ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Список основных обозначений из "Атмосферная оптика Т.5 " Простейшую модель переноса оптического излучения в турбулентной атмосфере можно представить как прохождение светового потока через бесконечное множество прозрачных линзоподобных образований разной оптической силы и размеров, не имеющих четких границ и хаотически движущихся друг относительно друга при общем направленном движении всей совокупности за счет ветрового переноса. В результате световой поток в плоскости приема будет иметь случайное распределение интенсивности и фотоприемник будет регистрировать сигнал в виде реализации случайной функции времени с параметрами, зависящими также от размеров и типа оптической системы (антенны). Соответственно результаты экспериментальных исследований характеристик оптических волн, распространяющихся в атмосфере, получаемые даже в одинаковых условиях, могут быть состоятельны и сопоставимы между собой лишь в том случае, если они статистически обеспечены и корректно обработаны методами математической статистики. [c.10] Ширина инерционного интервала, определяющего область применимости закона двух третей (1.3), существенным образом зависит от метеорологических условий и высоты точки наблюдения над землей к. В области высоких пространственных частот граница инерционного интервала определяется внутренним масштабом. Оценки /о, проведенные с использованием формул (1.5), (1.6) и данных о скорости диссипации кинетической энергии [16] и кинематической вязкости воздуха на разных высотах, оказываются следующими /о = 0,5.. . 9 мм при /г = 1... 2 м /о = 5,5.. . 55 мм при й = 10 км. [c.14] Как показывают наблюдения, степенной закон для одномерного спектра микропульсаций температуры в верхних слоях атмосферы выполняется [13, 16] до масштабов порядка / = 2я/х 2яХ Х(10 —10 ) м, что существенно превышает соответствующие значения в приземном слое. [c.14] При соответствуюш.ем подборе величины he he 3200 [14]) зависимость (1.24) удовлетворительно аппроксимирует экспериментальные данные. [c.16] Экспериментально установлено [19, 20], что в нижнем 3-километровом слое атмосферы накапливается примерно такое же значение, как и во всем остальном атмосферном слое. [c.16] В реальных атмосферных условиях значение сложным образом зависит от геометрии распространяющихся оптических пучков, условий атмосферной турбулентности, длины трассы, волнового числа к = 2п1К X — длина волны излучения) и других факторов. [c.17] Ситуации, соответствующие значениям р 1, называют условиями сильных флуктуаций интенсивности. Ниже при изложении фактического материала употребляются выражения увеличение интенсивности оптической турбулентности на трассе, изменение интенсивности турбулентности и т. п. При этом имеется в виду увеличение (изменение) параметра р . [c.17] В данной главе дается краткое описание методов, получивших наиболее широкое применение в задачах распространения оптического излучения в турбулентной атмосфере. Рассматриваются вопросы теории распространения волн на трассах с отражением в случайно-неоднородных средах. Излагаются способы построения асимптотических решений уравнений для статистических моментов поля в характерных по турбулентным условиям случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности. Здесь же приведены сведения о моделях лазерных источников и отражающих поверхностей, применяющихся при анализе влияния турбулентности атмосферы на оптическое излучение. [c.18] В уравнение (2.4) время входит в виде параметра. Поэтому в дальнейшем мы будем опускать зависимость от времени, считая, что она всегда может быть восстановлена, если это необходимо. [c.19] Трудность решения уравнения (2.4) связана с тем, что оно содержит в качестве коэффициента при искомой функции случайное поле 81 (г, 1). Строгие решения таких уравнений неизвестны. Однако существуют различные методы, позволяющие находить приближенные решения подобных уравнений в виде рядов по степеням малого параметра 81 . [c.19] Первое из уравнений (2.10) является уравнением эйконала, последующие называются уравнениями переноса для амплитуд соответственно нулевого приближения и приближений более высокого порядка. Вследствие асимптотического характера ряда (2.9), как правило, ограничиваются нулевым приближением метода геометрической оптики [53]. [c.20] В равенствах (2.11), (2.12) 0о — начальное значение эйконала. So-и S — начальная и конечная длина луча. [c.21] И малостью относительной дисперсии флуктуаций амплитуды. Однако, как показывают эксперименты [22, 23] и теоретические расчеты [36], формула (2.13) удовлетворительно описывает флуктуации фазы в значительно более широких пределах изменения длины трассы и турбулентных условий распространения. А разработка усовершенствований метода геометрической оптики [41—43] позволяет проводить анализ статистических свойств интенсивности световых волн без ограничения на размер ее флуктуаций. [c.21] Для полного статистического описания распространения излучения в турбулентной атмосфере необходимо знать соответствую-ндие законы распределения вероятностей, т. е. всю совокупность статистических моментов поля излучения при любых реализую-ндихся в атмосфере турбулентных условиях распространения. Это трудная и практически невыполнимая задача. Вместе с тем для анализа явлений, сопровождающих распространение оптических пучков в турбулентной атмосфере, достаточно знать низшие статистические моменты поля. [c.25] И его решение представляет собой сложную математическую задачу. Впервые асимптотическое решение этого уравнения для сильных флуктуаций интенсивности неограниченных плоской и сферической волн было получено в работах [18, 19, 85]. Для пространственно ограниченных коллимированных пучков света такое решение найдено в [72]. В работе [84] решение уравнения (2.40) получено для случая фокусировки излучения апертурами больших размеров. Поздние решения этого уравнения разными методами для плоской волны рассматривались в [27, 45, 82. [c.26] Введем функцию Грина уравнения (2.43) х р , р ). [c.27] Подставляя (2.44) в (2.41) с использованием (2.45) при - 1 или (2.46) при р 1 и интегрируя получающееся интегральное уравнение, удается найти асимптотические выражения для Г4, соответствующие случаям слабых и сильных флуктуаций интенсивности. [c.28] Отметим, что аналогичный подход использован в [73] также и для нахождения моментов интенсивности произвольного порядка в области насыщения флуктуаций. [c.28] В работах [33, 34] на основе параболического уравнения для комплексной амплитуды поля (2.24) развиваются методы статистического моделирования распространения волн в случайно-неоднородных средах. Моделирование среды при этом осуществляется в виде набора статистически независимых плоских экранов со случайными двумерными полями коэффициентов пропускания и набега фазы, между которыми волна испытывает только дифракцию. Многократное повторение на ЭВМ численных экспериментов по рассеянию волны на последовательности этих экранов дает выборку случайных реализаций световых полей и х, р), по которой могут быть определены искомые статистические характеристики излучения. [c.29] Как показано в [33], метод статистических испытаний позволяет получать результаты, хорошо согласующиеся с результатами метода геометрической оптики и метода плавных возмущений в области слабых флуктуаций интенсивности. [c.29] Вернуться к основной статье