Байбородин Ю.В. Основы лазерной техники (1988) (1151949), страница 73
Текст из файла (страница 73)
В этой схеме колли*Смп Дубнишев Ю, Н., Ринкевичюс Б. С. Методы лазерной доплеровской анемометрии. — М., 1982. — 304 с. мированный луч газового лазера 1 типа ЛГ-106М о помощью набора призм 4, б, 14 делится на два параллельных луча, которые, пройдя через диафрагму б, фокусируются объективом? в анализируемом объеме потока оптически прозрачной среды вблизи модели 3. Сигнал, несущий информацию о скорости потока, определяется гетеродинированием излучений, возбужденных общим рассеивающим центром и образованными двумя наложенными рассеянными излучениями примерно одинаковой интенсивности.
В области пересечения двух излучений образуется интерференционная картина с чередованием максимумов и минимумов интенсивности через период Л = ~я . Это так называемое условие Брвгга [16, 221. Изображение интерференционной картины далее фокусируется объективами 7 и 3 на фотоумножитель 10 в направлении /г . Доплеровский сдвиг частоты от облучающей волны света, описываемой вектором й, в направлении йп, будет зтн = с(й — й„,)/(2л), а от й„в том же направлении — ноя = с (йп — йоя)/(2и) 161. Поскольку оба рассеянных излучения порождаются общим источником рассеяния, они почти совмещены по единому направлению. Поэтому возбуждаемый ими ток фотоумножителя имеет доплеровскую частоту о 2л . а уо = — = — сяп— Л Ло 2 Окончательно при а 1 (15.3) зоз с = се„= (1 5.4) где а — угол между волновыми векторами йо, и йоя; е„— единичный вектор скорости.
Значение доплеровского сдвига частот не зависит от направления вектора Йп, так как при его изменении каждая отдельная частота то~ и ноя увеличивается или уменьшается одинаково и разностная частота то = то1 — ноя остается постоянной.
Поэтому рассмотренная схема с рассеянием назад наиболее пригодна для проведения измерений скорости потока. Для измерения вектора с турбулентных потоков на дальности 20 и применяется поляризационная дифференциальная схема ЛДИС (рис. 15.2, б). Излучение газового лазера 1 на СО, (или Аг, см. п. 8.2) проходит поляризационную призму Волластона Я 2 (см. п. 3.4), которая делит поток излучения на обыкновенный и необыкновенный линейно-поляризованные лучи. Далее два луча проходят полупрозрачное зеркало 3 и зеркальной системой Кассегрена 4 направля' Полярнняннонная дноякопрелонлнющая призма нз ноландского шпата', назняня по имени ученого, нредложнншего ее.
Она преобразует неполярнзонанннй пучок света н линейно-поляризованные с ортогональным расположением векторов Е„, Е» лучи: ооыкноненный с показателем преломления л н нообмкноненный с л,. угол между лнягональной плоскостью н входной гранью этой призмы равен ЗО' я для Ло О,ЗВ нкм угол раохождення лучей 2Э ж 5' 45'. ются в исследуемую точку потока А, находящуюся на расстоянии )т от оптической антенны. В зоне пересечения двух лучей образуется интерференционная картина соответственно для каждой пары линейно- поляризованных лучей.
Рассеянное потоком излучение вновь собирается оптической антенной и полупрозрачным зеркалом 3 направляется через другую призму Волластона б на фотоумножитель б и далее в электронный тракт обработки сигнала. Ортогонально поляризованные оптические сигналы несут информацию о составляющих вектора скорости потока с = с„+ ся. Имеются схемные решения [61 визуализации потока обтекания, как это показано на рис. 15.2, в. 4$А. Краткий анализ рассеянного излучения Распространение электромагнитных волн в среде сопровождается их поглощением и рассеянием. Поглощение связано с переходом энергии, например в тепловую или химическую. В реальных условиях электро. магнитная энергия светового диапазона поглощается непрозрачными частицами среды.
Характерной особенностью распространения электромагнитных волн в неоднородной среде является множество последовательных актов рассеяния. Каждая из неоднородностей порождает вторичную волну, которая сама испытывает рассеяние, т. е. создает последующие волны от других неоднородностей. При малых объемах среды характеристики светового поля в основном обусловлены падающей и однократно рассеянной волнами, энергия которых превышает энергию многократно рассеянных волн из-за малости амплитуды вторичного рассеяния.
При более строгом подходе ослабляющие свойства частиц среды в элементарном объеме потока обтекания (анализируемом объеме) описываются матрицей коэффициентов рассеяния излучения. Различают два вида когерентного рассеяния: релеевсксе (молекулярное) и Мирассеяние (аэрозольное). При релеевском рассеянии на частицах, диаметр которых меньше длины волны излучения, каждая частица действует как электрический диполь-излучатель, а угловое распределение рассеянного света не зависит от размеров и формы частицы. При этом количество света, рассеянного одной частицей, чрезвычайно мало.
Так, для Л, = 0,6328 мкм эффективность рассеяния излучения для молекул воздуха равна 3 1О " 1111. Поэтому на практике, если в анализируемом объеме имеется хотя бы одна частица аэрозоля, молекулярное рассеяние можно не учитывать [11, 321. Теория Дж. Ми (1868 †19) Я применима как к малым, так и к большим частицам, у которых радиус а ) Л„ и с высокой точностью объясняет рассеяние света на частицах.
Согласно этой теории считается, что рассеяние света частицами происходит независимо, интенсивность рассеяния отдельными частицами суммируется и что частицы освещаются только первичным пучком (многократное рассеяние света частицами при этом исключается). Вследствие указанных причин ослабление излучения пропорционально числу частиц /У в единице обьема. Я Сил ййе О. // Апп.
Й, РГ1уярк.— 1908,— Ч, 25.— Р, 377, 309 27д' Рис. !З.З. Угловое распределение интенсивности рассеянного поли излучения (о) и иидияатрисы рассеяния излучения на аэрозолях для случая р 1О, л = !,ЗЗ, и= в'(б): а! ! — и = 0,3 мкм, Хт 0,6328 мкм; 2 — а = О, !5 мкм, Хт 0,556 мкм: 3 а 0.05 мкмг Хт 0.556 мкм; а: 1 миаккктРксйыя, 2 пппкРкакцкппкыВ эффекты Мк Основные результаты теории Дж. Ми получены путем анализа довольно сложных формул разложения компонент поля ТЕМ„„4 в бесконечные ряды по физическим параметрам: р = 2по/Л„йоказателю преломления и и телесному углу 8 (рис. 15.3, а).
Ряды сходятся медленно, поэтому учитывают несколько членов разложения ряда. Напомним эти результаты [4[: 1. При р (( 1, л ( 1 решение формул Ми приводит к молекулярному рассеянию Рэлея. 2. При р ( 1, лр = йп (й — целое число) эффективность рассеяния возрастает и полное поперечное сечение рассеяния и ж блаз, т. е. возникают так называемые резонансы Ми и коэффициент рассеяния й, (Л) имеет максимальное значение.
я)О 3, При р ) 1 увеличение о замедляется и коэффициент ослабления Кхж 2па' =й„(Л)+ й (Л). Р (О) Угловая функция рассеяния /(8) = „, т. е. распределение мощ- 1 Р(О) 4(О 0 ности Р (8) в пространстве 4п стерадиан однозначно определяет индикатрису рассеяния и зависит от параметров р и и. Получается так называемый индикатриснегй эффект Ми, определяемый интерференционной природой рассеяния.
При р )) Л, появляется целый ряд максимумов и минимумов на сильно вытянутой вперед индикатрисе (рис. 15.3, б) безразмерной функции рассеяния /(8) в заданном направлении [11). 4. При р) 1 и некоторых углах 8 возникает поллриза4(ионный эффеклг Ми, когда плоскость поляризации света аэрозолем совпадает с плоскостью максимального рассеяния. 5. Коэффициент рассеяния аэрозоля, состоящего из й/ рассеивающих частиц, практически равен коэффициенту рассеяния для одной частицы, умноженному на й/. Обычно для сферических рассеивающих центров с показателем преломления и, радиусом частиц а и параметром р = 2по/Л коэффициент рассеяния удобно записать через компоненты матрицы рассеяния [1Ц: йрп йр!2 О О Йрм /зрзг О О О О /3 /3 О О йр48 Ар44 ПРИЧЕМ /зр!! = /зрзз /Зрзз йр44 /зр!2 йр2! /зр34 Ж йр43 ИЗ За симыетрии частиц и их ориентации в пространстве [11).
Элементы матрицы к 4, рассчитываются по формулам теории Дж. Ми [4). Иногда как результат экспериментальных исследований их удобно представить индикатрисой — распределением рассеянного поля в полярной системе координат. Пример такой индикатрисы рассеяния показан на рис. 15.3, б. По мере увеличения параметра р от О до оо индикатриса меняет форму и становится асимметричной и вытянутой вперед. Для частиц с показателем преломления л = 1,5 и радиусом а = 0,1; 1,5 мкм (р = 6,3; 18,8) отношение мощностей рассеянного вперед и назад излучения равно 17: 7 и 74: 8 соответственно.
Экспериментально невозможно зарегистрировать только прямое излучение, так как для этого необходимо иметь фотоприемное устройство с нулевой апертурой. Поле зрения приемной апертуры можно сделать сколько угодно малым, но не равным нулю. Поэтому фотоприемные устройства всегда совместно с прямым излучением регистрируют многократно рассеянный частицами свет.
Измеренный при этом коэффициент рассеяния можно записать в виде /зр43 = паз [2 — !р (г)), (15.5) где 2 = (2па/Лз) В„/(2/с) = р/Э„Ц244)' х)„— световой диаметр входного отверстия фотоприемной апертуры; 4р (г) — табулированная функ- 311 ция, которой учитывают форму инднкатрисы; Я вЂ” расстояние до фотоумножителя.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
