基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明均勻性

羅文 陳天江 張飛舟 鄒凱 安建祝 張建柱?

1) (北京應(yīng)用物理與計算數(shù)學(xué)研究所, 北京 100094)

2) (中國工程物理研究院應(yīng)用電子學(xué)研究所, 綿陽 621900)

3) (中國工程物理研究院流體物理研究所, 綿陽 621900)

4) (中國工程物理研究院研究生院, 北京 100088)

提出一種基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明方法, 利用階梯型相位調(diào)制器對窄譜激光進(jìn)行相位調(diào)制, 提高照明激光到達(dá)目標(biāo)處的光斑均勻性和穩(wěn)定性.建立了窄譜激光階梯相位調(diào)制和照明激光遠(yuǎn)場光斑均勻性的理論模型, 搭建了光束經(jīng)過1.8 km水平傳輸?shù)恼V激光主動照明實驗平臺, 通過5階梯相位調(diào)制器對0.05 nm線寬的照明激光進(jìn)行相位調(diào)制, 實現(xiàn)了照明激光遠(yuǎn)場光斑勻化實驗.實驗結(jié)果表明, 通過5階梯相位調(diào)制器進(jìn)行相位調(diào)制后, 遠(yuǎn)場光斑包含57%能量區(qū)域的空間閃爍率從0.73改善到0.33, 中心光強(qiáng)時間閃爍指數(shù)從0.38改善到0.14, 照明激光遠(yuǎn)場光斑均勻性和穩(wěn)定性都得到明顯提升.

1 引 言

主動激光照明是主動跟蹤、主動成像、目標(biāo)識別、激光瞄準(zhǔn)等領(lǐng)域的關(guān)鍵技術(shù)[1-4].由于大氣湍流的隨機(jī)擾動及單波長照明激光高相干性, 主動照明激光到達(dá)目標(biāo)處的光斑呈散斑分布且隨時間快速變化[5,6], 使照射到目標(biāo)上的光能量隨時間快速變化, 目標(biāo)回光光子數(shù)強(qiáng)烈起伏, 嚴(yán)重影響系統(tǒng)對目標(biāo)的成像清晰度、探測識別率、跟蹤瞄準(zhǔn)精度[7-9].如何抑制大氣湍流引起的隨機(jī)散斑效應(yīng),提高遠(yuǎn)場光斑均勻性和穩(wěn)定性成為主動激光照明技術(shù)迫切需要解決的問題.

1998年, Billman[10]提出多光束發(fā)射技術(shù), 采用多束互不相干的激光束組成的發(fā)射光源, 在目標(biāo)平面非相干疊加, 抑制大氣湍流引起的光場不均勻性.該方法中互不相干的激光光源可以由多個激光器組成, 也可以由單個激光器分光后增加每個光束之間的光程差實現(xiàn), 其本質(zhì)是多個光束非相干疊加, 以改善照明光斑在目標(biāo)平面處的均勻性.1998年至1999年, 林肯實驗室Higgs等[1,11,12]利用Firepond望遠(yuǎn)鏡開展了一系列單光束、4光束和9光束的主動激光照明試驗, 對比分析多光束照明相對于單光束照明對改善光斑均勻性、提高成像清晰度的作用.試驗結(jié)果顯示, 9光束照明激光在目標(biāo)平面的光場強(qiáng)度起伏(閃爍指數(shù))相對于單光束照明減少了近2/3, 均勻性得到明顯改善.2002年至2003年, 萬敏等[13,14]提出了利用空間相干性較差的激光器作為照明光源的方法, 實現(xiàn)了激光空間相干性對照明光斑均勻性的影響實驗, 結(jié)果顯示, 降低激光空間相干性有利于提高照明均勻性.2009年, Qian等[15]利用激光大氣傳輸數(shù)值模擬技術(shù)分析了部分相干光及隨機(jī)相位屏旋轉(zhuǎn)速度對遠(yuǎn)場光斑的光束擴(kuò)展、光軸抖動和光強(qiáng)閃爍的影響, 進(jìn)一步證明了部分相干光能有效提高激光照明遠(yuǎn)場光斑均勻性.2014年, Poyet等[16]通過模擬與實驗研究了光管照明技術(shù), 照明光斑空間閃爍指數(shù)改善了2.5倍.2016年, 羅文等[17]提出將光束整形技術(shù)應(yīng)用到主動激光照明中, 以提高照明光斑均勻性.結(jié)果表明在無湍流情況下, 光束整形能有效提高照明光斑均勻性, 但是該方法不能彌補(bǔ)湍流引起的散斑效應(yīng).2019年, 康凱[18]研究了基于相位調(diào)制的高斯光束空域勻化技術(shù), 通過對光束相位進(jìn)行調(diào)制, 將高斯光束勻化為平頂光束.研究表明, 目前的主動激光照明主要通過增加照明激光數(shù)量、降低照明激光相干性、采用多波長激光、加入相位擾動來勻化遠(yuǎn)場光斑分布, 從而提高主動激光照明遠(yuǎn)場光斑均勻性和穩(wěn)定性.多光束照明需要將多束激光聚焦到同一目標(biāo)上, 光學(xué)系統(tǒng)復(fù)雜, 伺服控制和共軸更加困難.部分相干光源照明對均勻性提升效果有限, 且光斑擴(kuò)展需要更高功率照明光源.因此,研究勻化效果好、結(jié)構(gòu)簡單、易集成的均勻照明方法十分重要.

本文提出一種基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明方法, 針對高功率照明激光的窄譜特性,結(jié)合純相位結(jié)構(gòu)擾動調(diào)制, 通過特制的階梯型光學(xué)相位調(diào)制器(ladderlike phase modulator, LPM)引入激光相位擾動, 打亂原有窄譜激光近場分布,實現(xiàn)遠(yuǎn)場勻化的目的, 且能夠抑制大氣湍流引起的散斑效應(yīng)的影響.該方法結(jié)構(gòu)簡單、具有共孔徑發(fā)射和便于集成等特點, 且光斑勻化效果與多光束照明相同.本文建立了窄譜激光相位調(diào)制和大氣傳輸?shù)奈锢砟Ｐ? 推導(dǎo)了遠(yuǎn)場光斑分布表達(dá)式, 開展了照明激光傳輸數(shù)值模擬, 實現(xiàn)了1.8 km主動激光照明傳輸實驗, 并對實驗結(jié)果進(jìn)行了分析和總結(jié).

2 窄譜激光相位調(diào)制均勻照明方法

基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明遠(yuǎn)場光斑勻化原理如圖1所示.激光光源發(fā)出照明激光束, 激光束通過階梯型相位調(diào)制器被分為多個部分進(jìn)行相位調(diào)制, 每個部分光束的相位調(diào)制都不相同, 光束經(jīng)過望遠(yuǎn)鏡擴(kuò)束后聚焦發(fā)射, 經(jīng)過大氣傳輸后到達(dá)目標(biāo)處, 形成均勻光斑照明目標(biāo).

圖1 階梯相位調(diào)制的窄譜激光遠(yuǎn)場光斑勻化原理Fig.1.Uniformity principle of narrow spectrum laser illumination with ladderlike phase modulating.

照明激光束線寬為 Δ λ , 對激光譜線進(jìn)行離散化, 等間隔分為多個波長激光.階梯型相位調(diào)制器由厚度階梯變化的多個光學(xué)鏡組成, 第 j 個光學(xué)鏡厚度為 hj, 相鄰光學(xué)鏡厚度(厚度梯度)為Δh=hj-hj-1.光束經(jīng)過階梯型相位調(diào)制器后被分為多個部分, 每個單一波長的激光通過大氣傳輸后在遠(yuǎn)場相干疊加形成干涉光斑.由于光學(xué)元件色散效應(yīng), 階梯型相位調(diào)制器對不同波長激光的相位調(diào)制量不同, 通過精密設(shè)計階梯型相位調(diào)制器的光學(xué)鏡厚度, 使不同波長激光束的遠(yuǎn)場干涉光斑強(qiáng)弱互補(bǔ).根據(jù)不同波長光束的非相干原理, 不同波長遠(yuǎn)場干涉光斑非相干疊加后產(chǎn)生均勻分布的照明光斑.

3 理論與模擬研究

3.1 窄譜激光相位調(diào)制

照明激光中心波長為 λ0, 激光線寬為 Δ λ , 即中心波束為 k0=2π/λ0, 波數(shù)寬度為 Δ k.在發(fā)射平面( z =0 )的激光光場為

其中, Ek(r,0,t) 是波束為 k 的單頻激光光場, r 是發(fā)射平面的半徑向量, t 是時間, Uk(r,0)=1 ,wk=kc 是角頻率, c 是光束.

階梯型相位調(diào)制器由 N 個光學(xué)鏡組成, 激光束經(jīng)過階梯型相位調(diào)制器后被分為 N 個部分:

式中, rj=r-dj是第 j 部分激光相對于中心的位置, 其中 dj是第 j 部分激光的中心位置.

階梯型相位調(diào)制器第 j 個光學(xué)鏡厚度為 hj, 厚度 梯 度為 Δ h=hj-hj-1, 第 j 部 分 波數(shù) 為 k 的 光束被調(diào)制的相位為

其中, n 是光學(xué)元件的折射率.

窄譜激光經(jīng)相位調(diào)制后的光場分布為

3.2 窄譜激光大氣傳輸

激光大氣傳輸滿足線性波束方程[6,19]

其中, n1(r,z) 是大氣湍流引起的折射率系數(shù), z 是傳輸距離.

窄譜激光經(jīng)大氣傳輸?shù)竭_(dá)目標(biāo)處( z =L )的光場分布為

其中, Ukj(rj,L) 是 第 j 部分波數(shù)為 k 的激光經(jīng)過大氣傳輸后在目標(biāo)處的場分布.

對于波數(shù)為 k 的單頻激光, N 部分激光束的總光強(qiáng)分布為

其中, Ikj(rj,L)=|Ukj(rj,L)|2是第 j 部分波數(shù)為k的激光光強(qiáng)分布,Δφkjp=(φkj-φkp)=(n-1)kΔhjp是第 j 部分和第 p 部分光學(xué)鏡對波束為 k 的激光的調(diào)制相位差, Δ hjp=hj-hp是第 j 部分和第 p 部分光學(xué)鏡厚度差.

假設(shè)激光譜線為均勻分布, 不同譜線激光遠(yuǎn)場光斑為非相干疊加, 則同一部分不同波數(shù)激光的光強(qiáng)分布滿足

其中, k0是中心波束.

因此, 窄譜激光在目標(biāo)處的總光強(qiáng)分布可表示為

其中,

由(9)式可以看出, 經(jīng)階梯型相位調(diào)制器調(diào)制后窄譜激光在目標(biāo)處的總光強(qiáng)分布由兩部分組成,第一部分是各部分光束光強(qiáng)之和, 第二部分是各部分光束間的相關(guān)項.(10)式表明, 各部分光束間的相關(guān)項與階梯型相位調(diào)制器第 j 部分和第 p 部分光學(xué)鏡厚度差密切相關(guān), 通過精密設(shè)計光學(xué)鏡的厚度梯度 Δ h 可以消除相關(guān)項.

當(dāng)階梯型相位調(diào)制器光學(xué)鏡厚度梯度為

則階梯型相位調(diào)制器第 j 部分和第 p 部分光學(xué)鏡厚度差為

其中, q 是大于0的整數(shù).

因此

將(13)式代入(10a)式和(9)式, 得到窄譜激光在目標(biāo)處的光強(qiáng)分布為

其中, Ij(rj,L)=ΔkIk0j(rj,L) 為各部分光束在目標(biāo)處的光強(qiáng)分布.

(14)式表明, 基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光照明遠(yuǎn)場光斑等價于階梯相位調(diào)制器各部分光束的非相干疊加, 照明結(jié)果等效于多光束照明, 采用階梯型相位調(diào)制器可實現(xiàn)多光束照明效果.

3.3 遠(yuǎn)場光斑閃爍指數(shù)

激光照明遠(yuǎn)場光斑的空間閃爍率為[20]

其中, 〈 ···〉 是 一幀光斑在面積為 s 圓形孔徑中的平均.

激光照明遠(yuǎn)場光斑的時間閃爍率為

3.4 數(shù)值模擬

利用激光系統(tǒng)仿真軟件EasyLaser[21]開展主動激光照明數(shù)值模擬, 研究基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明技術(shù)對遠(yuǎn)場光斑均勻性的改善效果.EasyLaser仿真軟件中的激光大氣傳輸過程采用多層相位屏方法[22], 大氣湍流采用Zernike多項式構(gòu)造相位屏方法[23], 大氣湍流服從Kolmogorov譜.

照明光源產(chǎn)生激光的中心波長 λ0為1064 nm,譜線寬度 Δ λ 為0.05 nm (13 GHz), 光束形狀為圓形, 光束發(fā)射口徑為800 mm, 階梯型相位調(diào)制器由5個環(huán)形排布的光學(xué)鏡組成, 光學(xué)鏡材料折射率n 為1.45, 系數(shù) q 取1, 根據(jù)(11)式設(shè)計光學(xué)鏡厚度梯度 Δ h 為50.3 mm.大氣條件取激光傳輸L為1.8 km, 大氣相干長度為 1 ×10-15m—2/3至5×10-14m—2/3, 得到空間閃爍指數(shù)和時間閃爍指數(shù)分別如圖2和圖3.結(jié)果表明, 在弱湍流和強(qiáng)湍流條件下, 基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光照明遠(yuǎn)場光斑空間閃爍率和時間閃爍率都得到明顯改善, 在為 1 ×10-14m—2/3時, 照明光斑出現(xiàn)閃爍飽和效應(yīng).

圖2 不同湍流條件下照明光斑空間閃爍率Fig.2.Spatial scintillation index of illumination facular in atmosphere turbulence.

圖3 不同湍流條件下照明光斑時間閃爍率Fig.3.Time scintillation index of illumination facular in atmosphere turbulence.

4 實驗研究

4.1 實驗方案

搭建了1.8 km水平傳輸?shù)恼V激光主動照明實驗平臺, 開展無階梯型相位調(diào)制器和有階梯型相位調(diào)制器的窄譜激光照明實驗, 實驗裝置原理如圖4所示.

圖4 實驗裝置示意圖Fig.4.Scheme of active illumination experiment.

照明光源產(chǎn)生激光的中心波長 λ0為1064 nm,譜線寬度 Δ λ 為0.05 nm (13 GHz), 光束形狀為圓形, 口徑 d 為120 mm.階梯型相位調(diào)制器由5個環(huán)形排布的光學(xué)鏡組成, 光學(xué)鏡口徑 dsub為40 mm, 光學(xué)鏡材料折射率 n 為1.45, 系數(shù) q 取1, 根據(jù)(11)式設(shè)計光學(xué)鏡厚度梯度 Δ h 為50.3 mm.階梯型相位調(diào)制器的5個光學(xué)鏡中心位置及厚度見表1.

表1 階梯型相位調(diào)制器光學(xué)鏡中心位置及厚度Table 1.Central position and thickness of optic lens.

望遠(yuǎn)鏡擴(kuò)束倍數(shù)為7, 激光束經(jīng)過望遠(yuǎn)鏡后外徑 D1為850 mm.調(diào)節(jié)望遠(yuǎn)鏡主次鏡距離使焦距為1.8 km, 望遠(yuǎn)鏡將發(fā)射光束聚焦到1.8 km靶點處的探測屏上, 通過電荷耦合器件(CCD)相機(jī)對探測屏進(jìn)行成像, 記錄照明激光傳輸?shù)桨悬c的光斑分布, 分析光斑均勻性等特征.CCD相機(jī)像素數(shù)為256 × 300, 單像素對應(yīng)光斑尺寸約0.794 mm.實驗期間近地面大氣折射率結(jié)構(gòu)常數(shù)約1.14×10-15m—2/3.

采用無階梯相位調(diào)制和有階梯相位調(diào)制的激光照明方案, 分別開展3次照明實驗, 每次實驗采集200幀光斑.通過分析照明光斑光強(qiáng)分布的空間閃爍率和時間閃爍率, 定量分析激光照明光斑均勻性和穩(wěn)定性.

4.2 照明光斑分布

圖5是無相位調(diào)制和有相位調(diào)制時, 照明激光在1.8 km探測屏上的典型光強(qiáng)分布.圖5(a)和圖5(b)是無相位調(diào)制時的兩幀遠(yuǎn)場光斑, 遠(yuǎn)場光斑散斑多且分布不均勻, 不同幀的光強(qiáng)分布不同且隨時間快速變化; 圖5(c)和圖5(d)是有相位調(diào)制時的兩幀遠(yuǎn)場光斑, 遠(yuǎn)場光斑散斑消失且分布更均勻, 不同幀之間光強(qiáng)分布有變化, 但中心區(qū)域的光強(qiáng)分布始終較均勻.

圖5 1.8 km處遠(yuǎn)場光斑分布 (a), (b)無階梯型相位調(diào)制器; (c), (d)有階梯型相位調(diào)制器Fig.5.Focal patterns at 1.8 km: (a), (b) No phase modulation; (c), (d) ladderlike phase modulation (LPM).

4.3 光斑閃爍指數(shù)

以光斑質(zhì)心為中心, 計算包含57%能量的光斑半徑R57%, 無相位調(diào)制照明遠(yuǎn)場光斑平均半徑為11.5 mm, 有相位調(diào)制照明遠(yuǎn)場光斑平均半徑為13.5 mm, 如圖5中紅色虛線圓圈所示.圖6是R57%光斑半徑區(qū)域內(nèi)空間閃爍率隨采集幀的變化曲線, 加入階梯相位調(diào)制器對窄譜激光進(jìn)行相位調(diào)制后, 空間閃爍率均值由0.73改善到0.33, 降低到原來的45%.

圖6 包含57%能量的光斑半徑內(nèi)空間閃爍率Fig.6.Spatial scintillation index in the area of R 57%.

圖7 是實驗測量得到的以光斑中心像素(0.794 mm × 0.794 mm)光強(qiáng)占總能量比例隨幀數(shù)的變化.無相位調(diào)制時, 中心像素光強(qiáng)隨時間變化較大, 中心光強(qiáng)在0—0.5%之間變化, 時間閃爍率約0.38; 有相位調(diào)制時, 中心像素光強(qiáng)隨時間變化起伏減弱, 中心光強(qiáng)在0—0.2%之間變化, 時間閃爍率改善到0.14, 降低到原來的37%.在為1.14×10-15m—2/3時, 數(shù)值模擬照明光斑時間閃爍率由0.32 (無相位調(diào)制)改善到0.078 (有相位調(diào)制), 降低到原來的1/4, 實驗與模擬結(jié)果基本相符.

圖7 光斑中心像素光強(qiáng)百分比變化曲線Fig.7.Time scintillation index of central intensity.

4.4 孔徑效應(yīng)

由于激光照明目標(biāo)尺寸不同, 因此定量分析照明激光遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率和時間閃爍率.無相位調(diào)制時照明激光在1.8 km處的散斑半徑等價于大口徑光束在遠(yuǎn)場的艾里斑半徑,約2.7 mm; 加入階梯型相位調(diào)制器后, 照明激光到達(dá)遠(yuǎn)處的散斑半徑等價于相位調(diào)制器光學(xué)鏡口徑光束在遠(yuǎn)場的艾里斑半徑, 約8.3 mm.

圖8是200幀遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率均值隨區(qū)域半徑的變化, 圖9是遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率均值改善比, 即無相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑空間閃爍率除以有相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑空間閃爍率, 反映有相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑空間閃爍率相對于無相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑空間閃爍率的減小程度.結(jié)果表明, 采用階梯型相位調(diào)制器對窄譜激光進(jìn)行相位調(diào)制后, 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率明顯改善; 空間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而先增大后減小, 在計算區(qū)域半徑接近2.7 mm時,空間閃爍率改善比最高, 為3.67.計算區(qū)域半徑小于2.7 mm時, 空間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而增大, 這是因為無相位調(diào)制時計算區(qū)域在一個散斑內(nèi), 半徑越大光斑強(qiáng)度分布變化越大, 空間閃爍率越大; 有相位調(diào)制時, 光學(xué)鏡散斑約8.3 mm, 計算區(qū)域在散斑的中心區(qū)域, 強(qiáng)度分布變化不明顯,空間閃爍率變化小; 因此, 空間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而增大.計算區(qū)域半徑大于2.7 mm時,空間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而減小, 這是因為無相位調(diào)制時遠(yuǎn)場光斑計算區(qū)域至少包含一個散斑, 空間閃爍率增長速度變緩; 有相位調(diào)制時遠(yuǎn)場光斑計算區(qū)域仍在一個大散斑內(nèi), 空間閃爍率增長速度并未減緩; 因此, 空間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而逐漸減小.

圖8 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率Fig.8.Spatial scintillation index in different area.

圖9 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的空間閃爍率改善比Fig.9.Improving ratio of spatial scintillation index in different area.

圖10 是遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域光強(qiáng)占比的時間閃爍率, 圖11是遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域光強(qiáng)占比的時間閃爍率改善比, 即有相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑時間閃爍率相對于無相位調(diào)制遠(yuǎn)場光斑時間閃爍率的減小比值.結(jié)果表明, 計算區(qū)域越大時間閃爍率越小, 這是因為計算區(qū)域越大包含能量越多、且隨時間的變化越小, 時間閃爍率越小.計算區(qū)域半徑大于8.3 mm時, 時間閃爍率小于0.03, 此時光強(qiáng)隨時間變化非常小, 因此, 主要分析區(qū)域半徑小于8.3 mm時的時間閃爍率及改善比.采用階梯型相位調(diào)制器對窄譜激光進(jìn)行相位調(diào)制后, 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域的光強(qiáng)時間閃爍率明顯改善; 時間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而逐漸減小, 中心光強(qiáng)時間閃爍率改善比最大, 為2.6.計算區(qū)域半徑小于2.7 mm時, 時間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而快速降低, 這是因為無相位調(diào)制時計算區(qū)域在一個散斑內(nèi), 由于散斑隨時間快速變化, 不同幀的光強(qiáng)為散斑的不同部分, 計算區(qū)域越小光強(qiáng)隨時間變化越大, 時間閃爍率越大; 有相位調(diào)制時光斑的散斑被均勻化, 計算區(qū)域始終在散斑的中心區(qū)域, 光強(qiáng)隨時間變化較小, 時間閃爍率變化小.因此, 時間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而快速減小.計算區(qū)域半徑大于2.7 mm時, 時間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大的減小速度變緩, 這是因為無相位調(diào)制時遠(yuǎn)場光斑計算區(qū)域至少包含一個散斑, 時間閃爍率隨計算區(qū)域增大的變化速度減小; 有相位調(diào)制時計算區(qū)域仍在散斑內(nèi), 時間閃爍率隨計算區(qū)域增大的變化速度基本不變.因此, 時間閃爍率改善比隨計算區(qū)域增大而減小的速度降低.

圖10 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域能量占比的時間閃爍率Fig.10.Time scintillation index of energy ratio in different area.

圖11 遠(yuǎn)場光斑不同大小區(qū)域能量占比的時間閃爍率改善比Fig.11.Improving ratio of time scintillation index of energy ratio in different area.

5 結(jié) 論

提出一種基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光主動照明方法, 針對高功率照明激光的窄譜特性, 結(jié)合純相位結(jié)構(gòu)擾動調(diào)制, 通過特制的階梯型光學(xué)相位調(diào)制器引入激光相位擾動, 打亂原有窄譜激光近場分布, 實現(xiàn)遠(yuǎn)場勻化的目的, 且能夠抑制大氣湍流引起的散斑效應(yīng)的影響.通過理論、數(shù)值模擬和實驗研究了該方法對提升照明激光經(jīng)過大氣湍流后的光斑均勻性和穩(wěn)定性的效果.實驗結(jié)果表明, 采用階梯型相位調(diào)制器對窄譜激光進(jìn)行相位調(diào)制后,照明激光受大氣湍流影響后的遠(yuǎn)場光斑的均勻性和穩(wěn)定性都得到明顯改善.對于空間閃爍率, 遠(yuǎn)場光斑包含57%能量區(qū)域的空間閃爍率從0.73改善到0.33, 降低到原來的45%, 計算區(qū)域半徑接近大口徑遠(yuǎn)場散斑尺寸時空間閃爍率改善效果最好, 改善比為3.67; 對于時間閃爍率, 中心光強(qiáng)時間閃爍指數(shù)從0.38改善到0.14, 降低到原來的37%, 與數(shù)值模擬結(jié)果基本相符.

照明光斑不均勻性主要原因是大氣湍流, 基于階梯相位調(diào)制的窄譜激光照明方法與激光譜線、階梯型相位調(diào)制光學(xué)鏡數(shù)量和厚度有直接關(guān)系.今后, 將分析光學(xué)鏡數(shù)量、光學(xué)鏡厚度誤差、激光譜線線型對激光照明遠(yuǎn)場光斑均勻性和穩(wěn)定性的影響, 同時開展不同大氣湍流條件下的照明光斑勻化效果研究.