1 引言

大气气溶胶是指由大气介质和悬浮于其中的固体或液体颗粒物所组成的多相体系,对气候、环境和人类健康有着重要影响^[1-2]。大气气溶胶与气候变化、人类生产生活关系密切,已成为环境科学领域的研究热点。

激光雷达是一种主动光学遥感设备,具有实时性好、空间分辨率高、探测范围广等特点,是研究气溶胶微物理特性的有力工具^[3-4]。目前,探测气溶胶光学参量的激光雷达主要有米氏散射激光雷达、拉曼激光雷达和高光谱分辨率激光雷达(HSRL)^[5-8]。HSRL利用高光谱分光器件将米氏散射信号和瑞利散射信号分开,从而实现气溶胶消光系数和后向散射系数的独立探测,是气溶胶探测研究的重要手段。

气溶胶米氏散射的光谱半峰全宽(FWHM)与入射激光基本相同。受大气分子热运动的影响,大气分子瑞利散射的半峰全宽大多在吉赫兹量级^[6]。HSRL技术的关键在于瑞利散射信号的有效提取。已有HSRL中多采用种子注入式Nd∶YAG激光器。其中,532 nm HSRL的应用最为广泛,355 nm和1064 nm HSRL的研究也取得了一定的成果。2001年,美国航空航天局(NASA)和科罗拉多州立大学的研究人员^[9]利用532 nm种子注入式Nd∶YAG激光器和碘分子滤波器设计了HSRL系统,实现了对流层和平流层温度和气溶胶消光系数的高空间分辨率探测。2005年,Hua等^[10]基于355 nm种子注入式Nd∶YAG激光器和法布里-珀罗标准具(FPE)设计了HSRL系统,实现了全天时大气温度的绝对探测,误差在1 K以内。2008—2010年,中国海洋大学基于碘分子滤波器设计了HSRL系统,实现了气溶胶光学参量和大气视线风速的测量^[11-12]。2015年,浙江大学的Cheng等^[13]证实了视场展宽型迈克耳孙干涉仪在HSRL系统中应用的可行性,并于2017年搭建了原理性实验系统^[14]。2016年,赵明等^[15]基于种子注入激光器和碘分子滤波器设计了HSRL系统,探测了分子散射和气溶胶散射回波信号,实现了大气光学参数的高精度定量探测。西安理工大学在HSRL系统领域也取得了一定的研究成果^[16-19]。

随着激光原子冷却和铷原子钟等研究的不断深入,780 nm激光器和配套元器件逐渐成熟^[20-21]。特别值得一提的是,铷原子同位素⁸⁷Rb的D₂吸收谱线中心波长就在780 nm附近,这为780 nm HSRL光源和分光系统设计提供了有力的技术保障^[22]。2017年美国国家大气研究中心的Hayman等^[23]设计了780 nm HSRL系统并进行了实验研究,目前相关研究在国内尚未见报道。780 nm HSRL是现有HSRL系统波长的重要补充,对气溶胶波长指数、粒谱分布精细反演等的研究具有的重要价值。同时,780 nm波长具有较好的透过性,且该波长的太阳背景光较弱,因此780 nm HSRL在探测性能上具有一定优势。

鉴于此,本文基于半导体激光器设计了780 nm HSRL系统。其中,发射系统以分布反馈式(DFB)半导体激光器为种子源,利用脉冲电流驱动的锥形半导体光放大器实现了窄线宽微脉冲激光输出。分光系统由干涉滤光片(IF)、FPE和铷原子吸收池构成。后续数据采集处理由光子计数器和计算机完成。数值仿真验证了系统设计的可行性。

2 780 nm HSRL整体结构

780 nm HSRL系统结构如图1所示。该系统以DFB激光器为种子源,种子激光注入到脉冲电流驱动的锥形半导体放大器(TSOA),从而实现窄线宽激光脉冲输出。回波信号由卡塞格林望远镜接收后进入分光系统中。分光系统可实现瑞利散射信号的有效提取。采集系统采用光子计数器对回波信号能量进行探测。

图 1. 780 nm HSRL系统结构

Fig. 1. Schematic of 780 nm HSRL system

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3 发射系统

780 nm HSRL的发射系统如图2所示。发射系统的主要元件参数如表1所示。

DFB激光器的输出光谱中心波长处的半峰全宽为0.6 MHz,边模抑制比(SMSR)为50 dB。DFB激光器的输出激光经光隔离器后进入TSOA进行放大,其中TSOA采用脉冲电流进行驱动。该型TSOA在780 nm波长具有最大的功率放大倍数。

由于TSOA独特的锥形结构,其输出光斑呈椭圆形,且发散角较大。为满足激光雷达发射系统的设计要求,必须对TSOA的输出光束进行整形,以限制其发散角。光路设计中,选用非球面镜为慢轴准直透镜,柱面镜为快轴准直透镜。

图 2. 780 nm HSRL激光发射系统

Fig. 2. Laser transmitter of 780 nm HSRL

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4 分光系统

4.1 散射光谱

激光和大气分子、气溶胶粒子相互作用产生后向弹性散射回波信号。气溶胶米氏散射的多普勒展宽线型函数为^[24]

faer(ν)=4ln2πσ2exp-4ln2·ν2πσ2,(1)

式中:ν为频率偏移量;σ为发射激光的频谱宽度。

大气分子的瑞利散射多普勒展宽线型函数为

fmol(ν)=4ln2π(σ2+ΔνFWHM2)exp-4ln2·ν2σ2+ΔνFWHM2,(2)

其中,瑞利散射多普勒展宽的半峰全宽Δν_FWHM可近似表示为

ΔνFWHM=32kTln2λ02M,(3)

式中:T为大气温度;k为玻尔兹曼常量;λ₀为激光发射波长;M为平均分子质量。

当T为288.1 K(海平面)时,780 nm波长的散射谱线如图3(a)所示。其中,中心波长处展宽极小、强度较大的部分主要来自米氏散射;两侧展宽较大、强度较小的部分主要来自瑞利散射。

由美国标准大气模型可知,在10 km范围内,大气温度随高度的增加而减小。图3(b)所示为温度分别为288.1 K(海平面)、255.7 K(海拔5 km)和223.2 K(海拔10 km)时的瑞利散射和米氏散射谱线,三条谱线的形状非常接近。可见,在780 nm波长10 km高度范围内,大气温度对散射谱线的影响可忽略。

图 3. 散射谱线。(a) 780 nm波长的散射谱线(288.1 K);(b)不同温度条件下的散射谱线

Fig. 3. Scattering spectra。(a) Scattering spectrum at 780 nm (288.1 K); (b) scattering spectrum at different temperatures

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4.2 分光系统结构

780 nm HSRL分光系统的结构如图4所示。望远镜接收到的光信号依次通过准直透镜、IF和FPE以剔除太阳背景光。其中,IF的带宽为0.5 nm、透过率为99%。BS为分束镜,透射率为80%,反射率为20%。BS的反射光直接进入APD1(米氏散射通道),BS透射光中的米氏散射回波信号被铷原子吸收池吸收后由APD2接收(瑞利散射通道)。

图 4. 780 nm HSRL的分光系统结构

Fig. 4. Schematic of optical splitting system of 780 nm HSRL

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4.2.1 FPE

为保证瑞利散射谱线能完全包含在FPE的一个透射峰内,同时尽可能减少干涉滤光片带宽范围内FPE透射峰的数量,对FPE进行了优化设计^[25]。FPE的主要参数如表2所示。

FPE透射场的透过率可表示为

T=Tmax1+Fsin2(δ/2),(4)

式中:T_max为峰值透过率;F为精细度系数;δ为相邻两束光的光程差引起的相位差。

F=4ρ(1-ρ)2,(5)

Tmax=1-a1-ρ2,(6)

δ=4πλnhcosθ,(7)

式中:a为腔内损耗系数;ρ为表面反射率;n为平行平板的折射率;h为平板间距(腔长);θ为入射光束与法线的夹角。

FPE的有效透过率可以表示为理想透过率与大气散射光谱线型在频域上的卷积。当大气温度为288.1 K时,FPE对米氏散射和瑞利散射信号的有效透过率分别为

fa(Δν)=∫-ννfaer(ν)T(ν+Δν)dν,(8)

fm(Δν)=∫-ννfmol(ν,288.1)T(ν+Δν)dν,(9)

式中:Δν是FPE中心频率相对谱线中心频率的偏移量;T是FPE的理想透过率函数;f_aer(ν)和f_mol(ν)分别为 (1) 式和(3)式所示的米氏散射和瑞利散射线型函数。

由图3(a)可知,瑞利散射光谱的半峰全宽为1.736 GHz。其有效透过谱线如图5所示。显然,FPE可在保留瑞利散射的同时,剔除太阳背景光。

图 5. FPE的有效透过谱线。 (a)频率;(b)波长

Fig. 5. Effective transmittance spectra of FPE. (a) Frequency; (b) wavelength

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4.2.2 铷原子吸收池

为有效滤除瑞利通道内的米氏散射信号,设计了铷原子吸收池,主要参数如表3所示^[20,26]。⁸⁷Rb原子D₂线的超精细结构如图6所示,其中F为⁸⁷Rb原子光谱的超精细能级。由于⁸⁷Rb原子D₂线在基态5²S_1/2有两个超精细能级(F=1,F=2),因此其原子吸收光谱存在两个主要的多普勒展宽F₁和F₂。纯铷蒸气吸收谱线的多普勒展宽线型函数可表示为

g(ν,νD)=2ΔνFWHMln2π12exp-4ln2(ν-νD)2ΔνFWHM2,(10)

ΔνD=2νD2kTDmc2ln212,(11)

式中:ν为扫描频率;ν_D为吸收光谱的中心频率;Δν_D为多普勒展宽;k为玻尔兹曼常数,T_D为热力学温度;m为铷原子质量;c为光速。根据多普勒展宽线型可计算出⁸⁷Rb原子D₂线的吸收截面σ_D。

σD(ν,νD)=A21ν28πνD2g(ν,νD),(12)

式中:A₂₁为自发辐射率。

图 6. 87Rb原子D2线超精细结构

Fig. 6. Hyperfine structure of the 87Rb D2 line

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由朗伯-比尔定律可知,铷原子吸收池的透过率可表示为

I(ν)I0ν=exp(-σDNl),(13)

式中:I(ν)为透过吸收池的光强;I₀(ν)为入射光强;l为吸收池腔长;N为铷原子数密度。

铷原子吸收峰的中心波长由铷原子的固有特性决定,不受温度影响。而吸收能力和吸收峰谱宽与温度密切相关,不同温度时铷原子D₂F₂线的透过率曲线如图7所示。

图 7. 不同温度时铷原子D2F2线的透过率曲线

Fig. 7. Transmittance of the 87Rb D2F2 line at different temperatures

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由图7可知,当温度升高时,铷原子吸收池的吸收能力增强,对米氏散射信号有更好的抑制作用。然而,温度升高时吸收峰谱宽也有所增加,这将导致铷原子吸收池吸收过多的瑞利信号,从而降低系统的探测能力。综合考虑吸收能力和吸收峰谱宽,铷原子吸收池的工作温度设定为338 K^[23]。精准控制铷原子吸收池的工作温度是技术关键。实验中拟选用Thorlabs公司生产的铷原子吸收池、加热器和温控系统等整套设备,其温度控制范围为293~473 K,控制精度为±0.1 K。

图8(a)所示为⁸⁷Rb原子在温度为338 K时的D₂线吸收截面曲线。由图8(a)可知,⁸⁷Rb原子D₂F₂线处的吸收峰频谱位置与780 nm HSRL系统的米氏散射信号频谱位置重合,可实现对米氏散射信号的抑制。⁸⁷Rb原子在338 K的D₂F₂线透过率曲线如图8(b)所示。

图 8. 87Rb原子D2线吸收特性。(a)吸收截面; (b) D2F2线透过率

Fig. 8. Absorption characteristics of 87Rb D2 line. (a) Absorption cross section; (b) transmittance of D2F2 line

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分光系统的相关光谱如图9所示。由图9可知,⁸⁷Rb吸收池对米氏散射信号的抑制比可达33 dB,可满足HSRL系统的需要。显然,在780 nm HSRL中,由IF、FPE和铷原子吸收池所组成的多级分光系统可实现瑞利散射信号的有效提取。

图 9. 分光系统。(a)光谱图;(b)透过光谱

Fig. 9. Optical splitting system. (a) Spectrum; (b) transmittance spectrum

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5 HSRL系统性能仿真

基于美国标准大气模型对系统探测性能进行了数值仿真^[27]。表4为HSRL系统的仿真参数。

接收系统采用直径为400 mm的卡塞格林望远镜,其副镜直径约为120 mm。为抑制太阳背景光影响,望远镜接收视场角取为0.5 mrad^[28],此时系统探测盲区约为300 m。太阳背景光数据详见参考文献[ 29]。米氏散射通道的光学透过率为0.7,瑞利散射通道的光学透过率为0.1。

5.1 夜间探测

夜间探测时,探测时间取为30 s,出射激光的重复频率为1 kHz,即脉冲数目为30000。此时系统的信噪比R_SNR如图10所示。当设定信噪比阈值为10时,米氏散射通道和瑞利散射通道在夜间的有效探测高度分别为6.5 km和5 km。

图 10. 夜间探测时780 nm HSRL系统的信噪比

Fig. 10. SNR of 780 nm HSRL at night

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5.2 白天探测

受太阳背景光影响,系统在白天的探测能力显著降低。为提高系统在白天的探测能力,采用过载驱动方式,将发射系统的输出峰值功率提高到8 W,即单脉冲能量为2 μJ^[30];同时延长探测时间,提高激光脉冲的重复频率。白天探测时,探测时间设为120 s,激光重复频率设为4 kHz。在此条件下,系统的探测能力如图11所示。当信噪比阈值设定为10时,该系统米氏散射通道和瑞利散射通道的有效探测高度均可达3.5 km。

图 11. 白天探测时780 nm HSRL系统的信噪比

Fig. 11. SNR of 780 nm HSRL in the daytime

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6 结论

为探测气溶胶光学参量,根据气溶胶光散射特性的深层规律,设计了780 nm HSRL系统。该系统以DFB激光器作为种子激光器,通过脉冲电流驱动的锥形半导体光放大器实现780 nm窄线宽微脉冲激光输出。分光系统利用IF、FPE和铷原子吸收池实现了瑞利散射信号的精细提取。研究结果表明,当信噪比阈值设定为10时,该系统在白天的有效探测高度可达3.5 km。该系统是现有HSRL的重要补充,对气溶胶光学特性的探测研究具有重要意义。