基于532和1064nm的双波长米散射激光雷达

基于532和1064nm的双波长米散射激光雷达

双波长米散射激光雷达大气气溶胶探测大气中的溶胶主要集中在相对于流的区域，这是激光气候传输、气候预测和环境质量研究中考虑的重要气参数。受天气系统、局地气象条件及排放源等多种因素的影响,不同地区、不同季节和不同高度上,气溶胶的物理、化学特性尤其是光学性质有着显著的差异,因此其时空分布较为复杂,需要对其空间分布特征和时间演变规律进行长期系统地观测。随着激光技术的发展,先进的信号探测和采集系统的应用,激光探测手段在大气探测领域中越来越凸显出重要的作用。激光在大气中传输时,会与大气中的各种成分发生散射作用,包括弹性散射和非弹性散射。对于弹性散射,粒子的散射光光谱的形状与入射光谱的形状相同,在散射的过程中没有能量的交换;而对于非弹性散射,粒子的散射光谱的谱线发生了改变,谱线的中心位置产生了移动,在散射过程中产生了能量的损失。利用粒子散射光谱携带的信息,可以得到光传出路径上大气组分(气溶胶和大气分子)的有关物理、化学和光学特性。激光雷达正是利用激光的大气后向散射光谱的信息,来反演大气成份(气溶胶和大气分子)有关参数的。同时,激光雷达具有时空分辨率高和测量精度高等优点,为大气气溶胶的探测提供了一种重要的主动遥感工具,是其他探测手段无法比拟的。近年来,双波长米散射激光雷达的大气气溶胶探测技术受到激光雷达界的关注和青睐,因为它不仅可以获得不同波长的气溶胶消光系数,还可以在一定程度上反映出气溶胶粒子尺度谱随高度分布的特征。目前,双波长米散射激光雷达的大气气溶胶探测大多局限在边界层,或者在平流层。对流层大气气溶胶粒子具有垂直结构复杂,尺度谱范围宽,日变化大,对流层顶高度在10至15km等主要特点,因此,要求用于探测的激光雷达必须满足空间分辨率高,接收信号的动态范围大,测量时间短等特点之外,还要尽可能的对整个对流层进行瞬时探测,以获得整个对流层气溶胶的有效信息。中国科学院安徽光机所建立了一套双波长米散射激光雷达系统,用来探测整个对流层高度上可见和后外波段的气溶胶消光系数的时空剖面以及光学厚度,同时用于研究粒子尺度谱随高度的分布特征,为国家实验任务和大气红外辐射传输提供有关大气气溶胶的光学参数。该系统采用4通道分别同时用于接收对流层下部(低层)和中上部(高层)气溶胶532及1064nm波长回波信号谱线。通过分层同时探测,可以有效获得整个对流层大气气溶胶实际分布。文中介绍了该激光雷达的总体结构、技术参数和数据处理方法。给出了合肥地区对流层大气气溶胶532及1064nm波长消光系数垂直廓线、Angstrom指数的典型探测结果,并分析了合肥地区光学厚度的月变化。1偏振激光系统的基本原理图1是自行研制的双波长米散射激光雷达的结构示意图,从图中可以看出,双波长米散射激光雷达主要由激光发射单元、接收光学单元、信号探测和采集以及控制单元4部分组成。系统以Nd∶YAG脉冲激光器作为光源,采用基波1064nm和两次谐波波长532nm为探测波长。激光束经准直扩束后垂直射入大气,每一发激光脉冲均被传输路径上的空气分子和大气气溶胶所散射,大气的后向散射光被接收望远镜接收,为了提高系统的白天探测能力,在望远镜后采用可调的小孔光阑来获得适当的接收视场,有效的压制了大部分天空背景噪声。望远镜接收到的光由多模光纤输出后经准直入射到一块分色镜上,再分别进入各自探测通道,经过带宽为0.25nm的窄带干涉率光片,分离出主要的大气后向散射光谱(米散射和瑞利散射谱)信号,剔除大部分天空背景光谱信号和非弹性散射谱信号,由光电倍增管探测,高速采集卡采集,最后由主控计算机进行处理和显示。整个激光雷达的工作过程是在主控计算机运行软件的指令下完成的,运行控制软件还可以根据实际测量要求设置定时测量的参数,实现全自动无人值守探测,得到一定时间间隔或连续的测量结果。表1列出了该偏振激光雷达的主要技术参数。模拟计算表明,在整个对流层的范围内(地面至15km),1064和532nm两个波长大气回波信号的动态范围达8个数量级左右,而且近距离大气回波信号很强。为了解决如此大的动态范围的探测,系统通过采用合适的几何重叠因子和高低层分层探测技术来实时获得整个对流层有效的大气回波信号,利用四个探测通道分别同时由于高低层532和1064nm的大气回波信号的探测,其中高层探测器利用门控电路(可调节)在2km以远开始采集大气回波信号。各自波段内的高低层大气回波信号经过有效拼接后,可以反演出整个对流层的大气气溶胶消光系数和其他光学特性参数。2气溶胶消光系数后向积分测量于晴朗的天气(白天和夜晚)进行,激光雷达呈垂直指向,向大气发射10000发激光脉冲,进行两个波段的高低层探测通道同时测量。激光脉冲通过大气时,其接收高度Z处大气弹性后向散射一次散射信号的能量P(Z)由激光雷达方程决定P(λ‚Z)=P0kZ−2β(λ‚Z)exp{−2∫z0α(λ‚Z′)dZ′}(1)Ρ(λ‚Ζ)=Ρ0kΖ-2β(λ‚Ζ)exp{-2∫0zα(λ‚Ζ′)dΖ′}(1)其中,P0是激光发射能量,k为激光雷达系统常数,β(λ,Z)=βα(λ,Z)+βm(λ,Z),βa(λ,Z)和βm(λ,Z)分别是高度Z处的大气分子和气溶胶粒子的后向散射系数(km-1·Sr-1),α(λ,Z)=αa(λ,Z)+αm(λ,Z),αm(λ,Z)和αa(λ,Z)分别是高度Z处的大气分子和气溶胶粒子的消光系数(km-1)。如果事先已知某一高度处气溶胶粒子和空气分子消光系数,则ZC处以下各高度上的气溶胶粒子消光系数(后向积分)为αa(λ‚Z)=−S1S2αm(λ‚Z)+X(λ‚Z)exp[2(S1(λ)S2(λ)−1)∫ZCZαm(λ‚Z)dZ]X(λ‚ZC)αa(λ‚ZC)+S1(λ)S2(λ)αm(λ‚ZC)+2∫ZCZX(λ‚Z)exp[2(S1(λ)S2(λ)−1)∫ZCZαm(λ‚Z)dZ]dZ(2)αa(λ‚Ζ)=-S1S2αm(λ‚Ζ)+X(λ‚Ζ)exp[2(S1(λ)S2(λ)-1)∫ΖΖCαm(λ‚Ζ)dΖ]X(λ‚ΖC)αa(λ‚ΖC)+S1(λ)S2(λ)αm(λ‚ΖC)+2∫ΖΖCX(λ‚Ζ)exp[2(S1(λ)S2(λ)-1)∫ΖΖCαm(λ‚Ζ)dΖ]dΖ(2)而ZC处以上各高度上的气溶胶粒子消光系数(前向积分)为αa(λ‚Z)=−S1S2αm(λ‚Z)+X(λ‚Z)exp[−2(S1(λ)S2(λ)−1)∫ZZCαm(λ‚Z)dZ]X(λ‚ZC)αa(λ‚ZC)+S1(λ)S2(λ)αm(λ‚ZC)−2∫ZZCX(λ‚Z)exp[−2(S1(λ)S2(λ)−1)∫ZZCαm(λ‚Z)dZ]dZ(3)αa(λ‚Ζ)=-S1S2αm(λ‚Ζ)+X(λ‚Ζ)exp[-2(S1(λ)S2(λ)-1)∫ΖCΖαm(λ‚Ζ)dΖ]X(λ‚ΖC)αa(λ‚ΖC)+S1(λ)S2(λ)αm(λ‚ΖC)-2∫ΖCΖX(λ‚Ζ)exp[-2(S1(λ)S2(λ)-1)∫ΖCΖαm(λ‚Ζ)dΖ]dΖ(3)上述两式中,X(λ,Z)=P(λ,Z)/Z2。S1=αa(λ,Z)/βa(λ,Z)是气溶胶消光后项散射比,它依赖于发射的激光波长和折射指数等,数值一般在20(Sr)到70(Sr)之间。这里假定对于同一波长来说,气溶胶消光后向散射比为常数,这意味着气溶胶的消光和散射特性的变化仅仅是由于其数密度随高度的改变而引起的。对于1064nm波长,取S2=40Sr;对于532nm波长,取S2=50Sr。1064和532nm波长的空气分子的后向散射系数βm(λ,Z)可以通过30°N冬/夏季美国温压湿标准大气模式并由分子Rayleigh散射理论计算得到。对分子而言,S2=αm(λ,Z)/βm(λ,Z)=8π/3(Sr),通过大气分子的后向散射系数βm(λ,Z)和S2可以求得大气分子的消光系数αm(λ,Z)。标定高度ZC是通过选取近乎不含气溶胶粒子的清洁大气层所在的高度来确定,这个高度一般在对流层顶附近,其边界值532nm波长的气溶胶消光系数由气溶胶散射比R(λ,ZC)=1+βa(λ,ZC)/βm(λ,ZC)=1.01来确定。对1064nm波长,气溶胶散射比R(λ,ZC)=1.08。求出气溶胶的消光系数的垂直廓线后,进而可以通过积分求得气溶胶的光学厚度以及由气溶胶的消光系数与波长的依赖关系得到反映气溶胶尺度分布特征的Angstrom指数。3大气angstrom指数与双波长雷达合作分析双波长米散射激光雷达研制完成后,为了检验其接收大气后向散射信号的正确性,将其探测得到的双波长大气后向散射回波信号(实线,低层信号经过几何因子校正)与对应波长的数值模拟计算信号(虚线,双波长米激光雷达接收大气回波信号的理论曲线)进行了比较,如图2所示。从图中可以看出在整个探测高度范围内实际探测信号和模拟信号符合较好,只是在3～4km范围内,由于实际大气出现了一层气溶胶层,与计算模拟信号的大气气溶胶模式有些差别,造成了二者并不完全重合,但两条曲线的趋势基本一致。二者的一致性表明双波长米散射激光雷达接收信号正确可信。图3给出了2008年2月27日晚与在同一地域另一台单通道单波长的偏振-米散射激光雷达进行的532nm波段大气气溶胶消光系数的对比测量结果。为了使测量具有可比性,偏振-米散射激光雷达分时进行了高低层测量,高低层信号经过有效拼接后,反演出了整个对流层的气溶胶消光廓线。从图中可以看出,整体上两者的探测结果吻合得较好,对于同一高度区域上一些大气气溶胶层结的细微结构的探测也表现得较为一致。特别在3km以上,气溶胶消光廓线吻合的相当一致,只是对于11km高度较干净的区域出现了细小差别,这是由于在这一洁净区域,气溶胶含量较少,大气回波信号较弱,而两台激光雷达对若信号的探测能力不尽相同所造成的。在3km以下的区域也出现了微小差异,这是由于两台激光雷达测量的时间不同步造成的,但是两者变化趋势也是相当一致的。这也从侧面说明了在大气边界层上部的大气,当天较为稳定,边界层内的大气由于地表和人类活动的影响,运动较为频繁,而采用同时分层探测技术,可以有效反映出大气气溶胶的垂直分布特征。从图上还可以看出,当天气溶胶粒子主要集中在2km以下,在4～5km的高度上也出现了一层气溶胶层,该层气溶胶消光系数的峰值达到了0.026km-1。对比结果说明双波长米散射激光雷达对大气气溶胶消光系数垂直分布测量的可靠性。图4和图5分别给出了2007年6月28日双波长米散射激光雷达测量得到的532和1064nm两个波长气溶胶消光系数的垂直廓线以及Angstrom指数的垂直廓线。从图中可以看出,两个波长的消光廓线有着较为一致的变化趋势,甚至于细微的结构也基本相似。在11km的高度上出现了一层薄的卷云。对于卷云粒子,从图上可以看出,随着波长的增加,其对波长的依赖也相应增加,532nm波长卷云的消光系数数相对于其他高度不如1064nm那么显著。在整个高度上,532nm气溶胶消光系数较1064nm的大,在不同的高度上两者之间的差值并不一样,这主要与气溶胶粒子尺度谱的垂直分布有关。Angstrom指数与大气气溶胶粒子的半径有着密切的关系。一般而言,气溶胶粒子的半径越大,Angstrom指数就越小,反之,就越大。特别是大气中半径在0.1～10μm的气溶胶粒子,满足或非常接近Junge分布,而波长指数指数是Junge谱分布中一个非常重要的参数,利用双波长雷达可以获得整个对流层惯度上的Angstrom指数的垂直分布,进而可以反演出气溶胶粒子的谱分布。从图5可以看出,在当日从地面至18km的高度范围内,Angstrom指数在0.5到2.5左右波动。从地面到4km的高度上,Angstrom指数在逐渐减小,说明在0到4km的高度上,小尺度气溶胶粒子在总浓度中所占的权重越来越小。而在4到16km的高度上,Angstrom指数在逐渐增加,说明小尺度气溶胶粒子在总浓度中所占的权重越来越大,但是对于11km高度上的卷云层,由于层内的冰晶粒子尺度相对较大,所以这个高度上的Angstrom指数较其他高度上的为小。图6是2007年5月12日02:00至22:10连续20h内,双波长米散射激光雷达探测得到的532nm波长大气气溶胶消光系数廓线的时间演变特征。探测的时间间隔为30min。为了更清楚地看出整个对流层大气气溶胶垂直分布随时间的变化,利用这段时间探测得到的气溶胶消光廓线,做出如图6所示的彩色图。图中纵轴表示高度,横轴表示时间,不同的颜色表示不同的消光系数数值大小。其对应关系如右侧图例表示,蓝色表示最小,红色表示最大。从图中可以清楚的看出当天对流层内气溶胶的分布特点及大气边界层的高度分布,当日气溶胶粒子主要集中在边界层内,而对流层的中上部较为干净,气溶胶含量较少。大气边界层高度在整个探测时间内,从凌晨2:00到5:00之间,大气边界层变化不大,从5:00之后,由于太阳对地表的加热作用,大气边界层逐渐抬高,由1.2km变化到1.8km,到19:00左右又趋于平稳。从8:00之后一直到22:00,由于人类的活动和地表加热的进一步加剧,使得边界层内的气溶胶粒子浓度增加,近地面的气溶胶消光系数偏大,0～0.3km的气溶胶消光系数的均值达到了0.5km-1,在0.3～1km的气溶胶消光系数的均值达到了0.35km-1,而在02:00到05:00,0～0.3km和0.3～1km的气溶胶消光系数的均值仅为0.34和0.23km-1。在11:00到18:00之间2～4km的高度上出现了一层气溶胶粒子,气溶胶层顶高度逐渐增大,到18:00左右,此层气溶胶消失。图7是