Nguyên lý hoạt động của hệ lidar được minh họa trong Hình 1.10. Hệ lidar bao gồm một khối phát và một khối thu, đó là phương pháp đo quang chủ động của các hệ đo đạc từ xa bằng laser. Khối phát là một hoặc một vài nguồn laser phát xung ngắn với độ rộng xung khoảng từ vài đến hàng trăm nano giây. Nhiều hệ lidar sử dụng bộ mở rộng chùm tia trong khối phát nhằm giảm sự phân kỳ của chùm tia trước khi bắn vào khí quyển. Khi năng lượng laser truyền trong khí quyển, các phân tử khí và các hạt son khí gây ra hiện tượng tán xạ (tán xạ
38
Rayleigh, tán xạ Mie, tán xạ Raman) và hấp thụ. Một phần nhỏ của năng lượng này tán xạ ngược trở lại được thu nhận bởi khối thu của hệ đo [17, 43, 109].
Khối thu là một khối quang điện tử gồm kính thiên văn thu nhận các photon tán xạ ngược từ các đối tượng vật chất dạng hạt tồn tại trong khí quyển. Kính thiên văn này được gắn với một hệ thống xử lý và ghi nhận tín hiệu quang điện. Tùy theo từng ứng dụng cụ thể như với hệ lidar Raman với mục đích nghiên cứu đặc trưng mỗi loại khí sẽ cần bộ phận tách các bước sóng ứng với dịch chuyển Raman tương ứng. Hay với hệ lidar khảo sát đặc trưng phân cực của son khí sẽ cần quan tâm của các tín hiệu thu về theo hai phương phân cực khác nhau. Trên các đầu thu quang điện các tín hiệu quang được chuyển thành các tín hiệu điện, theo nguyên tắc là cường độ tín hiệu điện tỉ lệ với cường độ quang thu nhận và biến thiên theo thời gian thực. Vì ánh sáng truyền trong không khí với vận tốc (c = 3.108
m/s) nên từ việc xác định được khoảng thời gian lan truyền của xung sáng: tính từ khi phát xung tới khi thu được xung tín hiệu quay trở lại của laser, chúng ta xác định khoảng cách từ hệ đo tới đối tượng tán xạ ngược theo công thức: R = c.t/2, chia 2 vì tổng quãng đường lan truyền bằng 2 lần khoảng cách. Cường độ của các tín hiệu này phụ thuộc vào tính chất tán xạ và hấp thụ của đối tượng tán xạ trong khí quyển, khối son khí hay lớp phân tử khí. Các đặc trưng tán xạ của mỗi loại tâm tán xạ phụ thuộc vào bước sóng của chùm laser phát, phân bố kích thước son khí hay phân tử khí, phân bố mật độ, hình dạng và chiết suất của các hạt son khí…
Mô hình hệ lidar được xây dựng tại Viện Vật lý, Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam được thể hiện trong Hình 1.11. Hệ lidar được xây dựng tại viện Vật lý là hệ lidar nhiều bước sóng đầu tiên tại Việt Nam. Mục đích xây dựng hệ lidar Raman nhiều bước sóng để ghi nhận tín hiệu đàn hồi theo hai phương phân cực khác nhau đối với bức xạ kích thích tại bước sóng 532 nm, 1064 nm và nghi nhận tín hiệu tán xạ phi đàn hồi của Ni tơ tại bước sóng 607
39
nm ứng với dịch huyển Raman dao động quay khi kích thích bằng bước sóng 532 nm.
Khối phát có thể là chùm tia laser 1064 nm hoăc chùm tia laser 532 nm hoặc đồng thời cả hai. Khối thu có thể là đo đồng thời 2 kênh phân cực tán xạ đàn hồi tại bước song 532 nm và kênh tín hiệu tán xạ đàn hồi tại bước sóng 1064 hoặc tín hiệu tán xạ Raman của Ni tơ tại bước song 607 nm và tín hiệu đàn hồi khi ánh sáng kích thích 532 nm.
Bức xạ laser sử dụng trong các hệ lidar đo đạc có bước sóng nằm trong khoảng từ hồng ngoại gần tới tử ngoại gần, khoảng từ 250 nm đến 11μm, tùy thuộc vào mục đích nghiên cứu mà bước sóng được lựa chọn là khác nhau. Trong những năm đầu tiên, nguồn laser chủ yếu được sử dụng là laser ruby, nitrogen, hơi đồng và CO2. Từ những năm 1980, laser excimer công suất cao và Nd: YAG được sử dụng rộng rãi. Laser excimer phát trong vùng tử ngoại, trong khi laser Nd: YAG phát trong vùng hồng ngoại ở bước sóng 1064 nm. Các tinh Hình 1.11: Sơ đồ khối hệ lidar xây dựng tại Viện Vật lý gồm hai phần cơ bản: khối phát và khối thu.
40
thể phi tuyến nhân đôi hoặc nhân ba tần số được sử dụng rộng rãi để chuyển bước sóng của laser Nd: YAG sang 532 nm và 355 nm. Cả hai loại laser này không chỉ đóng vai trò là nguồn phát cho hệ lidar trực tiếp mà còn là dùng để bơm các nguồn bức xạ thứ cấp như OPO (optical parametric osTillator) và laser màu… [11, 109]. Bức xạ laser cũng có thể dịch chuyển sang bước sóng dài hơn bằng kích thích tán xạ Raman trong các khối khí như hidro hay deuterium. Kỹ thuật này được sử dụng nhiều trong lidar nghiên cứu khối son khí có sự chênh lệch về độ hấp thụ và trong lidar Raman [111, 115, 124]. Laser màu bơm bằng laser excimer và laser Nd: YAG được sử dụng trong một thời gian dài đối với các hệ lidar nghiên cứu son khí có độ hấp thụ thay đổi và trong lidar cộng hưởng huỳnh quang [109, tr.104-115]. Ngày nay, người ta chủ yếu sử dụng các loại laser rắn điều chỉnh bước sóng dựa trên vật liệu titanium: sapphire hay các tinh thể alexandrite và các máy phát thông số quang học [80, 109].
Mặc dù các chùm laser có độ chuẩn trực cao, nhưng trong thực tế đo lidar sự phân kỳ của các chùm tia laser vẫn cần được giảm thiểu bằng cách mở rộng chùm với tiêu chuẩn giảm góc phân kì xuống dưới 100 μrad. Khi đó, trường nhìn của khối thu có thể được chọn vào khoảng vài trăm μrad. Điều kiện về góc mở của ống kính quang và sự phân kì chùm tia nói trên sẽ làm giảm đáng kể nhiễu do phông nền. Mục đích thứ hai chúng ta đạt được là khối thu hạn chế số photon thu được sau khi tán xạ nhiều lần trong khí quyển. Một điều quan trọng nữa khi trường nhìn nhỏ cần bắt buộc trong kỹ thuật lidar bởi bản chất việc ghi nhận tín hiệu của hệ lidar đạt độ phân giải cao do đó các linh kiện quang học chọn lọc bước sóng chỉ đáp ứng với các tín hiệu có góc mở nhỏ. Bên cạnh các đặc trưng về góc mở quang của phương pháp lidar thì đặc trưng về đường kính của khối thu thường nằm trong khoảng từ 0,1 m đến vài mét và phần lớn các hệ lidar sử dụng kính thiên văn loại phản xạ luôn được quan tâm nhiều hơn. Khối thu quang loại thấu kính ít được sử dụng thường chỉ gặp trong các hệ thu lidar có khẩu độ nhỏ. Trường nhìn của kính thiên văn
41
được quy định bởi một phin lọc không gian đặt tại mặt phẳng tiêu của kính thiên văn. Đối với các hệ lidar nghiên cứu khí quyển tầm cao người ta có thể sử dụng một chopper ở vị trí mặt phẳng tiêu đóng vai trò giới hạn miền quan trắc của hệ đo. Chopper này cho phép chọn lọc các vùng tín hiệu cần quan sát, do đó ngăn các tín hiệu tán xạ ngược từ những tầng khí quyển thấp hơn để tránh bão hòa hoặc hiện tượng tín hiệu quá mạnh sẽ sinh ra nhiễu ở miền xa (signal induce noise), những vấn đề về nhiễu là cực kì phức tạp và rất khó giải quyết đối với những hệ lidar đo xa [55, 61, 109].
Cách bố trí hình học giữa khối phát và khối thu quyết định tới tín hiệu ghi nhận ở các khoảng cách gần của hệ lidar. Ở những khoảng cách ngắn, chùm tia laser không tán xạ và telescope không thể thu nhận toàn bộ tín hiệu trở lại mà chỉ một phần của tín hiệu lidar tán xạ trở về được ghi nhận. Cường độ tín hiệu thay đổi theo khoảng cách và phụ thuộc vào các đặc trưng như kích thước, hình dạng, độ phân kỳ và tính chất ảnh của kính thiên văn, trường nhìn khối thu và vị trí tương đối giữa trục quang của khối phát và khối thu. Trong hệ quang đồng trục, chùm tia laser phát đồng trục với trục kính thiên văn. Trong hệ hai trục, các trục quang của hệ được tách nhau một khoảng tối thiểu bằng bán kính của vật kính của kính thiên văn, và chùm tia laser đi vào trường nhìn của kính thiên văn từ phía mặt bên. Hàm đặc trưng cho hệ về sự chồng chập trường giữa chùm laser phát và góc mở của telescope được gọi là hàm chồng chập (overlap function). Giá trị của hàm này bằng 0 tại vị trí tia laser chưa đi vào trường của telescope và bằng 1 khi toàn bộ chùm laser nằm trong trường của khối thu. Đối với những kính thiên văn cỡ lớn, hàm chồng chập có thể ảnh hưởng đến tín hiệu thu về ở khoảng cách lên đến vài km. Do vậy, việc xác định hàm chồng chập đặc trưng cho mỗi hệ lidar là cần thiết và là một bước quan trọng trong quá trình khai thác và sử dụng tín hiệu đo của một hệ lidar nào đó [8, 47].
Việc chọn lọc bước sóng được thực hiện bằng một phin lọc giao thoa băng hẹp đặt trước mỗi đầu thu. Phin lọc cho qua những ánh sáng trong dải sóng
42
cần quan tâm và ngăn cản ánh sáng phông cũng như những tín hiệu không mong muốn. Tùy theo ứng dụng, những bộ lọc phức tạp hơn sẽ được sử dụng như kính phân cực, máy quang phổ cách tử, giao thoa kế…
Ghi nhận tín hiệu quang yếu có thể sử dụng các photodiode, các ống nhân quang điện (PMT) hay các photodiode thác lũ (APD). Với các PMT hay các photodiode thác lũ hoạt động trong chế độ Geiger có thể ghi nhận từng photon đơn lẻ, độ nhạy của đầu thu là rất cao. Kỹ thuật đếm photon độ nhạy cao và được sử dụng khi tín hiệu tán xạ ngược về yếu, ví dụ trong trường hợp cường độ tán xạ yếu (hiệu ứng tán xạ Raman) hay như trong trường hợp vùng cần nghiên cứu ở khoảng cách quá xa. Số photon đếm được trong một đơn vị thời gian sau khi xung laser phát đi được ghi nhận lại. Đối với xung laser có độ rộng là ∆t khi đó độ phân giải không gian tương ứng là ∆R = c.∆t/2 với c là vận tốc ánh sáng, và hệ số ½ là do ánh sáng đi một vòng gồm cả chiều đi và chiều trở lại. Ví dụ đối với các tín hiệu được ghi nhận từ xung laser có độ rộng là 100 ns khi đó độ phân giải không gian tương ứng sẽ là 15 m. Tùy thuộc đối tượng khảo sát và yêu cầu của thông số quan trắc mà độ phân giải không gian cần đạt tới độ chính xác khác nhau [9].
1.3.2. Tƣơng tác của bức xạ với khí quyển
Trong khí quyển trái đất tồn tại nhiều thành phần vật chất có cấu tạo dạng hạt với hình dạng, kích thước khác nhau. Tán xạ đàn hồi xảy ra trên các hạt được miêu tả tổng quát theo lý thuyết tán xạ Mie – Rayleigh, thông thường người ta chỉ gọi chung là tán xạ Mie. Với trường hợp tán xạ trên phân tử khí – tán xạ Rayleigh là trường hợp đặc biệt khi kích thước của tâm tán xạ rất nhỏ so với bước sóng kích thích. Trong trường hợp đó tán xạ Mie trở về theo quy luật của lý thuyết tán xạ Rayleigh và được gọi là tán xạ Rayleigh hay tán xạ phân tử. Trong Hình 1.13 thể hiện phân bố cường độ tán xạ theo góc tương ứng với những kích thước hạt và bước sóng kích thích tương ứng [86].
43
Trong các phần tiếp sau chúng tôi trình bày chi tiết về lý thuyết tán xạ và phương trình toán học ứng với từng loại kích thước hạt khác nhau. Với các hạt có kích thước rất nhỏ so với bước sóng ánh sáng kích thích, như các phân tử hay nguyên tử chất khí trong khí quyển, nhỏ hơn cỡ 1000 lần ánh sáng 532 nm kích thích, thì lý thuyết sử dụng sẽ là lý thuyết đàn hồi Rayleigh. Với các hạt son khí thường tồn tại trong dải kích thước từ 10−8 ÷ 10−2𝑚 thì lý thuyết tán xạ đàn hồi tuân theo là lý thuyết tán xạ Mie [89]. Trong Hình 1.12 thể hiện sự tương ứng giữa kích thước hạt tán xạ và lý thuyết tán xạ.
1.3.2.1. Lý thuyết tán xạ Rayleigh
Hình 1.13 thể hiện cường độ tán xạ theo hàm pha tương ứng đối với hai phương phân cực song song và vuông góc. Đối với phương phân cực song song có tính bất đẳng hướng theo góc quét 360o
nhưng có tính đối xứng theo trục trùng với phương của tia truyền và đối xứng theo trục vuông với phương truyền sóng tại tâm tán xạ. Với phương phân cực vuông góc thì cường độ tán xạ tại phân tử có tính đẳng hướng theo mọi phương [112, 119, 124, 127].
Các tâm tán xạ có kích thước cỡ phân tử hoặc nguyên tử sẽ tán xạ mạnh ở vùng ánh sáng nhìn thấy (màu xanh của bầu trời có được là do hiệu ứng tán xạ này). Các phân tử khí trong khí quyển là nguyên nhân chính gây ra tán xạ Rayleigh. Tán xạ Rayleigh có thể được định nghĩa là tán xạ đàn hồi bởi những Hình 1.12: Tán xạ đàn hồi trên các hạt có kích thước khác nhau so sánh với bước sóng ánh sáng kích thích [22, 33, 112]. 𝑎 𝜆 ~1 𝑎 𝜆 ≪ 1 𝑎 𝜆 ≫ 1
44
hạt có kích thước nhỏ so với bước sóng của bức xạ tới. Trong thuật ngữ của lidar, tán xạ Rayleigh được hiểu là tán xạ phân tử. Do Ni tơ và oxy chiếm đến 99% các phân tử khí trong khí quyển, chúng ta coi hai khí này chính là nguyên nhân tán xạ Rayleigh trong khí quyển.
Theo Wiscombe [121], điều kiện để coi một tán xạ là tán xạ Rayleigh khi: (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});
𝑥 𝑚 ≤ 1 (1.1)
Với m = n – i.k là chiết suất phức của hạt tán xạ, 𝑥 = 2. 𝜋. 𝑟/𝜆 là tham số kích thước của hạt tán xạ, là bước sóng ánh sáng kích thích trong chân không. Theo lý thuyết của Wiscombe đối xử với các phân tử là môi trường điện môi khi ấy mà bài toán trở nên phức tạp hơn. Để đơn giản ở đây chúng tôi chỉ xin đưa ra những kết quả cuối cùng về cường độ tán xạ, các đặc trưng đối với phân tử khí như tiết diện tán xạ, hệ số suy hao... Lý thuyết này được đưa ra bởi nhóm tác giả Colis và Russell trong tài liệu [32]. Trong kết quả của nhóm tác giả Colis và Russell đưa ra tiết diện tán xạ ngược 𝜎𝜋𝑅 trên phân tử đối với lớp khí hỗn hợp trong bầu khí quyển dưới độ cao 100 km biểu diễn qua biểu thức sau:
Hình 1.13: Phân bố cường độ tán xạ theo hàm pha đối với tán xạ Rayleigh [104].
45
𝜎𝜋𝑅 = 5,45. 550 𝜆(𝑛𝑚 )
4
. 10−28 (𝑐𝑚2. 𝑠𝑟−1) (1.2) Trong đó tiết diện hiệu dụng đối với bước sóng kích thích 532 nm sẽ bằng: 6,225879. 10-32
𝑚2. 𝑠𝑟−1 lớn hơn nhiều so với kết quả khi sử dụng bước sóng 694,3 nm chỉ là: 2,15. 10-32 𝑚2. 𝑠𝑟−1. Hệ số tán xạ ngược không gian 𝛽𝜋𝑅
được đưa ra theo biểu thức sau đây, khi lấy mật độ khí tại mực nước biển N với trị số ≃ 2,55.1019 phân tử xét trong một cm3 [109]:
𝛽𝜋𝑅 = 𝑁. 𝜎𝜋𝑅 = 1,39. 550 𝜆(𝑛𝑚 )
4
. 10−8𝑐𝑚−1. 𝑠𝑟−1 (1.3) Kết quả hệ số tán xạ ngược không gian theo biểu thức 1.3 đối với bước sóng 𝜆 𝑛𝑚 = 532 𝑛𝑚 bằng: 15,8.10-9 𝑐𝑚−1. 𝑠𝑟−1 và đối với bước sóng 694,3 nm là 5,47. 10-9 𝑐𝑚−1. 𝑠𝑟−1. Ở đây chúng ta dễ nhận ra sự phụ thuộc của tiết diện tán xạ không gian hay còn gọi là hệ số tán xạ ngược 𝛽𝜋𝑅 của phân tử khí là một hàm tỉ lệ thuận với λ-4
, vì đó khi thay đổi bước sóng kích thích thì cường độ tín hiệu tán xạ ngược sẽ khác biệt rất lớn. Đó chính là lý do các hệ lidar bước sóng ngắn thường được sử dụng để khảo sát lớp khí trong khí quyển trên tín hiệu tán xạ ngược Rayleigh. Chúng ta có thể so sánh với một số kết quả của nhóm tác giả Rudder, Bach và nhóm tác giả Shardanand, Prasad Rao đối với một số loại khí tồn tại trong khí quyển được liệt kê trong bảng 1.4 dưới đây [Tr.47. 109].
Từ bảng thông số tiết diện tán xạ của các khí trong Bảng 1.4 chúng ta có