1、激光雷达技术（2）,激光雷达原理,一、激光雷达方程,激光雷达原理,相干激光雷达信号的幅度和位相非相干激光雷达信号的幅度,激光雷达方程物理过程,激光雷达方程描述激光发射和接收的物理光学过程它包括以下四个环节：激光到目标的传输；目标对激光的反射；散射光到探测器的传输；接收机对散射光的收集。,光反射角及光束形成示意图,激光雷达方程一般形式,激光雷达接收的信号功率等于:发射激光功 率分布与目标后向散射系数的卷积,再考虑 光学天线、大气传输衰减等因素。激光雷达方程一般形式可用下式描述：,激光雷达方程一般形式,激光发射功率归一化函数,探测目标后向散射函数：,接收信号光能量：,接收信号光光子数：,其它参量定
2、义：,Ar光学天线有效接收孔径；R激光雷达作用距离；or接收光学系统效率；t发射光学系统效率；T2双程大气透过率,激光束的物理描述,激光束归一化函数：在激光雷达设计和分析中，经常遇到三种典型的光束形状：高斯光束爱里光束均匀光束（平面波）。,wO-高斯光束的束腰半径;wZ-高斯光束模场半径；z-高斯光束波前距束腰距离 R(z)-高斯光束波前曲率半径UG-高斯光束振幅分布函数,激光束的物理描述,-光波波长；F-光学天线的有效焦距；D-光学天线的有效孔径；F-光学天线系统的“F”数,F=(f/d)；J1()-第一类贝塞尔函数,=(r/F)；UA(r)-爱里斑振幅分布函数；,R-光束横截面积的极坐标（
3、圆对称性）；R0-光电探测器光敏面半径；UP(r)-均匀光束振幅分布函数；I0-常数因子,光束宽度是对发射激光束轮廓角度展幅的度量。束宽由光束内光强下降到波束峰值光强所指定百分比的位置决定，或由内接收功率达到发射总功率所指定百分比时的角弦来决定。习惯上使用半宽度代替整个束宽。当发射光束均匀照明一个圆形输出孔径时，衍射极限的束宽为,高斯光束的有效束宽定义为e-2(0.1359)峰值功率处的整个宽度。衍射极限发射光束的有效束宽为,激光束的物理描述,激光束的物理描述,在远场，即时，高斯光束的束宽可以近似,爱里斑的宽度定义为：第一个暗环（第一个最小值）的角弦，,光束质量一般定义为,M实际发射机束宽(r
4、ad);T理论衍射极限发射机束宽(rad),均匀照明时非衍射极限波的发射束宽为,高斯分布的非衍射极限波的发射束宽为：,不同目标的激光雷达距离方程,短脉冲/扩展目标：与发射能量和(D/R)2成比例,未截断零深度硬目标：与发射能量和(D/R)2成比例,截断零深度硬目标：与发射能量、(D/R)4和(1/2)成比例,在小角近似情况，激光雷达方程可以表示为：,在z处散射系数,激光雷达作用距离,激光脉冲发射到接收信号回波的时间,180后向散射分布函数,激光器发射功率,发射激光脉冲宽度,光电探测器光敏面半径,激光发射束散角,接收光学系统视场角,激光发射时或在处归一化振幅,后向散射激光雷达方程,在考虑高斯光束
5、情况下，即：,后向散射激光雷达方程,二、直接探测理论,光电探测器的平方律特性,假定入射的光辐射电场为,偏振方向上的单位矢量，,是入射光辐射电场振幅，是入射光的角频率。根据波印亭法则，光辐射场平均功率：,式中：S为光探测器光敏面积。光探测器输出的光电流为：,若光探测器的负载电阻RL，则光探测器输出的电功率为：,光探测器输出的电功率正比于入射光功率的平方,直接探测理论,直接探测系统的信噪比,设入射到光电探测器的信号光功率为Ps,噪声功率为Pn，光电探测器输出的信号电功率为Sp，输出的噪声功率为Np，由光电探测器的平方律特性可知：,考虑到信号和噪声的独立性，则有：,根据信噪比的定义，则输出功率比为：
6、,直接探测理论,（1）若Ps/Pn1，则有：,这说明输出信噪比近似等于输入信噪比。由此可见，直接探测系统不适于输入信噪比小于1或者微弱信号的探测。,（2）若Ps/Pn1，则有：,这时输出信噪比约等于输入信噪比的一半，即经过光-电转换后信噪比损失了3dB，在实际应用中还是可以接受的。从以上讨论可知，直接探测方法不能改善信噪比，与外差探测探测相比，这是它的弱点。但它对不是十分微弱光信号的探测则是很适宜的探测方式，因为这种方法比较简单，易于实现，可靠性高，成本低，所以得到广泛的应用。,直接探测理论,直接探测系统的等效噪声功率(NEP),对于具有内增益的光电探测器（如光电倍增管），其输出电功率为：,输
7、出的噪声功率为：,分别是信号光、背景光和暗电流引起的散粒噪声。,负载电阻的热噪声,这时输出功率信噪比为：,当探测系统主要为信号光所引起的散粒噪声限制（即信号噪声限）时，则,直接探测理论,这是理想直接探测系统所能达到的最大信噪比极限。当信噪比等于1时，则噪声等效功率为：,根据每种噪声对总噪声贡献的相对大小，可得直接探测系统在以下几种噪声限的NEP:,(1)热噪声限,(2)散粒噪声限,(3)背景噪声限,(4)信号噪声限（又称量子噪声）,直接探测理论,三、相干探测理论,外差探测的基本原理,假定：光电探测器的光敏面面积为Ad，在探测器整个光敏面上量子效率是均匀的，且处处都为Q；垂直入射到光敏面表面上的
8、两束光（本振光和信号光）平行且重合的平面波，其电场矢量位于光敏面上彼此平行。这时，信号光和本振光光电场可以用标量形式表示，即：,式中：AS和ALO分别是信号光和本振光电场的振幅（假定是常数）；S和LO分别是信号光和本振光的角频率；S和LO分别是信号光和本振光的初相位。于是，在光电探测器光敏面上总的光电场为：,由光电探测器平方律特性，光电探测器输出的光电流为：,相干探测理论,式中横线表示时间平均。将上式展开，则有：,式中为含有量子效率D的比例因子，且=De/h。上式中第一、第二项的平均值，即余弦函数平方的平均值等于1/2；第三项和频项（余弦函数）的平均值等于零；第四项差频项相对于光频来说要缓慢得
9、多，与光频相比可视为常数。当差频(LO-S)/2=IF/2低于光电探测器得截止频率时，光电探测器就有的光电流输出。,如果把信号测量限制在差频的通带范围内，则可得到通过以IF为中心频率的带通滤波器的瞬时中频电流为：,在中频滤波器输出端瞬时中频信号电压为：,相干探测理论,式中RL为负载电阻。中频输出有效信号功率就是瞬时中频功率在中频周期内的平均值：,式中Ps=AS2/2是信号光的平均功率，PL=AL2/2是本振光的平均功率。,当LO=S时，则,这就是外差探测的一种特殊情况，通常称之为零差探测。,（1）在激光外差探测中，光探测器输出的中频功率正比于信号光和本振光平均功率的乘积。而直接探测中光探测器输
10、出的光电流正比于信号光的平均功率，即光探测器输出的电功率正比于信号光功率的平方。应当指出，入射到光探测器上的信号功率是非常小的（尤其在远距离上应用，如激光雷达、激光通讯等），因而，在直接探测中光探测器输出的信号也是极其微弱的。在激光外差探测中，尽管信号光功率非常小，但只要本振光功率PLO足够大，仍能得到可观的中频输出。这就是激光外差探测能够探测到极微弱光信号的原因。,相干探测理论,（2）激光外差探测可以获得有关光信号的全部信息。在直接探测中，光探测器的输出电流随信号光的振幅或强度的变化而变化，光探测器不响应信号光的频率或相位变化。在外差探测中，光探测器中频输出的振幅、频率和相位都随信号光的振幅
11、、频率和相位变化而变化。这就使我们能够把频率调制和相位调制与振幅或强度调制一起进行。,（3）激光外差探测具有良好的窄带滤波性能。在直接探测中，光探测器除接收信号光以外，杂散背景光也可同时入射到光探测器上。为了抑制杂散背景光的干扰，提高信噪比，一般都要在光探测器上加窄带滤光片。在外差探测中，只有落在中频带宽以内的杂散背景光才能进入探测系统。而且，杂散背景光不会在原来信号光和本振光所产生的相干项上产生附加的相干项。因此，对激光外差探测来讲，杂散背景光的影响可以忽略不计，由此可见激光外差探测方法具有良好的滤波性能。,相干探测理论,外差探测的信噪比,信噪比是评价一个探测系统适用性的重要参数。激光雷达的
12、核心问题就是如何提高系统的信噪比。假设探测器的内部增益为G，则探测器中频输出功率为：,在外差探测系统中，主要存在不可能克服的散粒噪声和难以克服的热噪声两种。在带通滤波器输出端，散粒噪声和热噪声功率表达式分别为：,式中：PB为背景辐射功率；ID为探测器暗电流；B为中频带宽。前三项分别为信号光、本振光和背景辐射所引起的散粒噪声；最后一项为探测器暗电流所引起的散粒噪声。,前放负载引起的热噪声,相干探测理论,中频滤波器输出的信噪比（功率）为：,当本振光功率PLO足够大，亦即本振光散粒噪声功率远远超过所有其它噪声，则有：,外差探测系统所能达到的最大信噪比极限，一般称为激光外差探测的量子探测器极限或量子噪
13、声限。,在实现量子限探测时，对于热噪声是主要噪声源的系统来说，要求：,相干探测理论,外差探测的噪声等效功率NEP,令(S/N)IF=1，可以得出外差探测的噪声等效功率NEP为：,这个量有时又称为外差探测系统的灵敏度，而且它是外差探测灵敏度的理论极限值。该式表明，如果探测器的量子效率D=1、中频滤波器带宽B=1Hz，则外差探测的灵敏度的极限是一个光子。,例如，以=2.821013Hz(=10.6m)，D=0.1，B=1Hz，,根据理论计算，外差探测的灵敏度可比直接探测的灵敏度高78个数量级.,相干探测理论,外差效率,以上为了讨论问题方便，以及突出直接探测和外差探测物理过程，曾经假设在光电探测器光
14、敏面上信号光和本振光的振幅和相位恒定。在一般情况下，这些假定条件不完全满足。为此，现将上述讨论推广到更一般的情况。,假设信号光和本振光的波前在一小角度(角很小，所以cos1)范围内与探测器表面平行。利用空间矢量和复数表示法，设光敏面在(x,y)或(r,)平面内，可以将信号光场和本振光场写成：,相干探测理论,S(t)信号光归一化振幅调制函数；,-信号光电场的振幅分布函数；,-本振光电场的振幅分布函数；,-分别是信号光和本振光的角频率；,-分别是信号光和本振光的初相位；,-为信号光和本振光初相位差；,-为外差信号的中频频率；,S、A-分别是本振光与信号光重叠面积，和光电探测 器光敏面积；,-分别是
15、本振光和信号光的位置矢量；,-为信号光和本振光空间传播的波矢量；,相干探测理论,根据波印亭法则，在光电探测器上外差中频信号的瞬时光电流为（以本振光波振面作为 参考坐标系，以下类同）,因此，外差接收时，中频信号的积分光电流为：,-是光探测器光敏面上逐点量子效率，它是光敏面上位置(r,)的函数,如果是均匀的，则,常数,定义为信号光和本振光在光探测器光敏面积A上的归一化空间相干函数，也就信号光与本振光复振幅在光探测器光敏面上重叠面积S的归一化卷积，它表征信号光和本振光振幅、相位匹配程度。的取值范围为：0 1。,相干探测理论,本振光瞬时光电流:,信号光瞬时光电流:,假设激光外差探测过程是各态历经过程，
16、则外差信号光电流的时间平均值与系综平均值相等，它的均方值为：,当,光探测器中散粒噪声占主要，它均方值：,式中，B-是光探测器有效带宽，ILO-是本振光平均光电流。,相干探测理论,光探测器输出功率信噪比SNR为：,式中：接收信号光的光功率,HQ定义为相干激光雷达系统的外差量子效率（有效量子数）。原因是上式定义中包含光探测器的量子效率参数Q(r)。,相干探测理论,如果假设Q(r)=Q在光敏面各处均匀即是常数，则上式变为：,H定义为外差效率（或叫混频效率），取值范围0H 1。,物理意义:实际上就是本振光和信号光的归一化空间相干函数模的平方，亦即光功率相关函数。外差效率的概念是相干激光雷达系统特有的一
17、个重要参数，它是除发射接收器以外只有相干系统才有的一种附加损耗机制，它是表征信号光与本振光振幅、相位和偏振态匹配程度的物理量。外差效率的物理意义在于它反映总的入射积分光强中有多少能被探测器以外差接收方式探测到，从而决定探测器最佳敏感面积（或叫有效接收半径），以下将通过讨论不同的本振光和信号光的物理模型，给出相干激光雷达光学天线的有效接收半径，从而可以确定光电探测器的最佳光敏面积。,相干探测理论,相干探测的基本理论,归一化相干接收机逻辑示意图,相干探测携带信号的强度和位相信息,探测功率为探测器光敏面上强度积分,充分混频要求空间匹配（振幅和位相）,外差效率表明场失配和探测器的有限性,光电流与探测器
18、量子效率有关,PO本振光功率；PS 信号光功率；Pint相干光功率,相干探测对信号的放大作用,探测功率由三部分组成：本振功率；信号功率；噪声功率,信号的放大作用：能够由少量信号光子数产生光电流,相干探测抑制背景光,相干接收机对背景热辐射有极强的抑制作用,滤波器带宽BW=100MHz当=1m，等效光学滤波器带=0.33pm当=10m，等效光学滤波器带=33pm,等效噪声温度(NET)=1，or=1/2当=1m，NET=20/760K当=10m，NET=2076K,相干探测的噪声分析,本振光散粒噪声,背景光散粒噪声,探测器暗电流散粒噪声,电子线路热噪声,总噪声功率,相干探测的CNR接收效率,载噪比
19、CNR定义：,信号光功率：,噪声功率：,多频载噪比：带宽是接收带宽BW,匹配滤波（窄带）：B=1/T近量子限,接收效率：复合量子效率、散粒噪声、光学效率未考虑外差效率,本振光散粒噪声系数：散粒噪声功率与总噪声功率之比,最佳本振光功率,各种效率之间的折中接收机散粒噪声效率：随着本振光功率P0增加而增加探测器微弱信号量子效率本振光电流/功率减小随着P0减小而较小,最佳本振光功率：散粒噪声与量子效率的折中,激光雷达载噪比距离公式,一般目标的CNR依赖于：接收功率:距离、大气和目标特性发射功率、发射效率接收光学系统效率接收机电子效率外差效率,截断平面目标的CNR依赖于：(1/sr)目标反射率(D/R)
20、2,未截断平面目标的CNR依赖于：(m2)目标反射分布(D/R)4,激光雷达载噪比距离公式,外差和混频效率,外差效率和混频效率是等价的它们均表示为本振光和信号光在探测器上的匹配程度,四、光学天线理论,光场的相干性分为两类：时间相干性和空间相干性。时间相干性:由于光源的有限带宽所引起的，是指光波在空间一给定点的相位的那一段时间间隔。空间相干性:由于光源在空间的有限大小而引起的，是指在同一时刻空间上两个点之间振幅、位相和偏振态的关联程度。对于稳定光场（各态历经随机过程），相干函数坐标可以进行时空分解：,光场的时间相干性和空间相干性可分别用其相干时间（有时也叫相干长度）和相干面积来表示,光场的相干性
21、问题,激光雷达目标的截面积,激光雷达目标的截面积(LRCS)定义：可在接收器上产生光强等于该物体光强的一个完全反射的球体横截面积。球体的激光雷达横截面积与方位或方位角无关。即：,式中：为激光雷达目标的截面积(m2)；为球面反射率；z为球半径(m),1、后向角反射器,光学后向角反射器是一类特殊的目标，由三个镀有反射膜且互相垂直的反射面构成的四面体。它相当于是从一个立方体切下来的一个角。这种目标也称为立方角锥棱镜。,式中：l为角反射器的边长。当经过角反射器的发射信号的曲率小于/4时，上式有效,激光雷达目标特性,2、朗伯目标,朗伯面是指散射光强遵循朗伯余弦定律的表面。确切地说，从材料表面任何给定方向
22、上反射的光强（单位立体角通量）正比于该方向与表面法线之间夹角的余弦，有时错误地将朗伯表面称作各向同性。,（1）点目标,点目标，就是小于发射光束的朗伯盘的激光雷达截面积：,式中：为朗伯表面的总半球反射率；z为朗伯盘的半径(m)；为朗伯表面的入射角度(rad)。,（2）大目标,（3）扩展目标,式中：Dw为电线的直径。,激光雷达目标特性,3、气溶胶和空间散射物,气溶胶和空间散射物的激光雷达横向散射截面积与激光束穿透气溶胶的传输损耗密切相关。在收发合置系统中：,式中：为大气后向散射系数(m-1sr-1);r为激光雷达的距离分辨率,激光雷达目标特性,1、大气中选择性吸收：水蒸气、二氧化碳和臭氧等,大气衰
23、减特性：吸收与散射,激光在大气中的衰减特性,2、大气中的散射：瑞利散射和米氏散射,气溶胶：是指悬浮在气体中的小粒子，其尺度范围为10-310m。气溶胶可分为吸湿性气溶胶(如海盐)、非吸湿性气溶胶(如尘埃)两种。它们包括云、雾、雨、冰晶、尘埃、碳粒子、烟、盐晶粒以及微小的有生命机体有时将尺度为0.011m的气溶胶称为霾尺度为10-310-2m的气溶胶称为爱根核(Aitkennuclei)，它们是由很小的盐晶粒、极细的灰尘或燃烧产物等弥散在大气中的细小微粒构成的。,激光在大气中的衰减特性,3、大气衰减系数的理论估算,SM为大气能见度(km)，为波长(m),激光在大气中的衰减特性,圆孔（D=a2）上
24、的夫琅和费衍射在焦平面上的强度分布（爱里公式）：,定义两个无量纲两v和u:,根据洛梅耳（E.Lommel）衍射积分方法，可以得到衍射光斑在光轴上的强度分布：,圆孔夫琅和费衍射在轴上的强度分布,激光雷达接收特性,讨论：轴上强度分布的第一个零点满足：,则,它离焦点的距离：,通常认为，强度比象斑中心低大约20%是可以允许的，因此当接收面从中心位置(u=0)移到u3.2时，I(3.2,0)减小20%，所以焦点装调公差z近似为：,如果光学系统的,则该系统的焦点装调公差：,激光雷达接收特性,直接探测效率是指在接收面（探测器光敏面）上，以轴点为中心，以预定的r0（光敏面半径）为半径，光学天线接收的总信号光能
25、量中，有多少落在探测器光敏面上。设在焦平面上以几何象点为中心，以半径为r0的光敏面，并以D(r0)代表落在此圆内的直接探测效率，则：,根据贝塞尔函数的递推公式，可以导出如下关系式：,直接探测效率的解析表达式：,直接探测光学天线定理,可见，一阶贝塞尔,（爱里斑第一个暗环），直接探测效率约等于84%。因此，不妨把式(3-21)称为非相干激光雷达光学天线与探测器最佳匹配关系。,特别：离焦平面上几何阴影边界光强分布代入信号光直接探测效率公式，经过数学推导可得：,直接探测光学天线定理,离焦平面上直接探测效率D随探测器参数0变化的数值曲线,焦平面上直接探测效率D随探测器参数0变化的数值曲线,直接探测光学天
26、线定理,相干探测光学天线定理,本振光的物理数学模型,高斯光束的波阵面,信号光的物理数学模型,外差效率物理数学模型,Siegma相干激光雷达光学天线定理,本振光传播方向（实线）与接收信号光（虚线）之间的夹角为,当本振光和信号光都是均匀光束时，假设探测器敏感面为圆盘结构半径为RD，则本振光和信号光的振幅分布函数数学模型分别为：,相干探测光学天线定理,如果以探测器光敏面作为参考坐标系(r,)，本振光波振面与探测器光敏面完全重合，信号光波振面与探测器光敏面的倾斜角（空间失配角）为，则有,由于两束光之间的倾斜而其产生的附加位相差等于krcos(),将这些参数代入,相干探测光学天线定理,利用了贝塞尔函数导
27、数公式,根据第2章关于光场空间相干性理论所给出的相干面积的式,相干探测光学天线定理,Siegman相干激光雷达光学天线定理形式：,当本振光波阵面与探测器平行时，本振光与信号光之间所允许最大的空间失配角将由探测器光敏面决定；减小探测器光敏面积，则可以改善空间角失配采用长波长的激光外差探测比短波长更容易满足空间角失配条件。在相干激光雷达设计中，不仅要确定本振光和信号光之间所能允许的最大空间失配角，而且还要确立光学天线系统参数有效孔径、有效焦距与光电探测器光敏面半径之间最佳匹配关系。这种最佳匹配关系却与信号光和本振光的光束截面函数、波前分布和偏振态等因素密切相关。,相干探测光学天线定理,均匀光束爱里
28、斑光学天线定理,外差效率建模,0光学系统对准角;n 视场滞后角;本振光与信号光波矢的空间倾斜角（也叫空间失配角）,x0本振光与信号光平行偏离量,光学天线系统参数,r0光学天线系统的弥散斑半径；0探测器光学参数,信号光偏离光敏面的偏离量光学参数,相干探测光学天线定理,已知零阶贝塞尔函数还可以定义为如下积分形式,在仅考虑均匀光束与爱里斑空间角失配情况下，系统外差效率数学模型就简化为：,在小空间角失配情况下，外差效率数学模型简化成：,如果kRD=2F0很小,则,外差效率H随相干光学系统参数0和空间失配角参数F数值计算曲线，可以发现以下结果：,在03附近，外差效率损失很小；,在03附近，外差效率对本振
29、光和信号光空间失配角不敏感，仍然保持较好的匹配状态；,相干探测光学天线定理,当相干光学系统的有效孔径d和有效焦距f确定以后，增大探测器的光敏感面积r0，即使0远离03时，并不能给系统带来任何好处，反而却使系统的信噪比迅速恶化。,均匀光束爱里斑相干激光雷达光学天线与探测器最佳匹配关系。,相干探测光学天线定理,高斯光束爱里斑光学天线定理,在推导式中利用了以下积分结果,相干探测光学天线定理,理想情况，是指本振光和信号光完全准直即=0，探测器无限大即其光学参数,外差仅取决于本振光和信号光的光强分布情况，可简化为,相干探测光学天线定理,高斯光束和爱里斑系统外差效率的理论值为：,当=2.2时，外差效率有一
30、理论最大值即H=0.82，,在这种情况下，高斯光束模场半径最佳值为：,高斯光束的模场半径应该比爱里斑半径小,相干探测光学天线定理,考虑空间失配角情况下光学天线与探测器最佳匹配关系 当z=0时，R(z)，,束腰聚焦在探测器光敏面上，光学天线系统设计成衍射极限时，即03.83，而本振光高斯光束最佳模场半径w,数值计算结果发现，当=0、,时，本振光光学参数2.41，则系统外差效率最大，高斯光束模场半径最佳值约为：,相干探测光学天线定理,光学天线定理,直接探测光学天线定理,相干探测光学天线定理,（均匀-均匀）,（均匀-爱里斑）,（高斯-爱里斑）,外差天线效率,外差天线效率由发射孔径和外差效率决定收发机
31、优化设计由外差效率和截断效率确定平面目标计算需要考虑双向传播Siegman,Antenna Properties of Optical Heterodyne Receivers,Proc IEEE,1966,高斯光束的截断效应,散射目标的天线和外差效率,静态收发机的天线效率,均匀平面波和截断高斯(LO)的性能发射功率未被截断a=47.1%,b=134.4%大礼帽LO和发射a=46.0%高斯光束RYe设计最大值a=46.0%,波前失配对外差效率的影响,当波前相位失配的RMS值在/10/20之间时，外差效率降低1dB当波前相位失配的RMS值在/5/10之间时，外差效率降低3dB,截断高斯光束的天线
32、效率,静态高斯光束的CNR望远镜装配精度湍流和未对准等效孔径面积=202,天线效率静态最大值=100%动态最大值=50（衍射极限）,校正效率衍射极限半角当校正误差等于衍射极限角，即=，降低4.3dB,五、湍流效应,湍流效应,湍流的影响：光束破碎和弥散强度闪烁和位相扭曲,横向相干长度,Cn2 折射率结构常数,天线效率定义：衍射极限光束面积与激励光束面积之比的1/2,平面目标光束尺寸：,天线效率：,湍流效率：,湍流效应,大气运动的形式有层流和湍流层流是流体质点作有规则的稳定流动，在一个薄层内大气质点的流速和流向都较为稳定，各运动气层间质点的运动轨迹十分复杂，既有横向运动，又有纵向运动，空间每也不发
33、生混合。湍流是一种无规则的旋涡流动，大气一点的运动速度围绕某一平均值随机起伏。流体由规则的层流运动转变为无规则的湍流运动，由无量纲的Reynolds(雷诺滋数),式中是流体密度(kg/m3)，l为特征尺度(m)，u为流速(m/s)，为流体的粘滞系数kg/(m.s)。,湍流效应,当Reynolds数小于某临界值时，为层流运动；当Reynolds数大于该临界值时，为湍流运动。由于大气的粘滞系数较小，所以大气运动的Reynolds数较易达到某临界值而形成湍流运动。大气湍流以不同尺度的旋涡形式出现，这些旋涡也称为湍块。大气湍块尺度的下限l0称为湍流内尺度，上限L0称为湍流外尺度。不同的大气湍块不仅具有各自的运动速度和运动方向，还具有各自的温度和密度，因而具有各自的光学折射率。大气湍流运动的结果，使得大气的速度、温度、折射率成为一种随机场。其中折射率起伏直接影响激光的传输特性。,湍流效应,建立的描述
