高层大气风场静态宽场消色差消温差多方向实时同时探测法

摘要

本发明涉及一种用于对高层大气速度场、温度场、压力场和粒子辐射率等进行被动式遥感探测的方法，其特征是通过在迈克耳逊干涉仪的两臂加设宽场玻璃、在两臂全反射镜前分别设置λ/4波板、在分束器出射口设置λ/4波板及四面角锥棱镜、成像镜、四分区检偏器和四分区CCD的方式，在四分区检偏器的四个偏振分区位相差依次递增π/4情况下，通过一次测量获得风场同一目标的四个干涉强度值，继而计算出高层大气风场速度和温度，并据此反演得出风场的压力场和粒子辐射率的数值，从而获知速度场、温度场和压力场分布等信息，其显著特点是静态宽场、无运动部件、消色差、消温差，可实现大气风场干涉图四强度的同时、实时和多方向、全方位探测。

说明书

技术领域

本发明内容属于光学遥感仪器、计算机图像处理、精密机械等交 叉学科技术领域，涉及一种用于对高层大气(80～300km)速度场、温 度场、压力场和粒子辐射率等进行被动式遥感探测的方法。

背景技术

国际上对高层大气被动式探测的基础性研究始于20世纪中期。 起初是对被探测源—气辉或极光的产生机理、谱线多普勒频移和展 宽、大气辐射区温度及热动力学特性等问题进行了长期和深入的探 讨；自20世纪80年代起，本领域已相继开始对利用极光的两条主要 谱线(557.7nm的绿线和630.0nm的红线)的干涉图进行四强度探测来 确定高层大气风场的速度、温度的原理及利用仪器探测的方案、仪器 装置的研制等工程性问题进行深入的研究，并且取得了突破性的进 展。法布里—珀罗干涉仪和迈克耳逊干涉仪这两种主要的光学仪器迄 今已被广泛用于地基或空基对大气风速和温度的测量。

法布里—珀罗干涉仪由于具有高的灵敏度、光程差对温度的有 限依赖性以及结构较为简单的优点而延用至今；迈克耳逊干涉仪则 由于其具有较大视场的基本优点，更加适合于行星大气层扩展光源 的研究。大视场的优点也带来了高的信噪比，这更利于大气的测量， 因此当今本技术领域预研的装置大多都是基于迈克耳逊干涉仪原理 的探测装置。目前国际上在被动式大气风场遥感探测领域处于领先 水平和代表性的工作为由加拿大空间署、法国国家空间中心和美国 航空航天局(NASA)合作开展的大气风场探测项目—星载风成像干涉 仪。这一项目最早由法国开始研究，由于经费问题，后与加拿大合 作。在NASA的支持下，1991年9月12日，这一合作项目取得了突 破性进展，风成像干涉仪(WINDII)被搭载于上层大气研究卫星(UARS) 上用于探测卫星覆盖范围的大气风场，所探测光源谱线波长分别为 557.7nm和630.0nm的绿光与红光极光谱线。从迄今传回地球的百 余万张图像中，人们已获得了大量的高层大气的有关信息。它的测 量原理是运用光学多普勒干涉技术来确定大气中携带的辐射粒子 (原子和分子)气辉辐射线波长的微小飘移来测量风速、温度和粒子 的辐射率。风成像干涉仪的主体是温度补偿的含有步进动镜的广角 迈克耳逊干涉仪，其在卫星轨道上测量风速可达到的精度为10m/s， 2005年WINDII已经退役。近年来，美国、加拿大、法国科学家开 始研制用于近红外、中红外区探测风场装置—同温层风场输运干 涉仪(SWIFT)，预计2010年发射并进行探测试验。除此之外，人们 也还考虑到这种装置在感兴趣的紫外、热红外区域的应用，但涉及 到许多实际的挑战性困难。

目前国际上研制的风成像干涉仪如WINDII、SWIFT、ERWIN等仪 器均采用动镜扫描方式，探测时需要动镜步进四次，分别采集同一 个目标不同时刻的四个干涉强度值，由于在此过程中风场已发生变 化，而测量中却近似认为风场不变，所以造成测量误差较大；另一 方面因为现行仪器中均含有运动部件(动镜)，在很大程度上影响了 仪器的稳定性和测量结果，极不适合航天、航空遥感探测。

发明内容

本发明的目的在于对现有技术存在的问题加以解决，提供一种 显示了静态、实时、同时探测的显著优点并具有探测效率高、稳定 性高和探测精度高等显著特色的高层大气风场静态宽场消色差消温 差多方向实时同时探测法。

本发明所述的高层大气风场静态宽场消色差消温差多方向实时 同时探测方法是基于下述探测原理而设计的。

被动式探测大气风场的光源是高层大气中的气辉(极光)，其高 度分布在距地面80～300km的电离层和外逸层中，两条谱线主要来 源于亚稳态原子氧的跃迁，从O(¹S)态跃迁到O(¹D)态，和从O(¹D)态跃 迁到基态分别产生557.7nm和630.0nm的谱线，这一辐射即形成了 理想的多普勒目标—极光。亚稳态原子氧在辐射前与周围的粒子 多次碰撞，处于热平衡状态，因此，它与风场有一个共同的运动速 度和温度，这就是我们要测量的风场速度和温度。而高层大气风场 测量的理论依据是干涉成像光谱技术和电磁波的多普勒效应。

我们知道，物体发出的光线会因物体本身的运动而产生多普勒 频移，观测到频移量可以反演出物体运动的速度。但是这样的频移 量非常小，直接观测谱线频移非常困难。如果对谱线的干涉现象进 行探测，在大光程差下，其谱线频移产生的相位变化就容易被探测 到。因此，被动式探测大气风场就利用大气中自然形成的极光(气辉) 为光源，利用具有双光束干涉形式的成像干涉仪来确定气辉发射谱 线波长的多普勒微小频移，从而测量风的速度、温度并反演出风场 的压强和粒子辐射率等。

当极光谱线的光谱强度为B(σ)时，由干涉成像光谱理论知， B(σ)的傅氏变换即为干涉图的强度I(Δ)，其中σ、Δ分别为波数 和光程差；由电磁波的多普勒效应知，当光源与观察者之间有相对 运动时，观察到的谱线波数σ(谱线位置)将与相对静止时的光源谱 线波数σ₀发生漂移，这时σ必为相对速度v和相对运动速度方向与 光源和观察者之间连线夹角θ的函数。由于我们采用的探测仪器为 双光束干涉装置，故其干涉强度必具有双光束干涉强度的普遍形式

I＝I₀[1+Vcos(Φ_i+Φ)]        (1)

式中I₀为一常数，V为调制度；Φ是位相因子，即由于气辉粒 子运动所产生的干涉位相差。

$V=\frac{I_{\max }-I_{\min }}{I_{\max }+I_{\min }}=\exp (-Q{\Delta }^{2}T)---\left(2\right)$

$\Phi =\frac{2\pi }{{\lambda }_0}\Delta \frac{v}{c}\cos \theta ---\left(3\right)$

式中$Q=1.82\times {10}^{-12}/\left({\mathrm{M\lambda }}_0^2\right){\mathrm{cm}}^{-2}{K}^{-1}$与高斯线型谱线有关， λ₀＝1/σ₀为零风速时的谱线波长，c为真空中的光速。

可见，V和Φ分别为风场温度T、风速v、光源与观察者相对 运动速度的方向同二者连线之间夹角θ的函数。只要知道了调制 度V就可求出风场温度T，知道了位相差Φ便可求出风速v。由于 θ角在理论上可取任意值，故可实现多方向、全方位的探测，克 服了目前国际上仅限于光源至观察者连线方向上(即θ等于零)的 一维探测的缺点。

由于上述表达式中存在着三个未知量I₀、V和Φ，且V、Φ又 都是I₀的函数，故V、Φ的准确度决定于I₀的精确程度，I₀又受到 测量仪器及测量环境(温度、压强等)因素的影响，故必须对I₀进 行校正。为此采取的方法是在光程差四分之一波长递增的情况下， 在一个干涉条纹上连续测量4步，测出4个强度值，通过两两组 合以校正I₀，即利用“干涉图4强度测量法”连续测出4个强度 值I₁、I₂、I₃、I₄，即可求出I₀、V、Φ：

$I_0=\frac{I_1+I_3}{2}=\frac{I_2+I_4}{2}---\left(4\right)$

$V=\sqrt{{(I_1-I_3)}^2+{(I_4-I_2)}^2}/{2I}_0---\left(5\right)$

$\tan \Phi =\frac{I_4-I_2}{I_1-I_3}---\left(6\right)$

进而由上面给出的各表达式即可求出风场的速度v和温度T， 压力场则可通过温度的反演而得到。

基于以上探测原理，本发明所述高层大气风场静态宽场消色差消 温差多方向实时同时探测法的特点是通过在迈克耳逊干涉仪的两臂 加设宽场玻璃(补偿玻璃块)、在两臂的全反射镜前各设置一块λ/4波 板、在分束器出射口设置一块λ/4波板并在该λ/4波板后依次设置 四面角锥棱镜、成像镜、四分区检偏器和四分区CCD的方式，在四分 区检偏器的四个偏振分区位相差依次递增π/4的情况下，通过一次 测量获得风场同一目标的四个干涉强度值I₁、I₂、I₃、I₄，继而根据 上述的(1)～(6)式计算出高层大气风场速度v和温度T，再通过温度 的反演得到高层大气的压力场和粒子辐射率的数值，这样即可实现对 高层大气风场目标的静态、实时、同时、多方向、全方位被动探测， 从而获知风场速度场、温度场和压力场的分布等信息的目的。

本发明所述的探测方法与目前国际上美、加、法三国科学家研制 的搭载于上层大气研究卫星上的WINDII和即将于2010年发射的 SWIFT等均具有的动镜扫描、四强度依次分别探测不同时结构方式的 风成像干涉仪探测方法相比，其显著特点是静态、无运动部件，具有 结构合理、性能可靠、操作方便等优点，可实现干涉图四强度一次同 时、实时测量，特别适合大气快速变化目标的探测。可实现多方向、 全方位的大气探测，极大地提高了高层大气探测的效率。

附图说明

图1为一种用于实现该探测方法的探测装置——静态宽场消 色差消温差偏振风成像干涉仪的平面原理示意图。

图2为该偏振风成像干涉仪一个具体实施例的结构示意图。

图3为偏振分束器的示意图。

图4为四分区检偏器的四分区透振方向(偏振方向)图。

图5为该偏振风成像干涉仪的宽场消色差消温差原理图。

具体实施方式

参见附图，本发明所述的探测方法可通过设计人研制的专业探测 仪器——静态宽场消色差消温差偏振风成像干涉仪的应用结构得 以实现，该偏振风成像干涉仪是一种利用光的偏振特性并基于光的 多普勒频移和成像光谱技术原理的可用于高层(80～300km)和中、低 层大气速度、温度、压强和粒子辐射率探测的新型光学遥感仪器。 该偏振风成像干涉仪由起偏器1、偏振分束器(PBS)2、全反射镜6、 10、两块反射臂宽场玻璃3、4、一块透射臂宽场玻璃7、三块λ/4 波板5、9、11、四面角锥棱镜12、成像镜13、四分区检偏器14以 及四分区CCD15组成(图1、图2)，其中：用于接受大气风场光量信 号的起偏器1由消光比10e-3的偏振片构成，起偏器1垂直设置在 入射光线主光轴方向上，其偏振化方向与竖直方向和水平方向分别 成45度角；偏振分束器2沿主光轴方向位于起偏器1后方，由两块 三角劈型玻璃块2.1、2.2以及夹置两三角劈型玻璃块2.1、2.2间 的偏振分束膜2.3构成，其偏振分束膜2.3以45°倾角设置在主光 轴方向上(图3)；两个全反射镜6、10分别设在偏振分束器2的反 射光和透射光方向(即干涉仪的反射臂和透射臂方向)上，在两个全 反射镜6、10前各设有一块λ/4波板5、9，其中λ/4波板9与透 射臂宽场玻璃7间辟有一层空气隙8；成像镜13设在偏振分束器2 的出射光方向上，在成像镜13前依次设有四面角锥棱镜12和λ/4 波板11，在成像镜13后方依次设置有四分区检偏器14和四分区 CCD15，四分区检偏器14的四个偏振分区位相依次相差π/4。实际 探测时，来自高层大气风场目标的入射光线经起偏器1后形成线偏 振光在偏振分束器PBS的分束膜上将被分解为两个振动方向相互正 交的线偏振光s分量和p分量，s光振动方向垂直纸面，p光振动方 向平行纸面，并分别被反射和透射入干涉仪的两臂宽场玻璃中，再通 至两个前部设有λ/4波板的全反射镜6、10上；由于两臂的末端均 设置了λ/4波板5、9，其快轴方向与纸面垂直方向间的夹角为π/4， 因此反射臂的s光在返回时候将变为p光，透射臂的p光在返回时 候将变为s光(为了更好的表现光线偏振方向的改变，此处有意的将 反射光线做了横向的偏移处理)，继而两束光再经过两臂宽场玻璃到 达偏振分束器2，从偏振分束器2出射的两束线偏振光传播方向相 同，经过λ/4波板11后至四面角锥棱镜12，经四面角锥棱镜12 分束后再通过成像镜13至静止的四分区偏振片14，进而再通过静 止的四分区偏振片14透射后在四分区CCD15的相应区域位置内发生 偏振光的干涉，形成干涉图，通过“四强度”探测法就可以在一个 周期内(即一个条纹上)位相差依次递增π/4的情况下同时测得四 分区CCD上各分区风场干涉图的四个强度值I₁、I₂、I₃、I₄，继而 根据前述(1)～(6)式反演出高层大气风场速度场和温度场，再通过 温度的反演得出高层大气的压力场和粒子辐射率的数值，从而获知 高层大气速度v、温度T、压强P和粒子辐射率等相关信息。

在本发明所用干涉仪的反射臂和透射臂上设置的宽场玻璃3、 4、7可实现宽场、消色差、消温差(温度补偿)和适合大气探测的显 著功能，其消色差消温差的原理如下所述。

参见图5，在干涉仪反射臂上的光程为：

P₁＝2(n₁d₁cosθ₁+n₂d₂cosθ₂+n₃d₃cosθ₃)     　(7)

上式中n₁、n₂、n₃分别为分束器2和宽场玻璃3、4的折射率， d₁、d₂、d₃分别是分束器2、宽场玻璃3、4的厚度，θ₁、θ₂、θ₃分 别为光线进入分束器、宽场玻璃(补偿介质)3、4的后的折射角。

在干涉仪透射臂上的光程为：

P₂＝2(n₁d₁cos₁+n₃d₃cosθ₃+n₄d₄cosθ₄)　　(8)

上式中n₁、n₄、n₅分别为分束器2、宽场玻璃7和空气隙8的 折射率，d₁、d₄、d₅分别是分束器2、宽场玻璃7和空气隙8的厚 度，θ₁、θ₄、θ₅分别为光线进入分束器2、宽场玻璃7和空气隙8 后的折射角。

所以系统的光程差为：

Δ＝2(n₁d₁cosθ₁+n₂d₂cosθ₂+n₃d₃cosθ₃)

-2(n₁d₁cosθ₁+n₄d₄cosθ₄+n₅d₅cosθ₅)

＝2(n₂d₂cosθ₂+n₃d₃cosθ₃-n₄d₄cosθ₄-n₅d₅cosθ₅)

即：

Δ＝2(n₂d₂cosθ₂+n₃d₃cosθ₃-n₄d₄cosθ₄-n₅d₅cosθ₅)

令上式角标从i开始，在迈克耳逊干涉仪反射臂的介质的厚度 为正，在干涉仪透射臂上的介质的厚度为负，则可得：

Δ＝2(n₁d₁cosθ₁+n₂d₂cosθ₂+n₃d₃cosθ₃+n₄d₄cosθ₄)　　　　(9)

对上式进行展开，并带入初始条件可得：

$\Delta =2(n_1{d}_1+n_2{d}_2+n_3{d}_3+n_4{d}_4)-{\sin }^{2}i(\frac{d_1}{n_1}+\frac{d_2}{n_2}+\frac{d_3}{n_3}+\frac{d_4}{n_4})$

　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　(10)

$-\frac{{\sin }^{4}i}{4}(\frac{d_1}{{n_1}^3}+\frac{d_2}{{n_2}^3}+\frac{d_3}{{n_3}^3}+\frac{d_4}{{n_4}^3})-···$

上式中i为光线进入分束器的入射角。

所以可得基准光程差为：

Δ₀＝2(n₁d₁+n₂d₂+n₃d₃+n₄d₄)  (11)

宽场条件为：

$\frac{d_1}{n_1}+\frac{d_2}{n_2}+\frac{d_3}{n_3}+\frac{d_4}{n_4}{|}_{\lambda ={\lambda }_0}=0---\left(12\right)$

消色差条件为：

$\frac{d_1}{{n_1}^2}\frac{{\partial n}_1}{\partial \lambda }+\frac{d_2}{{n_2}^2}\frac{{\partial n}_2}{\partial \lambda }+\frac{d_3}{{n_3}^2}\frac{{\partial n}_3}{\partial \lambda }+\frac{d_4}{{n_4}^2}\frac{{\partial n}_4}{\partial \lambda }=0---\left(13\right)$

消温差条件为：

d₁(n₁α₁+β₁)+d₂(n₂α₂+β₂)+d₃(n₃α₃+β₃)+d₄(n₄α₄+β₄)＝0          (14)

联立(11)、(12)、(13)、(14)可得：

$\left(\begin{array}{c}{\Delta }_0=2(n_1{d}_1+n_2{d}_2+n_3{d}_3+n_4{d}_4)\\ \frac{d_1}{n_1}+\frac{d_2}{n_2}+\frac{d_3}{n_3}+\frac{d_4}{n_4}{|}_{\lambda ={\lambda }_0}=0\\ \frac{d_1}{{n_1}^2}\frac{{\partial n}_1}{\partial \lambda }+\frac{d_2}{{n_2}^2}\frac{{\partial n}_2}{\partial \lambda }+\frac{d_3}{{n_3}^2}\frac{{\partial n}_3}{\partial \lambda }+\frac{d_4}{{n_4}^2}\frac{{\partial n}_4}{\partial \lambda }=0\\ d_1(n_1{\alpha }_1+{\beta }_1)+d_2(n_2{\alpha }_2+{\beta }_2)+d_3(n_3{\alpha }_3+{\beta }_3)+d_4(n_4{\alpha }_4+{\beta }_4)=0\end{array}\right)---\left(15\right)$

由上所述可知，方程组(15)中只有介质(包括玻璃和空气隙)的 厚度是未知变量，方程组有四个方程，四个未知量，理论上可以解 出未知变量，即介质的厚度，且得到的结果可以完全满足(14)式， 即消温差的要求，从而使系统满足宽场、消色差、消温差的条件。