Байбородин Ю.В. Основы лазерной техники (1988) (1151949), страница 61
Текст из файла (страница 61)
Таким образом, кроме внешних условий и оптических характеристик прибора, дальность действия лазерного дальномера определяется рабочей длиной волны, энергией н длительностью импульса излучения, расходимостью пучка, чувствительностью приемника излучения. Оценку дальности импульсных светодальномеров можно проводить, используя приведенные выше параметры и равенство (13.2), справедливое прн условии, что размеры объекта малы по сравнению с расстоянием и объект переизлучает энергию подобно точечному ис точнику (О)) ~'Жа) !23! й л 21/ 0 'щ'11с'Р'",2КЛО' ' (13.2) 4)зп (Рс)рш) где Рп — мощность излучения, попавшая на вход приемника излучения, Вт. Это уравнение записано в неявном виде относительно дальности.
На пути дальнейшего следования сигнала яаходятся приемник излучения и электронная схема обработки сигнала со своими тепло. выми и дробовыми шумами, имеющая оптимальное отношение мощностей сигнала и шума Р,)Р . Почти все сказанное выше справедливо также при проектировании и расчетах дальности действия дальномеров, в которых нспольз ются фазовый метод измерения и излучение газового лазера.
ОценУ ку дальности действия н точности разрабатываемого фазового дально. мера можно произвести О помощью уравнения дальности !21! â 0 — " йй ~О "11 ' и (133) 1)(~,~) „,) У~~~~ ~~~ у')'„, ~ где Р— выходная мощность газового лазера, Вт; й (Л) — коэффициент использования излучения лазера приемником нзлучен я изл и дальномера; т — коэффициент модуляции; б (() — полоса пропускания оптоэлектронного канала, Гц; Я (Л) — спектральная плотность шумов; Рп, — мощность излучения, попавшего на вход приемника излучения. Если известны экспериментально измеренные значения коэффициента пропускания атмосферы ч, (Л) (например, !24!), то расчет дальности для этих метеоусловий возможно провести, пользуясь уравнением дальности (13.3).
Пример. 11ля фазового лазерного дальномера, имеющего характеристики: Хэ 0,84 МКМ; 4(01 = 2,7 ° 1О З СР; т = 3 МРаД; Ри!Р,„= 1; тгти 0,4; Р (Л) 4(Яи 1 = 0,6 м', 4(3 = 1О з и'1 вл — — 3 ° 1О " Вт при коэффициенте пропускания т, (Л) 9 141 257 К,/1) азыза 43.2. Особенности канала связи арр ал)н.а з2д /йФ, /Цб' /й7 .
// Л,МК/4 и = [2й,(Л) Ре,п,— ср7] 'з 258 0,53 дальность действия 0 4 км. Расчет с использованием зависимости (13.3) дает удовлетворительнуго сходимость с этим результатом. Средняя квадратическая погрешность при этом составляет около 25 %, что вполне допустимо при инженерных расчетах. Сложность и неоднородность состава атмосферы, динамичность ее состояния, сложность спектров поглощения оптических волн в различных газах, твердых и жидких частицах, входящих в состав атмосферы, приводят к тому, что интенсивность / (Л) является случайной функцией времени и пространства и поэтому может характеризоваться лишь законом ее распределения или моментами функции. Однако для упрощения изучения этого процесса можно рассмотреть затухание при стационарном состоянии атмосферы для наилучшего и наихудшего случаев, а также установить некоторые качественные особенности явления.
Закономерности ослабления Кх и распрострзнения оптического излучения через атмосферу определяют трн основных явления — поглощение, рассеяние и турбулентность: К = /еп (Л) + й (Л) + /с, (Л), где я„(Л) — коэффициент молекулярного поглощения; я (Л) — коэффициент рассеяния на частицах, входящих в состав атмосферы; /с, (Л) — коэффициент рассеяния на неоднородностях, вызванных турбулентностью.
Не отклоняясь от классически принятой схемы исследования явлений взаимодействия излучения с атмосферой, вкратце рассмотрим специфику этих процессов. На рис. 13.4, а изображена экспериментально полученная кривая молекулярного пропускания атмосферы. Там же показаны шкала абсолютных температур нагрева кристалла активного вещества и спектральная линия излучения рубинового лазера (Л=0,6943 мкм). Уменьшение интенсивности / (Л) монохроматического излучения или прохождения слоя атмосферы толщиной е/Р определяется уравне- нием где Кх — коэффициент ослабления лазерного излучения в атмосфере.
Решение этого уравнения для случая однородной среды дает известный закон Бугера — Беера [11) /(Л) = /е(Л) ехр( — Кх0). На рис. !3,4, б приведена экспериментальная зависимость тонкой структуры спектрального пропускания атмосферы на горизонтальной трассе протяженностью 1,8 км на уровне моря. Отметим, что распространение в атмосфере лазерного излучения гигантской импульсной мощности (примерно 1О" Вт) с длительностью около 10 ' с сопровождается целым рядом нелинейных эффектов, причем для описания затухания мощного лазерного излучения в атмосфере закон Бугера— Ьеера неприменим. Рис. 13.4. Тонкая структура спектров ослабления излучения атмосферы в областям 0,7 мкм (а) и 10,6 мкм (б): аг ! — спектр пропускаака„:пркззмных слоев атмосферы: у спектральная лепик напрасная рубииоеого лазера; аь — полоса прозрачности атмосферы еа урааее 0,7! бг ! — спектральнап лиепа излучения лазера иа СОН ! — спектральное характеристика пропускания атмосферы !натурные измерения); 3 тонкаа структура спектра ослаблении атмос4ыры [масштаб по оск абснксс уменьшен) Просветление полидисперсного тумана.
Известно, что облако или туман состоит из мелких водяных капель диаметром 5...20 мкм. Под воздействием мощного лазерного излучения происходит уменьшение объема капель во времени, вызванное процессом испарения. В результате этого наступает просветление канала связи. Скорость просветления определяется временем испарения капель. Если плотность тумана велика (0,5 1О ' г/см'), то при плотности лазерного излучения 10 Вт/см' скорость распространения фронта просветления составляет приблизительно 6,7 10' м/с. Этот результат справедлив только тогда, когда поглощение излучения в атмосфере определяется процессами испарения водяных капель, преобладающими над поглощением парами воды и углекислым газом (11!.
Влияние процесса коивективиого перемешивания. Поглощенная атмосферой энергия оптического излучения вызывает перемешивание газа в вертикальном направлении в гравитационном поле Земли, что приводит к расширению луча. Если длительность импульса сравнима со временем конвективного переноса /, = г(,/о„, где с(, — диаметр луча, ок — скорость конвекции, то влияние конвекции оказывается заметнйм. Скорость конвекции определяется по формула Н11 где д = 981 см/с', о — плотность атмосферы; с — удельная тепло- емкость атмосферы при постоянном давлении, Дж/(г К); Т вЂ” температура атмосферы, К. Например, при распространении лазерного излучения ца уровне моря й„().) = 1,5 10 см ', р = 1,2 !О ' г/см', ср — — ! Дж/ (г К); Т = 320 К.
Если Р,„„= 5 10" Вт и г(, = 100 см, то и„ вЂ” 1О' см/с и 1„= 0,1 с. При т„!О с время конвективного переноса больше длительности импульса и влиянием конвективного перемешивания в данном случае можно пренебречь. Повышение температуры в канале лазерного луча. Капли тумана, поглощая энергию оптического излучения, испаряются, что обусловливает нагрев межкапельной среды атмосферы. Повышение температуры газовой среды сопровождается ее тепловым расширением. Если интенсивность лазерного излучения убывает от оси к краю луча, то полидисперсная среда приобретает свойства рассеивающей тепловой линзы с некоторым радиусом кривизны, что приводит к падению плотности мощности излучения в канале лазерного луча. Угол дефокусировки излучения, в котором распределение энергии по сечению подчиняется закону Гаусса, О = О, + / (о„, е,, с(з/пТ, й, (Х), Ке], где О, — начальная дефокусировка; р, — начальная плотность тумана; з, — диэлектрическая проницаемость невозмущенной среды; г/з/г/Т вЂ” добавка к диэлектрической проницаемости, вызванная повышением температуры газовой среды (//е/йТ ж 4 1О К ); !(е— число Рейнольдса.
Расширение пучка за счет турбулентности атмосферы. При распространении лазерного излучения до высоты примерно 12 км значительный вклад в расширение пучка вносят турбулентные пульсации, которые возникают при неоднородном нагреве атмосферы мощным лазерным излучением. При этом критическое значение числа Рейнольдса !(е с' 30, что на три порядка меньше значения Ке,р, получаемого в обычных газокинетических задачах.
Этот эффект изучен еще недостаточно, а предварительные оценки показывают, что он проявляется в значительной степени лишь на протяженных трассах. Кинетическое охлаждение атмосферы. Прн резонансном поглощении излучения с длиной волны 10,6 мкм молекулами СО, возникает эффект кинетического охлаждения атмосферы, приводящий к самофокусировке мощных пучков. Из кинетических уравнений, описывающих динамику изменения температуры и населенности верхнего уровня СО, в зависимости от мощности лазерного излучения, следует, что кинетическое охлаждение для плотности мощности 1О Вт/см' создается спустя 5 1О с после прихода переднего фронта оптического излучения и существует в течение 10 ' с. Изменение температуры при этом достигает 0,06 К. Таким образом, импульс лазерного излучения длительностью в одну миллисекунду при прохождении в верхних слоях атмосферы будет самофокуснроваться. Например, миллисекундный импульс излучения с диаметром сечения 1 и н плотностью мощности 1О' Вт/см', 2бо выходящий из слоя атмоеферы с повышенной влажностью (туман, дымка) на высоте 3 км, по достижении высоты 30 км уменьшает свои размеры до 0,5...0,8 м, в результате чего плотность мощности возрастает до (1...5) 10' Вт/см', 13.3.
Импульсные лазерные высотомеры и дальномеры Рассмотрим импульсный лазерный высотомер, предназначенный для измерения расстояния до 160 км с точностью до 1,5 м (см. рис. 13.2). Рубиновый лазер 1 с длиной волны излучения 0,6943 мкм работает в режиме модуляции добротности„осуществляемом вращающейся призмой БР-180 с помощью электродвигателя ДИД-1. Генерируемые импульсы имеют длительность 20 нс. Накачка рубина производится системой б с импульсной ксеноновой лампой типа ИСП-250.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
