2. Анализ основных загрязнителей.

Показатели выброса загрязняющих веществ основных типов авиационных двигателей отечественного производства.

Название двигателя	Тип двигателя	Взлет			Набор высоты			Снижение
		HC	CO	NOx	HC	CO	NOx	HC	CO	NOx
		г/кг			г/кг			г/кг
Д-3ОКУ	турбореактивный	0,37	2,52	12,7	0,45	3,1	10,8	1,3	4,8	4,5
Д-3ОКУ-2	турбореактивный	0,65	3,85	11,3	0,73	4,25	9,87	2,4	18,2	4,22
НК-8-2У	турбореактивный	0,45	5,5	13,9	0,53	6	12,9	5	21	5,4
НК-8-2У II серии	турбореактивный	0,44	5	13,8	0,48	6	12,3	14	22	5,92
Д-3ОКП-2	турбореактивный	0,77	2,37	17,2	0,97	3,33	11,3	2,65	14,4	5,4
НК-86	турбореактивный	0,48	3,92	12,8	0,56	4,18	12,2	1,17	9,3	5,1
Д-36	турбовентиляторный	-	0,53	67,4	-	0,4	21	-	2,87	11,6
НК-8-2У	турбореактивный	0,65	5,83	14	0,91	8,83	12,6	11,3	28	5,4

3. Метод дифференциального поглощения.

Метод дифференциального поглощения основан на явлении резонансного поглощения лазер­ного излучения внутри контура линии поглощения иссле­дуемого газа. Концентрация газа вычисляется при испо­льзовании сигналов на двух близких частотах, одна из которых находится внутри линии поглощения, а другая - вне ее.

Представим, что в атмосферу посылаются импульсы от лазера, генерирующего ультрафиолетовое излучение на длинах волн 308 и 353 нанометра. Излучение на первой длине волны будет поглощаться молекулами озона более чем в тысячу раз сильнее по сравнению со второй. Поэтому сигналы их обратного рассеяния окажутся различными. Теоретические методы позволяют, сравнивая величины этих сигналов, найти концентрацию озона на выбранной высоте атмосферы. А анализируя изменение величин сигналов обратного рассеяния с высотой, можно определить и распределение концентрации молекул озона по трассе лазерного луча. И что очень важно, метод дифференциального поглощения позволяет определить уже единицы - десятки молекул газа на триллион молекул воздуха. А так как каждый газ в силу "оригинальности" собственной молекулы имеет различные участки поглощения по шкале длин волн, сейчас проводятся измерения концентрации практически всех малых газовых примесей, присутствующих в воздушном бассейне, в том числе и газов антропогенного происхождения.

Для зондирования этим методом всех загрязнителей необходимо несколько лазерных источников, перекры­вающих широкий спектральный диапазон - от УФ до ИК области. Кроме того, некоторые газы имеют очень узкие линии поглощения, так что для их зондирования методом ДП требуются специфические перестраиваемые лазеры, ко­торые должны иметь достаточно узкую линию излуче­ния и высокую стабильность длины волны генерации.

Известно, что максимум информации при дистанционном определении состава и состояния атмосферы с вы­сокими пространственно-временным разрешением и чув­ствительностью можно получить лишь оптическим ме­тодом с использованием лазеров, т. е. лидаром. Термин «лидар» является аббревиатурой английского выражения light identification, detection and ranging (оп­тическая идентификация, обнаружение и локация).

Большинство лидаров состоит из трех основных ча­стей: передающей, приемной и системы управления. На рис.1 показаны элементы и принцип работы лидаров. Передающая часть лидара обычно содержит лазерный ис­точник и оптическую систему для формирования выходного лазерного пучка, т. е. для управления размером вы­ходного пятна и расходимостью пучка. Рассеянное в ис­следуемом объеме излучение собирается телескопом и регистрируется чувствительным фотоприемником. В лидарной системе необходим также элемент, осуществляю­щий частотную дискриминацию собираемых сигналов. Этот элемент выделяет из всего принимаемого сигнала излучение с заданной длиной волны. Таким элементом мо­жет служить интерференционный узкополосный фильтр с высоким уровнем режекции помехи, а в ряде случаев - монохроматор. Оптические сигналы после оцифровки поступают в компьютер для их обработки и сохранения.

Рис. 1. Принципиальная схема лидара: передающая часть (а), приемная часть (б) и система управления (в).

Большую часть задач атмосферного зондирования, включая те, в которых присутствует дифференциальное поглощение лазерного излучения, можно описать с помощью лидарного уравнения.

В случае импульсной системы, работающей в моностатическом режиме, возрастание мощности сигнала ΔP(λ, R), воспри­нимаемого детектором в волновом диапазоне (λ, λ+Δλ) от элемента, расположенного в интервале (R, R+ΔR), определяется как

(1)

Здесь J(λ, R, r) – индуцированная лазером спектральная плотность энергетической яркости на длине волны λ элемента площади объекта, положение которого определяется радиусом - вектором r в слое единичной толщины, расположенном на расстоянии R от лидара; dA (R, г) — элемент площади объекта в положении r на расстоянии R от лидара; ρ (λ,R,r)— вероятность попадания излучения с длиной волны λ, исходящего с элемента площади dA(R, r), на детектор.

На эту вероятность влияют многие факторы, включая гео­метрические особенности задачи, ослабляющее влияние атмосферы, оптику приемного устройства, характеристики спектраль­ного пропускания. Большинство этих воздействий можно раз­делить и записать уравнение

(2)

где A₀/R² - телесный угол, в котором осуществляется прием сигналов оптической системой (Ао — площадь линзы или зер­кала объектива); T(λ,R) — коэффициент пропускания атмо­сферы для длины волны λ на пути R; ξ(λ)— коэффициент спек­трального пропускания приемной оптической системы, который учитывает влияние селективных по спектру пропускания ком­понентов системы, например монохроматора; ξ (R, r) — основан­ная на геометрическом рассмотрении вероятность того, что из­лучение элемента площади поверхности объекта, положение которого определяется радиусом-вектором г и расстоянием до объекта R, достигнет детектора излучения.

Допустим, что ξ (R,r) зависит только от перекрывания об­ласти, освещаемой лазерным лучом на поверхности объекта, полем зрения фотоприемника. Тогда будем считать ξ (R,r) ко­эффициентом перекрытия.

На спектральную плотность энергетической яркости объекта J(λ,R,r) в значительной степени влияет характер взаимодей­ствия лазерного излучения и среды объекта. В данном разделе будут рассмотрены упругое и неупругое рассеяние. В этом слу­чае можно записать следующее уравнение:

(3)

Здесь I(R,r) — поверхностная плотность потока излучения на расстоянии R в области r, а

(4)

является объемным коэффициентом обратного рассеяния, где Ni(R, г)— концентрация центров рассеяния типа i; {dσ(λ_L)/dΩ}_i^s — дифференциальное сечение рассеяния при экспонирова­нии лазерным излучением с длиной волны λ_L; L_i(λ)Δ λ — часть рассеянного излучения, попадающая в интервал длин волн (λ, λ+Δλ).

Общую мощность сигнала, воспринимаемую детектором в момент t(=2R/c), соответствующий времени, необходимому для того, чтобы лазерный импульс прошел со скоростью света с путь R и обратное излучение достигло лидара, можно опреде­лить как

(5)

Интегрирование необходимо в связи с тем, что излучение, достигающее детектора в момент t, исходит не только с расстояния ct/2, но и из любой точки вдоль траектории лазерного им­пульса, где возникает рассеяние. Пределы интегрирования по длине волны совпадают со спектральным интервалом Δλ₀ , цент­ром которого является λ, фотоприемного устройства лидара. С учетом уравнений (2) и (3), можно записать следующее выражение:

(6)

Для рассеивающей среды ширина спектрального интервала наблюдаемого излучения такая же узкая, как и лазерного излучения. Если предположить, что ширина спектральных интер­валов этих обоих излучений много меньше ширины спектраль­ного интервала Δλ₀ фотоприемного устройства, то L_i(λ) и β можно рассматривать как дельта-функцию. Если также предпо­ложить, что в области перекрывания поля зрения фотоприем­ника и площади, освещаемой лазерным лучом, исследуемая среда будет однородной, то можно записать следующее урав­нение:

(7)

Выше указывалось, что здесь вероятность ξ(R,r) следует считать равной единице в области, где поле зрения фотоприем­ного устройства совпадает с площадью, освещаемой лазерным лучом, и равной нулю для любой другой области. Будем пола­гать также, что поперечное распределение мощности в лазерном импульсе на расстоянии R на площади A_L(R) является однород­ным. В этом случае

(8)

и

(9)

Дополнительным упрощением является замена формы лазер­ного импульса, у которого интенсивность меняется от времени, на прямоугольную форму с продолжительностью τ_L. Тогда пре­делы интегрирования в уравнении (9) составят от c(t — τ_L )/2 до ct/2. Далее, так как интересующий нас путь луча в среде обычно значительно превышает длительность (длину) лазерного импульса cτ_L (иначе разрешение будет плохим), то для неболь­ших промежутков расстояния, в которых ведется интегрирование, параметры, зависящие от расстояния, можно считать по­стоянными. Тогда полностью рассеянную мощность лазера, ре­гистрируемую фотоприемником за время t = 2R/c, можно выра­зить как

(10)

Для прямоугольного лазерного импульса продолжитель­ностью справедливо соотношение

(11)

где E_L — выходная энергия лазерного импульса, a T(λ_L, R)— коэффициент пропускания атмосферы на длине волны лазера для пути R. Из закона Беера — Ламберта следует, что коэффициенты пропускания равны

и

Здесь k(λ_L,R) и k(λ,R) являются коэффициентами ослабле­ния в атмосфере для лазерной и детектируемой длин волн соот­ветственно. Очевидно, что комбинация коэффициентов пропуска­ния дает выражение для общего коэффициента пропускания атмосферы:

(12)

Хотя мгновенная мощность, падающая на детектор, являет­ся ценной характеристикой, еще большее значение имеет приращение радиационной энергии на длине волны λ, регистрируемое детектором в интервале времени (t,t+τ_d), где τ_d — период интегрирования детектора, а t= 2R/c:

(13)

Объединение уравнений (10) — (13) позволяет получить выражение для рассеиваемой энергии лазера, регистрируемой за время отклика детектора т_d:

(14)

Его часто называют основным лидарным уравнением для рассеяния.