光辐射的传播0001

1、第二章光辐射的传播2.1光辐射的电磁理论光辐射是电磁波，它服从电磁场根本规律。由于引起生理视觉效应、光化学效应以及探测器对光频段电磁波的响应主要是电磁场量中的E矢量，因此，光辐射的电磁理论主要是应用麦克斯韦方程求解光辐射场量E的变化规律。1.光辐射的波动方程在无源(尸0)非磁性介质中，运用麦克斯韦方程并经一系列数学运算可以得到场量E所满足的微分方程2 2.:tftJ.:t(2.1-1)这就是光辐射普遍形式的波动方程。方程右边两项反映物质对光辐射场量的影响，起“源的作用，分别由极 化电荷与传导电流引起。对导体，-丄项起主要作用。-占2 p对绝缘体(j=o),-卩4项起主要作用ct2对于半导体，两

2、项都起重要作用。2.光辐射场的亥姆霍兹方程对于简谐波场，场量可表示为 E(r, t)二E(r)e 1 ,那么(2.1-1)式中场量E的时 间因子可以消去，得到 gE(r)® 2卩0 気片 i 沙04®)E(r) = 0(2.1-2)引入复相对介电系数r =)_'i-' i ；r(2.1-3)；o(2.1-2)式可改写为灯 xxE(r)2A%rE(r) =0(2.1-4)这就是光辐射满足的 亥姆霍兹方程。3均匀介质中的平面波和球面波对于各向同性的无吸收介质，lE = 0 ,利用矢量恒等式P三隹E- 2E，亥姆霍兹方程可改写为'、2E(r)C；orE(r

3、) =0上式平面波解的一般形式为E(r ,t) = Eoei( tJo)球面波解的一般形式为E(r,t)Eoei(3。)(2.1-5)(2.1-6)(2.1-7)式中k为波矢量，为初相5.电磁场的边界条件在光电子技术的许多实际应用中，经常涉及在两种或多种物理性质不同的介 质交界面(在该处&卩发生突变)处光辐射场量之间的关系。这时，求解麦克 斯韦方程需要考虑边界条件。如图1所示，光辐射场的边界条件可以直接由麦克斯韦方程推得：(2.1-8)二S等于零，这时，界面两侧E的切向分量以及Dm D2n =DsE1t - E2t =0式中;s为界面面电荷密度。在光学波段经常遇到的情况是D的法向分量均

4、连续。图1界面上电场的法向和切向分量2.2光波在大气中的传播大气激光通信、探测等技术应用通常以大气为信道。由于大气构成成分的复杂性以及收受天气等因素影响的不稳定性，光波在大气中传播时，大气气体分子及气溶胶的吸收和散散射会引起的光束能量衰减，空气折射率不均匀会引起的光波的振幅和相位起伏；当光波功率足够大、持续时间极短时，非线性效应也会影响光束的特性，因此有必要研究激光大气传播特性。 本节简要介绍一些激光大气传输的根本概念。1.大气衰减激光辐射在大气中传播时，局部光辐射能量被吸收而转变为其他形式的能量 如热能等局部能量被散射而偏离原来的传播方向即辐射能量空间重新分 配。吸收和散射的总效果使传输光辐

5、射强度的衰减。设强度为I的单色光辐射，通过厚度为 dl的大气薄层，如图2所示。不考 虑非线性效应，光强衰减量 dl正比与I及dl，即dl/l=-l/l=dl。积分后得大 气透过率T =1 / I。=exp伽l ；2.2-1假定上是可以简化为(2.2-2)T =exp(-丄)为大气衰减系数1/km。此即描述大气衰减的朗伯定律，说明光强随传输距离 的增加呈指数规律衰减。因为衰减系数財苗述了吸收和散射两种独立物理过程对传播光辐射强度的 影响，所以：可表示为亠 km fka62.2-3km和二m分别为分子的吸收和散射系数； ka和二a分别大气气溶胶的吸收和散射系数。对大气衰减的研究可归结为对上述四个根

6、本衰减参数的研究。应用中，衰减系数常用单位为1/km或dB/km。二者之间的换算关系"B/km)=4.343 '(1/km)dl图2(2.2-4)大气分子的吸收光波在大气中传播时，大气分子在光波电场的作用下产生极化，并以入射光 的频率作受迫振动。所以为了克服大气分子内部阻力要消耗能量，表现为大气分 子的吸收。分子的固有吸收频率由分子内部的运动形态决定。极性分子的内部运动一般有分子内 电子运动、组成分子的原子振动以及分子 绕其质量中心的转动组成。相应的共振吸收频率分别与光波的 紫外和可见光、近 红外和中红外以及远红外区相对应。因此，分子的吸收特性强烈的依赖于光波的频率。大气中N

7、2、02分子虽然含量最多约90%,但它们在可见光和红外区几乎 不表现吸收，对远红外和微波段才呈现出很大的吸收。 因此，在可见光和近红外 区，一般不考虑其吸收作用。大气中除包含上述分子外，还包含有 He, Ar，Xe，O3，Ne等，这些分子在 可见光和近红外有可观的吸收谱线， 但因它们在大气中的含量甚微，一般也不考 虑其吸收作用。只是在高空处，其余衰减因素都已很弱，才考虑它们吸收作用。H2O和CO2分子，特别是H2O分子在近红外区有宽广的振动-转动及纯振动 结构，因此是可见光和近红外区最重要的吸收分子， 是晴天大气光学衰减的主要 因素，它们的一些主要吸收谱线的中心波长如表 2-1所示。从表1不难

8、看出，对某些特定的波长，大气呈现出极为强烈的吸收。光波几 乎无法通过。根据大气的这种选择吸收特性，一般把近红外区分成八个区段， 将 透过率较高的波段称为“大气窗口 。在这些窗口之内，大气分子呈现弱吸收。 目前常用的激光波长都处于这些窗口之内。表1可见光和近红外区主要吸收谱线吸收分 子主要吸收谱线中心波长4mH2O0.72 0.82 0.93 0.941.13 1.38 1.46 1.87 2.66 3.15 6.2611.7 12.6 13.5 14.3CO2 :1.4 1.6 2.05 4.3 5.2 9.410.4O24.7 9.6大气分子散射大气中总存在着局部的密度与平均密度统计性的偏离

9、一一密度起伏， 破坏了 大气的光学均匀性，一局部光辐射光会向其他方向传播， 从而导致光在各个方向 上的散射。在可见光和近红外波段，辐射波长总是远大于分子的线度，这一条件下的散 射为瑞利散射。瑞利散射光的强度与波长的四次方成反比。瑞利散射系数的经验 公式为6=0.827 N A3/ 42.2-5式中，bm为瑞利散射系数为瑞利散射系数cm-1; N为单位体积中的分子数cm-1； A为分子的散射截面cm2；力为光波长cm。由于分子散射波长的四次方成反比。波长越长，散射越弱；波长越短，散 射越强烈。故可见光比红外光散射强烈，蓝光又比红光散射强烈。在晴朗天空， 其他微粒很少，因此瑞利散射是主要的，又因为

10、蓝光散射最强烈，故明朗的天空 呈现蓝色。大气气溶胶的衰减大气中有大量的粒度在 0.03m到2000m之间的固态和液态微粒，它们 大致是尘埃、烟粒、微水滴、盐粒以及有机微生物等。由于这些微粒在大气中的 悬浮呈胶溶状态，所以通常又称为大气气溶胶。气溶胶对光波的衰减包括气溶胶的散射和吸收。当光的波长相当于或小于散射粒子尺寸时， 即产生米氏散射。米氏散射那么主 要依赖于散射粒子的尺寸、密度分布以及折射率特性，与波长的关系远不如瑞利 散射强烈。气溶胶微粒的尺寸分布极其复杂，受天气变化的影响也十分大，不同天气类 型的气溶胶粒子的密度及线度的最大值列于表 2中。表2-2霾、云和降水天气的物理参数天气类型N

11、(cm-3)amax (Pm)气溶胶类型霾M100 cm-33海上或岸边的气溶胶霾L100 cm-32大陆性气溶胶霾H100 cm-30.6高空或平流层的气溶胶雨M100 cm-33000小雨或中雨雨L1000 m-32000大雨冰雹H10 m-36000含有大量小颗粒的冰雹积云C.1100 cm-315积云或层云、雾云C.2100 cm-37有色环的云云C.3100 cm-33.5贝母云云C.4100 cm-35.5太阳周围的双层或三层环的云晴朗、霾、雾大气的衰减根据单色辐射衰减的朗伯定律，在大气水平均匀条件下，只考虑气溶胶 衰减，2.2-2式可改写为(2.2-6)二exp(- -a.L)式

12、中，L为水平传输距离。'-a 可写成(2.2-7)两边取对数得In :a, =1 nA-ql n ，可见q是ln：a，ln 直线的斜率，q值可通过实验确定。根据气象上对能见度 V km的定义可求得* =3.29/V 70.5542.2-8能见度很大时中等能见度当V乞6km 对于可见光，/0.55 1，故有-a.=3.91/V km。1.6对于近红外光，q = <1.30.585V1/3雨和雪的衰减雾与雨的差异不仅在于降水量不同，而主要是雾粒子和雨滴尺寸有很大差 别。雨天大气中水的含量1g/m3为较浓雾0.1g/m3的10倍以上，可雾滴 半径微米量级仅是雨滴半径毫米量级的千分之一左

13、右，因此雨滴间隙要 大得多，故能见度较雾高，光波容易通过。加之雨滴的前向散射效应强，这会显 著地减小对直射光束的衰减。结果雨的衰减系数比雾小两个数量级以上。由于雪的物理描述难度较大，又缺乏雪的折射率资料，目前还很难做出定量 计算。一些实验研究说明，激光在雪中的衰减与在雨中相似， 衰减系数与降雪强 度有较好的对应关系。不同波长的激光在雪中的衰减差异不大， 但就同样的含水 量而言，雪的衰减比雨的大，比雾的小。2.大气湍流效应在气体或液体的某一容积内，惯性力与此容积边界上所受的粘滞力之比超过 某一临界值时，液体或气体的有规那么的层流运动就会失去其稳定性而过渡到不规 那么的湍流运动，这一比值就是表示流

14、体运动状态特征的雷诺数 Re：(2.2-9)Re = :'Avl /式中，P为流体密度kg/m3； l为某一特征线度m Z为在l量级距离上 运动速度的变化量m/s; 口为流体粘滞系数kg/ms。雷诺数Re是一个无量 纲的数。当Re小于临界值Recr 由实验测定时，流体处于稳定的层流运动，而大于Recr时为湍流运动。由于气体的粘滞系数较小，所以气体的运动多半为湍流运动。大气湍流气团的线尺度I有一个上限L0和下限Io,即Lovlv Io, Lo和10分别 称为湍流气团的外尺度和内尺度图-4 。在近地面附近，Io通常是毫米量级， Lo那么是观察点如激光传输光路离开地面高度。图-4所谓激光的大

15、气湍流效应，实际上是指激光辐射在折射率起伏场中传输时的 效应。湍流理论说明，大气速度、温度、折射率的统计特性服从“2/3次方定律Dir二馆22 二 G2r2/32.2-10式中，i分别代表速度v、温度T和折射率n ； r为考察点之间的距离； Ci为相应场的结构常数，单位是m-1/3。大气湍流折射率的统计特性直接影响激光束的传输特性，通常用折射率结构常数Ci的数值大小表征湍流强度，即弱湍流 Cn =8 io-9m-1/3中等湍流 Cn =4 10-8m-1/3 强湍流 Cn =5 10-7m-1/3大气闪烁光束强度在时间和空间上随机起伏，光强忽大忽小，即所谓光束强度闪烁。大气闪烁的幅度特性由接收

16、平面上某点光强I的对数强度方差二2来表征G2 二In I/I。2 =4lnA/A2=4 22.2-11式中，可通过理论计算求得，而2那么可由实际测量得到。在弱湍流且湍流强度均匀的条件下:1.23C；2M6/7L11/6 12.8C；2M6/7L11/6 0.496C；2 讹6/7L11/61.28C：2M6/7L11/6Io ：、' L < - Lo'LL。Io ： L ： LoC 'LLo对平面波2.2-12对球面波可见，波长短，闪烁强，波长长，闪烁小。然而，理论和实验都说明，当湍 流强度增强到一定程度或传输距离增大到一定限度时，闪烁方差就不再按上述规 律继续增

17、大，却略有减小而呈现饱和，故称之为闪烁的饱和效应。光束的弯曲和漂移接收平面上，光束中心的投射点即光斑位置以某个统计平均位置为中心， 发生快速的随机性跳动其频率可由数赫到数十赫，此现象称为光束漂移。假设 将光束视为一体，经过假设干分钟会发现，其平均方向明显变化，这种慢漂移亦称 为光束弯曲。光束弯曲漂移现象亦称天文折射，主要受制于大气折射率的起伏。弯曲表现 为光束统计位置的慢变化，漂移那么是光束围绕其平均位置的快速跳动。如忽略湿 度影响，在光频段大气折射率n可近似表示为n-仁 79 10?P/T(或 N =( n - 1) 1079P/T)(2.2-13)P为大气压强；T为大气温度K。根据折射定律，在水平传输情况下不难证 明，光束曲率为dNc =dh79 dP 79 P dT "T dh T2 dh(2.2-14)c为正，光束向下弯曲；当 dT/dh < 35 C/km时，c为负，光束向上弯曲。实验 发现，一般情况下白天光束向上弯曲；晚上光束向下弯曲。对于光束漂移，理论分析说明，其漂移角与光束在发射望远镜出口处的束宽 W0关系密切；漂移角的均方值 匚2 =1.75C