CN101923159A - 一种2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统 - Google Patents

Abstract

一种用于2μm相干激光测风雷达系统光束发射的光学天线系统。其系统是一种离轴式卡塞格伦双反射光学天线系统，系统中采用二次曲面来消除各种初级像差。其系统是由光学天线主镜、光学天线次镜、预扩束系统目镜和预扩束系统物镜构成。本发明可以成功地弥补一般光学天线系统口径小，光能损失大，像差过大，视场小，体积大、费用高，像质差，存在中心遮挡等缺点。所设计的离轴式卡塞格伦光学天线系统具有是像质好，镜筒短，焦距长，不存在中心遮挡，而且焦点可以在主镜后面，便于在焦点处放置红外探测器的优点。在激光雷达领域具有很高的实用价值。

Description

一种2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统

技术领域

本发明涉及一种2μm相干激光测风雷达光学天线系统，特别是一种收发合置的2μm相干激光测风雷达离轴式卡塞格伦光学天线系统。

背景技术

光学天线是激光测风雷达系统中的关键系统之一，它不仅是完成光束的发射接收混频的有效媒介，而且对于系统的性能具有很大的影响。

光学系统是整个激光雷达系统中必不可少的一部分，激光雷达的光学系统的作用是用来完成对信号光束的发射，接收以及与本振光束进行相干混频。激光雷达的光学天线系统主要包括两部分，发射光学系统和接收光学系统。发射光学系统由激光器、扩束器、望远镜组成；接收光学系统由望远镜，会聚透镜组成；光学系统的工作过程为：激光器所发射的出射光束首先经预扩束镜扩束，扩束后的光束经分束器分成发射光束和本振光束两部分，发射光束通过主发射天线发射出去照射目标，发射光束在目标表面的后向散射光束经同一个天线系统接收，接收到的信号光束与本振光束在会聚透镜表面进行混频，最终被探测器所接收。

预扩束的基本形式分为两种反射式和透射式，反射式系统存在的缺点对于扩束系统可以说是致命的，反射式的扩束系统存在中心遮拦，这对于光束能量成高斯分布的发射光束的影响是极大的，中心部分的遮拦会使得大部分的发射光束能量被挡掉，极大地影响了雷达系统的性能。

透射式系统的结构形式分为开普勒式和伽利略式两种，他们之间的明显差别在于开普勒式的望远镜在光路中存在实焦点，而伽利略式望远镜的光路中没有实焦点，对于相同入射口径和放大倍率的两系统来说，显然具有虚焦点的伽利略式系统的系统长度要小于开普勒式，同时对于激光光学系统，考虑到激光具有高能量密度，因此应尽量在激光光学系统中使用具有虚焦点的伽利略式系统。

透射式的系统对于大口径的天线系统是不合时宜的，因为大口径的透镜系统加工困难，加工成本高，尤其是对红外系统可选择的红外材料更是少之又少。反射式系统的主要优点是可以制成大口径，光能损失小，并且不存在色差，同时也存在视场小，体积大、费用高的缺点。

反射式望远系统中比较常用的是双反射系统，在双反射镜系统中入射光线首先遇到的反射镜叫主镜，第二个反射镜叫次镜。常见的双反射镜系统有卡塞格伦系统、格里高利系统。

卡塞格伦系统：典型的卡塞格伦系统的主镜是抛物面，次镜是凸双曲面反射镜，双曲面的一个焦点与抛物面主镜的焦点重合，则双曲面的另一个焦点便是整个物镜系统的焦点了，此时形成的象没有球差。卡氏系统的次镜位于主镜焦点之内，次镜的横向放大率＞0，整个系统的焦距是正的(系统后主面在后焦点之左)，因而整个系统所成的象是倒像。卡氏系统多了一个次镜，因而可以比牛顿系统更好的校正轴外像差。它的优点是象质好，镜筒短，焦距长，而且焦点可以在主镜后面，便于在焦点处放置红外探测器。

如果两个反射镜都用一般的非球面镜，则系统能做到既无慧差也无球差。这类系统又称里奇-克瑞钦(Ritchey-Chretien)型系统。另外一种常见的卡氏系统是由非球面主镜和球面次镜组成的道尔-克哈姆(Dall-Krikham)系统，其非球面主镜能消除系统的球差。这种系统和典型的卡氏系统有大致相同的彗差，只是由于采用球面次镜，制造容易得多。本系统所采用的结构形式就是离轴的Dall-Krikham系统，其主面采用椭球面，次镜采用球面，这样能够有效地减小系统的加工成本。

格里高利系统：典型的格里高利系统是由一个抛物面主镜和一个凹椭球面次镜组成，使最终的像没有球差。这种系统的次镜放在主镜焦点之外，次镜的横向放大率β＞0，整个系统的焦距f是负的，因而整个系统成正像。和卡氏系统相比，格氏系统的缺点是其长度较长，若格氏系统两面都采用椭球面则系统可以既无球差有无彗差。

共轴双反射系统的一个明显的缺点是次镜把系统中心的一部分光束挡掉，并且随着视场和相对孔径的变大，像质迅速恶化。尤其是对发射系统，对于采用基模高斯光束，即使中心被遮挡很小一部分光束，所造成的能量损失也是很大的，对于激光系统为避免中心挡光造成的能量损失，双反射系统应该采用离轴形式。

发明内容

因此，本发明的任务是提供一套波前差小于λ/20的收发合置的2μm相干激光雷达光学天线系统，主天线采用离轴卡塞格伦的双发射式结构。

本发明的另一任务是提供一种小型化的预扩束系统，预扩束系统采用的是无实焦点的伽利略式的透射式望远镜系统。

一方面，本发明提供了一种2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统，其特征在于：该2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统包括光学天线主镜和次镜，还包括用于将激光器输出光束进行扩束的预扩束系统，所述预扩束系统包括扩束目镜和物镜。所述光学天线采用收发合置的离轴卡塞格伦的双发射式结构，双反射系统中采用二次曲面来达到消除各种初级象差，发射系统的参数设计主要考虑激光的光束截断以及激光照射到目标后的散斑效应。发射光学天线系统的入射光束直径10mm，发射光学天线系统放大倍数为15倍，主镜口径为160mm，有效口径为150mm；次镜口径为12.7mm，有效孔径为10mm。主镜和次镜都选用的非球面面型均为二次抛物面。主镜面型为抛物面，主镜顶点曲率半径1500mm，主镜的离轴量为190mm，次镜面型同样为抛物面，次镜顶点的曲率半径100mm，次镜的离轴量为12.67mm。系统视场角为0.1mrad，达到了衍射极限水平；接收光学天线有效主口径为150mm，瞬时视场角与相干接收视场角匹配2ω＝0.017mrad，系统有效焦距f′＝4500mm，成像质量要求达到衍射极限水平，波前畸变要求小于λ/20；预扩束系统来对激光器输出激光束进行预扩束，不仅压缩激光束的束散角，明显提高了激光的利用率。所述预扩束系统的入瞳口径为4mm，出瞳口径为10mm，考虑到最终的装调，镜片的实际口径统一在6.35mm。对于器件的装调综合考虑最终选择透镜套筒有效口径为11mm，透镜筒内口径为13mm。当光学天线系统的有效口径为150mm，波长为2μm，作用距离为R＝1□10km时，在弱湍流

情况下，系统的天线效率为0.51，在强湍流

下，系统的天线效率为0.03。其中，2μm线偏振激光器发射激光经预扩束系统扩成所需的光斑大小，扩束后激光入射到光学天线系统次镜反射面上，被次镜反射的光又入射到光学天线系统主镜反射面上，光束经过次镜和主镜组成的光学天线系统被再次放大。。

上述的光学天线系统中，所述光学天线主镜由特殊材料制成，所述特殊材料包括玻璃、融石英、硅片、透明塑料和热膨胀系数小的金属材料。

上述的光学天线系统，所述光学天线主镜反射表面镀有增加激光器输出激光束反射效率的高反膜。

进一步地，所述光学天线主镜反射表面面型为球面、椭球面、双曲面和抛物面。

上述的光学天线系统中，所述光学天线次镜由特殊材料制成，所述特殊材料包括玻璃、融石英、硅片、透明塑料和热膨胀系数小的金属材料。

所述光学天线次镜反射表面镀有增加激光器输出激光束反射效率的高反膜。

进一步地，所述光学天线次镜反射表面面型为球面、椭球面、双曲面和抛物面。

另一方面，本发明还提供了一种小型化的预扩束系统，所述预扩束系统将激光器输出激光束按照放大倍数进行扩束，之后将扩束的激光束注入到上述光学天线系统中。

本发明提出了一种离轴式卡塞格伦光学天线系统设计的想法。

采取上述技术方案，可以成功地弥补一般光学天线系统口径小，光能损失大，像差过大，视场小，体积大、费用高，像质差，存在中心遮挡等缺点。所设计的离轴式卡塞格伦光学天线系统具有是象质好，镜筒短，焦距长，不存在中心遮挡，而且焦点可以在主镜后面，便于在焦点处放置红外探测器的优点。在激光雷达领域具有很高的实用价值。

采取上述技术方案，还可以扩束系统来对激光器输出激光束进行预扩束，不仅压缩激光束的束散角，明显提高了激光的利用率，而且成功地解决了弥补一般光学天线系统放大倍数的不足的问题。

附图说明

以下，结合附图来详细说明本发明的实施例，其中：

图1是激光扩束器设计结果的几何结构图；

图2是激光扩束器设计结果点列图分析；

图3是激光扩束器设计结果波前差分析；

图4是反射系统光路示意图；

图5是望远镜设计结果的几何结构图；

图6是望远镜设计结果点列图分析；

图7是望远镜设计结果波前差分析；

图8是接收系统设计结果的几何结构图；

图9是接收系统设计结果的点列图分析；

图10是接收系统设计结果的波前差分析；

图11是光学系统的天线效率分析图。

具体实施方式

双反射系统中多采用二次曲面来达到消除各种初级象差的目的，二次曲面面型相对与传统的球面面型具有更高的消象差能力，因此在双反射系统中得以广泛应用。非球面系统的象差性质类似于球面系统，但象差的分布值与球面系统不同。为求出对称非球面的初级象差分布值，可以把非球面看作是由球面与一个中心厚度为无限薄的校正板之叠合。

反射系统中的二次曲面面型是指轴对称的光学系统其子午面的截线方程为二次曲面形式，若定义曲面的轴向为x轴同时也是轴对称系统的光轴，并且坐标原点取在曲面顶点，任意一个非球面可表示为：

$x_1=\frac{1}{2r_0}{y}^2+{\mathrm{By}}^4+{\mathrm{Cy}}^6+...---\left(1\right)$

在坐标原点与非球面相切的球面方程为：

y²＝2r₀x-x²                    (2)

它的级数展开形式可以写成：

$x=\frac{1}{{2r}_0}{y}^2+\frac{1}{{8r}_0^3}{y}^4+\frac{1}{{16r}_0^5}{y}^6+...---\left(3\right)$

比较上面两式，可把非曲面系数B、C等写成下面的形式：

$B=\frac{1}{8r_0^3}(1+b)=\frac{1}{{8r}_0^3}(1-e^2)---\left(4\right)$

$C=\frac{1}{{16r}_0^5}(1+c)---\left(5\right)$

其中r₀为近轴部分等价于球面的曲率半径，e²为二次曲面的偏心率，用来表示与球面的偏离程度，当e²＝0时为球面，e²＜1时为椭球面，e²＝1时为抛物面，e²＞1时为双曲面。系数b、c等统称为变形系数，它标志了与球面的差异，当b＝c＝0时，变形就消失了。当B＝-1，C＝-1时，曲面就是二次抛物面了。因此可以写成：

$x_1=\frac{1}{{2r}_0}{y}^2+\frac{(1+b)}{{8r}_0^3}{y}^4+\frac{(1+c)}{16r_0^5}{y}^6+...---\left(6\right)$

(33)与(6)式相减得到：

$\mathrm{\Δx}=\frac{b}{{8r}_0^3}{y}^4+\frac{c}{{16r}_0^5}{y}^6+...---\left(7\right)$

式中，Δx为中心无限薄的校正板的厚度增量。Δx将引起附加光程差。当只考虑初级量时，可仅取第一项，其光程差为

$\mathrm{\ΔL}=(n^{\′}-n)\mathrm{\Δx}=(n^{\′}-n)\frac{b}{{8r}_0^3}{y}^4---\left(8\right)$

当变形系数b和顶点曲率半径r₀一定时，光程差Δl在初级近似下并不因弯曲而变化，故在两种情况下，初级象差是完全等价的。

当光阑处于非曲面顶点时，非球面与顶点曲率半径相同的球面相比，多产生的初级波象差为：

$\mathrm{\ΔW}=(n^{\′}-n)\frac{b}{{8r}_0^3}{\stackrel{\‾}{y}}^4=-(n^{\′}-n)\frac{e^2}{{8r}_0^3}{h}^4{y}^4---\left(9\right)$

式中h是近轴光线和校正板的交点高度，y是规化坐标，而y是实际坐标，y＝hy。

相应的初级相差系数增量为式(10)h_z为第二近轴光线与校正板的交点高度。由此可见，在初级象差范围内单个非球面只能用来校正一种初级象差，由于ΔS_IV＝0，非球面化不能改变初级场曲系数。当光阑位于非曲面顶点时，校正板只能产生球差增量，随着光阑远离校正板，轴外象差增量也随之增大，选择合适的光阑位置，对于校正轴外象差是很重要的。显然，非球面化对初级色差系数是无影响的。

$\left\{\begin{array}{c}\mathrm{\Δ}{S}_I=(n^{\′}-n)\frac{b}{r_0^3}{h}^4=-\frac{(n^{\′}-n)e^2}{r_0^3}{h}^4\\ \mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{II}}=\mathrm{\Δ}{S}_I\frac{h_Z}{h}\\ \mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{III}}=\mathrm{\Δ}{S}_I{\left(\frac{h_Z}{h}\right)}^2\\ {\mathrm{\ΔS}}_{\mathrm{IV}}=0\\ \mathrm{\Δ}{S}_V=\mathrm{\Δ}{S}_I{\left(\frac{h_Z}{h}\right)}^3\\ \mathrm{\Δ}{C}_I=0\\ \mathrm{\Δ}{C}_{\mathrm{II}}=0\end{array}\right.---\left(10\right)$

球面反射镜是最简单的反射物镜，它的象质接近单透镜，但没有色差。若孔径光阑位于球心处，由于任一主光线(通过光阑中心)都可以作为此物镜的光轴，因此任一角度投射到物镜的光束，其象质都和轴上点的象质一样，这样就在整个视场范围内得到均匀良好的象质。

对于球面反射镜，当物体在无限远处，可把初级象差分布系数写为：

$\left\{\begin{array}{c}{S}_I=-\frac{{2h}^4}{r_0^3}\\ S_{\mathrm{II}}=-\frac{{2h}^3}{r^2}{i}_{z^{\′}}\\ \mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{III}}=-\frac{{2h}^2}{r}{\left(i_z\right)}^2\\ \mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{IV}}=2J^2\frac{1}{r}\\ S_V=(\mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{III}}+\mathrm{\Δ}{S}_{\mathrm{IV}})\frac{i_z}{i}\\ \mathrm{\Δ}{C}_I=\mathrm{\Δ}{C}_{\mathrm{II}}=0\end{array}\right.---\left(11\right)$

当光阑处于球心时，主光线与球面法线重合，主光线入射角i_z＝0，则上式中：S_II＝ΔS_III＝S_V，即没有彗差，象散、畸变和色差。此时仅有球差和场曲，其球差值也比相同口径和相同焦距的透镜小几倍，象面呈球面，与反射镜同心，象面曲率半径为反射镜半径之半，即等于反射镜的焦距f′。绕x轴旋转x＝y²/2r₀抛物线，就产生抛物面。所有平行于光轴入射的光线均交于焦点f′。因此对于无限远轴上物点来说，抛物面反射镜没有像差，象质受衍射极限限制，弥散斑是艾里斑。因此抛物面反射镜是小视场运用的优良物镜。抛物面反射镜的焦点为顶点曲率半径r₀的一半。

抛物面的球差等于零，亦可以由非球面的初级象差理论导出。抛物面镜的初级球差值等于球面反射镜的初级球差与校正板的初级球差之和。球面镜的初级球差系数为

$S_I=-\frac{{2h}^4}{r_0^3}---\left(12\right)$

而校正板的初级球差系数增量ΔS_I为

$\mathrm{\Δ}{S}_I=-\frac{(n^{\′}-n)e^2}{r_0^3}\×h^4=\frac{-(-1-1)}{r_0^3}\×h^4=\frac{{2h}^4}{r_0^3}---\left(13\right)$

故抛物面反射镜的球差系数S_I+ΔS_I＝0。

当光路中有多个非球面时，各单个面都产生一定的ΔS_K(k＝1，2，…)，总结果是球面的∑S_K和校正板的∑ΔS_K之和。

发射光学系统主要包括两部分：预扩束系统以及发射望远镜。发射系统的参数设计主要考虑激光的光束截断以及激光照射到目标后的散斑效应。发射光学系统的设计目标：系统所用的激光器为半导体泵浦的2μm固体激光器，出射光束光斑大小为4mm，发散角1mard。经过发射系统后希望达到的目标是：发射光束直径10mm，发射系统对光束放大15倍。

图1是激光扩束器设计结果的几何结构图。预扩束系统实际上是一个固定放大倍率的望远镜系统，由它来完成对激光束的预扩束，扩束后的光束尺寸为信号光与本振光的混频光束尺寸。伽利略系统的设计指标有两个，一是入射光束的有效口径，另一个就是光学系统的放大倍率。已知激光器的参数为束腰直径3mm，按1.75倍的截断比设计扩束镜的入瞳直径为5.25mm，放大倍率为2倍。

扩束系统也就是望远系统的设计应该遵照的一个基本原则是物镜与目镜具有相同的F数，这样就可以保证入射的平行光最终平行射出。采用ZEMAX光学设计软件设计的参数如表1，设计波长为2μm，材料选择了对红外具有较高透过率的熔融石英。无特殊标记时下文中长度单位均为mm。

表1激光扩束镜设计参数

扩束镜设计中选择的入瞳口径为4mm，出瞳口径为10mm，设计中考虑到最终的装调，所以镜片的实际口径统一在6.35mm。对于器件的装调综合考虑最终选择美国THORLABS公司的透镜套筒，其有效口径为11mm，透镜筒内口径为13mm，为配合两透镜系统的装调，系统的设计过程中对于透镜间工作距离的确定也考虑了与装配器件的配合。

图2是激光扩束器设计结果的点列图分析。设计中加入了一个理想的平面201用来对平行光束进行评价，从设计结果中可以看出点列图均方根半径为0.485μm，均方根波前差0.0085wares，设计结果达到衍射极限水平。

对系统进行了公差分析，结果参见表2，从表中可以看出系统的加工及装调误差对系统的影响分析，结果显示，TIRY4的误差对系统的影响最为大，当公差级别变为0.1mm时，可以看出系统的结果完全满足设计时的要求。

表2公差分析

图5是望远镜设计结果的几何结构图。本系统所采用的结构形式为收发合置的光学天线结构，发射和接收系统共用一个光学天线。主要完成将出射光束照射到目标，并接收从目标表面返回的信号光束。由天线定理得出系统的接收口径越小，所能接收到的瞬时视场角越大，但系统口径还受到激光散斑的影响。

雷达孔径面上斑纹场平均颗粒半径：

$r=\frac{2\mathrm{\λ}}{\mathrm{\π\θ}}---\left(14\right)$

其中，λ为波长，θ为探测光束远场发散角全角。为了避免光电信号出现大的随机起伏，使信号光衬比度达到3dB较合适，因而由错误！未找到引用源。式，接收孔径内平均斑纹颗粒数应≥4。当θ＝0.053mrad，λ＝2μm时，代入上式得到平均斑纹颗粒半径r≈25mm，因此，光学孔径应大于100mm。因此，设计采用的有效口径为150mm。设计的发射望远镜采用的是离轴的卡塞格伦形式。主镜和次镜都选用的非球面面型均为二次抛物面，对于望远系统能够完全有效地消除系统球差。

双反射镜系统的设计，主要是根据红外光学系统所要求的系统焦距f′，次镜的横向放大率β₂和遮拦比α来确定主镜和次镜的顶点曲率半径r₀₁，r₀₂，变形系数e₁ ²，e₂ ²以及两反射镜之间的距离d。首先求出近轴关系的有关量r₀₁，r₀₂和d，然后根据消象差要求，求出e₁ ²，e₂ ²，以确定反射镜的面型。

二次曲面的近轴区域可以看作是球面，因此可以用球面系统的理论加以讨论，图4为双反射系统的光路图，光学系统的参数可以由图4中的量给出，其中：

$\mathrm{\α}=\frac{h_2}{h_1},{\mathrm{\β}}_2=\frac{u_2}{-u_1}---\left(15\right)$

根据非球面的初级象差理论，当双反射系统作为望远镜用时，可以求出系统的球差系数和面型的关系，如下：

$S_I=[\frac{\mathrm{\α}{(1+{\mathrm{\β}}_2)}^2(1-{\mathrm{\β}}_2)}{4}-\frac{\mathrm{\α}{(1-{\mathrm{\β}}_2)}^3}{4}{e}_2^2]+\frac{{\mathrm{\β}}_2^3}{4}(1-e_1^2)---\left(16\right)$

从上面的公式中可以看出，系统用作望远镜时，显然β₂＝∞，若主镜采用抛物面即系统要求消球差，代入上面的公式很容易可以得出

即次镜的二次曲面面型也为抛物面。所以按照本系统的设计要求，双反射式的望远镜系统结构形式应该是由两个抛物面型组成的卡塞格伦望远镜。

共轴的卡塞格伦系统存在着严重的中心遮挡，尤其是对高斯光束，中心的遮挡对实际发射光能量的损失是很大的，因此把卡塞格伦系统用做发射光学系统时，必须设计为离轴系统。

离轴卡塞格伦系统的参数确定：在天线口径和放大倍率确定的情况下，卡塞格伦系统的设计参数主要包括，主镜的抛物面中心的曲率半径以及主镜的离轴量(次镜抛物面中心的曲率半径可以通过放大倍率求出)。主镜的曲率半径及离轴量主要受天线长度的限制，从光学设计的象差分析来讲，单纯考虑消球差情况下，因为选择的是抛物面镜，因此，曲率半径的选择与系统的象差没有直接的关系。考虑到系统的要求以及实际的加工条件确定了主镜的曲率半径为1500mm，主镜离轴量为190mm。

前面已经讨论过离轴卡塞格伦天线系统的设计参数，综合如下：主镜面型为抛物面，主镜顶点曲率半径1500mm，主镜的离轴量为190mm，次镜面型同样为抛物面，次镜顶点的曲率半径100mm，次镜的离轴量为12.67mm。系统要求对0.1mrad视场，达到衍射极限。利用ZEMAX软件仿真设计过程中，通过在望远镜后加入理想透镜来检验系统的成像质量。

图6是望远镜设计结果点列图分析。从点列图中可以看出系统达到衍射极限水平，波前差几乎为零，这与抛物面的等光程性是一致的。

对系统进行公差分析，结果如表3从表中可以看出对系统最终结果影响较大的是主镜的面型偏差，主镜的倾斜，这就对抛物面主镜的加工精度提出了较高的要求，主镜的倾斜可以通过调整次镜来与主镜面型匹配起到一定的校正效果。

表3公差分析

图8是接收系统设计结果的几何结构图。本系统采用的是收发合置的光学天线系统，从目标表面反射回来的信号光通过主接收望远镜与本振光束在会聚透镜表面进行相干混频最终成像到探测器上。接收光学系统的确定主要依据接收探测器的光敏面直径，利用它可以确定接收系统的总焦距f′，以及系统的瞬时视场角2ω。

对于外差探测系统，光学天线必须符合天线定理的要求：

ΩA＝Ω′A′＝Kλ²                 (17)

式中，Ω为光束束散立体角，A为光束孔径面积，Ω′为转换后光束束散立体角，A′为转换后孔径面积，K为系数，对理想单模激光器，K近似为1。小角度时近似有：

Ω＝πu²                           (18)

式中，u为与束散立体角对应的平面半角。将式(17)用于接收系统，可写出

Ω＝λ²/A₀＝4λ²/πD₀ ²             (19)

式中，A₀为接收天线有效面积。根据式(17)和式(19)可得

2u＝4λ/πD₀                       (20)

式中，2u为满足天线定理的接收系统平面角。只有在2u范围内接收的光线才是符合外差相干条件的，超出此区域的光线均视为杂散光，在混频面上有可能产生相消干涉，从而影响外差探测的探测能力。由式(20)可以看出，口径D₀越大，符合外差相干条件的接收角就会越小。

接收天线的有效口径与发射天线的有效口径一致，即D₀＝150mm，可以得出满足天线定理的接收视场角：

$2u=\frac{4\mathrm{\λ}}{\mathrm{\π}{D}_0}=\frac{4\×2.053\×{10}^{-6}}{3.14\×150\×{10}^{-3}}=0.017\mathrm{mrad}---\left(21\right)$

光学天线瞬时视场角应与接收视场角匹配即2ω＝2u，既而得出接收系统的有效焦距为：

$f^{\′}=\frac{d}{2\mathrm{\ω}}=\frac{0.15}{0.017\×{10}^{-3}}=4500\mathrm{mm}---\left(22\right)$

主天线系统的放大倍率为15倍，因此对会聚系统其焦距为：

$f_0^{\′}=\frac{4500}{15}=300\mathrm{mm}---\left(23\right)$

接收光学系统的设计结。接收系统设计要求：接收天线主口径D₀＝150mm，瞬时视场角与相干接收视场角匹配2ω＝0.017mrad，系统有效焦距f′＝4500mm，成像质量要求达到衍射极限水平；波前畸变要求小于λ/20。利用ZEMAX光学设计软件进行优化仿真计算得出接收系统的设计结果。

图9是接收系统设计结果的点列图分析。从点列图和波前差来看系统达到了设计要求。对系统进行公差分析，公差分析结果在表4中体现。

表4公差分析

从结果中可以看出，对整个接收系统影响较大的因素是主镜的面型和次镜与主镜的对准，接收系统对磨制抛物面主镜的非球面度的精确度提出了更高的要求，并且对望远系统的装调也提出了更高的要求，由此也体现出了非球面系统的加工装调与球面系统相比存在更大的难度。

图11是光学系统的天线效率分析图。通过前面分析知道，相干激光雷达系统的天线效率不止与系统的外差效率有关还与系统的光束截断有关。上述的天线系统是按照上面得到的系统最佳截断比设计的，光束截断比为1.75。

已知高斯光束截断所造成的能量损失因子可以用下式表示：

$T_T=1-\exp (-2d^2/{\mathrm{\ω}}_0^2)---\left(24\right)$

代入系统的截断比，得到T_T＝0.9548。

利用收发合置系统下的外差效率计算公式得：

${\mathrm{\η}}_H=\frac{1}{1+{\left(\frac{D_2}{2{\mathrm{\ρ}}_0}\right)}^2+{\left(\frac{\mathrm{\π}{D}_2^2}{4\mathrm{\λR}}\right)}^2{(1-\frac{R}{F})}^2}---\left(25\right)$

其中，D为光学天线有效孔径，R为作用距离，F光学系统焦距，S₀(R)为大气湍流横向相干长度，它的表达式为：

${\mathrm{\ρ}}_0\left(R\right)={\left[2.91k^2\underset{0}{\overset{R}{\∫}}{C}_n^2\left(R^{\′}\right){(1-\frac{R^{\′}}{R})}^{5/3}d{R}^{\′}\right]}^{-3/5}---\left(26\right)$

若把折射率结构常数认为是常数，这时它的横向相干长度就简化成：

${\mathrm{\ρ}}_0\left(R\right)=0.0966{(C_n^{2}R/{\mathrm{\λ}}^2)}^{-3/5}---\left(27\right)$

利用MATLAB仿真出系统的天线效率结果，这里用到的参数为，大气折射率结构常数范围约为10^-15□10^-13之间，对与本系统光学天线的口径D₀＝150mm，λ＝2.0μm，作用距离为R＝1□10km时的天线效率。从图中可以看出系统的天线效率受大气湍流影响很大，这与预期的结果是一致的。在弱湍流

情况下，系统的天线效率为0.51，在强湍流

下，系统的天线效率为0.03。

最后应说明的是，以上各附图中的实施例仅用以说明本发明的2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统的结构和技术方案，但非限制。尽管参照实施例对本发明进行了详细说明，本领域的普通技术人员应当理解，对本发明的技术方案进行修改或者等同替换，都不脱离本发明技术方案的精神和范围，其均应涵盖在本发明的权利要求范围当中。

Claims (9)

1.一种2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统，其特征在于：该2μm相干激光测风雷达离轴卡塞格伦光学天线系统包括光学天线主镜和次镜，还包括用于将激光器输出光束进行扩束的预扩束系统，所述预扩束系统包括扩束目镜和物镜。所述光学天线采用收发合置的离轴卡塞格伦的双发射式结构，双反射系统中采用二次曲面来达到消除各种初级象差，发射系统的参数设计主要考虑激光的光束截断以及激光照射到目标后的散斑效应。发射光学天线系统的入射光束直径10mm，发射光学天线系统放大倍数为15倍，主镜口径为160mm，有效口径为150mm；次镜口径为12.7mm，有效孔径为10mm。主镜和次镜都选用的非球面面型均为二次抛物面。主镜面型为抛物面，主镜顶点曲率半径1500mm，主镜的离轴量为190mm，次镜面型同样为抛物面，次镜顶点的曲率半径100mm，次镜的离轴量为12.67mm。系统视场角为0.1mrad，达到了衍射极限水平；接收光学天线有效主口径为150mm，瞬时视场角与相干接收视场角匹配2ω＝0.017mrad，系统有效焦距f’＝4500mm，成像质量要求达到衍射极限水平，波前畸变要求小于λ/20；预扩束系统来对激光器输出激光束进行预扩束，不仅压缩激光束的束散角，明显提高了激光的利用率。所述预扩束系统的入瞳口径为4mm，出瞳口径为10mm，考虑到最终的装调，镜片的实际口径统一在6.35mm。对于器件的装调综合考虑最终选择透镜套筒有效口径为11mm，透镜筒内口径为13mm。当光学天线系统的有效口径为150mm，波长为2μm，作用距离为R＝1□10km时，在弱湍流 $C_n^2={10}^{-15}$ 情况下，系统的天线效率为0.51，在强湍流 $C_n^2={10}^{-13}$ 下，系统的天线效率为0.03。其中，2μm线偏振激光器发射激光经预扩束系统扩成所需的光束，扩束后激光入射到光学天线系统次镜反射面上，被次镜反射的光又入射到光学天线系统主镜反射面上，光束经过次镜和主镜组成的光学天线系统被再次放大。

2.根据权利要求1所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线主镜由特殊材料制成。

3.根据权利要求2所述的光学天线系统，其特征在于，所述特殊材料包括玻璃、融石英、硅片、透明塑料和热膨胀系数小的金属材料。

4.根据权利要求2所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线主镜反射表面镀有增加激光器输出激光束反射效率的高反膜。

5.根据权利要求2所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线主镜反射表面面型为球面、椭球面、双曲面和抛物面。

6.根据权利要求1所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线次镜由特殊材料制成。

7.根据权利要求6所述的光学天线系统，其特征在于，所述特殊材料包括玻璃、融石英、硅片、透明塑料和热膨胀系数小的金属材料。

8.根据权利要求6所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线次镜反射表面镀有增加激光器输出激光束反射效率的高反膜。

9.根据权利要求6所述的光学天线系统，其特征在于，所述光学天线次镜反射表面面型为球面、椭球面、双曲面和抛物面。

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