离的影响。

为了计算简便，假设尾焰流场的分布是均匀的。那么水平观测方向沿着平面A的观测方向对尾焰进行观测，当观测角度为15°时，尾翼对尾焰的遮挡效果为79.13%，可见在水平方向飞机尾翼的遮挡作用不能忽视。垂直观测方向沿着平面A进行观测，在迎头方向尾焰的大部分在平面A以上，当观测角度越大，尾焰被遮挡的部分就越小。

根据图9对尾焰流场的遮挡分析可以得到不同遮挡率下的可探测距离，如图10，图11所示。

由图10可知，水平方向观测角从20°～160°范围变化，其观测距离都可以达到100 km以上；对于垂直方向，由于本文是从临近空间30 km探测5 km高度飞行的F22，在探测器距离目标100 km以及100 km以上的情况下，由几何关系可知，在垂直方向上的观测角α最大只能达到14.477 5°，即arcsin(30-5)100)，因此根据图11可知，在大气红外平均透过率为0.3，在观测考虑遮挡70%的尾焰辐射强度时，垂直方向对目标的最大理论可观测距离可达到154 km。

5 结语

本文利用仿真和计算得到F22尾焰不同探测视角下的红外辐射强度。计算出了临近空间30 km探测平台对5 km高度飞行的F22尾焰的理论可探测距离在100 km以上。由于在中短波范围内，F22的外辐射主要来自于尾焰，即对尾焰的探测距离可以看成是对F22的理论可探测距离。所以本文的计算方法和结果可为临近空间平台对F22的红外探测提供理论依据。但由于本文在计算红外辐射强度时并未考虑太阳和周围环境对F22尾焰红外辐射的影响，这必将造成一定的计算误差，因此本文数值计算的结果精确度有待进一步提高。

参考文献

[1]沈海军,程凯,杨莉,等.近空间飞行器[M].北京:航空工业出版社,2012:32-100.

[2]宫健,王春阳,李为民,等.临近空间双基雷达对隐身目标的最大探测距离[J].制导与引信,2008,29(3):53-56.

[3]杜胜华,龚加明,夏新林.某飞行器红外辐射特性研究[J].红外与激光工程,2008,37(z1):432-436.

[4]张建奇,方小平.红外物理[M].西安:西安电子科技大学出版社,2004:165-166.

[5]史际刚.飞机尾焰红外辐射特性研究[D].西安:西北工业大学,2005:40-45.

[6]范仁钰,张靖周,单勇.遮挡板结构对二元喷管红外辐射特性的影响[J].航空动力学报,2011,26(2):343-348.

[7]宗靖国,张建奇,刘德连.隐身飞机尾焰的红外辐射特性[J].光子学报,2011,40(2):289-294.

[8]YOUNOSSI O,ARENA M V,MOORE R M,et al.Military jet engine acquisition[R].Pittsburgh:United Stated Air Force,2002.

红外特性 篇5

笔者从玻璃氧化物组成和制备工艺两部分综述铋掺杂玻璃材料近红外荧光特性的研究进展。

1氧化物组成对铋掺杂玻璃近红外荧光的影响

1.1网络外体氧化物(Li2O、Na2O、K2O、CaO)对铋掺杂玻璃近红外荧光的影响

网络外体氧化物(大多数为金属氧化物),一般存在于玻璃网络之外,不能单独生成玻璃。在玻璃网络的形成中起到断网或积聚作用。Ruan Jian等[3]在铋掺杂的铝磷酸盐玻璃中,分别加入10%mol的Li+、Na+、K+与空白玻璃进行比较,研究了不同种类网络外体氧化物对玻璃近红外荧光性能的影响。研究表明:随Li+、Na+、K+离子半径增大,会使铋掺杂玻璃的吸收峰和荧光峰强度都减弱,其中荧光峰半高宽增大,中心红移。然而这种现象在掺Li+的玻璃中表现的极为不明显,这可能是由于铋离子与[PO4]、[AlO4]、[RO6](R= Li,Na,K)以配合结构存在。随着Li+、Na+、K+离子半径增大,断网作用增强,原结构遭到破坏,近红外性能也随之减弱。而Li+离子的半径最小,积聚作用较强,断网作用较弱,对原有的配合结构影响不大,因此掺Li+的玻璃与空白玻璃的近红外荧光性能相差不大。Ren Jinjun等[4]在铋掺杂的硅酸盐玻璃中,研究了高含量的碱金属和碱土金属氧化物对近红外荧光性能的影响。研究表明高含量的碱金属(30%mol)会使荧光峰猝灭,当以等量的碱土金属替代碱金属时,会出现微弱的荧光。

众所周知,碱土金属所带电荷比碱金属多,场强大,与相同含量的碱金属比较,积聚作用占主要地位,这一理论解释了Ruan Jian发现的现象。Chi Guangwei等[5]在铋掺杂的锗酸盐玻璃中,研究了Na2O浓度对近红外荧光性能的影响。研究表明:随Na2O浓度的增大,铋掺杂玻璃的吸收峰和荧光峰强度都减弱。此现象的原因归结为:高浓度的Na2O不利于低价铋离子发光中心的存在,宋志国等[6]利用Duffy[7]光学碱度理论,证明了此观点,支持了铋掺杂玻璃的近红外荧光来自于低价铋发光中心。

1.2网络中间体氧化物(Al2O3)对铋掺杂玻璃近红外荧光的影响

通常玻璃中的Al3+有两种配位状态,即四配位与六配位。然而在一些玻璃中,Al3+会出现五配位与六配位的混合现象。Yang Zhengwen等[8]在铋掺杂的钙硅玻璃中用Al2O3部分代替CaO,发现随Al2O3的浓度的增大,掺杂玻璃的吸收峰和荧光峰强度增强,但荧光寿命锐减。吸收峰和荧光峰强度增强符合1.1中网络外体氧化物对玻璃近红外荧光的影响,但是荧光寿命锐减则被认为是Al2O3的浓度大于5mol%时,铝的五配位与六配位的混合配位出现,整个玻璃网络呈现混乱状态,不利于荧光中心的分散,使得荧光中心之间的相互作用增强。Truong等[9]在铋掺杂的铝硅酸盐玻璃中,发现了Al3+对近红外荧光中心有固定作用。在无铝的硅酸盐玻璃中,经过相同条件的热处理,近红外荧光会消失。Fujimoto等[10]在铝硅酸盐玻璃中通过1MR、ESR、XPS、EXAFS等测试确定:Al3+参加了荧光中心的形成,作为荧光中心的“生产者”以六配位的方式存在铋离子的附近,如图1。

1.3网络形成体氧化物(P2O5、B2O3)对铋掺杂玻璃近红外荧光的影响

网络形成体氧化物作为玻璃的骨架物质,对玻璃的形成和性能起着决定性的作用。Song Zhiguo等[11]研究了37.5SiO2-12.5P2O5-25Al2O3-25CaO-0.5Bi2O3与50SiO2-25Al2O3-25CaO-0.5Bi2O3两种玻璃的近红外荧光性能的差异。研究发现:在含P2O5的玻璃中,吸收峰分别为500nm、700nm和800nm,而无P2O5的玻璃中,800nm的吸收峰无明显变化,500nm和700nm的吸收峰发生了明显的蓝移。相比较于不含P2O5的玻璃,690nm激发产生的荧光强度增加了5倍,808nm波长激发产生的荧光强度却降低了50%。这种现象很自然的联想到,两种波长激发的并非同一发光中心。发光中心可能是Bi2+和Bi+或Bi-2,由于P2O5掺入玻璃形成[PO4],高温时有利于Bi-2的存在,会导致Bi2+和Bi+的减少,Bi-2的增多,从而出现了以上现象。

Wang Xiaolin等[12]在磷酸盐玻璃中引入了B2O3,研究了硼磷酸盐玻璃的近红外荧光性能,认为荧光中心是低价的铋离子,暗示了这些铋离子存在于玻璃网络之外。引入B2O3可以使得[AlO4]、[AlO5]减少和[AlO6]增加,并且硼可以进入玻璃网络,因为B3+的配位半径与P5+的配位半径相差不大。可见引入B2O3会使得玻璃网络结构更为紧密,使得荧光中心分散,减少相互作用,提高了荧光性能。

1.4稀土元素氧化物对铋掺杂玻璃近红外荧光性能的影响

在光致发光领域,几种发光离子共掺,研究其发光性能,是一种常见的研究方法。共掺后的发光体,受激发一般可以得到各个发光离子的荧光,并且可以观察到各个离子之间的能量转移。Dai Nengli等[13]用Yb3+与Bi3+共掺铝硅酸盐玻璃,调节了铋离子荧光中心的位置,使本来处于光通讯窗口之外的荧光峰红移到了低损耗光通讯窗口的O带,并且发现了Yb3+的浓度可以调节铋离子荧光强度。然而,随Yb3+浓度的增大,Yb3+特征荧光峰出现了减弱,此现象可能是高浓度的Yb3+发生荧光猝灭,以及Yb3+电子跃迁释放的能量一部分传递给了铋离子引起的。

Yan Qiqi等[14]用Tm3+与Bi3+共掺硫化物玻璃,研究了Bi3+不同浓度对Tm3+荧光强度的影响。研究发现:受激发的玻璃不仅出现了Tm3+的荧光峰,还出现了铋离子的荧光峰,并且随Bi3+浓度的增加Tm3+的荧光峰明显的增强,推测铋离子电子跃迁的部分能量传递给了Tm3+。推断荧光中心之间的能量转移如图2。

Yang Rong等[15]用Er3+、Tm3+与Bi3+共掺锗酸盐玻璃,在808nm波长LD激发下,3种离子Er3+(荧光中心1534nm)、Tm3+(荧光中心1400nm)与铋离子(荧光中心1300nm)的荧光都能各自很好的表现出来,实现了超宽带隙的近红外荧光,为解决波分复用(WDM)难题提供了基础。它们之间的能量转移推断如下:808nm波长激发被铋离子中心吸收,然后无辐射跃迁到3P1能级。3P1能级跃迁到基态产生了1300nm的荧光峰,同时一部分辐射出的能量转移到了Er3+和Tm3+。Er3+从4I13/2到基态的能级跃迁,产生了1534nm的荧光峰,同时一部分辐射的能量转移到了Tm3+。Tm3+从3H4能级跃迁到3F4产生了1440nm的荧光峰。能级跃迁如图3。

2制备工艺对铋掺杂玻璃近红外荧光的影响

玻璃的性能受氧化物组成的影响,同时还受制备工艺的影响,玻璃的发光性能也不例外。鲍家兴等[16]研究了熔融温度对铝硅酸盐玻璃荧光性能的影响,发现可见荧光随温度的升高逐渐减弱,近红外荧光随温度的升高,先增强后减弱。Denker B I等[17,18]在铋掺杂的镁铝硅酸盐玻璃中发现近红外荧光随熔融温度的升高而增强,并且研究了氧分压对荧光的影响,推断存在一个可逆的化学反应:2Bi3++(3-N/2)O2-↔Biundefined+(6-N)/4O2↑-△H,Biundefined是Bi3+的团聚体,认为荧光中心就是Biundefined。从这个化学反应方程式,可以明显的看到荧光中心受熔融温度和氧分压的影响很大,高的熔融温度和低的氧分压有利于荧光中心的形成。Jiang Xin等[19]在锗酸盐玻璃中也得到了与Denker B I相同的现象,但对其荧光中心却提出了相异的观点,认为荧光中心应该为Bi+或Bi2+离子。Razdobreev I等[20]首先采用溶胶-凝胶工艺制备出多孔SiO2玻璃,再通过溶液法掺杂Bi3+进入玻璃孔中,在1300℃的氦气气氛中煅烧,制备得到样品。在T=10K的温度时,发现了近红外区的荧光。

3展望

铋离子在玻璃中的近红外荧光是继过渡金属离子与稀土金属离子之后发现的一种新的发光现象。但是,铋离子在玻璃中的发光原理,学者们一直未能达成共识,这将是急需解决的问题。

目前,与铋离子有相同结构的p区元素掺杂玻璃的研究很少,对p区其他元素的近红外荧光性能的探讨将有利于研究铋离子的发光原理。

红外特性 篇6

随着工业、科技、医疗及军事等领域的不断发展, 人们对光纤提出越来越多的要求, 其中包括期望光纤能够传输较大功率的能量, 特别是用光纤传输中远红外激光, 例如用于CO2激光器的传能[1,2]。这类光纤被称为红外激光能量传输光纤, 或简称为红外传能光纤。为了满足不同场合的传能应用, 人们在近三十年内研究探索了不同材料及不同结构的红外传能光纤, 不断发展并完善光纤的传能特性。如今红外传能光纤已成为光纤大家族中一个不可忽视的分支, 并扮演着越来越重要的角色。

通常, 人们从波导结构上将红外传能光纤分为实心和空心两种。实心传能光纤按其玻璃组分可分为氟系玻璃光纤, 硫系玻璃光纤, 单晶、多晶玻璃光纤等。空心传能光纤根据截面形状可分为矩形空心光纤和圆形空心光纤两种。根据传输原理又可分为折射率型空心光纤和带隙型空心光纤。关于红外传能光纤的文献虽有不少, 但大多重点研究红外传能光纤的损耗等性能, 鲜有系统总结光纤传能特性的报道。本文将着重对各种红外传能光纤的功率传输特性进行阐述和分析, 并对红外传能光纤的应用予以归纳与展望。

1 实心红外传能光纤

传统光纤大多采用实心结构, 即纤芯和包层均为固态。实心红外传能光纤通过筛选不同材料在所需红外波段内的透过率来确定光纤的组分。各种材料的红外高透窗口不同并且具有不同的机械性能及环境性能, 因此它们的红外功率传输性能各有优缺点。表1给出了包括实心光纤与空心光纤在内的几种典型红外光纤的性能和相关数据[3]。

1.1重金属氟化物玻璃光纤

在众多氟化物玻璃材料中, 重金属氟化物玻璃 (HMFG) 一直是制备红外光纤首选材料之一。

Bonner等人早在20世纪80年代就发现HMFG非常适合传输2.94 μm的Er∶YAG激光能量[4]。之后人们经过多种尝试后发现以氟锆酸盐为主要组分的ZBLAN (ZrF4-BaF2-LaF3-AlF3-NaF) 具有相对良好的玻璃稳定性[5]。Whitehurst与Wüthrich等人在Bonner等人的基础上进一步发展了ZBLAN光纤[6,7]。他们分别使用10 Hz与4 Hz的200 μs脉宽的Er∶YAG激光对2 m长的自制ZBLAN光纤进行了激光诱导破坏 (LID) 阈值实验, 图1为两人的实验结果。Whitehurst使用的光纤芯径分别为100 μm、160 μm、255 μm及300 μm, Wüthrich使用的光纤芯径分别为70 μm、150 μm、200 μm及350 μm。 经换算, Whitehurst使用的100 μm芯径光纤测得的能量密度最大, 约为1.0 kJ/cm2 (约合峰值功率密度10.2 MW/cm2) 。从图中不难看出Whitehurst的测量结果比Wüthrich的大很多, 他们认为造成这一结果的主要因素在于Whitehurst使用的多模激光的光束质量更高, 光纤端面抛光处理更加精细以及制备光纤过程中引入的微量杂质 (例如水) 更少。

后来, Itoh等人采用以氟铝酸盐为主要组分的AZBCY (AlF3-ZrF4-BaF2-CaF2-YF2) 玻璃材料制备了红外光纤, 这种光纤具有更高的损伤阈值, 原因在于其玻璃化温度 (446 ℃) 要比ZBLAN (259 ℃) 高很多。图2是Itoh使用2.4 m长, 芯径为500 μm的氟铝酸盐玻璃光纤测得的1 Hz脉宽、20 μs脉冲能量输入输出值, 最大输出能量密度约为0.42 kJ/cm2 (约合峰值功率密度20.9 MW/cm2) [8]。

用HMFG制得的红外光纤损耗低、易提纯, 缺点是料性短, 即拉丝温度范围窄, 导致拉丝困难;HMFG易析晶并导致能量分布欠均匀, 易受介质侵蚀。这类光纤适用于平均传输功率为数瓦的0.4 ～ 4.0 μm的红外波段, 且对传输损耗要求较严的场合。

1.2硫系玻璃光纤

用于制作硫系玻璃光纤的材料主要有As-S组分、Ge-As-Se组分、Ge-Se-Te组分以及Ge-As-Se-Te组分, 并一直被人们寄予厚望, 因为它们在1～12 μm波段内分别具有各自较宽的相对低损耗传输波段, 包括2.94 μm的Er∶ YAG激光、5.3 μm的CO激光以及10.6 μm的CO2激光, 并且这类玻璃材料的化学稳定性较好。

人们最初从组分相对简单的As-S系玻璃研究光纤的传能特性。早期芯径为400 μm的As2S3光纤采用氟化乙烯丙烯共聚物 (FEP) 包层, 最大只能传输16.9 W连续光功率 (约合13.5 kW/cm2的功率密度) [9]。Sato等人经过不断改进工艺并增大芯径, 将700 μm芯径传输62 W[10]的光纤做到了芯径为1 000 μm传输226 W连续光功率 (约合28.8 kW/cm2的功率密度) [11], 光纤在5.4 μm处损耗系数为0.4 dB/m。图3为连续CO激光在1 000 μm芯径的硫化物玻璃光纤的功率传输特性, As-S光纤的输入/输出百分比为56%, Ge-As-S光纤的输入/输出百分比为52%, As-S光纤输出最大功率为226 W。As-S光纤获得高传输功率的原因之一是Sato等人使用室温氮气对光纤端面进行持续冷却, 而更深层次原因在于As-S组分相对单一, 因此折射率对温度变化相对不敏感, 折射率随温度的变化约为9.3×10-6℃-1, 比Ge-As-Se或Ge-Se-Te低近一个数量级, 极大降低自聚焦造成的光纤端面损伤。有报道As2S3光纤在3.48 μm波长 (5 ns脉宽, 10 Hz) 下可承受108次以上能量密度为0.5～1.0 kJ/cm2 (约合峰值功率密度100～200 MW/cm2) 的脉冲而无表面损伤[12]。

然而, 人们发现以上给出的硫化物玻璃光纤的功率传输特性很难再有大的提高, 因为人们在提高硫化物玻璃传能特性的过程中遇到了许多困难, 例如:硫化物玻璃比氟化物玻璃损耗更大, 工作时发热更大, 易导致玻璃熔融;硫化物玻璃折射率大 (As2S3在中红外波段的折射率约为2.3～2.4) , 如光在传输中多次遇到空气/硫化物界面, 则会导致多次反射及输出端面发热, 加之其玻璃化转变温度仅约200 ℃, 易出现端面热熔化;更重要的是硫系玻璃的折射率随温度变化大, 易导致热棱镜效应和端面损伤[13]。目前所能做的主要改进措施是选择更加合理的组分, 以降低光纤的损耗, 提高其损伤阈值;此外, 改良光纤的制备工艺, 消除或减少光纤中的各种杂质 (例如H+、OH-、H2O以及某些金属离子) , 可以进一步降低其红外损耗及传能发热。

1.3锗酸盐玻璃光纤

锗酸盐玻璃 (基于GeO2的重金属氧化物) 光纤是重金属氧化物光纤的典型代表, 它的传输波长从可见光至3 μm的红外光, 在1.7～1.8 μm波长的最低损耗系数为0.15 dB/km, 传输损耗较小, 玻璃化转变温度为680 ℃, 因此很适合作为1.55 μm之外工作波长的光纤, 例如传输Er∶YAG红外激光。

锗酸盐玻璃光纤的化学组成一般为GeO2 (30%～76%) -RO (15%～43%) -XO (3%～20%) , 其中R代表碱土金属, X代表第Ⅲ主族元素, 这样的组分被证明能够形成化学性能相对稳定的玻璃材料, 并且具有较高的机械性能。与HMFG以及硫化物玻璃相比, 锗酸盐玻璃具有更高的玻璃化转变温度, 因此具有更高的损伤阈值, 这一特点对其用于传能光纤十分重要。实验证明, 锗酸盐玻璃光纤可成功传输单脉冲能量2 J, 对于频率为10 Hz的Er∶YAG激光脉冲, 可传输的平均功率为20 W, 最大功率密度约为360 MW/cm2[14]。对于波长在3 μm以内的激光传能, 倘若对传输损耗要求不是非常苛刻, 那么锗酸盐玻璃光纤是值得推荐的。

1.4多晶光纤

最早的多晶光纤采用KRS-5 (TlBrCl与光敏材料的混合物) 材料制备而成, 熔点在410 ℃左右, 在10.6 μm的损耗系数为0.2 dB/m。Ikedo等人测得芯径为500 μm, 长为1.5 m的带抗反射膜且无包层的KRS-5光纤的10.6 μm激光传输功率达138 W (约合66 kW/cm2的功率密度) , 是迄今该种光纤测得的最高传能值[15]。但由于Tl剧毒, 且这类光纤传输高功率的效率通常低于50%, 因此渐渐被另一类卤化物晶体——卤化银多晶材料取代。

典型的卤化银多晶光纤有AgClBr多晶光纤, 其测得的最高传输功率为Katzir等人报道的30 W (约合40 kW/cm2的功率密度) 的连续CO2激光。通常认为, 芯径800 μm或者稍大的AgClBr多晶光纤传输15 W功率 (约合10 kW/cm2的功率密度) 是比较安全可靠的[16,17]。

然而, 含Ag多晶光纤存在老化现象, 并且在可见光和紫外光照射下以及传输高功率时, Ag易析出 (俗称材料黑化) 导致红外区的损耗增加。此外, 该光纤还存在对金属有腐蚀性及大长度成纤时均匀性难以控制等缺点, 因此其使用长度通常小于2 m, 且必须加以外层保护。目前该类光纤主要用于医疗中的CO2激光器等低功率传输场合。

1.5单晶光纤

单晶光纤最初是通过对多晶材料光纤的重结晶, 使晶粒的边界减少以提高材料的光学性能, 但由于效果不佳而被渐渐弃用。如今的单晶光纤大多是对配制好的溶液改变其温度或浓度, 以生长出所需的晶体, 且通常是氧化物晶体。目前最典型的单晶光纤材料是蓝宝石, 即α相Al2O3晶体。它物理和化学性能稳定, 弹性模量比SiO2大6倍, 耐腐蚀, 在0.5～3.2 μm波段的透光性很好, 在2.94 μm波长处的衰减系数约为0.7 dB/m, 熔点高达2 050 ℃, 是优良的近红外光学材料。蓝宝石单晶光纤通常采用激光加热小基座法 (简称LHPG法) 生长实现。斯坦福大学 (Stanford) 最早将蓝宝石用于传输激光[18], 后来南佛罗里达大学 (USF) 、罗格斯大学 (Rutgers) 以及Saphikon公司对不同芯径的长度为1 m的单晶光纤传能进行了测量[19], 测量结果见图4所示。图中USF所用的100 μm芯径光纤传播脉宽为10 μs的脉冲光的传能密度最大, 为1.3 kJ/cm2 (约合峰值功率密度260 MW/cm2) , 并在芯径100～300 μm范围内传能最高阈值几乎与芯径成正比。研究表明, 当光纤末端面被激光损伤后, 修复光纤的损伤阈值可以提高10%左右, 原因可能是光纤内杂质离子逐步减少的缘故, 这与石英光纤比较相似。

尽管蓝宝石光纤在传输波长小于3.2 μm的激光时具有损耗小、散射低等优点, 但是单晶光纤普遍存在难以制备包层和难以使折射率呈渐变分布的缺点, 因此对光纤波导结构的设计带来了很多限制, 使其对激光能量的传输模式及色散等指标的控制很困难。

2 空心红外光纤

空心光纤就是在结构上光纤是空心管状的。激光主要在空气中传播, 光波与光学材料的接触几率降低到最小, 破坏光纤的几率也随之降低, 因此理论上空心光纤可以传输连续功率为数千瓦的激光[20]。近年来空心光纤发展较快, 从光纤截面形状, 可将空心光纤分为矩形空心光纤和圆形空心光纤, 前者如今较少用于传播红外光波, 而后者是目前用于红外波段传能的主流光纤截面形状。

2.1圆形空心光纤

圆形空心光纤是最常见的空心光纤, 一方面由于其制备工艺相对简单, 另一方面圆形空心光纤的对称性使得它比其它形状截面的光纤具有更好的耐弯曲性, 从而可以胜任很多应用场合, 数十年来一直在不断发展和完善。最常见圆形空心红外光纤是在圆截面石英管内壁采用液相化学镀膜法分别镀上Ag和AgI实现的。这类光纤的镀膜等制作工艺相对简单, 因此使用最为广泛。但由于AgI材料本身的功率承受能力有限, 该光纤的传能功率通常较低, 大多用于传输100 W以内的CO2激光能量。尽管该功率能够胜任医疗手术等场合, 但难以在功率要求达到千瓦级的工业切割等领域立足。

为了解决千瓦级CO2激光功率的传输, 人们尝试在石英管或Ni管的内壁分别镀上Ag和Ge, 即用Ge取代AgI, 因为作为半导体的Ge不但对红外透过率很高, 并且其熔点 (938 ℃) 比AgI (熔点558 ℃) 高很多, 具有更高的损伤阈值, 因此镀Ag/Ge的空心光纤具备更高的功率承受能力。Hongo[21]等人利用这种结构制得芯径1 700 μm、长2 m的空心光纤, 可以传输2.6 kW (约合114 kW/cm2的功率密度) 的CO2激光。不过这种光纤在弯曲时传输质量会严重下降, 在输入单模激光后, 在输出端得到的是多模激光, 而这在需要较高光束质量以达到良好的激光切割效果的场合的应用受到了限制。

还有一类结构更为简单的空心光纤, 它的纤芯为空气, 包层为蓝宝石管壁。由于蓝宝石晶体在10.6 μm波长下的折射率为0.67, 低于空气的折射率, 这样它与空气形成阶跃型折射率分布, 可以通过内壁全反射方式传输波长为10.6 μm的CO2激光。与镀AgI/Ag空心光纤相比, 蓝宝石空心光纤的功率传输阈值更高, 因为正如前文所述蓝宝石的熔点约2 050 ℃, 远高于AgI。有报道称, 蓝宝石光纤可传输262 kW/cm2的功率密度。此外, 蓝宝石空心光纤比镀AgI/Ag空心光纤强度更高, 不易破碎。蓝宝石空心光纤的缺点是晶体生长缓慢, 制作周期长, 且内壁粗糙度高于AgI, 因此其传输损耗为相同内径的镀AgI/Ag空心光纤的3～5倍。在弯曲状态下, 蓝宝石空心光纤同样存在光束质量迅速下降的缺点。图5为芯径700 μm的蓝宝石空心光纤的传输性能, 不难发现拉直状态与弯曲一圈的输出的光束能量分布差异还是比较明显的。针对这一情况, 目前较为主流的做法是在满足功率传输要求的前提下将空心光纤的芯径设计得尽量小一些[22]。这样不但可以提高光束的传输质量, 还可提高空心光纤的弯曲性能, 以适应更多使用场合。

2.2矩形空心光纤

矩形空心光纤的发展在很大程度上归因于通过设计它的矩形截面结构可以实现只传播TE01模 (主模) 光波, 通过调节矩形的尺寸还可改变波导的截止波长, 使矩形空心光纤可以对特定波段的光波进行单模传输。但是, 单模传输的缺点在于难以传输高能量, 因为大部分承载能量的模式因单模传输而截止。因此用于红外传能的矩形空心光纤通常被设计为多模传输。该类空心光纤最初由未经打磨的铝片制成, 传能较低。在20世纪90年代末, 经过Kubo等人不断完善工艺和结构, 制得截面0.5 mm×8 mm, 长1 m空心光纤, 可传输TEA (横向激励大气压) CO2激光器输出的36 mJ (约合450 kW峰值功率) 的激光, 该激光脉宽80 ns, 1.8 J/脉冲[23]。但是该类空心光纤的缺点是不易弯曲, 特别是难以朝任意方向弯曲, 且弯曲后占据的空间较大, 在医疗、军事及航天领域难以充分应用, 因此近年来并未在红外传能方面获得推广。

3 红外传能光纤的应用与展望

用于传能的红外光纤在医疗、工业及军事等方面的应用已越来越广泛。在3 μm附近波段可用于Er∶YAG (2.94 μm) 激光器、Er, Cr∶YSGG (2.78 μm) 激光器及可调谐中红外光参量振荡器中, 它们在手术切割破碎[24]、牙病皮肤病治疗、工业切割、激光雷达、激光测距等方面均发挥着重要作用。在3～5 μm的中红外波段, 红外传能光纤可用于军事方面, 因为人体辐射出的红外波 (>3.5 μm) 及战机尾焰的红外波 (约4 μm) 均与此波段重合。这一红外波段工作的激光器, 特别是使用红外传能光纤的高功率光纤激光器, 在实现光电对抗、激光制导的同时, 相对固体或气体激光器而言可以大幅度减轻激光器重量并减小激光器自身体积, 非常适合用于机载。在5 μm以上波段, 特别是CO2激光器的工作10.6 μm波段, 用于传输激光器能量的红外光纤使用得非常广泛。传输低功率 (功率数瓦) 的红外光纤可用于激光打码, 传输较高功率的光纤可用于激光手术 (功率约数十瓦) 、激光板材切割以及激光打孔 (功率数十瓦至数千瓦) 等领域。