海洋科学—物理海洋学第十章海洋中的声、光传播及其应用

第九章之后作为补充公式推导和知识点的一章，因为作为学习数学的人深深知道9这个数字的特殊含义，所以第九章倒是不敢瞎写，最后会呈现最高的写作质量迄今为止，人们所熟知的水中的各种能量辐射形式中，以声波的传播性能为最好。在含有盐、气泡和浮游生物的海水中，光波和电磁波的衰减都非常大。它们的传播距离较短，远不能满足人类在海洋活动中的需要。因此，到目前为止，在水下目标探测、通讯、导航等方面均以声波做为水下唯一有

乾坤毅志

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乾坤毅志 · 2024-03-12 11:04:56 发布

第九章之后作为补充公式推导和知识点的一章，因为作为学习数学的人深深知道9这个数字的特殊含义，所以第九章倒是不敢瞎写，最后会呈现最高的写作质量

一、海洋声学概说

1、水声学与海洋声学的发展

迄今为止，人们所熟知的水中的各种能量辐射形式中，以声波的传播性能为最好。在含有盐、气泡和浮游生物的海水中，光波和电磁波的衰减都非常大。它们的传播距离较短，远不能满足人类在海洋活动中的需要。因此，到目前为止，在水下目标探测、通讯、导航等方面均以声波做为水下唯一有效的辐射能。

声呐是应海战需要而发展起来的水下目标探测设备。它的普遍使用开始于第二次世界大战期间。据可查的文献记录，早在1490年，达·芬奇写过：“如果使船停航，将长管的一端插入水中，将管的开口放在耳旁，则可听到远处的航船。”这种声呐的雏形不能确定目标的方位。在一次大战期间，于船的另一侧加了一根管，采用双耳测听，初步解决了测向问题。

第一次大战期间，由于德国的潜艇活动，约4000多艘同盟国舰船被击沉，这个数目相当于同盟国拥有舰船的三分之一，从而迫使同盟国集中很大力量去研究同潜艇做斗争的手段。恰好1914年郎之万、康斯坦丁首先做成了电容(静电式)发射器和碳粒微音接收器。1918年利用这样的发射和接收器，接收到来自海底的回波和于200m 深处一块甲板的回波。同时，郎之万等人用石英晶体做成压电式发射器和接收器，并采用了刚研制成的真空管放大器，制成第一台回声定位仪，以后简称声呐(sonar) 。 “声呐”名称的由来，是仿照雷达一词对“声导航和回声定位”的英文“sound navigation and ranging”的缩写。

在第一次和第二次大战期间，交战国双方热衷于水下定位设备的研究。在20～30年代，由于对声在海中的传播规律了解很少，曾认为声呐性能有一种神秘的不可靠性。即声呐的性能有时早展较好，到下午性能变得很坏，尤其在夏季的午后最差。当时称这种现象为“午后效应”。后来测量海水各层温度发现，由于太阳的照射，海表层温度升高，构成较小的温度梯度，形成了声的折射，使声波部分能量弯曲入射到海底。从此便开始了声波在海洋介质中传播特性的研究，此内容称为水声学。

二次战后声呐技术的一个重要发展，是除军事的用途之外，也广泛应用于声导航系统、探鱼、测深和海底地形测绘、海底底质剖面结构等方面。目前水声技术已是开发海洋和研究海洋广泛采用和行之有效的手段，如水下通讯、声遥测遥控、数据图像传输，以及用声波遥测海洋涡旋的运动和变化与全球海洋温度的监测等方面。这些应用技术要求进一步研究声波传播规律与海洋环境的定量关系。由于海洋介质的复杂性和多变性，声波在海洋中的传播规律不仅取决于海洋的边界条件、海水的温、盐分布、海水中含有成分(如 MgSO₄) 对声波的吸收等，而且还受到海洋动力因素和海洋时空变化的制约。因此其研究方法和特点属于物理学中声学范畴，而它受海洋环境的制约又使之成为海洋科学中不可分割的部分。国外E出版了多部海洋声学专著。

2、海洋声学研究内容

声波是海洋中可进行远距离传播的唯一能量辐射形式，因此海洋声学成了海洋科学中发展较快，有广泛应用前景的新领域。它所研究的内容有，因海洋中的声速铅直分布不均匀而形成的深海声道传播特性，以及声的波导传播与非波导传播；海水因含MgSO₄ 等化学成分引起的超吸收；对远距离传播有极大影响的海底沉积层的声学特性；沉积层的分层结构和海底的不平整地形等的反射损失和散射；内波引起声传播振幅和相位的起伏；海洋水层中浮游生物群和游泳动物的声散射；大洋深处的湍流、涡旋对声波传播的影响以及海洋动力噪声、水下噪声和海洋生物发声等。以上都属海洋声学研究的正问题。反过来又可应用上述的声传播信号特征寻求海洋内部的运动规律和边界状态，如声学方法监测大洋温度等，则为海洋声学的逆问题。逆问题在开发海洋和研究海洋方面具有可观的潜力。

3、海洋声学遥感的应用前景

卫星遥感使气象数据收集分析既快捷又准确。声学遥感在海洋中的应用，使原来用绳子和重锤测海深的方法由回声测深仪在几秒钟内即可自动记录完成。以往用几年和数十艘调查船承担的海图测深，已可在数月内用单船作业完成测绘。其它如海底地层石油和矿藏勘探、探鱼和海洋生物遥测、冰山水下部分、海上石油井口定位和声释放器、远距离声发定位援救大洋中遇难船只和确定火山爆发位置，水下通讯用的水声电话，水下电视信号传递，波浪和海平面测量，预告台风和海啸，用声浮标监测海流和中尺度涡，观测内波的位置、变化和海岸泥沙的搬运，以及最近成立的全球大洋声学监测网(ATOC)等等，这些都证明声学遥感对开发和研究海洋有广泛的应用前景。

二、声波的基本理论

1、声波

我们生活在波的世界里，看到的是光波，听到的是声波，收音机和电视机接收到的是电磁波，它们是不同性质的波。其中声波是弹性波，是在弹性介质中传播的波。空气、水和固体都是弹性介质，它们对声波而言，都可看作可压缩的弹性介质。以水为例，若其中有一个球体突然膨胀，推动周围的水介质向外运动，但水介质因惯性不可能立即向外运动，因此靠近球体的一层水介质被压缩成为密层，这层水因具有弹性又会膨胀，又使相邻的外层水压缩，于是弹性波就这样一密一疏地传播出去。声波在水中的传播速度约为1500m/s,比在空气中的传播速度330m/s 大四倍。声源每秒振动的次数称频率，单位是赫兹(Hz)。人耳可听到的最高频率约为20×10³Hz, 因此在20×10°Hz 以上的声波称为超声波。人耳可听到的最低频率约为20Hz，低于20Hz以下的声波称为次声波。两个相邻密层(或疏层)之间距离就是波长，频率与波长成反比。

2、理想流体中的小振幅声波

为简明起见，我们只研究平面波，我们选最简单的单色简谐波并导出一维简谐平面波的波动方程。

图10-1 声波在管状介质中的传播

如图10-1所示，在水介质中截取一块截面积为1，长度为δx的管状介质，我们认为水介质为连续介质。声波在此管状介质中传播，于t时刻，在x点的振动位移为ξ，在x+dx处的振动位移为，，设此块介质的质量不随时间变化，但其密度和体积随时间变化。令p为未受扰动前的密度，p 为受声波扰动后t时刻介质的密度，根据质量守恒原理，应有如下关系：

为有限振幅声波的波动方程，它是一个非线性方程，下标s表示声波传播时介质状态的变化是绝热过程，因为声振动的频率与介质的状态变化相比是很迅速的，在一个周期的声波变化过程中，介质来不及与周围产生热量交换。

通常我们仅讨论线性情况下的波动方程，即当 $\frac{\partial \xi }{\partial x}\ll 1$ 时，得小振幅平面声波的波动方程

c 即为声波的传播速度，严格说是指某一简谐波的相速度。(10-5)式又可写为

β:是介质的绝热压缩系数。若介质为水，则上式为水中小振幅平面声波于绝热过程的相速公式。故式(10-4)小振幅平面声波方程可写为

式(10-7)是满足条件时式(10-6)的解，因此可认为 $\xi _{a}k\ll 1$ 或 $\xi _{a}\ll \lambda$ 是小振幅声波方程的条件。

以水介质为例，看在多大功率下是小振幅声波。设水的质点振动速度为 $\xi _{a}\omega$ ，单位截面上的声功率为。欲满足 $\xi _{a}k\ll 1$ ，若取 $\xi _{a}k\ll 10^{-4}$ ，简化可得 $J< \rho c^{3}\times 10^{-8}$ ，已知ρ=1000kg/m³，水中的声速为c=1.5×10³m/s，得 J<3×10⁴W/m²。通常声功率小于3×10⁴W/m²，方程式(10-6)是适用的，若声功率超过3×10⁴W/m² 则为非线性声波。

3、海水中声波的传播速度

波动方程式(10-6)是单色简谐波的小振幅平面声波方程。实际上的声波不可能是单色波，而是一些具有一定频率宽度的波的叠加，这样的波称为波群。波群有群速度，单一频率波的速度称为相速度，群速度和相速度在原则上是不相同的。我们所应用的水声频段，海水可认为是非频散介质，因此通常所说的声速度既是群速度，也是相速度。由(10-5)'式知声速度与介质的压缩系数和密度有关，由热力学定律可知

$\beta _{t}=\gamma\beta _{s},\gamma =\frac{c_{p}}{c_{v}}$ (10-8)

式中βt是等温压缩系数，cp是定压比热，cv是定容比热。因此式(10-5)'又可写为

（10-9）

式中γ，ρ，β；是可由实验测定的物理量。声速度公式(10-9)不适用于非线性声波。

声传播速度是一个重要的物理量，它与介质的特性有关。实际海洋是非均匀介质，声波在其间传播，各处的声速度也不相同。如果在一个波长范围内，海水不均匀性的变化可以忽略，我们就可以用射线声学描写声波的传播规律。为此需要了解声波在海水中的传播速度与哪些因素有关，它们在海洋中不同深度的变化与哪些海洋参数有关。在海洋中，由公式(10-9)所给出的γ，p，β，等物理量与海水的温度、盐度和压力有关。下面分别讨论上述因素对声速的影响。

（1）温度的影响

介质的温度变化时，压缩系数β，随之发生较大变化，此时介质的密度也产生相应的变化，其变化量较小可以忽略不计。已知压缩系数β当温度增加时变小，温度降低时β、增大。

压力为101 325Pa，盐度为0的纯水，其压缩系数依赖于温度的经验公式为

$\beta _{s}=481\times 10^{-13}-3.4\times 10^{-13}t+3\times 10^{-15}t^{2}$

当温度为常温时，可略去t^2项

$\beta _{s}=481\times 10^{-13}(1-0.00707t)$

若令 $\beta _{s0}=481\times 10^{-13},V_{t}=0.00707$ 则有

$\beta _{s}=\beta _{s0}(1-V_{t}t)$ (10-10）

在通常海洋水温的变化范围内，水的密度变化较小，可以忽略不计，则有

$C_{t}=\frac{1}{\sqrt{\rho _{0}\beta _{0}\left ( 1-V_{t} t\right )}}= \frac{c_{0}}{\sqrt{\left (1-V_{t}t \right )}}$
式中 $c_{0}=\frac{1}{\sqrt{\rho _{0}\beta _{0}}}$ ，ρ0为海水的平均密度，co是当 t=0℃时的声速度。

我们研究的是小振幅声波，且 Vt<1, 因此将上式展开为级数，取其前二项近似，即有

$c_{t}=c_{0}\left ( 1+\frac{1}{2}V_{t}t \right )$ (10-11)

声速度的变化为

(10-12)

上式说明，当温度变化1℃时，声速的变化是原来的0.35%。设 co=1450m/s, 当温度变化1℃时，声速的变化是5m/s。

根据上述的经验公式求得的值比较大。在实验室中测得的结果表明，如果海水的温度变化不大，则压缩系数可以认为与温度成线性关系。海水的温度在0～17℃范围内每升高1℃其相应的声速度增加4.21m/s, 而 V, 应相当于0.0058。

（2）盐度的影响

由克鲁逊公式

$\rho =\rho _{0}(1+0.0008S)$ (10-13)

所决定，式中 S 是盐度。该公式还可以写为

$\rho =\rho _{0}(1+V_{sp}S)$ (10-14)

式中Vp=0.0008, 也就是说当盐度增加1时密度增加0.08%。

盐度对压缩系数的影响由克雷米尔公式得出

$\beta _{s}=\beta _{s0}(1-0.0024S)=\beta _{s0}(1-V_{sk}S)$ (10-15)

式中βs0是盐度为零的压缩系数，其中Vsk=0.00245 。可见当盐度增加1时，压缩系数要减少0.00245，使水中的声速值增加。当然盐度增加时，水的密度也增加，会使声速减少。综合效应是，由于盐度增加，而使海水中的声速增大。

将式(10-14)与式(10-15)代入式(10-5)，并令 S=1可得

$C_{s}=\frac{c_{0}}{\sqrt{\left ( 1+V_{sp} \right )\left ( 1-V_{sk} \right )}}\cong c_{0}+\frac{1}{2}c_{0}(V_{sk}-V_{sp})$ (10-16)

将 Vsk=0.00245 和Vsp=0.0008 代入，得

△cs=co×0.00083 (10-17)

当盐度升高1时，声速近似地增加0.00083。若co=1450m/s, 声速的增加为

△cs=1450×0.00083 =1.2m/s

在海水中测量结果表明，盐度每增加1,声速值增加1.14m/s, 小于因温度变化所引起的声速度变化。若海水含有空气泡，其密度和盐度都降低，因而声速将减小，且声能量在传播过程中有损耗。据实验，由于水中含有气泡而引起的声速度的变化是很小的，它与测量误差同量级，可以忽略。

（3）压力变化的影响

静压力变化时引起水的密度变化是很小的，声速度变化主要取决于压缩系数β,的变化。对水而言，压力愈大，愈不易压缩。因此，压缩系数β，反而因压力的加大而减小了。即压力愈大处，声速值也大。由经验公式得知，在海水静压力为(0～1000)×101325Pa 范围内变化时，压缩系数β,的变化可以由下式表示：

$\beta _{s}=\beta _{s0}(1-0.00044\rho )=\beta _{s0}(1-V_{pk}\rho )$ (10-18)

式中 Vμp=0.00044, 力以标准压力(101325Pa) 为单位。引起的声速度变化近似为

$\Delta c_{p}=\frac{c_{0}}{2}V_{pk}p=0.00022c_{0}p$ (10-19)

由上式可知，当水的静压力增加时，声速值也增加。若co=1450m/s ,静压力变化为10×101325Pa, 即相应于海水深度变化100m, 则声速度的增量为

△cp=1450×0.00022×10 =3.19m/s (10-20)

海水中实测当深度变化100 m 时，声速约增加1.75m/s, 比经验公式所得为小。综合上述各经验公式可得，当海水深度变化245m 时，其声速变化值相当于温度变化1℃或盐瘦变化4。显然在影响声速的诸因素中，温度的变化起着相当重要的作用，其次是压力的影响，通常多将盐度的变化忽略，除非在极特殊的海区。

三、海洋的声学特性

海水、海面和海底构成一个复杂的声传播空间，声波通过这个空间时，声信号将减弱、延迟和失真，并损失部分声能。引起声能损失的原因有：声能在空间扩展；海水介质的吸收；海中气泡、浮游生物和海水团块的散射；波动海面的反射与散射；以及海底沉积层的反射和吸收等。即使在理想介质中的点声源，也因波阵面扩展，而致声强随距离的反平方率衰减。若以分贝(dB)表示球面扩展损失，则距离声源r处的球面扩展损失TL定义为：

（10-21）

式中I₀ 是距声源1m 处的声强，I 是距离声源r 处的声强。

1、海水中的声速和声速铅直剖面

海水中声速是温度、盐度和压力的函数，通常以经验公式表示，类似的经验公式较多，应用较多的是威尔逊公式。

实际应用中多采用 Frye 和 Pugh 在威尔逊经验公式基础上给出的较为简单的公式：

c=1449.30+△ct+△cs+△cp+△tsp (10-22)

其中△Ct=4.587t-5.356×10-2t²-2.604×10~4t³

△Cs=1.19(S-35)+9.6×10-2(S-35)²

△Cp=1.5848×10~¹p+1.572×10-⁵p²-3.46×10~l²p⁴

△Ctsp=1.35×10~⁵t²p-7.19×10~⁷tp²-1.2×10-²(S-35)t

下面给出不同温度区间内，温度每增加1℃时△c。的变化值：

t/℃	1～10	10～20	20～30	30～40
△c/(m*s-1.℃-1)	4.466～3.635	3.635～2.734	2.734～2.059	2.059～1.804

压力对声速的修正关系为：

z/m	0	10	100	1000	5000
△cpl(m*s-l)	0).166	0.330	1.815	16.796	86.777

表10-1 海水中各种盐类对压缩系数和声速的影响

溶液	浓度 g·kg-1	浓度 mol·L-	C m*s~1	△C m·s-1	β₃ 10l²cm²dyn	AB 0l²cm²dyn-
蒸馏水			1510.0	0.0	44.052	-0.000
NaCl	26.518	0.4649	1538.2	28.2	41.672	-2.380
MgSO4	3.305	0.0281	1513.4	3.4	43.718	-0.334
MgCl₂	2.447	0.0263	1512.9	2.9	43.802	-0.250
CaCl₂	1.141	0.0105	1510.9	0.9	43.961	-0.091
KCl	0.725	0.00997	1510.6	0.6	43.999	-0.053
NaHCO₃	0.202	0.00246	1510.2	0.2	44.035	-0.017
NaBr	0.083	0.00083	1510.0	0.0	44.048	-0.004

实际工作中对声速绝对值的要求远低于对声速剖面的实时测量。对于后者，目前已普遍使用微机控制的声速剖面自记仪和自动声线轨迹仪。中国早在 80 年代初便研制了上述仪器，且已普遍推广应用。

表10-2 声波在不同温度、盐度海水中的传播速度

S tI℃	26	27	28	29	30	31	32	33	34	35
0	1433.7	1435.0	1436.3	1437.6	1438.2	1440.2	1441.5	1442.8	1444.1	1445.4
5	1455.8	1457.	1458.4	1459.6	1460.9	1462.0	1463.4	1464.7	1466.0	1467.2
10	1475.8	1477.0	1428.2	1479.4	1480.0	1481.9	1483.2	1484.3	1485.0	1486.7
15	1493.3	1494.5	1495.7	1496.8	1498.0	1499.0	1500.4	1501.5	1502.6	1503.8
20	1508.7	1509.8	1510.9	1512.0	1513.0	1514.3	1515.4	1516.5	1517.5	1518.7

表10-2的适用深度约10～20m。

由声速随温盐度和压力的经验公式可知，声速随海区、季节、昼夜和深度而变化。若将海洋看作分层不均匀介质，声速是温、盐、深的函数c(t,S,p), 则声速梯度为

(10-23)

令 $G_{t}=\frac{\mathrm{d} t}{\mathrm{d} z}$ 为温度在铅直方向的梯度， $G_{s}=\frac{\mathrm{d} S}{\mathrm{d} z}$ 是盐度在铅直方向的梯度， $G_{p}=\frac{\mathrm{d} p}{\mathrm{d} }=0.1$ 为流体压力的梯度，它是一个常量。因此有

(10-24)

一般海区的 Gs 值很小，可以忽略不计。式中 $\frac{\partial c}{\partial p}$ 和 $\frac{\partial c}{\partial t}$ 均有实测得出近似的数学表达式。Gt由温度深度自记仪得出。实际应用中依声速梯度仪直接得出声速铅直剖面c(z)曲线。由该海区的 c(z) 曲线便可推断声波传播的特征。水平方向声速虽然也是不均匀的，但其不稳定性和复杂性对于目前的声呐作用距离范围尚不是主要因素，因声速的水平梯度一般较铅直梯度为小，但在那些较复杂的海区(冷暖水团相交混的海域)则必须考虑声速的水平梯度。

图10-2为大西洋的温、盐、声速铅直分布。图10-3是太平洋和地中海的声速垂直分布c(z) 。可见在大西洋、太平洋和地中海，声速剖面c(z) 于水下均出现一极小值，极小值所在的平面称声道轴，声波在其间可传播很远距离，此即为水下声道现象。

2、海水的声吸收

海水本身的声吸收与声能在空间扩展导致的声能衰减有本质的区别，海水声吸收是将声能变为不可逆的海水分子内能。实际上，声在流体介质中的传播过程是介于绝热与等温过程之间，由于声波的频率较高，近似地认为是绝热过程。在简谐声波的传播过程中，流体的每一处都交替地发生稠密和稀疏。根据弹性理论，纵向应力由切变和压缩应力组成，声波对介质状态的扰动直接由压力变化引起；或者是由于体积变化时相伴生的温度升、降所致。实际上两种效应都可能，且引起的损失效果相同。流体介质存在粘滞性与导热性，介质因压缩变形而引起声能耗散称为机械能耗散。动态压缩时，分子间的非弹性碰撞使部分声能转变为热能，通常称这部分声吸收为由分子过程引起的声吸收。

已知流体中声速为

$c=\frac{1}{\sqrt{\rho\beta _{s}}}=\sqrt{\frac{\gamma }{\rho\beta _{t}}}$ (10-25)

当体积变化与压力变化不同相时，则发生声的吸收。如为绝热压缩，这种不同位相的关系可假βs，为复数来解释。由于 ,因此式中β，γ都可能使βs；为复数，因而声速的表达式也为复数时即存在声吸收。在各向同性均匀介质中，由于粘滞性和导热性导致的声能损耗，其声吸收系数为

$\alpha =\frac{\omega ^{2}}{2\rho c^{3}}\left [ \left ( \frac{4}{3}\eta +\xi \right ) +K\left ( \frac{1}{C_{v}}-\frac{1}{C_{p}} \right )\right ]$ (10-26)

式中 p 为介质的密度，η为切变粘滞系数，∈为体积粘滞系数，c 为无吸收时的声速，K 称为介质的导热系数。由式可知吸收系数a 与声波频率的平方成正比。上述公式适用于声吸收系数较小的介质。介质除上述声吸收外，还应考虑到压缩或膨胀时，流体分子内部各自由度的能量重新分配以及组成的化学成分之间的能量分配而有一弛豫过程，将这部分吸收考虑在内所计算的水声频段内

海水的声吸收系数为

(10-27)

式中 A、B 是与频率无关的因子，r 是驰豫时间。第一项是海水溶液的超吸收，第二项是纯水介质的吸收。显然，第一项与海水的化学成分有关。图10-4所示实线是海水中声吸收的理论曲线，曲线侧的点是于0.02克分子硫酸镁溶液测得的吸收数据。虚线表示纯水中的声吸收曲线。由图可知，海水中超吸收主要由其所含硫酸镁引起的。然而，海上实际测量时无法将声波因海水所引起的声吸收损失与海中气泡及浮游生物的散射损失区分开，其综合的声强损失服从指数衰减规律：

$I_{2}=I_{1}e^{-n(r_{2}-r_{1})}$ (10-28)

式中 I₁ 是距离声源为 r₁ 处的声强，I₂ 是距离声源为 r₂ 处的声强，n 为比例常数。若取 $\alpha =10log_{10}e$ , 则距声源 r₂ 与 r₁ 之间的声强级差为

$10logI_{2}-10logI_{1}=\alpha (r_{2}-r_{1}),\alpha=\frac{10logI_{2}-10logI_{1}}{r_{2}-r_{1}}$ (10-29)

α称为对数吸收系数，它与发射频率、海水的化学成份和温度有关。

3、海面波浪的声散射

如果海面平静如镜，可以看作理想的声反射面。声波在其上反射后，只有相位变化没有能量损失。波动的海面有大量的气泡和浮游生物，既是声的反射界面又是声的散射体。海面波浪可看作两部分叠加，即周期波(或准周期波)和随机波的叠加。通常用周期、波长和波高等量描述波浪的特性，同时也用随机过程的能量谱的概率密度分布、方差、相关函数等描述波浪特征。声波入射到具有波浪的海面即相当于入射到周期变化的不平整表面，因不平整性、气泡和浮游生物的散射，一部分声能弥散到其它方向而损失，只有那些遵从折射定律的声波到达接收点。所损失的声能与海况和浮游生物有关。

4、海底声学特性

海底是海洋的另一个声反射和散射界面，它虽然是静止不动的，但海底表面粗糙不平，其组成成分因地而异，可从软泥、沙质到坚硬的岩石。海底沉积层各层的密度不同，因而各层的声速值也不同；相同的组成成分又因孔隙率的不同其声速值也不同。声波经过海底不仅有纵波也产生横波。因此海底的声反射系数和海底底质的声吸收是表征海底声学特征的重要物理量。海底的反射系数与海底的密度和其中的声速度有关，由于海底沉积物及分层结构的复杂性，实际测量中仅能测其综合效果即海底反射损失，以分贝(dB) 表示。反射损失定义为

（10-30）

式中 pr为反射波声压；pi为入射波声压。

表10-3中列出不同类型海底的实测掠入射损失和垂直反射损失。80年代有人试图根据声波从海底反射损失的值划分海底类型，以达到声学遥测海底的目的。

表10-3 不同类型海底的实测反射损失(6)

24kHz,掠射角10°, 17个站位

垂直人射.7个站位

底质类型

反射损失

底质类型

4kHz

7.5kHZ

16kHz

沙石

泥

泥—沙

沙—泥

沙质淤泥

细沙

粗沙

夹岩石的普通沙

夹一点沙的岩石

海底沉积物的声吸收系数β可在实验室用沉积物样品测量；现场利用声探针或反射系数随角度变化的特性进行海上实测。表10-4列出沉积物声吸收系数β的实测数据。

表10-4 沉积物声吸收系数与频率关系(1)

测量条件	地区	沉积物类型	频率范围 kHz	β与f 的关系	β* dB·ml
天然样品实验室测量		沙、泥、粘土	20～40	f¹.79	1.6～2.7
现场测量	圣地亚哥海槽	砂、泥质粘土、泥沙	7.5～16	~f	6.2～10.4
天然样品实验室测量		石英砂	400～1000	~ f0.5
现场测量	英格兰港消	淤泥	4～50	~ F0.:	0.67
现场测量	纽芬兰深海平原	砂、粘土砂粘土、淤泥	0.1～1.0 4.5,3.6	~ f	4.0～4.9 0.71～1.12
现场测量	大西洋	淤泥	0.04～0.9	~f	0.49

(β*为10kHz时的吸收系数值)

从现有资料可知，多数学者认为海底的吸收系数与频率的关系接近线性关系。

由于海底的粗糙程度和底质类型的不同，海底的反射损失与入射角度有关，对于某类型海底在指定频率下对应一个反射损失最小的角度，测量不同频率下海底损失与掠角的关系曲线如图10-5所示。对于利用海底反射路径的“海底反射声呐”，用其作该海区的作用距离预报具有实际意义。

图10-5 不同频率下测得的海底损失与掠角关系(据乌立克，1972)

5、海洋内部的不均匀性对声波的影响

除去海底、海表面的不均匀性以及海水温度和盐度的铅直分层特性以外，海洋内部的不均匀性如含有气泡、冷暖水体、湍流、内波和深水声散射层(指大洋中浮游生物和游泳动物群)等，都是引起声场起伏的因素。海表面下有风浪卷起的气泡群，它们对声波的散射形成声传播过程的屏障。冷、暖水体在声波前进路径上产生折射，湍流的扰动使海水的温度和盐度产生随机局部变化，声速也发生随机变化。研究发现，声波的远距离传播声信号的振幅和相位起伏与内波存在有密切关系。中国已开展了在黄海海区强负跃层下浅海内波与声信号起伏的研

四、浅海中声传播理论和典型水文条件下的声场特征

1、波动声学基础

理想介质中线性平面声波方程中位移ξ与声压p 成线性关系，则有

（10-31）

此即一维线性声波波动方程，其形式解为

$p(x,t)=p(x)e^{j\omega t}$ (10-32)

$\omega$ 为简谐振动的角频率，将上式代入波方程，分离变量后得空间部分的常微分方程

$\frac{\mathrm{d^2} p(x)}{\mathrm{d^2} x}+k^{2}p(x)=0$ (10-33)

称为 $k=\frac{\omega }{c_{0}}$ 波数。上式的一般解可取正弦、余弦的组合，也可取复数组合。

声波在无限空间传播，取复数的形式更适合，即

$p(x)=Ae^{-jkx}+Be^{jkx}$ (10-34)

A、B 为两个常数，由边界条件决定。波方程全解的形式为

$p(x,t)=Ae^{j(wt-kx)}+Be^{j(wt+kx)}$ (10-35)

其中第一项为沿正x 方向前进的波，第二项表示向负x 方向进行的波。在 y- z 平面上所有质点的振幅和位相均相同，此称为沿x 方向行进的平面波。平面声波具有以下特性：1)向正x方向行进的波称为人射波，而向-x方向行进的波为反射波。2)任一时刻，具有相同位相qo的质点的轨迹是一个平面。通常称等相位面为波振面。3)式中 $c_{0}=\frac{\omega }{k}=\frac{\Delta x}{\Delta t}$ ，co代表单位时间内波振面传播的距离，即声传播速度。

2、别线声学基础

实际海洋不是重想的均匀介质，求解上述的波动方程是极其复杂的。但如果声波波长与介质的不均匀尺度相比可忽略不计时，与光学相似，常以射线方法定性描述声波的传播轨迹，即对言频情况射线声学层活用的。在无限均匀介质中，平面波的波振面与传播方向垂直，在任意波振面上波强度为恒量。若辐射为球面波，设发射总功率为 Pa

$P_{a}=4\pi r_{1}^{2}J_{1}=4\pi r_{2}^{2}J_{2}$ (10-36)

式中J₁ 为半径 r₁ 的波振面上的声强度，J₂ 是半径为 r₂ 的波振面上的声强度，因此得

$J=\frac{P_{a}}{4\pi r^{2}}$

若声波为柱面波，则有

$J=\frac{P_{a}}{2\pi lr}$

式中l 是发射圆柱面长度，r是波振面距发射中心的距离。任何辐射形式下，波振面任一点的法线方向即为波的传播方向。相邻波振面上法线的轨迹即是声线。它代表波的传播路径。用此方法描述声波的传播称为射线声学。与几何光学相同，声的射线理论也基于折射定律。已知声线的轨迹方程为

（10-39）

其中n 为折射率，ds 为声线弧上的一小段。设介质的声速是分层的，c=c(z)，其折射率 $n=\frac{c_{0}}{c(z)}$ 。声波在声速不均匀介质中行进，波振面垂线的轨迹是一曲线，如图10-6示。

图10-6 波振面垂线的轨迹

在曲线上任取一段 ds，n仅为z则的函数，即有

$\frac{\partial n}{\partial x}=0$ $\frac{\partial n}{\partial y}=0$

则有

$n\frac{\mathrm{d} x}{\mathrm{d} s}=$ 常数 $n\frac{\mathrm{d} y}{\mathrm{d} s}=$ 常数

由图可得

$\frac{\mathrm{d} x}{\mathrm{d} s}=\cos \theta$ $\frac{\mathrm{d} z}{\mathrm{d} s}=\sin \theta$

因此得

$\frac{\cos \theta _{0}}{c_{0}}=\frac{\cos \theta _{1}}{c_{1}}=\cdots =\frac{\cos \theta }{c\left ( z \right )}=$ 常数

此即为折射定律。

可从费尔玛原理证明，当在一个波长的距离上介质的折射率没有剧烈变化时，射线理论是波动理论的一级近似。在海洋中，若海水的不均匀性是缓变的，应用射线理论逐层分析，物理图象清晰。在介质突变区(如海底、跃层等)，则需直接用折射定律计算。

3、分层不均匀海洋中的射线声学

设海洋是分层声速不均匀介质，c=c(z), 迹方程和折射定律有

（10-40）

得

$\frac{\mathrm{d} \theta }{\mathrm{d} x}=\frac{\cos \theta }{n}\frac{\mathrm{d} n}{\mathrm{d} z}$

令 $P= \frac{\cos \theta_{0} }{c_{0}}$ ，则 $\frac{\mathrm{d} \theta }{\mathrm{d} s}=-P\frac{\mathrm{d} c}{\mathrm{d} z}$ 当声速随深度增加时，为正值。此时是负值，声线向上弯曲。当声速随深度减小时为负值，此日是正值，声线向下

弯曲。也就是声速为正梯度时水下声源发出的声线向海面弯曲；声速为负梯度时声线向海底方向弯曲。

由 $\frac{\mathrm{d} x}{\mathrm{d} s}=\cos \theta ,\frac{\mathrm{d} z}{\mathrm{d} s}=\sin\theta$ 得

$x=\int_{A}^{B}\cos \theta ds=\int_{A}^{B}\cot \theta dz$ (10-41)

取θ₀为z=0处的声线与水平方向的夹角，则有

$x=\int_{0}^{Z}\frac{\left ( \frac{c}{c_{0}}\cos \theta _{0}dz \right )}{\sqrt{1-\left (\frac{c}{c_{0}} \right )^{2}\cos^{2} \theta _{0}}}$ (10-42)

此即二度空间的声线轨迹方程式，轨迹曲线的形式主要取决于分布函数 c= c(z) 的形式。

4、海洋中声的波导传播和反波导传播

根据声的射线理论，在某典型水文条件下，声传播损失较小，我们称此为声的波导传播。如图10~7a 示，声速随深度的变化为 $\frac{\mathrm{d} c}{\mathrm{d} z}=G_{c}$ (常数)，即为正声速梯度分布。这多见于浅海冬季或深海2000m以下的水层(主要是静压力作用)。通常在深海的上层，大的正梯度分布是罕见的。只有当盐度和温度都随深度增加时，这种大的正声速梯度分布才可能是稳定的。声速分布函数写为c(z)=co(1+az)，co为海表面声速，a 为常数。则声线的轨迹方程为

(10-43)

声线轨迹为一个以 $\frac{1}{\alpha \cos \theta _{0}}$ 为半径、圆心在 $x=\frac{1}{\alpha }tan\theta _{0}$ 的圆弧。声线没有经过海底而弯向海面反射回来，在此情况下不存在海底吸收和散射，所以冬季声能的传播距离较夏季远得多。这种声线传播路径称为海洋中声的波导传播。于炎热夏季的浅海中声速随深度的分布多为负梯度，从声源辐射的声线束弯向海底(10-7b) 。由于海底对声波的吸收和散射，经海底反射回来的声能减弱；特别是在图中斜线表示声的影区内，没有直达声，只有散射声。所以声的传播距离受到极大的限制，这就是“午后效应”。这种声的传播路径称为反波导型传播。

海水的温度不仅随深度变化，也随昼夜变化，因此传播条件是不稳定的。表层温度比底层愈高，则声线愈向海底弯曲，传播的条件也愈差。夏季热而无风的天气，表层温度很高，故声的传播条件最差。

就传播而言还有几种较为重要的声速铅直分布情况。如夏季有风时，海洋表层通常有一温暖的混合层，水层中温度徐缓下降，有时近于等温层。在中国近海黄海和东海混合层的厚度约为十几米至二十几米。上层为弱的负梯度，此层以下出现温跃层，则产生折射与反射，声能因而减弱，如图10-8,跃层对声波起部分屏障作用。秋季，温带海区的上混合层基本是等温的，在稍深些海区，温度甚至随深度略有升高，此时温跃层渐趋减弱或消失。上层声速分布为正梯度的声线束的传播的轨迹如图10-9所示。在等温层的下边界(即声速分布由正梯度变为负梯度时),声线束会分裂，上部分声束渐次弯向表面，而下部分声束则向下弯曲。

5、深海水下声道

早在第二次世界大战期间，伊文(M.Ewing) 等人先后用炸药作为水下声源在大西洋和太平洋进行水声实验时，就发现在超过通常接收距离几百倍的地方竟能接收到爆炸信号。声的这种超远距离传播称为声道现象。世界各大洋区都有水下声道。用射线的概念，很容易解释水下声道现象。大洋中各层海水的温度、盐度、静压力不同，各层的声速也相应不同。图10-10是伊文等人在1948 年发表的典型亚热带大西洋声速铅直分布曲线(1,6)。在温带和热带的大洋深水区，由于水温随深度增加而下降，在某个深度上压力对声速有显著影响，使c(z) 曲线有极小值。若将声源置于声速极小值所在处，从声源向各方向辐射的声线

图10-8 夏季有温度跃层时的声传播

(a) 声速剖面 (b) 声线轨迹

图10-9 另一类波导型声传播

(a) 声速剖面 (b) 声线轨迹

束将按图10- 10中的路径向声速极小值所在的水层弯曲。此时声速极小值上下的水层有类似透镜聚焦的作用，将声能的大部分限制在此水层间。我们称声速极小值所在的深度为声道轴。根话折射定律，从声源向各方向辐射的声线经过一段距离后，重新会聚在声道轴上下的水层中，所辐射的大部分声能被限制在声道轴上下具有一定厚度的水层中传播，能量损失最小，声能大部分集中的水层称为声道。此亦属于波导型传播。从声能方面分析，自声源辐射的大部分声线都没有经过海底和海面的反射，除去小部分由于传播过程中海水介质的吸收和散射外，总能量损失极小，因而可以传播较远距离。在大西洋的中纬度地区，声道轴约在海深1260m 附近，而在太平洋中纬度地区则常在900m 深的地方。在极地海域，声道轴上升到冰层以下的水面附近。有些近岸的大陆架海区，声道轴约在水下60～100m 附近，这种情况称为表面声道。有的海区有两个声道：一个是表面声道，另一个是水下声道。表面声道常常是不稳定的，声波在表面声道中不如在水下声道中传播得远。这是因为表面波浪和大量气泡引起的散射使声能损失了一部分。

图10-10 大西洋声道声线图

人们利用声波在声道中的超远传播特性，在大洋中三个不同方位的岛屿上设置声发(SOFAR) 接收站(或称声发系统),遇难船只或坠海飞行员投掷少量炸药，数千千米外的声发站便能接收到此爆炸信号。人们可由爆炸信号到达三个接收站的时间差，确定出爆炸点的位置，从而找到营救目标。据此还可预报海底火山爆发和海底地震引起的海啸。

6、浅海表面声道

中国沿海广阔海域大部属于浅海大陆架海域，深度大多在200m 以内。声呐在冬季的作用距离比夏季远得多。这是因为冬季的传播条件为波导型，而夏季为反波导型传播。中国大陆架浅海区冬季水温铅直分布基本上是均匀的，而由于静压力作用，下层声速略大于上层，形成弱的表面声道(图10-7)。如果发射器有方向性，声波在其间传播，除海面波浪和气泡的散射外，能量损失较小，因此传播距离相对增加。其它季节里，多数海区出现温度跃层。在中国近海黄海海区夏季可形成强的温跃层(图10-8),其它如渤海、东海也有弱的温跃层。春季出现的温跃层较弱，跃层的深度也较浅，秋季跃层逐渐变弱，至冬季上层变为混合层或弱的负梯度，此种传播条件形成了浅海表面声道，如图10-9所示。

五、海洋的环境噪声

1、海洋中的噪声源

过去人们认为海洋深处是最寂静的，实际上并非如此，即使在海洋最深处也是有声响的。海洋中的声音可能来自海洋生物和海洋介质本身运动，也可能是人为的发声。有时人们将海洋中这些响声看作干扰，有时又视为信号，这取决于观察者的意图。通常称海洋本身的噪声为环境噪声。海洋环境噪声源包括海浪飞溅形成的噪声、风与海浪表面相互作用产生的噪声、击岸浪发出的声音、雨滴声、海洋湍流、生物噪声、海水分子热运动所辐射的噪声、远处航船噪声和沿岸工业噪声(指已形成平稳随机过程的随机噪声)、地震扰动形成的低频声波、冰层破裂产生的噪声、火山爆发以及远处风暴引起的噪声等等。它们的频率从人耳听不到的超低频直到超声频段。在低频范围，海洋环境噪声听起来像低沉的隆隆声；在高频段则像煎炸爆裂的咝咝声。上述的噪声源中有一些被称做间歇噪声源，如能发声的海洋生物。甲壳类的虾群，其中尤其是螯虾，相互碰击发出的嘈杂声，频率在500Hz 至 2 0kHz。北美有一种叫鱼，它们像啄木鸟敲击空洞一样发出叩击般的间断噪声序列。中国近海黄海和东海的渔民早已发现大黄鱼、小黄鱼、黄姑鱼、白姑鱼也会发出500Hz至20kHz的咕咕声。鲸和海豚用喉管喷气产生噪声。海豚还会在不同生活形态下发出调频的啸声。测量得到海豚发出的声音大致在200Hz至150kHz，波形从脉冲波(滴答声)到正弦波(哨声)都有。

海豚有二至三个独立的发声源，可以分别使用或联合使用。人们用水听器在海中测听到许多间歇性的呜声、哼声、音节声、呻吟声、吼声等，大半都是由海洋生物发出的。

海洋噪声源在空间的分布是无规则的、运动的，随时间亦无规变化。因此海洋环境噪声场是统计无规的。我们用噪声平均功率谱描述海洋环境噪声场的统计特性。在海上定点每隔一定时间间隔用磁带记录仪录制一段时间的海洋环境噪声，然后对所录制的系列抽样作谱分析，并对大量抽样做统计平均，得出各种特定环境下海洋环境噪声的平均功率谱。

2、海洋动力学噪声谱特性

在所有海区，任何水文气象条件下，都可以观测到海洋动力学噪声。海洋动力学噪声包括所有因海水介质本身运动和与风等气象因素作用产生的噪声，因此海洋动力学噪声又可作为描述该海区水文气象和地貌的综合海洋参数。如由噪声的谱级可确定风速和波浪级，根据噪声场各向异性特征，可估计海底反射系数，噪声谱特征可估算内波周期或海面波浪的基本周期。图10-11 是典型的较细致的深海环境噪声谱[8],由 Wenz 所总结，它被认为是最具代表性的深海噪声谱，反映了噪声源的多样性。该谱线虽然定性地解释了海洋环境噪声与海洋动力参数之间的关系，但还应当注意冬季的传播条件优于夏季，相应的海洋环境噪声谱级也有所增加。此外海洋环境噪声是有方向性的，通常将水听器置于水下几米处，接收到来自海面的噪声强度大于水平方向。

六、海洋声学方法遥测和反演海洋参数

1、声遥测海洋参数

在海洋开发和研究方面，声学方法已是不可缺少和行之有效的手段。大量以声波为主的海洋探测设备相继问世，例如，利用回波强度和回波时间遥测海洋参数的声波测深仪和回声鱼探仪；用水下爆炸回波勘探海底分层结构及石油蕴藏的地震剖面仪；用旁视声呐测绘海底地貌图的地貌仪、潜艇冰下导航的探冰仪；测海面变化和波浪的波高仪以及利用声在不均匀介质上散射来监测内波；利用声在运动介质中传播速度变化的多谱勒海流计和放置水下接收极远处传来次声的风暴和海啸次声预报系统。还有如§10.4.5中所述的为营救海难而设立声发(SOFAR) 接收站等等，此类声遥测设备的广泛应用，已在海洋资源开发和海洋环境研究方面取得重大成果，世界各国对声学在海洋中的应用和设备研制投资也越来越多。

2、利用声波反演海洋气候参数

利用声波在大范围海域研究海洋动力特性，是70年代以来国际上在海洋研究方面最大的投资项目之一。海洋中的中尺度涡旋，其变化不可能用常规方法测量。W.H.Munk等人在大西洋湾流附近对中尺度涡旋进行了大规模的观察。他们在涡出现的大洋水下安放数十个能发能收的声浮标，浮标用装在海底的多谱勒定位系统精确定位。浮标内装精度为10-9·s~1 铷钟作为控制发射接收计时用，并有自动处理和存储信号芯片。在附近大洋上仅用一船即可完成控制，将所有浮标上存储的数据收集起来，或将它们转送到卫星再传送到陆地处理中心。计算这些不同空间位置的声浮标来往穿透中尺度涡的时间差，就可以得出涡的参数，其效果相当于数十艘船在中尺度涡旋产生区进行同步观测。这种方法是借鉴 X 光 CT 层析术而来，又称为海洋声层析术(marine acoustic tomogra-phy)。

由温室效应引起的全球变暖，是威胁人类生存的全球环境问题。海洋吸收大气中的热量和温室气体 CO₂，海水温度晁然有所增加。W.H.Munk等人估计在水下1000m 深度由温驱效应引起海水变暖约6.0M4℃/a,因此直接测定海水变暖趋势受到全世界的关注。但是，由了海洋中中尺度涡旋引起的温度起伏，若用单个传感器定点观测，并剔除温度起伏而检测出因温室效应引起的海洋温度变化，则至少需200年。于是，1991年由美国、加拿大、法国、苏联、澳大利亚、新西兰、印度等国在南印度洋进行了可行性实验。于1992年成立了“声学方法监测大洋”的96工作组((96)以促进研究的开展。计划在夏威夷附近安放发射换能器，在太平洋东西岸和南北部安放接收点，对太平洋声道中的温度进行监测。以海中声速是温度的灵敏函数为基础，在大范围内测量声脉冲信号传播时间变化，就可以监测出大洋变暖趋势。中尺度涡旋的空间尺度为100 km, 对10⁴ km 的传播距离就相当于对一百个独立观测站进行了空间平均，再利用多条独立的传播途径，便可进一步增加空间平均效果。因此声学方法是目前反演大洋变暖趋势最有效的方法。中国已积极参加这一全球性科研计划的实施。远程低频脉冲声传播是大洋声学测温的基础。中国发展了一种计算远程低频脉冲传播的理论方法，计算了从夏威夷至台湾海峡8000 km 的传播损失与脉冲波形，传播损失值与1993年“海洋气候声学测温计划”(ATOC) 会议上报告的实验结果相一致。

七、海洋的光学性质

海洋光学是光学与海洋学之间的交叉学科和边缘学科。主要研究海洋水体的光学性质、光在海中的传播规律、激光与海水的相互作用以及光学波段探测海洋的方法与技术。

海水是一种相对透明的介质。海水的成分较复杂，它含有可溶有机物、悬移质、浮游生物等。这些物质对光有较强的吸收和散射。由于海水对光的多次散射，使海洋辐射传递的研究或光在海洋中传播规律的研究成为海洋光学基础研究的核心问题。海洋光学调查的主要目的就是调查海洋的光学性质或光在海中的传播规律，同时由海洋光学参数的测量获取各类海洋学参数，以便进行海洋光学的各种研究。

19世纪初，人们在进行海洋调查时，用一个直径30 cm 的白色圆盘(透明度盘)垂直沉入海水中，直到刚刚看不见为止时的深度，这一深度叫海水的透明度。将透明度盘提升至透明度一半深度处，俯视透明度盘之上水柱的颜色，称为海水的水色。到了19世纪末，海洋学工作者把海水光学性质的研究和海洋初级生产力结合起来，并测量了海洋的辐照度。20世纪30年代到60年代是海洋光学的形成阶段。随着光电池的研制成功和光学技术的发展，人们研制了水中辐照计、水中散射仪、海水透射率计、水中辐亮度计等海洋光学仪器，系统地测量了海水的衰减、散射和光辐射场的分布，积累了基本的海洋光学参数数据；对光在海洋中的传播规律，尤其是海洋辐射传递理论也进行了基本的研究。60年代中期到80年代是海洋光学的发展阶段。近代光学、激光和光学遥感技术的发展大大开拓了海洋光学的研究领域，多光谱卫星遥感技术已成为探测海洋的重要手段。同时，不少海洋光学专家积极从事激光探测海洋的应用研究。海洋一大气系统的辐射传递、海水高分辨率激光光谱、海水光学传递函数等研究受到了较大的重视，并取得了较大的进展，使海洋光学成为一门内容丰富、有重要应用价值的分支学科。

1、海洋光学中的一些辐射量

为了描述海水的光学特性及光在水中的传输规律，本节介绍一些有关的辐射量。海洋光学中有两个基本的辐射度量，用于描述海中光场的分布。其中一个是辐亮度 L, 它是指沿特定方向垂直于单位截面积并沿此方向单位立体角的辐射量大小；另一个重要的辐射度量是辐照度E, 它表示单位面积接收到的辐射量。

（1）辐亮度 L

在俯仰角θ及方位角φ方向单位立体角内，通过垂直于此方向的单位截面积的辐射通量(W·m-2·s--1) 。可表示为

$L= \frac{\mathrm{d} F}{\mathrm{d} A}\cos \theta d\omega$ (10-44)

式中dA为面积元(如图10-12所示)；da为立体角；θ为光子流与dA法向夹角；dF为通过dA的辐射通量。

（2）辐照度 E

海中单位面积接收到的辐射通量(W/m²)，表示单位面积接收到的各个方向的辐亮度之和(如图10-13所示)，可表示为

图10- 12 辐亮度图10-13 辐照度

（10-45）

上式为对空间4π立体角积分，式中θ为光子流与接收面的夹角。对于各向同性辐射场，对上式积分即可得到 E=πL。

海中向上辐照度定义为水平单位面积上接收到的海水中向上的辐射通量 (W/m²)，可表示为

（10-46）

海中向下辐照度定义为水平单位面积上接收到的海水中向下的辐射通量(W/m²)，可表示为

（10-47）

式中，θ,φ代表光子流的方向。

（3）标量辐照度 E₀

空间一点接收到的各个方向的辐亮度之和(W/m²), 可表示为

(10-48)

标量辐照度 E₀ 与接收到的辐亮度 L 方向无关。

海中向上标量辐照度是指水平单位面积上接收到的包括倾斜光在内的各个方向上的海水向上的辐射通量，可表示为

(10-49)

海中向下标量辐照度是指水平单位面积上接收到的包括倾斜光在内的各个方向上的海水向下的辐射通量，可表示为

(10-50)

（4）球面辐照度 Es

单位面积的球面所接收到的辐射通量(W/m²), 可表示为

（10-51）

式中，为球面曲率半径；A 为球表面面积。球面辐照度 E, 是一种测量标量辐照度E₀ 的方法，庄球面辐照度 E, 可以推出标量辐照度Eo。

2、海-气交界面的光学性质

入射到海水表面的光，一部分被反射回空气中，一部分折射到海中。如图 10-14所示。光在海面的反射和折射遵从光的反射定律和折射定律。垂直偏振光的反射系数p⊥和平行偏振光的反射系数随入射角的变化而不同(见图 10-15),它们遵从菲涅耳公式

（10-52）

式中θ为水面上的入射角；0为相应的折射角。当O₂+8=90° 时，p|=0, 此时 O=53.3°,称为布儒斯特角。当漫射光投射于海面时，海面总反射系数为对各个方向反射系数的积分，约为5.2～6.6%。入射角和反射角之间的关系为

$n_{a}\sin \theta _{a}=n_{\omega }\sin \theta _{\omega }$

式中n₄ 、nu 分别为空气和海水的折射率。海水的折射率 n 近似1.34。它随海水盐度、温度变化略有变化(如表10-5所示)。天空光通过平静的海面进入水体后，被压缩成48.3°的锥形光束。当入射光束的立体角较小时，水面上入射立体角Ω₄和水面下折射角Ω之比为

由于光束立体角的压缩，使光从空气进入水体后的辐亮度增强 n² 倍。

表10 - 5 海水折射率随温度和盐度的变化(波长λ=0.5893μm)

盐度S/%	温度t/C
盐度S/%	0	10	20	30
0	1.33400	1.33369	1.33298	1.33194
5	1.33498	1.33463	1.33390	1.33284
10	1.33597	1.33557	1.33482	1.33374
15	1.33595	1.33652	1.33573	1.33464
20	1.33793	1.33746	1.33665	1.33554
25	1.33892	1.33840	1.33757	1.33644
30	1.35)90	1.33934	1.33849	1.33734
35	1.34088	1.34028	1.33940	1.33824
40	1.34186	1.34123	1.34032	1.33914

海面受到风作用时产生随机起伏，这种风生的海面斜率的随机分布属于高斯分布，故海面的均方斜率和风速成正比。在太阳高度较小或观察角较大的情况下，当风速增加时，海面均方斜率的增加使海面平均人射角减小，导致海面平均反射系数减小。在太阳高度较大或观察角较小的情况下，当风速增加时，海面均方斜率虽然增加，但平均入射角变化不大，因此海面平均反射系数几乎不随风速而变(图10-16)。利用起伏海面的反射可探测海洋波浪的重要信息，用航空摄影获取的海浪对直射太阳光的反射图象(耀斑图象),其耀斑的空间坐标和海面的斜率相对应，由此得到海浪斜率的分布。根据均方斜率数据，可估计海面的风场。用航空摄影获取的海浪对漫射光的反射图象，其灰度和海面的斜率有关，经过信息处理，可获取海浪的功率谱和方向谱。

3、光在海水中的衰减

光进入海中，受到海水的作用将衰减。即使最纯净的水，这种衰减也是很严重的。引起衰减的物理过程有两个：吸收和散射。光能量在水中损失的过程就是吸收。吸收也存在不同的物理过程：有些光子是在它的能量变为热能时损失了，有些光子被吸收后由一种波长变为了另一种波长的光。发生散射时，光子没有消失，只是光子的前进方向发生了变化。

单色准直光束通过海水介质，辐射能呈指数衰减变化

$L\left ( r \right )=L(0)exp(-cr)$ (10-54)

其中c 为海水体积衰减系数(m-1) 。r 为光的传输距离。L(0) 为坐标0点沿 r 方向的辐亮度；L(r) 为路径 r 处沿r 方向的辐亮度。当通过路程 r=l 且cl=1 时，辐亮度衰减到原来的e¹, 则称此路程 l 为水的衰减长度(m), 这时L(r) 为 L(0) 的 e-1 。光因在水中受到散射和吸收而衰减，所以

c=a+b

式中 a 为体积吸收系数，它表征准直光束通过海洋水体单位路程后吸收的大小。b 为体积散射系数。

体积衰减系数是波长的函数。图10-17给出了0.200～0.800 μm 波长范围内的海水光谱衰减分布。通常认为沿岸海水的光谱透射窗口(即在此波段，光在海水中的衰减最小，透射最大)为0.520μm, 体积衰减系数约为0.2～0.6 m¹, 其衰减长度约为1.2～5 m。大洋清洁水的光谱透射窗口为0.480 μm, 体积衰减系数约为0.05m-¹, 其衰减长度约为20 m。

4、海水中光的散射

如上所述，除了海水的吸收外，还有散射，导致水中准直光束能量的衰减。海水中引起光散射的因素很多，主要有水分子和各种粒子，包括悬移质粒子、浮游植物及可溶有机物粒子等。散射的机制主要有两种：瑞利散射和米氏散射。水分子散射遵从瑞利散射规律；粒子的散射遵从米氏散射规律。清洁大洋水主要是水分子散射，沿岸混浊水主要是大粒子散射。当一束光入射到海水的一小体积上发生散射后，它的能量将分布于很宽的角度范围，即散射光的强度随散射角而发生变化。这种变化用海水体积散射函数β(θ)来表示。

β(θ)定义为：在θ方向单位散射体积、单位立体角内散射辐射强度与入射在散射体积上辐照度之比(m-1·s-1)，可表示为

（10-55）

式中 dI(θ) 为θ方向的散射强度，dv 为散射体积元(如图10- 18所示)。

海水体积散射函数β(θ)对空间4π立体角内的积分，即各散射方向散射的总和，就是海水体积散射系数 b(m-1), 可表示为

（10-56）

前向散射系数 b;,表征在前向0<0<π/2立体角内散射的总和，可表示为

（10-57）

后向散射系数bs, 表征在后向π/2<0<π立体角内散射的总和，可表示为

（10-58）

图10- 19为实验测定的散射函数曲线，图10- 20为海水小角度散射函数曲线。

由此可见，海水的散射主要集中于前向散射，一般占总散射的90%以上，后向散射只占小部分，通常小于10%。另外，沿光线前进方向(θ=0°)的散射最强，而垂直方向(θ=90°)最弱；与光前进相反的方向的散射强度比θ=0°附近的散射强度小3～4个量级。

5、海洋光学仪器

测量海洋光学性质的仪器可分为两类：①测量海水固有光学性质的仪器。因为固有光学性质不受环境条件的影响，可采样在实验室中测量，也可在现场测量，故这类仪器又分为实验室仪器和现场测量仪器两种。②测量海洋表观光学性质的仪器。因为表观性质都与环境有密切的关系，故必须在现场观测。

（1）测定海水固有光学性质的仪器

主要包括测定体积衰凌系数的 c 仪(或准直光透射率仪)、测定体积散射函数的β仪、测定总散射系数的b 仪，其中β仪和b 仪都称为水中光散射仪。体积衰减系数测定仪是测定准直光束在海水中衰减的仪器。从光源发出的光，经准直发射系统后成为准直光束，此光束在海水中经过光程γ而衰减，然后被光电系统接收。测出逐射率 T., 可根据确定海水的体积衰减系数 c。终端显示出值c 的仪器称为体积衰减系数测定仪，显示T，的称为准直光透射仪。

光散射仪测定海水体积散射函数β(θ)的β仪，可用于测定各个散射角度的散射光强度或测定散射光随角度的分布。测量海水总散射系数b 的 b 仪可用于测定各个角度散射光的总和。因海水散射函数随波长的变化不大，故测量时一般不作光谱分光，即不必针对光谱中的每一单色光测量

（2）测定表观光学性质的仪器

测定表观光学性质的仪器主要包括辐照度仪和辐亮度仪。辐照度仪是测量海洋表观光学性质中应用最广泛的仪器。仪器一般用光电池作为接收光电器件，测量光谱向下辐照度E₄ 和光谱向上辐照度E, 通过计算可进一步得到反射比(辐照比)接收的光辐射经光谱分光后，被光电接收器件转换为电信号。通常的仪器都配以光学或电子学的衰减器，以适应从海面到深层的辐照度的大范围变化。辐亮度仪用于测量各个方向的表观辐亮度，其接收系统是准直接收的光度计，限定接收很小的视场角(约10~4～10~3)的辐亮度。光度计在机械控制下沿不同方位角和俯仰角旋转，可接收海水空间立体角4π的各个方向的辐亮度。

还有其它海洋光学测量仪器，此不列举。

八、海洋中的辐射传递理论

海洋辐射传递是研究光辐射通过海洋水体受到多次散射和光谱吸收所导致的海洋中辐射场的变化。海洋辐射传递理论是海洋光学的基本理论，它是水中能见度、激光水中传输、海面向上光谱辐射等应用研究的理论基础。

1、两流辐射传递理论

海洋水体一般认为是一种水平平面分层介质。两流辐射传递理论模型简单地将通过水平分层的辐射通量分为向上辐照度 E(z) 和向下辐照度 E₄ (z) 两个方向的光子流，海洋光学中将此称为两流辐射传递模型。

我们来讨论向下辐照度 Ed(z) 随深度的变化，z取向下为正。通过水层△z，由于海水的吸收所造成的辐照度 Ed(z)的衰减可表示为

（10-59）

因为cos(θ)dr=dx(r矢量的方向取光子流方向)，所以

同理，海水回向散射所造成的辐照度Ed(z)的衰减可表示为

(10-60)'

可见，向下辐照度通过水层△z受到了散射、吸收两个过程的作用而衰减。另外，由于向上辐照度Eu(z)受水体的回向散射作用，成为向下辐照度Ed(x)的增量，即 bEu(z)dz，因此，向下辐照度通过△z水层的变化率可表示为

(10-61)

向上辐照度的变化率同样可表示为

(10-62)

以上两式称为两流辐射传递微分方程。

当水深足够深时，其解为

$\begin{matrix} E_{d}\left ( z \right )=E_{d}\left ( 0 \right )exp(-Kz)\\ E_{u}\left ( z \right )=E_{u}\left ( 0 \right )exp(-Kz) \end{matrix}$ (10-63、64)

由此可见，水中向上、向下辐照度随深度 z 而呈指数衰减。

其中 K=√aD(aD+2b)，为辐照度衰减系数，是表征海中辐照度随深度增加而衰减的比例因子。

D 为分布函数，它表征辐射场分布的漫射特性。辐射场分布的斜射光越强，则 D 越大。

同理，水中标量辐照度随深度 z 也为指数衰减

$E_{0}\left ( z \right )=E_{u0}\left ( z \right )+E_{d0}\left ( z \right )=D\left [ E_{u}\left ( z \right )+E_{d}\left ( z \right ) \right ]=E_{0}\left ( z \right )exp(-Kz)$ (10-65)

2、海洋辐射传递的辐亮度传递过程

（1）辐射传递方程

海中辐亮度传递过程由海水的吸收和散射所决定。考虑截面为单位面积，长度为dr 的圆柱体积元。辐射沿θ方向通过dr 后，其增量为dL 。dL 由两部分组成，一是辐射受到衰减，其衰减量为(-cLdr)；二是体积元周围的环境辐射受到散射而转换为θ方向的辐射，成为L 的增量，用L,·dr 表示。图10 - 22为海中辐亮度传递过程的物理模型，因此辐射传递方程为

（10-66）

图10-22 海中辐亮度传递过程的物理模型

其中c=a+b为海水的体积衰减系数，L*为各方向的辐射受到散射而转换为 θ方向辐射的总增量，从而是β和L 乘积沿空间4π立体角的积分。因此，辐射传递方程实质上是一种具有微分和积分的积一微分方程。若已知海洋某深层的辐亮度分布 L(zo), 海中各点的衰减系数c 和体积散射函数β,原则上可求解此辐射传递方程以确定海中各深层的辐射场分布 L(z) 和有关的海洋表观光学参数。

（2）海面向上光辐射

太阳光通过海面进入水体后，在传输过程中受到水体的吸收和散射。经海面返回大气的回向散射光，即为海面向上的辐射。这种吸收和散射的光谱性质，使海面向上的辐射具有光谱特征，又被称为海面向上光谱辐射(见图10-23)。太阳辐射在海面向上的辐照度为 E, 通过海面产生的向下辐照度为 Ea(0), 到达深度z处的向下辐照度

$E_{d}(z)=E_{d}(0)exp(-Kz)$ (10-67)

其中 K 为辐照度衰减系数。

向上辐照度

$E_{u}(z)=R(z)E_{d}(z)$ (10-68)

其中辐照度比R(z) 决定于水体的体积散射函数β(θ)和吸收系数 a。

深度为z 的水平面的向上辐射，可看成漫射表面的辐射，故向上辐亮度

$L_{u}(z)=E_{u}(z)/\pi$ (10-69)

海表面之下的向上辐亮度 Lu(0) 决定于水体向上辐亮度的积分

(10-70)

其中c 为水体的体积衰减系数。海面之上的向上辐亮度 L. 即为L(0) 透过海表面的辐亮度。

图10-23 典型的海面向上光谱辐射

1. 蓝色的海水，太阳高度角24°;2.蓝-绿海水，太阳高度角28°;3.绿色海水，太阳高度角36°

辐照度衰减系数 K、体积散射函数β(θ)、吸收系数 a、体积衰减系数c 等海洋光学参数，都和波长有关。在吸收愈弱、散射愈强的光谱波段，海面向上辐亮度也愈强：

这里应当介绍两个关于海水的颜色的概念：海色和水色。海水的颜色简称水色，它是指为了最大限度地减少反射光(白光)的成分而从海面正上方所看到的海水的颜色；而海色则是指以反射、散射等多种光谱从海面映射出来的色彩，它与太阳高度、天空状况、海底、地质和海洋水文条件等有着密切关系。

海面向上的光谱辐射和海水的水质密切相关，它决定了海色：清洁的大洋水呈监色，含泥沙的沿岸水呈黄色，叶绿素含量较高的营养水呈绿色。叶绿素在 450 nm 波长的附近是强吸收带，在550nm 附近为强透射带。因此，当海水中叶绿素浓度增加时，海面的向上光谱辐射在450nm 处减小，在550nm 处增大 (图10-23)。海丽向上光谱辐射的相对变化，是探测海水中叶绿素含量的重要信息。通过海洋一大气系统的向上光谱辐亮度

式中 r 为表面海水的透射系数；L, 为天空入射光辐亮度；T。为大气透射系数； L·为大气散射引入的大气路径辐亮度。用光学遥感探测海面向上光谱辐射，必须作大气辐射校正，消除大气的影响，才能提取反映海面和海水的光学性质的海面反射辐亮度 L, 和海面向上辐亮度L的信息。

九、水中能见度

水中能见度即水中视程，它比大气能见度低得多，一般水平方向水中能见视程为大气能见视程的千分之一。这主要因为光在海水中的衰减比大气快得多。描述水下图像的质量主要利用两个参量：对比度和光学传递函数。对比度是描述水中目标与背景之间辐射差别的参量；光学传递函数用于定义图像分辨率的变化。

1、水下目标的对比度

辐亮度为 L 的物体，相对于一个辐亮度为 L, 的均匀辐射背景，其对比度为：C=(L-Lp)/Lb。

在水中，由于水对物体辐射的吸收和多次散射，导致物体的对比度降低。若在零距离处观察到物体与背景的辐亮度分别为 Lo 和 L, 而距离 r 处所观察到的相应的辐亮度分别为L, 和 Lg, 则固有对比度 C₀ 和表观对比度 C, 分别可表示为

（10-72）

（10-73）

自身不发光理想黑物体(Lo=0) 的固有对比度必定为-1;处于理想背景(Lao= 0)下的目标固有对比度为∞。

根据现场实验和海洋中辐射传递方程都可证明，水中目标表观对比度 C, 随观察距离增加而指数衰减。

美国斯克里普斯海洋研究所能见度实验室曾用玻璃底壳船进行水中对比度观测，用光度计测量辐亮度。

测得水体的光学参数为

c=0.594 K=0.216

测得水中目标表观对比度与距离的关系为

$C_{r}=C_{0}exp\left [-0.810r \right ]$

实验证明，垂直观察时

$C_{r}=C_{0}exp\left [-(K+c)r \right ]$

而当沿角倾斜观察时

$C_{r}=C_{0}exp\ \left [-(K\cos \theta +c)r \right ]$

图10-24 沿水平方向观测时 C，随r 的变化

图(10-24)是沿水平方向(θ=90°)测得的随 r变化的曲线。图(10-25)是沿 θ=58.8°测得的 C，随r变化的曲线。

图10-25 沿θ=58.8°方向观测时 C, 随r 的变化

对水下目标的辐亮度L, 及背景辐亮度L,,可以分别写出它们的辐射传递方程

（10-74）

（10-75）

由以上两式得出对比度传输方程

$C_{r}=C_{0}exp\ \left [-(K\cos \theta +c)r \right ]$ （10-76）

式中θ为光子流方向与天顶方向夹角； r 为离目标的观察距离。沿水平方向θ=90°,C, 随r 的衰减与K 无关，可表示为

（10-77）

（10-78)

称为对比度衰减长度(m)。清洁大洋水的对比度衰减长度约为20m 左右；沿岸带水的对比度衰减长度约为5m 左右；混浊水的对比度衰减长度仅为几厘米。

可以利用目视测定海水体积衰减系数，方法如下：

沿水平方向，对比度衰减为Cr=C₀ 。若水中目标为一黑匣子，则 Cr=-1。沿水平方向恰观察不到黑匣子的距离 $r_{e}=\frac{4}{c}$ 根据目视测得的 re，可测得

(10-79)

透明度盘是一种测定水质透明度的简单方法，直径30 cm 的白色圆盘下沉到恰恰看不到的深度，称为透明度盘深度。它表示表观对比度已下降到人眼灵敏阈 0.02，即

$C_{r}=C_{0}exp\ \left [-(K\cos \theta +c)r \right ]=0.02$ （10-80）

透明度盘固有对比度

(10-81)

φ为透明度盘的漫反射率，R 为海洋水体漫反射率，Ea 为向下辐照度。φ一般取为0.3,R 一般为0 .02,故 Co=15。

2、图象在水中的传输

上面介绍了用于区别目标与背景辐射的对比度。当描述图象在水中图象分辨率变化时，则用点扩展函数或水体光学传递函数来描述。水中点扩展函数或脉冲响应(PSF) 是指在水中准直光接收器距离点光源R 处所接收到的各个方向的归一化辐亮度分布(见图10-26)。水体光学传递函数是水中点扩展函数的傅立叶变换。

海洋光学中用海水的光学传递函数(OTF) 来表征图象通过海水后图象的模糊程度。若目标为理想点源 S(x,y), 通过海洋水体传输后，在理想成象系统所成的象为 h(θ,r),则 h(θ,r) 成为海洋水体的点扩展函数，h(θ,r) 的傅立叶变换 H(ψ,r) 即定义为海洋水体的光学传递函数，其中ψ为图象的空间角频率，

图10-26 PSF示意图

单位为周/弧度(c/rad), 光学传递函数的模 |H(ψ,r)| 称为调制传递函数 (MTF) 。显然，海水的散射越强，h(θ,r) 的有效半径越大，图象分辨率的损失越大，从而使图象的高频成分或图象的细微结构发生模糊。海水的点扩散函数或海水的光学传递函数，是衡量水中图象传输质量的最佳的客观标准。光学传递函数随着距离r 的增加而按指数率衰减，一般表示为H(ψ,r)=exp[-D(ψ)·r],

D(ψ) 为空间角频率衰减函数，其值随ψ的增大而增大。点扩散函数为H(ψ,r)

的傅立叶逆变换。显然，测定通过路径 r 的海水小角度光散射，即可测得 h(θ, r), 由此可推出海洋水体的光学传递函数H(ψ,r) 。还有一种用光学传递函数仪测定H(ψ,r) 的方法，其愿理是用空间角频率调制模板来接收空间角频率信号，以确定通过水中路经之后到象空间角频率的衰减程度。在典型的沿岸清洁海水中，高频的衰减长度为7m, 而低频的衰减长度为30m。

十、海洋激光雷达及其应用

海洋激光雷达已被广泛应用于海洋科学研究，如浅海水深、海洋叶绿素浓度、海表油污、海洋污染以及海浪特征等测量研究。在激光雷达 LIDAR(Light Detection And Ranging)的应用中，一般是发射单色激光，根据不同探测机制接收不同的返回光，从而获取海洋信息。海洋激光雷达的测量机制主要包括：海水的粒子(Mie) 散射、喇曼(Raman) 散射、布里渊(Brillouin)散射、荧光(Fluorescence)、海水吸收等。也正是由于不同的探测机制，才出现了各种类型的激光雷达。

其中，用飞机运载的机载海洋激光雷达系统典型的工作方式见图10-27。该系统的基本组成如图10-28。

海洋激光雷达系统，一般采用脉冲倍频Nd:YAG 激光器(532 nm), 因为它具有技术成熟、发射功率大、体积小等优点。系统的工作过程为；海表或水中返回的光被望远镜接收，通过光谱仪或滤光器滤除背景杂散光；信号光通过光电探

测器接收转化成电信号，波形数字化仪把探测器输出的电信号变成数字量。计算机分析数字量，得到所需的测量参数。接收光学系统与发射光学系统同轴、同步扫描；另外要求激光脉冲的发射和数据采集同步进行，以确保接收足够精确的数据。

在海洋激光雷达的各种应用中，浅海水深和叶绿素浓度测量一直是各国研究的热点。浅海水深测量又与水下目标探测密切相关，因此发达国家的军方对此研究十分感兴趣，并投入大量资金。据报道，美国军方已研制了这种系统，用于水下目标探测。叶绿素浓度测量与估计海洋初级生产力、全球通量和众多海洋现象研究相关，也是海洋学家十分关注的问题。

1、海洋激光雷达水深测量方法

对机载海洋激光雷达系统来说，如果不考虑太阳和其它背景光的影响，系统接收到的回波信号功率可表示为

(10-82)

P,,P;分别为激光雷达接收功率和激光发射脉冲功率；A 为激光雷达望远镜接收面积；H,r 分别为机载激光雷达飞行高度和海底深度；n 为海水折射率； ηi, 72分别为激光雷达光学效率和电子系统效率；p 为海底反射率；K 为海中漫射衰减系数；△r 为水深距离分辨率；上述公式可由图10-29定性表示：

假如海表和海底返回脉冲的时间间隔为△t, 则水深为

(10-83)

海表脉冲通常利用红外光来精确定位，一般利用 Nd:YAG 激光器波长为 1.06 μm激光测量，这种技术已经较成熟、可靠。于是，水深获取的关键取决于精确测量海底脉冲。从激光雷达方程看出，影响水深测量的因素很多，除激光发射功率、光学接收效率、视场角匹配等之外，还有以下因素对目标信号带来严重干扰：

①在混浊海水中，水体散射信号往往比目标反射信号大，因此必须对海水的后向散射进行抑制。一般采用光电探测器的变增益方法，对目标之前的信号采用小增益放大，而目标信号采用大增益放大。

②海水的衰减系数大，目标信号与海表信号强度差5～7个量级，而一般数字化仪的动态范围为2～3个量级，因此必须对信号的动态范围进行压缩，才能保证对目标信号的有效采集。采用对数放大和变增益控制，使信号的动态范围压缩到与数据采集系统的动态范围相当，可以实现目标信号的有效采集。

③ 太阳等背景杂散光对测量造成严重影响，强烈的背景光还会造成光电探测器的疲劳。因此一般采用窄带滤光器滤除背景光，滤光器的中心波长必须与激光的发射波长相匹配。

上述技术是海洋激光雷达系统的关键技术。如果解决不好，将直接影响海洋激光雷达的性能指标。对机载系统，激光扫描也是关键，要求搜索范围大，速度快。这就要求，一方面需提高激光发射的重复频率，另一方面应采用好的扫描方式。在目前的海洋激光雷达中，逐点或圆形扫描是最常用的方式。

2、海洋激光雷达叶绿素浓度测量方法

在所有的海洋生物中，浮游植物占有特殊的地位，因为其它海洋生物以浮游植物作为直接或间接的食物来源。为观察海洋生物量的分布，调查者一般借助于测定海水中的叶绿素浓度来作为浮游植物生物量的指标。传统的仪器分析技术，如分光光度法、荧光分光光度法和色谱分析，虽然精度能满足要求，但这些方法依靠逐点采样测量的方式，且分析速度很慢，故很难应用于大面积水域的现场探测。

遥感技术正好弥补了传统方法的不足，可以对大面积，甚至全球范围内水域进行叶绿素a 浓度进行实时或动态监测。海洋激光雷达是进行叶绿素浓度测量的主动遥测设备，也是目前研究的一个热点。海色遥感卫星的发射，需要精确的地面遥测手段作为印证，激光雷达系统又可作为重要的印证设备。

532nm 的激光发射到海水中，海水激发的典型光谱见图10-30。除了 532 nm处的海水粒子散射外，还有水分子的喇曼散射、叶绿素分子的荧光以及其它生物分子的荧光。叶绿素分子在685 nm 处的荧光强弱与叶绿素浓度密切相关，因此可以通过记录叶绿素分子在685nm 的荧光信号来获取叶绿素浓度信息。

假设海洋激光荧光雷达放在海面以上Hm 的平台上，接收海面以下rm 深度叶绿素分子激发的荧光功率，则激光荧光雷达接收到的激光荧光信号为

其中 P, 为激光雷达接收到的荧光信号功率；P, 为激光雷达发射脉冲功率；σ, 为海水叶绿素荧光散射截面面积；C 为叶绿素浓度；k 为海洋漫射衰减系数；K, 为在荧光波长(685 nr) 海洋漫射衰减系数；△r 为激光雷达探测距离分辨率；H, A,n 同前。

水的喇曼散射是水的固有特性，只与水分子的OH 链有关。散射峰值波长与激发波长相比红移，即波长变长，光谱向红光方向移动3418 cm-¹。对532 nm 波长的激光，其喇曼散射在650 nm 。喇曼散射是一个相对窄带的信号，其接收信号决定喇曼波长的衰减系数。温度、盐度对它的影响只是使其形状的改变，而不影响其整个通带内的积分强度。

喇曼散射与荧光在水中的辐射传输机制是相同的，因此激光雷达接收到的海水喇曼散射可表示为

(10-85)

式中 Pg 为激光雷达接收到的喇曼散射信号功率；P, 为激光雷达发射脉冲功率； or 为海水喇曼散射截面面积；N 为单位体积内的水分子数；kg 为在喇曼波段 (645nm) 海洋漫射衰减系数；H,A,n 同前。荧光信号的强、弱与荧光分子数密度和荧光截面有关；同理喇曼信号的强弱也与喇曼散射分子数密度和喇曼散射截面有关。喇曼散射截面与温度、盐度只有微弱的关系，而与激光波长存在λ-4 的关系，对困定的激光波长和温度范围5～20℃,可假设为一常数。而荧光与喇受信号之比可消除激光能量的起伏、系统电子学和光学效率的不确定以及在 532 nm 处的衰减系数等。海水喇曼散射仅决定于海水本身，不受海水中其它组分影响，因此它可作为一种校正信号。式(10-96)与(10-97)之比为

(10-86)

若σg,N,o₁ 已知，则时绿素浓度 C 可由上式求得。

上式基于以下的假设：①假设背景噪声和其它噪声已从测量信号中剔除；② 认为荧光激励在685nm 只是由叶绿素a 分子引起的；③激光脉冲宽度大于荧光寿命。从喇曼/荧光比得到的叶绿素浓度是个相对量，精确浓度必须经过严格定标后才能得到。

十一、水下电视

水下电视是用于探测水中物体，并在水上进行电视显象的光学观测工具，它为实时观察水中目标提供高分辨率的视频图象。水下电视成为进行水下作业所必要的设备之一，尤其在人们无法和难以直接观察的海下空间更是必不可少。由于应用的广泛和有效，水下电视有“水下眼睛”之称。

水下电视已普遍用于包括军事目的在内的各种水下作业中，包括用于观察武器试验、舰船修造、探索水雷、鱼雷和检查布雷情况，搜索和识别沉没大海中的潜艇、飞机、导弹弹头、卫星及其运载设备；观察、控制海底工程作业和水下建筑过程，侦察和选择水下施工地址、设备安装以及定期检查工程建筑质量情况。在海洋研究中，用于考察海底地貌形态和海底表层地质结构，观察海中生物的生活习性和活动规律等。

但是，水下电视的使用性能受光在水中传输特性的限制。光在水中传播时，发生吸收和散射，在有悬浮粒子的混浊水中，散射更为严重，吸收和散射的产生，使光能在水中衰减很快，致使水下电视的观察距离减小。同时光的后向散射严重地干扰了目标的分辨率，使电视图象对比度降低。提高水下电视的观察距离和图象质量，成了水下电视技术发展中迫切的需要解决问题。

水下电视的光源有两种：一种是一般的光源，另一种是激光。激光是…种光源亮度高、方向性好、单色性强的相干光，可以大大提高水下能见度。利用激光作为光源的水下电视(水下激光电视)充分利用了激光的特点，从解决杂散光对对比度的影响入手，来提高水下电视的性能。

根据消除后向散射的方式，水下激光电视可分为两种类型：距离选通式和视场扫描式。

1、距离选通式

距离选通式水下激光电视充分利用激光高能量、高方向性和窄激光脉冲宽度的特点。其工作原理(如图10-31)是：激光器发射很强的光脉冲，通过透镜使其射向观测区域。达到目标后，被漫反射回来进入光学接收系统。接受系统有一距离选通可控开关，这种开关保证只有当目标直接发射回来的光到达时，它才自动开启，使发射信号进入图象增强器被放大，并由电视显示系统显示目标图象。而在发射信号到达之前，距离选通开关关闭，从而把后向散射光从时间上分开，提高信噪比，得到质量较好的图象。其系统框图见图10-32。

距离选通式水下电视对其光源和接收器的要求：

(1)激光光源具有高的峰值功率，以保证有足够的观测距离。

(2)激光器具有窄的脉冲宽度，以更好地将脉冲信号同回向散射分开。

(3)距离选通开关的选通宽度应尽可能接近脉冲宽度，以保证仅使目标反射光全部进入接收器，增加信噪比。

(4)接收器的灵敏度必须足够高。