差分吸收激光雷达测量对流层臭氧

差分吸收激光雷达

第25卷　第6期

2001年12月激　　光　　技　　术LASERTECHNOLOGYVol.25,No.6December,2001

差分吸收激光雷达测量对流层臭氧3

胡顺星　胡欢陵　周　军　吴永华

(中国科学院安徽光学精密机械研究所大气光学重点实验室,合肥,230031)

摘要:利用激光雷达对对流层2～4km高度范围的臭氧分布进行了测量。测量结果表明,利

用YAG激光器产生的两个波长(266nm和289nm),可以得到比较精确的臭氧分布。

关键词:差分吸收激光雷达　臭氧　对流层　YAG激光器

DIALlidarmeasurementHuShunxing,Hu,,u(AtmosphericOpticsof,

,Hefei,230031)

ofthetropposphericozonefromthealtitudeof2kmto

lidarisreportedinthepaper.Themeasurementresultsshowthattheozonedensitybeobtainedwithhigheraccuracybasedonlidarwithtwowavelengths(266nmand289nm)thatareproducedbyaYAGlaser.

Keywords:differentialabsorptionlidar　ozone　troposphere　YAGlaser

引　　　言

差分吸收激光雷达测量大气中的微量气体成分的方法最先由Schotland[1]在水汽测量中提出来,而后得到不断地发展。差分吸收激光雷达测量大气臭氧的优点是测量范围大、分辨率高、精度较高、实时快速、能够监测臭氧的时空变化。在较低高度的对流层中,气溶胶含量很大且分布很不均匀,为减少气溶胶的影响,一般选取波长较短的紫外波长。在本文的测量中,我们利用了YAG激光器基频1064nm的四倍频波长266nm和266nm泵浦氘气Raman频移波长289nm,进行了对流层臭氧的测量,并对测量结果的误差进行了估计和分析。

1　测　　　量

1.1　测量方法

差分吸收激光雷达测量对流层臭氧的方法,是利用待测气体的吸收特性测量该气体的浓度。差分吸收激光雷达以同一光路向大气中发射波长接近的两束脉冲激光,其中一个波长处于被测气体的吸收线上,它被待测气体强烈吸收;另一个波长处于待测气体的吸收线的边翼上或吸收线外,待测气体对它吸收很小或没有吸收。由于这两束激光波长相近,对其它气体分子和气溶胶的消光基本相同,两束激光的回波强度的差异只是由待测气体分子的吸收引起。从而根据两个波长回波强度的差异可以确定待测气体分子的浓度。计算臭氧浓度的关系如(1)式所示。

3国家八六三激光技术领域和国家自然科学基金资助项目。

差分吸收激光雷达

第25卷　第6期胡顺星　差分吸收激光雷达测量对流层臭氧40　7

Δδ(T)Δz+EM(z)+BA(z)+EA(z)N(z)=-d[lnPon(z)/lnPoff(z)]/2(1)

Δδ(T)为双波长对臭氧的吸收截面差,Δz为差分距离,式中,N(z)为高度z处的臭氧浓度,

Pon(z)和Poff(z)分别为两个波长的回波强度,EM(z),BA(z)和EA(z)分别为大气分子消光、气溶胶后向散射和气溶胶消光引起的修正项。测量时BA(z)和EA(z)较小且难以精确估计,常常将其忽略。在我们测量用的两个激光波长266nm和289nm中,臭氧对波长266nm吸收很强而对波长289nm吸收相对较弱,它们的臭氧吸收截面之差很大,这非常有利于提高对

流层臭氧的测量精度　　。

1.2　测量装置

图1是对流层臭氧测量装置的框图。

整个装置主要由发射、接收和采集及控制等

3部分组成。测量所需的两个激光波长为

266nm和289nm。YAG激光器基频波长

1064nm光,然后分成两束,,频移

,。Raman池的气

压为,这时输出的289nm能量Fig.1　SchematicdiagramofsetupHG—quadrapleharmoniccrystal　BS1～BS3—beamsplitter　L1～L3—steeringmirror　AMP—amplifier　PMT—

photomultipliertube　MCS—multichannelscaler

转换效率最高[2]。波长266nm和289nm两束激光经导向镜垂直导入大气中。激光束在大气中被大气分子和气溶胶散射,后向散射的部分光被望远镜所接收,经带宽为10nm的干涉滤光片过滤,入射到光电倍增管(EMI的9214QB)的靶面上,转换为电信号,再经前置放大器(VT120)放大和光子计数器(EG&G的914P)的甑别和计数,然后输入计算机进行实时显示。整个测量过程在计算机控制下完成。利用光子计数器的优点是可以提高测量高度。光电倍增管在-20℃以下工作,使热噪声降到最低

。

2　测量结果与分析

我们利用该测量装置测量了合肥西郊对流层的臭

氧分布。测量一般在晴朗无云的夜晚进行,使回波信

号满足单次散射的激光雷达方程。图2是其中一天的

测量结果,激光雷达的高度分辨率为45m。2km以下

是激光雷达盲区,4km以上由于测量值波动幅度超过

10%,被删去。图中的臭氧廓线表明,对流层2～4km

臭氧数密度小于1.0×1012分子数/cm3。该晚天气晴

朗,影响测量结果的气溶胶分布如图3所示,该分布是

由在该激光雷达附近的车载式L300激光雷达测量得到。气溶胶的消光系数在3km以下很大,气溶胶的消光系数和Angstrom指数X随高度变化很大。Angstrom指数反应了气溶胶后向散射与波长之间的关系。它与L300激光雷达的两波长1064nm和532nm测量的气溶胶消光系数分布α1(1064nm,z)和α1(532nm,z)的关系如(2)式表示。

α()(2)=(1064/532)X

[α1(1064nm,z)/40]Fig.2　Ozoneprofileanditsstatisticerrors

差分吸收激光雷达

408　激　　光　　技　　术2001年12月

(2)式中的50和40分别是波长532nm和1064nm

的气溶胶消光后向散射比(消光系数与后向散射系数之

比)。以Uchino和Tabata[3]的误差分析方法,系统误差

来源于气溶胶的散射(EB)和吸收(EEA),

其中,

β(z)(3)EB(z)=lnδ(T)Δzdzβ2N(z)Δoff(z)

EEA(z)=α()α()Δδ(T)N(z)(4)

Fig.3　Distributionofaerosol差分距离Δz取200m,βon(z)和βoff(z)分别为双波长的气溶胶体积后向散射系数,αAon(z)和αAon(,(5)式由532nm的系统误差,如图4中所示。2%,表明气溶胶对臭氧测量影响较小。ET(

6),

-X-Xβ(z)())=α(z)(λλ;　λλ/i/532)i=on,offi532(5)

(6)z)=Δδ(T)N(z)Δz2i=on,off∑(z)+2PbPλ(z)Pλi2+Pλ(z+Δz)+2PbPλi(z+Δz)21/2

(z)为波长λ式中,Pb为背景噪声,Pλi,z高度的回波i

强度。计算结果如图2中的横所示,测量的统计误差

在近4km最大达15%,若测量的激光脉冲累加数增

加,统计误差可进一步减小。

气溶胶的分布与天气条件有关,天气条件差,能见

度小于2km时,气溶胶引起的系统误差会很大,因此,

激光雷达测量臭氧一般选在天气晴朗的夜晚。系统误

差除了来自气溶胶的散射和消光外,大气中的O2和

其它痕量气体的吸收也会带来系统误差。O2的吸收

截面具有很大的不确定性,据Sunesson[4]估计,由于

O2的吸收带来的误差可达-9.0±1.8%。据Pa2Fig.4　Systematicerrorofmeasurementpayannis[5]估计,SO2的吸收带来的误差一般小于5%,NOx的吸收带来的误差小于4.5%。3　总　　　结

测量结果分析表明,尽管对流层的气溶胶浓度很大,分布不均匀,利用YAG激光器产生的266nm和289nm两个波长测量对流层臭氧,气溶胶消光和散射引起的系统误差在2～4km范围内仍然较小,可以得到较为精确的臭氧测量结果。

参考文献

1　SchotlandRM.JAppliedMeteorol,1974;13(1):71～77

2　吴永华,岳古明,胡欢陵etal.中国激光,2000;27(9):821～827

3　UchinoO,TabataI.ApplOpt,1991;30(15):2005～2012

4　SunessonJA,ApituleyA,SwartDPJ1ApplOpt,1994;33(30):7045～7058

差分吸收激光雷达

第25卷　第6期

2001年12月激　　光　　技　　术LASERTECHNOLOGYVol.25,No.6December,2001

斜入射消色差相位延迟器的优化设计

王　霞a　魏玉花b　吴福全b

(a中山大学超快速激光光谱学国家重点实验室,广州,510275)

(b曲阜师范大学激光研究所,曲阜,273165)

摘要:探讨了斜入射型的消色差相位延迟器的全内反射角随折射率的变化规律,从而得出斜入射型的消色差相位延迟器的延迟量受折射率及全内反射角变化的复合影响,为设计斜入射时的高精度消色差相位延迟器提供了新理论依据。

关键词:相位延迟　消色差　全内反射

OptimizedobliqueXia,uFuquanab

(aSpectroscopy,ZhongshanUniversity,Guangzhou,510275)

(bInstitute,QufuNormalUniversity,Qufu,273165)

Abstract:Theinfluenceofthetotalinternalreflection

angleandrefractiveonthephaseretardationisdiscussedinthepaper.Basedonthistheory,obliqueincidenceachromaticphaseretarderisoptimized.

Keywords:phaseretardation　achromatic　totalinternalreflection

引　　　言

菲涅耳菱体[1]及其它一些常规相位延迟器有一

个共同的特点,即光线是正入射到入射端面上的,其

内部反射角是确定的,相位延迟量δ只是折射率

)的函数。但在70年代,Shklayarevskii[2]等人首n(λ

次提出了一种不同的设计方案,即让光线斜入射到器Fig.1　Theoriginalstructureofoblique2incidencephaseretarder件的入射端面上,所设计的器件是直角棱镜,光束只经历一次全内反射,见图1。然而,此器件未得到应用的原因是延迟量太小,只有25°左右,而且他没有作完善的理论分析,没有考虑斜

)的变化而变化[3,4]。对此问题,下面我们给出入射时,θ角不再是常量,而是随着折射率n(λ

较为详细的讨论。

1　斜入射时内反射角随折射率的变化

如果光在界面处是斜入射,则在入射面内,当入射光的波长λ改变时,折射角t将随折射率的改变而变化,故全内反射角θ不再是常数。当入射角i≠0时,器件结构光路有图2两种　　5　PapayannisA,AncelletG,PelonJetal.ApplOpt,1990;29(4):467～476

　333　

作者简介:胡顺星,男,1966年11月生。博士研究生。现从事激光雷达、大气探测研究。

收稿日期:2000204212　　收到修改稿日期:2000212218

本文来源：https://www.bwwdw.com/article/tqu1.html