ЛР 3. Изучение лазерного устройства, обеспечивающего регистрацию разговоров, ведущихся в помещениях
 Скачать 0.75 Mb.
|
ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА ИЗУЧЕНИЕ ЛАЗЕРНОГО УСТРОЙСТВА, ОБЕСПЕЧИВАЮЩЕГО РЕГИСТРАЦИЮ РАЗГОВОРОВ, ВЕДУЩИХСЯ В ПОМЕЩЕНИЯХ 1. ЦЕЛЬ РАБОТЫ 1. Изучение работы лазера. 2. Изучение эффекта передачи речевой информации с помощью отраженного от поверхности оконного стекла лазерного излучения, а также изучение возможности противодействия съему такой информации с помощью звукопоглощающих материалов и конструкций. 2. ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ Приборы, работающие по новому принципу и генерирующие особые по свойствам лучи, называются квантово-механическими генераторами оптического диапазона волн, или оптическими квантовыми генераторами, сокращенно – лазерами. Лазеры в оптическом диапазоне электромагнитных волн, в который входят инфракрасные (0,75 - 1000 мкм), видимые (0,4 - 0,75 мкм) и ультрафиолетовые (0,1 - 0,4 мкм) волны. Гелий-неоновые лазеры непрерывного действия излучают монохроматический пучок мощностью до нескольких десятков милливатт, работают и в импульсном, и в непрерывном режимах, прочны и сравнительно безопасны в эксплуатации. Эти лазеры генерируют излучение и в видимой, и в инфракрасной областях спектра. В видимой области спектра длина волны их излучения приходится на красную часть спектра ( =632,8 нм), в инфракрасной области спектра они генерируют излучение на длинах волн 1150 и 3390 нм. Приборы такого типа стали наиболее распространенным видом лазера. Конструкция гелий-неонового лазера изображена на рис. 1. При нагретом катоде трубки и включенном анодном напряжении трубка светится и в ней отчетливо виден газоразрядный столб розового цвета. По внешнему виду включенная трубка вполне аналогична газоразрядным неоновым рекламным трубкам. Если 2 через спектроскоп наблюдать ненаправленное свечение этой трубки, то отчетливо видна совокупность многих спектральных линий неона, расположенных в различных областях видимого спектра, и желтые линии свечения гелия. Торцевые пластинки газоразрядной трубки замкнуты плоскопараллельными пластинками (зеркалами), ориентированными под углом Брюстера α б к оси трубки. При падении света на пластину коэффициент отражения ρ зависит от угла падения α, показателя преломления пластинки n и типа поляризации излучения. При угле падения, определяемом из закона Брюстера: n tg б . (1) Отраженный луч полностью поляризован. Он содержит только колебания перпендикулярные к плоскости падения. Зеркала, обычно сферические, делаются с многослойными диэлектрическими покрытиями, имеющими высокие значения коэффициента отражения и почти не обладающими поглощением света. При многократных прохождениях активной среды потери на отражение волн с такой поляризацией практически отсутствуют ρ → 0. Таким образом, благодаря ориентации выходных окон под углом α б , свойствам вынужденного излучения и наличию резонатора, среди волн, возникающих в активной среде, «выживают» только те, которые распространяются вдоль оси трубки и поляризованы в плоскости падения луча [6]. Кратко рассмотрим процессы, которые обеспечивают инверсную заселенность уровней неона. На рис. 2 приведена упрощенная схема уровней энергии атома неона (справа). Излучению с длинами волн 632,8 нм и 1150 нм соответствуют Рис. 1. Конструкция гелий-неонового лазера: Т – газоразрядная трубка; К – катод; А – анод; P 1 и P 2 – кварцевые пластины; S 1 и S 1 – зеркала 3 переходы 1 3 E E и 1 2 E E . Помимо уровней Е 4 , Е 3 , Е 2 , Е 1 , атом неона имеет еще 28 состояний с энергиями меньше, чем E 3 но они для нас несущественны. В результате столкновений с электронами газоразрядной плазмы часть атомов возбуждается, что отмечено на рисунке 1.2 вертикальными пунктирными стрелками. При определенных режимах разряда этот процесс оказывается достаточным для образования инверсной заселенности уровней Е 2 и Е 1 . Однако уровни Е 3 , Е 1 и Е 3 , Е 4 переходы между которыми отвечают λ = 632,8 и λ = 3390 нм, заселены не инверсно. Положение изменяется, если в разрядную трубку ввести гелий. Гелий обладает двумя долгоживущими (метастабильными) состояниями E 2 , Е 3 , по- казанными на левой части; эти состояния возбуждаются при столкновениях с электронами, и ввиду большой длительности их существования концентрация метастабильных атомов гелия в разряде очень велика. Энергия E 3 , Е 2 метастабильных состояний гелия очень близка к энергиям E 3 , Е 2 неона, что благоприятно для передачи энергии возбуждения от гелия к неону при их столкновениях. Эти процессы показаны горизонтальными стрелками. В результате концентрация атомов неона, находящихся на уровнях E 3 , Е 2 , резко увеличивается, и возникает инверсная заселенность уровней Е 3 и Е 1 , а разность заселенностей уровней Е 1 и Е 2 увеличивается в несколько раз. Таким образом, добавление гелия к неону (примерно в пропорции 5:1–10:1) весьма существенно для генерации в гелий-неоновом лазере. Точные количественные исследования показали, что степень пространственной когерентно- Рис. 2. Энергетические уровни атомов гелия и неона 4 сти γ 12 излучения гелий-неонового лазера почти равна единице. Например, некогерентная часть потока 1 – γ 12 оказалась порядка 10 -3 для тех точек поперечного сечения пучка, где интенсивность составляет 0,1% от максимальной, а для точек на оси порядка 10 -5 Благодаря высокой когерентности гелий-неоновый лазер служит превосходным источником непрерывного монохроматического излучения для исследования всякого рода интерференции и интерференционных явлений. Твердотельные лазеры(рис. 3) отличаются от газовых принципиально только характером накачки. Для создания когерентного излучения используется оптическая накачка. Накачка производится обычно через охлаждающую рабочее вещество жидкость и осуществляется с помощью излучения газоразрядных ламп, светодиодов, и т.п. Наиболее широко применяют ламповую накачку. Зеркала 3 и 4 оптического резонатора разделены управляющим оптическим затвором 5. Для эффективного применения энергии оптической накачки стержень 1 и лампа 2 помещены в замкнутый рефлектор 6 эллиптической формы. При этом элементы 1 и 2 размещаются в фокусах эллиптического сечения рефлектора, что позволяет сконцентрировать энергию оптической накачки в объеме активной среды. Рефлектор 6 заполнен охлаждающей жидкостью, которая периодически прокачивается через лазер. В качестве активной среды используется кристаллический или аморфный диэлектрик, имеющий центры люминесценции. Рис. 3. Конструкция твердотельного лазера 5 Например, рубин ‒ ϶ᴛᴏ кристаллическая окись алюминия AI 2 O 3 , являющаяся прозрачным и бесцветным веществом. В это вещество (в матрицу) внедрены атомы хрома в количестве около 0,05 %. Именно хром придает рубину розовый цвет и именно он обеспечивает лазерную генерацию. При использовании лазерного излучения для прослушивания разговоров, ведущихся в помещениях, лазерный пучок используется для сканирования (в режиме отражения) поверхности стекла, участки которой испытывают микроперемещения, сопровождающиеся распространением акустической волны. Опишем простейший случай распространения в помещении плоской монохроматической упругой волны. Амплитуда звукового давления и скорость колебаний в этом случае не зависят от расстояния, пройденного волной [7]. Типовое решение волнового уравнения для таких волн, распространяющихся в положительном направлении, для скорости колебания r k t i т exp , (2) где: dt dU – скорость колебаний частиц воздуха; U – смещение частиц воздуха под действием звукового давления; ν m – амплитуда скорости колебаний частиц; Ω = 2πf – угловая частота колебаний; f – частота звука; k = Ω/с – волновое число; с – скорость распространения звука; r – радиус-вектор. Выражение для звукового давления такой волны может быть написано в виде: r k t i p p т exp (3) Преломление звуковой волны на границе раздела воздух - стекло приведет к тому, что в зависимости от соотношения удельных акустических сопротивлений обеих сред часть энергии перейдет из одной среды в другую. Звуковая волна, распространяясь в стекле, может быть описана уравнением движения упругой среды. Использование закона Р. Гука для изотропного твердого тела (стекла), устанавливающего связь между напряжением (σ ij ) и деформацией dx dU , показало, что деформация в упругой плоской волне является функцией координаты (например x) и времени [7]. 6 Для анализа распространения упругих волн можно обратиться к общим уравнениям движения упругой среды: i ij i dx d pU , (4) где: i ij dx d – сила внутренних напряжений среды; U – ускорение; р – плотность среды. Описание плоской монохроматической упругой волны в стекле для вектора смещения такой волны имеет вид: t x k i U U c i i exp 0 , (5) где Ω c – круговая частота. В [ 7 ] подстановкой (5) в (4) для компонент вектора смещения U, были получены следующие выражения: , , 0 1 0 1 2 , 0 1 2 3 2 2 2 3 2 2 2 2 2 2 1 2 2 2 1 dt U d c dx dU dt U d c dx dU dt U d c dx dU l l l (6) где: 2 1 1 1 E c l ; 1 2 E c l ; ij S E 1 – модуль Юнга; S ij – коэффициент упругой податливости; v – коэффициент Пуассона. Это волновые уравнения в одном измерении, С l и С t – скорости распространения волны. Причем из уравнений (6) следует, что скорость распространения волны оказывается различной для компонента U 1 и компонентов U 2 и U 3 . Таким образом, упругая волна в стекле представляет собой по существу три независимо распространяющиеся в одном направлении волны, в одной из которых (U 1 ) смещение направлено вдоль распространения волны, а в двух других (U 1 и U2) смещение частиц стекла происходит в плоскости, перпендикулярной направлению распространения. Первая волна, продольная, распространяется со скоростью с 1 , а вторая и третья – поперечные, распространяются с одинаковой скоростью с 1 , причем с 1 >с t , 7 Полученное соотношение справедливо для волн, распространяющихся в среде, неограниченной во всех направлениях. Поскольку съем информации осуществляется с оконного стекла, поверхность которого ограничена, толщина стекла мала по сравнению с размерами в двух других направлениях, длина акустической волны велика по сравнению с толщиной стекла, за модель следует принять уравнения деформации тонкой пластинки. Сами деформации считаются малыми, критерием малости деформации является малость смещений точек пластины по сравне- нию с ее толщиной. В [ 8 ] получено выражение для полной свободной энергии (F пл ) деформированной пластинки в виде: dxdy y x y x y x h E F 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 3 1 2 1 24 , (7) где: h – толщина пластинки; ξ – смещение точек по поверхности вдоль координаты Z, деформация. Выражение (7) получено из условия, что плоскость х, у совпадает с плоскостью недеформированной пластинки, компоненты смещения точек в плоскости х, у являются величинами второго порядка малости по сравнению с и могут быть положены равными нулю. Вектор смещения точек нейтральной поверхности: y x U U U z y x , , 0 (8) Нас интересует форма, принимаемая пластинкой под влиянием приложенных сил, величина ξ является смещением точек пластинки, рассматриваемой как поверхность при ее изгибании. Уравнение равновесия пластинки, изгибаемой действующими на нее внешними силами [8]: P D 2 , (9) где: Р – внешняя сила, отнесенная к единице площади поверхности пластинки и направленная по нормали к ней; Δ – двухмерный оператор Лапласа; D – жесткость пластинки. 2 3 1 12 h E D , (10) где: Е ́ – модуль Юнга; ϭ – коэффициент Пуассона; h – толщина пластинки.Граничные и краевые условия для уравнения (9) весьма 8 сложны. Для случая, когда пластинка имеет круглую форму и края ее заделаны, эти условия значительно упрощаются, и в [ 8 ] определена деформация: r R r r R D f ln 2 1 8 2 2 2 , (11) где: f – приложенная сила; R – радиус пластинки, r – радиус изгиба (место приложения силы). Волны, распространяющиеся в тонких пластинках, существенно отличаются от волн, распространяющихся в неограниченной среде. В пластинках имеют место волны изгиба, при которых колебания происходят в направлении, перпендикулярном плоскости пластинки, и сопровождаются ее изгибом [ 8 ]. Причем частота свободных колебаний пластинки пропорциональна квадрату волнового вектора, скорость распространения волн изгиба по пла- стинке пропорциональна волновому вектору, а не постоянна, как для волн в неограниченной трехмерной среде: k h E c 2 1 2 3 1 3 , (12) где с – групповая скорость в изотропной среде, совпадающая с направлением волнового вектора. Частота волн изгиба пластинки соответствует частоте вынуждающей силы, т.е. плоская монохроматическая волна акустического поля помещения вызывает периодические, с частотой f = 2πΩ, упругие деформации ξ(Ω) поверхности стекла. Из-за микродеформаций поверхности изменяется с частотой звука угол падения (и отражения) сканирующего лазерного пучка. Возможно предположить, что отраженный лазерный пучок из- за периодических изменений угла отражения, попадая на вход фотоумножителя, то в большей, то в меньшей степени перекрывает площадь входного окна фотоумножителя, тем самым изменяя падающий на фотокатод входной поток света, который далее преобразуется в развертку электронного луча. Установка перед фотоумножителем объектива позволяет сфокусировать отраженный лазерный пучок таким образом, что размер пятна на входе фотоумножителя становится в несколько ( в 5...6) раз меньше площади его входного окна. С изменением 9 звукового сигнала пятно не смещается на ней. Однако и в этом случае на экране осциллографа фиксируется информация о звуке, переданная отраженным лазерным пучком. Определим, изменение каких параметров отраженного лазерного излучения может передавать информацию об акустическом поле. Опыты Винера и Айвса, связанные с фотографическим действием и фотоэлектрическим эффектом, показали, что они связаны с электрическим вектором электромагнитной волны. Если исходить из электронных представлений, то это легко понять: большинство процессов, наблюдаемых в веществе под действием света, связаны с его воздействием на электроны. Так, при фотоэффекте происходит вырывание электронов из освещаемого металла. Так как электроны представляют собой электрические заряды, то сила, действующая на них, определяется, в первую очередь, электрическим полем, т.е. электрическим вектором электромагнитной волны, а действие магнитного вектора непосредственно не сказывается [9]. Из вышесказанного вытекает следующая вероятная последовательность преобразований информации о звуковом поле д r P U I E R P , , c , (13) где: P (Ω) с – звуковое давление на поверхности стекла;ξ(Ω) ‒ упругая деформация поверхности стекла; φ(Ω)- угол падения (отражения) лазерного пучка; Е r (Ω, ω) – вектор напряженности электрического поля отраженного пучка; ω – круговая частота лазерного излучения; I (Ω, ω) – интенсивность отраженного пучка; U (Ω) – переменное напряжение звуковой частоты; P (Ω) д – звуковое давление на выходе динамика. Известно, что излучение лазера является поляризованным. В общем случае эта поляризация эллиптическая. В отличие от геометрических законов, амплитуды отраженной и преломленной волн зависят от поляризации падающей волны. Законы, определяющие направление распространения волн, одни и те же при любой поляризации. Выражения для падающей (i), отраженной (r) и преломленной (d) волн: 10 , , exp , , exp , , exp 2 1 1 n C U k S r k t i E n C U k S r k t i E n C U k S r k t i E d i d d d r i r r r i i i i i (14) где: С – скорость света; ω, U – частоты и скорости волн; Е – амплитуды волн; n 1 , n 2 – показатели преломления граничных сред; S j – единичные векторы, лежащие в плоскости падения (нормаль к плоскости раздела сред), j = [i, r, d]. Известны формулы Френеля [10] которые определяют отноше- ния амплитуды, фазы и состояния поляризации преломлённой и от- ражённой плоских электромагнитных волн при прохождении их че- рез плоскую границу раздела двух прозрачных сред. Они получены исходя из разложения амплитуд на компоненты j E и j E , лежащие соответственно в плоскости падения и перпендикулярной к ней плоскости отражения: j j j E E E (15) При падении плоской световой волны под углом φ на границу раздела двух прозрачных сред образуются отражённая волна под уг- лом φ отр и преломлённая волна под углом ψ (рис. 4). Рис. 4. Падение плоской световой волны на границу раздела двух прозрачных сред. 11 Формулы Френеля позволяют решить задачу отражения и преломления света произвольной поляризации. Если вектор электрического поля E волны лежит в плоскости падения и нормали к границе раздела сред (поляризация в плоскости падения, E≡E || ), то амплитудный коэффициент отражения равен tg tg E E R i r || || || . (16) Если вектор E перпендикулярен плоскости падения, то tg tg E E R i r . (17) Знак минус перед коэффициентом отражения означает, что при отражении от более плотной среды (с бо́льшим показателем преломления) к фазе отражённой волны добавляется сдвиг на π по отношению к фазе падающей волны. Фаза преломлённой волны всегда равна фазе падающей. Формулы Френеля справедливы в случае гладкой границы раздела двух изотропных прозрачных диэлектриков, когда угол отражения равен углу падения. Для неровной поверхности с характерными размерами неровностей порядка длины волны преобладает диффузное отражение. Поскольку амплитуда вектора напряженности электрического поля падающего пучка Е i не изменяется, а углы φ и ψ в акустическом поле помещения зависят от Ω, коэффициент Френеля R также будет зависеть от Ω. Следовательно, вектор напряженности электрического поля отраженного пучка может быть записан в виде: r r i i r S r k t i R E R E E exp || || . (18) Изменение амплитуды вектора во времени означает вариацию интенсивности пучка. Энергия света для отраженной волны, покидающая единицу площади поверхности в единицу времени, выразится соотношением: cos 8 2 || 2 1 r r r E E cn I (19) Из выражения (19) следует, что изменение интенсивности отраженного лазерного пучка за счет изменения амплитуды r E несет информацию об акустическом поле помещения. Работа фотоумножителя связана с его реакцией на изменение входного светового потока dФ. 12 T d dI d cos Ф пл , (20) Где: dI ‒ изменение интенсивности отраженного пучка; σ пл ‒ площадь окна фотоумножителя; φ ‒ угол между нормалью к плоскости окна и направлением потока; dΩ T ‒ изменение телесного угла. Из формулы (20) следует, что изменение потока связано как с изменением интенсивности dI из-за вариации Е r , так и с изменением диаграммы направленности из-за изменения cosφ. Расчеты показали, что эти компоненты представляют собой величины одного порядка, сравнимы по абсолютной величине между собой. Для создания препятствия для прослушивания разговоров, ведущихся в помещении, с помощью лазерного излучения возможно использование звукопоглощающих материалов и конструкций перед оконным стеклом в помещении. Коэффициенты поглощения материалов зависят от частоты. Одни материалы имеют большее поглощение на низких, другие ‒ на высоких, третьи ‒ на средних частотах. Ряд материалов имеет немонотонную зависимость коэффициента поглощения от частоты. Все это позволяет подбирать общее поглощение в помещении оптимальной величины во всем диапазоне частот. Для предотвращения прослушивания в качестве звукопоглощающего материала перед окном можно использовать пористые поглощающие материалы. На рис. 5 приведены частотные характеристики коэффициентов поглощения пористых материалов. Коэффициентом поглощения материала α называется отношение поглощенной энергии звуковой волны I к падающей энергии I пад на поверхности этого материала. пад I I . (21) Для поглощающего материала с размером, сравнимым с длинной звуковой волны, коэффициент поглощения зависит от соотношения между ними. Коэффициент поглощения портьеры с небольшими размерами по сравнению с длиной звуковой волны больше, чем портьеры с большими размерами. Поэтому лучшее звукопоглощение в помещении обеспечивается, если иметь ряд узких портьер, чем одну широкую (при равной общей ширине). 13 Из графиков видно, что пористые звукопоглощающие материалы дают преимущественное поглощение в области высоких частот (>1000 Гц) и очень неэффективны в нижней части частотного диапазона. В данном случае может быть использована такая конструкция поглощающего материала как резонансные поглотители, одним из видов которых является мембранный поглотитель - натянутый холст, прикрывающий окно. Максимум поглощения получается на резонансных частотах. Для натянутого холста с силой P резонансные частоты определяются по формуле tb F l k f k 2 , (22) где: р - плотность материала холста; l, b, t - длина, ширина и толщина полотна; k - порядок резонансной частоты. 3. ПОРЯДОК ВЫПОЛНЕНИЯ РАБОТЫ 3.1 Описание лабораторного оборудования Устройство сконструировано на основе гелий-неонового лазера, генерирующего электромагнитные колебания с длиной волны 632,8 нм (1000нм=1мкм). Прослушивание и перехват переговоров ведутся благодаря получению отраженного сигнала от Рис. 5. Частотные характеристики коэффициента поглощения пористых материалов: 1 ‒ драпировка на окне; 2 ‒ драпировка на расстоянии 10 см от окна 14 обычного оконного стекла, представляющего собой своеобразную мембрану, которая колеблется со звуковой частотой, создавая фонограмму происходящего разговора. В целях упрощения эксплуатации и обслуживания устройства приемник и передатчик выполнены раздельно. Лабораторная установка для изучения физического эффекта передачи с помощью лазерного пучка информации о звуковой частоте приведена на рис. 6. Установка содержит: ‒ гелий-неоновый лазер (лазерный модуль) (1), закрепленный на оптической скамье; – рейтер с закрепленной в нем стеклянной пластинкой (2) с закрепленным динамиком мощностью 1 Вт (3), подключенным к генератору звуковой частоты типа Г3-109 (10); – фотоприемное устройство (с фотоумножителем) (4), закрепленное на оптической скамье; – осциллограф типа С1-55 или АСК-5109 (7) – блок питания лазера (6) и источник постоянного тока для питания фотоумножителя (5); – усилитель звуковой частоты (вольтметр) (8) с динамиком (наушниками) (9). Рис. 6. Схема лабораторной установки 15 3.2. Методика выполнения задания 1) Подавать с генератора на динамик гармонический сигнал звуковой частоты в диапазоне 100÷3000 Гц. 2) Получить на экране осциллографа гармонический сигнал с выхода фотоумножителя. Этот сигнал представляет собой изменение во времени с частотой звукового давления интенсивности отраженного от стекла лазерного пучка. Убедиться, что частота сигнала совпадает с частотой звукового сигнала с генератора, поданного на динамик. 3) Изменить амплитуду выходного сигнала генератора, определить по показанию осциллографа амплитуду отраженного сигнала с выхода фотоумножителя. 4) Подключить к выходу фотоумножителя наушники (через усилитель). Убедиться в том, что возможно прослушивание речи, произносимой перед поверхностью стеклянной пластинки. 5) Используя формулы (10) и (11) рассчитать величину деформации пластинки, если давление, действующее на нее, соответствует обычной человеческой речи. Значения: R – радиус пластинки (считать круглой); r – радиус динамика; h – толщина стекла. Модуль Юнга для органического стекла Е́=3×10 9 Па. Коэффициент Пуассона для стекла ν = 0,25. 6) Используя формулы 16, 17 рассчитать коэффициенты Френеля (амплитудного отражения) и напряжённость электрическо- го поля отраженного пучка лазера при изменении угла падения на ±1 º ÷5º,если напряжённость электрического поля падающего пучка составляет 10 В/м. Угол падения φ задать самостоятельно. 7) Изобразить взаимное расположение плоскостей отражения (поверхность стекла) и падения (плоскость, где лежит падающий и отраженный луч в вертикальной и горизонтальных плоскостях. 4. ТРЕБОВАНИЯ К ОТЧЕТУ Отчет должен содержать рисунок лабораторной установки, описание работы. Графически отобразить показания осциллографа при подаче на вход динамика гармонического сигнала для трех значений частот, с измененными значениями амплитуды сигнала для тех же частот. Привести результаты численного эксперимента. 16 КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ 1. Конструкции гелий-неонового и твердотельного лазеров. 2. В каком диапазоне электромагнитных волн были созданы лазеры, какие свойства лазерного излучения отличают его от радиоволнового диапазона ЭМ волн? 3. Назовите макроскопический и микроскопический источники лазерного излучения. 4. Что такое активная среда (назовите процессы, которые обеспечивают инверсную заселенность уровней неона)? 5. Приведите формулы и дайте определение коэффициента Френеля. 6. Привести цепочку преобразований информации акустического поля помещения в процессе работы лазерного локатора и объясните ее. 7. С какими двумя факторами связано изменение входящего потока света (отраженного от стекла лазерного луча) на фотоприемное устройство? |