專利名稱：使用譜相位梯度的無源距離測量的制作方法
技術領域：
本發(fā)明一般涉及測量到遠方物體的距離的過程。更具體地講，它涉及無源 單站測距，即在不用電磁能或聲能照射或詢問物體且不涉及空間視差的情況下 用電磁波或聲波來測量距離。本文揭示了一種全新的方式，用于從接收到的信 號的譜相位分布即一組頻率上的相位分布中提取出距離信息，而不要求它被反 射或被轉發(fā)。本發(fā)明特別涉及該信息的提取過程，該提取過程作為一種迄今為 止尚未被認識到的電磁和聲的波本性的效應，與多普勒效應相似，但只使用了 瞬時源距離和接收方操作。
背景技術：
對已知照明的依賴問題迄今為止，測量到目標的距離r的僅有的方式就是通過對回波或從目標返回的應答器信號進行視差、三角剖分或定時等處理，被稱為往返時間(RTT)測 量。所有己知的雷達技術主要基于定時方法，盡管在某些情況下特別是合成孔 徑雷達(SAR)也暗中使用視差，合成孔徑雷達使用雷達移動平臺來提供靜態(tài)地 形成像。定時方法受到可量測性、功率和天線尺寸等問題的限制，因為在范圍r處 照射物體要求功率尸oc^^，等價地，對于可用功率P而言該范圍受限于 ^xOcP1/4。通過改進接收機技術、使用噪聲非常低的接收機和大天線來收集更多的功率，便可以緩和上述功率要求。例如，JPL的A Freeman和E Nielsen 兩人已經(jīng)提出了一種雷達，用功率為10M『的發(fā)射機來測繪KuiperBelt物體， 該雷達定位于空間中并帶有直徑為1千米的天線。在所有的現(xiàn)有技術中，對照射的需求嚴重地限制了雷達技術。即使使用 NASA深空網(wǎng)絡中功率非常高的地面站，也只有通過使用機載遙測應答器返回 一個調制信號而非回波并由此將功率要求減小到r二，才有可能對深空中的宇宙飛船進行精確的測距。在題為"Small Mercury Relativity Orbiter"的1989年8 月的NASA技術報告N卯-19940 12-卯以及19卯年12月的Geophysical Research 期刊的第98巻第21357-21361頁題為"Orbit determination and gravitational field accuracy for a Mercury transponder satellite"的論文中，P L Bender禾口 M A Vincent描述過上述方法。然而，依賴于應答器的方法只能用于特殊裝備的愿意 配合的目標。其它原因(比如避免暴露雷達的位置)也顯著增強了開發(fā)無源雷 達技術的動機。不幸的是，現(xiàn)存的無源系統(tǒng)同樣依賴于已知源(像無線電和電視廣播站) 的照射，這在1974年發(fā)布的美國專利3812493中首先給予描述，近年來，這 種照射則來自手機基站。其次，大量的照射源及其信號的復雜性使得從反射中 提取有用的信息變?yōu)橐粋€極其困難的計算問題。此外，還必須從每一個照射源 中收集直接的信號，以便與目標的回波進行相位關聯(lián)操作，這意味著另需天線 和基礎設施。無論哪種情況，該方法限于地球上有充足的照射源的區(qū)域，并且 也無法用于預想的無所不在的應用(像地面車輛導航和避免碰撞)，還無法用 于環(huán)地軌道或深空跟蹤，在后兩種情況中照射通常是不存在的。另一種現(xiàn)在公知的地表應用涉及手機和無線網(wǎng)絡技術中限制移動設備發(fā) 射功率的要求，主要使得頻率可以在其它附近的"單元"中得到重新利用，并 節(jié)省了電池。RTT測量是目前可用的唯一的方法，并且要求每一個移動設備至 少發(fā)射一次，而不管基站或移動設備是否測量該RTT。一種不依賴于照射并使用目標自身的發(fā)射的測距方法將是令人期望的，既 可以作為現(xiàn)存雷達應用的替代，又可以用于目前不可能或不可行的許多新穎的 應用。其范圍將由自由空間中單向傳播的平方反比定律來控制，而非四次冪定 律，因此它可用于比先前長許多的距離。因為不需要任何和照射源的相位關聯(lián)， 所以計算(若有的話)應該比目前的無源雷達要簡單許多。使用該方法的蜂窩 設備將能夠從最接近的基站的發(fā)射中精確地測量出它到該基站的距離。在集成 電路芯片內的光纖和傳輸線中，可以在絕對不中斷服務的情況下以定期或其它 方式來檢測老化或斷裂。啁啾或斜坡信號的使用描述本發(fā)明的一個方式是結合其頻率隨指數(shù)增大或減小的信號而描述的。 頻率按《(/)=叫+^線性變化，在與雷達有關的情況下常常被稱為啁啾，它借鑒蝙蝠所使用的聲音反射定位方法。通過將頻率為《(0 =叫+"(卜&)的回波和瞬時輸出啁啾信號加起來，得到拍頻信號，通過測量拍頻信號的頻率^ ) = &，便直接獲得了RTT&。注意到頻率的傾斜比振幅的傾斜要更佳，因為振幅提取過程更易受噪聲和其它問題影響。在兩種情況下，該結果都必須針對目標速度進 行校正，而目標速度必須單獨確定。對此的簡單方法是改變斜坡的斜率"，因 為多普勒移動不隨。變化，并且可以通過比較上述結果而被消除。然而，這些先前的啁啾使用都是用于簡化RTT測量，而非消除它，并且無法進行無源操作。 小波分析本發(fā)明的相關描述可作為一種涉及連續(xù)改變頻率或時標的技術。 一種用于分 析通用換算現(xiàn)象的有力的手段現(xiàn)在可以用于小波變換。然而，基本的差別在于，小波技術涉及源信號的尺度分配，這無法依賴于接收機的距離。在本發(fā)明中，尺度方差被包括到接收機中，并且距離信息與所觀察到的每 一個單獨的頻率相關聯(lián)，獨立于可能應用于觀察過程的小波或其它雷達處理技 術?？勺冋{諧器和衍射光柵可變調諧器和衍射光柵都己經(jīng)用了好幾十年，所以預計在現(xiàn)有技術中至少 偶然觀察到本發(fā)明的機理也是合理的。然而，文獻中沒有提及任何內容，很可 能是由于在詳細描述中將變得更清晰的若千原因。第一個問題是，在沒有必需的控制方式(它將被指定)的情況下，本機制 將在接收到的波中產(chǎn)生正比于源距離的頻率移動。包括多個源的貢獻的典型輸 入信號的凈結果是一種色散，該色散不顯示任何可辨別的、與任何單獨的輸入 頻率的關聯(lián)性，因此很容易被誤認作過渡噪聲。這一般性地解釋了為什么迄今 為止本發(fā)明并不顯見于偶然的觀察中(例如，在像吉他弦或激光器的Fabry-Perot 腔這樣的諧振器中在被設置或調諧時)。特別限制該偶然范疇的第二個問題是，本發(fā)明要求變分的指數(shù)分布，或者 該結果是形式更為復雜的色散，從中識別距離相關性更為困難。因此， 一點兒6也不奇怪在現(xiàn)有技術中通常都忽略調諧系統(tǒng)和光譜儀的過渡行為，通信中的頻 率調制系統(tǒng)除外。在后一種情況下，不僅過渡速率在振幅方面是線性且有限的， 而且這種調制也應用于該源本身，所以區(qū)分距離關聯(lián)性的可能性就不存在了。當現(xiàn)在由可變調諧器和光柵來提供受控的過渡時，兩個問題限制了先前的 發(fā)現(xiàn)，第一個是所有這種可變系統(tǒng)(像頻率調制)都被設計成主要用于線性改 變。第二個是大多數(shù)這種設備尤其是更精確的那些設備都被設計成用于控制波 長或頻率的靜態(tài)選擇，而本發(fā)明涉及在觀察期間選擇的不斷變化。大多數(shù)通信系統(tǒng)使用鎖相環(huán)路(PLL)，該鎖相環(huán)路防止來自輸入載波的選擇的變化?？梢垣@得形如聲光(布拉格)單元的連續(xù)可變的衍射光柵，但在本情形中，光柵是由 其波長無法在空間觀察窗口上瞬時變化的聲波構成的。對于通常應用于聲信號和無線電信號的數(shù)字信號處理的情況，迄今為止妨 礙發(fā)現(xiàn)的第四類問題顯得特別清晰。首先，迄今為止只對振幅、頻率和相位進 行過理論處理，所以源距離將隱藏在相位和開始-時間延遲中。其次，通過采樣 和數(shù)字化，在概念上從源及其距離中分離出數(shù)據(jù)，從而使與源距離的反向關聯(lián) 更不直觀。第三，即使使用模擬記錄，源距離一般也只顯示為時間域中的啟動 延遲，沒有任何實值作為距離信息的源。在本發(fā)明中，通過將本發(fā)明的步驟只 應用于接收機的前端，到物理距離的邏輯連接得以保持，并且距離信息的源是譜相位分布，可應用于連續(xù)信號，而非啟動延遲，這將再次要求RTT參照。 源距離信息的可用性在V. Guruprasad禾卩A. K. Bhattacharyya的論文"Radar imaging by Fourier inversion"中描述了一種成像方法(該論文收在1986年的iVoceeW"gs o/[/m'ow i a^'o S"'e"ce/"化m""'o"fl/e中)，而在接收到的信號的相位譜中源距離信息的 可用性便是該成像方法的主題。該論文涉及一種脈沖雷達中的成像，其中按規(guī)則的間隔r用脈沖來照射目標。結果，照射譜包含頻率間隔為i/r的諧波。在相對較小的工作波帶上，大氣色散的變化可以忽略，所以不同的頻率以幾乎相同的速度c傳播。然而，它們的相位按不同的速率變化，因為頻率w通過定義W-d^/,ECC^^而涉及到^，其中r表示所前進的路徑長度。通過回波譜的簡單傅立葉反變換，便沿雷達的徑向分辨出目標特征。與通?？蓮囊苿拥哪繕?比如飛機)中獲得的"視界角多樣性" 一起，這 能夠產(chǎn)生該目標各電磁特征的可分辨的二維圖像。這種先前的方法由此在目標的各特征之間提取出涉及位移&的增加的距 離信息，而非來自源的完整距離"作為后知之明，它很可能表示該信息存在 于相位譜中，因為在先前的方法中妨礙其提取的限制簡單地講就是工作帶寬。 將最小可分辨相位差表示為通常是?；蚋眩摲椒▽⑽矬w或特征 & = ^^ 區(qū)分開。因此，對于到目標的完整范圍r，我們將需要足夠低的頻率 WacA^，如果這種頻率可以使用，則我們將不需要相位或照射脈沖的定時、 基準。該結論的另一個原因是，源或散射中心構成了空間波前的曲率中心，這 些是由等相線定義的，因此源位置信息被編碼到每一個波前中。除了全息重建 使用多路徑(而非頻率)之間的干涉以外，這正是通過全息圖重建的圖像中所 涉及的信息。上述改進后的脈沖雷達的主要限制是其對長波長的依賴性(從而要求 義=0(。)以及偽信號的問題(因波長整倍數(shù)處相同相位的重現(xiàn)而導致的)。該方法看起來可以用于水下聲納，但是對于這種情況開發(fā)了大量的其它技術。使 用電磁波時，該方法無法用在窄距離范圍以外，因為C的值非常高當么- =冗時，它要求rM00m處用60 GHz的頻率進行詢問(照射)，1 km處用6 GHz的頻 率進行詢問，10 km處用600 MHz進行詢問。 一種并不線性依賴于波長的方法 將是非常令人期望的。直觀地，人們預計外差法或調制技術將成為答案，并且 上文提到的NASA深空測距技術是該方向的第一步，雖然只可以用于一小類轉 發(fā)目標。使用頻率而非時間基準NASA的深空技術包括跟蹤調制后的返回信號中的剩余多普勒移動，迄今為止 這已特別揭示了"所有六個太空行動"中涉及自旋穩(wěn)定式宇宙飛船的"未建模的加 速"，在2002年4月的尸/z，/c"/i eWew^)巻65中J. D. Anderson和其它人對此有過報 道。盡管在本示例中就像大多數(shù)現(xiàn)存的多普勒雷達那樣剩余移動是相對于原始發(fā)射 信號來測量的，但是在許多領域中用原子和原子核的譜線來確定多普勒移動是常見 的做法。更具體地講，在天體物理學中，歸一化的移動因子2 = & / 被用作宇宙學 尺度上的距離指示符。在將相同的原理應用于地面尺度的過程中，基本的困難當然是只有針對非常 遙遠的星系才看得到可測得的紅移，這意味著即使對于星系之間的尺度，宇宙膨脹也太慢了以致無法用于距離測量。根據(jù)Einstein-deSitter模型，在環(huán)地軌道 (1AU 150x106 km)尺度上，重力減速將使膨脹放慢到10-41 m/s量級，Cooperstock 等人在1998年的A^o; /yAy/ca/Jowma/， vol. 503,頁61-68中對此有過描述。為什么相 對論性膨脹無法出現(xiàn)在短距離？ 一種解釋是如果觀察者的原子也以相同的速率膨 脹，那么膨脹本身將是無法觀察到的，這在Misner、 Thome和Wheeler三人合著的 Grav/加/o"—書(Freeman出版，1973年，719頁)中討論過。順便提及，若干研究者已經(jīng)指出，先鋒加速看起來可表示這樣一種膨脹，該 膨脹在太陽系尺度上堅持不從其大尺度數(shù)值//?！?7 pc 2.17xl0-18 s"減小。已知這種膨脹在我們局部的星系群尺度上不減小，從而提出了 "平坦性"和"安靜性"的 雙重問題，其中"平坦性"反映了按經(jīng)典理論預期的重力減速和加速之間的顯著 平衡，因為大概可靠的排斥力并不呈現(xiàn)與類氣體氣壓一致的波動。作為一種可選擇 的解釋(Anderson對此引用過，并且這種解釋導致了本發(fā)明的產(chǎn)生)，預印檔案服 務器h加:〃www.arxiv.org上公布的原稿astro-ph/9907363中提出，上述原因很可能就是 地球上的，從而描述了行星、月亮和地球數(shù)據(jù)的完全經(jīng)驗化的一致性。若該假定有 效，則可獲得的膨脹率仍將只有0(10-18) s—1。此外，即使宇宙膨脹足夠大以至于可以用于地表測量，和不依賴于自然現(xiàn) 象而牽涉到人為可控參數(shù)的方法相比，我們仍將受限于更小的尺度范圍。接收機修改的使用本發(fā)明受到astro-ph/9907363和gr-qc/0005090中的先鋒反常加速的詳細分 析和解釋的啟發(fā)，即地球上或低地軌道中的儀器緩慢且穩(wěn)定的收縮，這是因地 球重力壓力下的正常蠕變以及月亮和太陽的潮汐作用所導致的。第三份原稿 gr-qc/0005014給出了特殊和一般相關性的第一原理推論(該推論來自物理測量 中儀器尺度角色的分析)，并克服了膨脹在短尺度上不可觀察性的問題(該問 題限制了相對論理論)。這被Anderson稱為"空間-時間彈性理論"，但是關鍵機制是非彈性的和宏觀的，并且第二方面能夠作一般的使用。該理論在根本上區(qū)別于Eddington所創(chuàng)造的更天真的相對論直覺，不同之處 在于，宇宙的均勻膨脹將等價于每一個原子的均勻收縮，因為原子結構的尺度無法受到像蠕變這樣的宏觀現(xiàn)象的影響。更值得注意的是 在宇宙飛船上、在另一個行星上、或在 另一個太陽系中，蠕變速率將是不同的，此外，蠕變速度在所有情況下 就像潮汐應力發(fā)展那樣還隨時間而變化。
宇宙膨脹和加速將是實際有效的，根據(jù) 測量平臺的不同而具有不同的數(shù)值。
兩個量值將在每一個地點緩慢變化，并 且呈現(xiàn)出與局部潮汐應力相關聯(lián)的方向性。從先鋒宇宙飛船上看，沿宇 宙飛船的自旋軸，宇宙看起來好像是靜止的，在橫向方向上，則隨加速 度而收縮。兩個量值將分別由觀察者的局部、瞬時蠕變速率及其平方的負數(shù)來更準確地 確定。這種關系已經(jīng)在1998年發(fā)現(xiàn)加速度之前的許多年就己經(jīng)推導出。地面和深空 時鐘之間相應的變化是由先鋒近點角來揭示的，之前看起來沒有希望提出，曾在1998年10月NASA的第一份報告之前的幾個月就被預期。相同的關系適用于本發(fā) 明，但蠕變就像宇宙膨脹那樣不可用于一般的測距目的，原因同樣是太小且不可控 制。蠕變假設在過去提出了一些次要的困難，特別是與不同結構且不同緯度的 望遠鏡之間當前的宇宙測量不一致，其中包括空間中的望遠鏡比如哈勃望遠 鏡。相關的困難是兩個先鋒宇宙飛船的剩余近點角之差不得不歸因于星系潮汐 作用的差異，這將比該剩余差值小若干個量級。另一個困難在于解釋明顯的哈 勃紅移的連續(xù)性，因為在任何尺寸合理的望遠鏡中的第二方向上，所要求的蠕 變速率對應于原子核直徑的分數(shù)。這些困難現(xiàn)在都已經(jīng)解決，在詳細描述中會 簡短地討論這些解決方案以進一步示出本發(fā)明的機理，同時也提供了一種首次 測量這種小蠕變速率的手段。與量子理論概念的關聯(lián)根據(jù)Einstein的光電理論，光和粒子的微粒觀點已經(jīng)變得很普遍。根據(jù)該 觀點，波本性只顯示在直接涉及相位的事件中，比如衍射和粒子衍射圖形上磁 矢位乂的Aharanov-Bohm效應，即便是那樣，也只是靜態(tài)地涉及，因為薛定諤 波方程涉及幾率振幅而非實際的粒子。結果，將光子想像成Einstein理論的單色能量量子變得很平常，它由普朗克量子化規(guī)則^ = /^給出，其中v是頻率。 相應地，譜線的熱擴展常常被視為主要是統(tǒng)計上的，單個光子仍然表示單個頻率。
在這種觀點中，有兩個基本的矛盾，迄今為止視為作詳細處理
首先，對于研究非常遙遠的星系的天文 學家而言很熟悉的是，有穩(wěn)定的源，通過數(shù)單個的光子來構建其圖片。 對于單個檢測到的光子而言，譜擴展無法是零，因為純粹的正弦通過定
義無法終止于檢測器中。檢測到光子的事實與入射輻射到單色能量量子 的固有量子化過程的微粒概念相抵觸。
該論點不同于信息速度的相對論問題，這將與接收到的光子的群速度相 關聯(lián)一該問題涉及單個能量量子的轉移。將它們視為波包仍懷疑其單色 性。
第二個矛盾是一個相關的想法，源距離 信息可以存在于接收到的輻射中，并只作為波前的空間曲率，這要求使 用多元靜態(tài)接收或平方反比定律衰減，這可以只用于源強度已知的"標 準蠟燭"。如脈沖雷達成像所揭示的那樣，相位包絡中存在源距離信息 是不明顯的，因為它無法被視為統(tǒng)計結果，己知量子波函數(shù)的統(tǒng)計本性 涉及它們的振幅而非它們的相位。
對于第一個問題的唯一解決方案是回到Einstdn以前將光子視為檢測器中的能
量躍遷的概念。這不僅保留了普朗克的量子化，還實際上解釋了光電現(xiàn)象的特性，
光電現(xiàn)象曾引出Einstein理論及其Millikan驗證("A Direct Photoelectric Determination of Planck's /z",尸/z;w'cfl/vol. 7,第355-388頁，1916年)。在接下
來發(fā)展出的量子處理方法中，主要以檢測器狀態(tài)為例對這種近乎瞬時的響應進行精 確建模。在量子電動力學的二次量子化形式中(它最接近地代表了固有量子化概 念)，光子構成整體輻射場的駐波或行波模式，而非孤立的輻射能量包。
在這種精細化的觀點中，本發(fā)明涉及檢測器狀態(tài)轉變事件，用于表示本來 是非正弦的并因此能夠攜載距離信息的光子。將變得較清晰的是，這不失一般 性。這些考慮當然與聲應用不相關。大氣特征的使用
在英國人H AFrench的美國專利5,894,343 (1999年4月13日公布)中以及該專 利所引用的其它專利中描述了用于確定源距離的其它無源方法。這些方法使用了源 波譜的大氣效應來測量距離，因此只限于高溫下發(fā)射黑體波譜分布的熱源，并限于 其行為已知的大氣范圍。
發(fā)明內容
因此，本發(fā)明的主要目的是提供一種非常通用的無源測距技術，該技術將適 用于很遠的距離并可應用于任何和每一個可觀察的目標。相關的目的是極大地減小 所需的工作功率。次要目的是通過減小暴露于雷達照射的機會來提高安全性和健康 性。另一個次要目的是簡化雷達和聲納中所涉及的測量和計算。另一個激動人心的 目的是對輻射和物質的相互作用機理以及波的特性作更深的理解，波特性對于電磁 理論、量子論和相對論而言是最基本的。又一個次要的目的是提供實踐的手段，用 于測量地球上以及星際太空行動中潮汐力的微觀損傷。
A.工作原理
通過對接收機(用于接收來自遠方目標的電磁波或其它種類的波)中的譜敏 感前端裝置(比如調諧天線或望遠鏡鏡子)施加歸一化速率為//(每秒)的連續(xù)調制， 測量接收到的波譜中一個或多個頻率^的歸一化移動z3&y/w (無量綱的)，并且 用公式(1)計算到目標的距離r，便可以使將變得很明顯的這些和其它目的都在 本發(fā)明中得以實現(xiàn)。公式(1)如下<formula>formula see original document page 12</formula>(1)
其中c是入射波的速度。本發(fā)明使用正弦行波/(W)^，^的基本特性，在 離源的距離為r的地方其相位由指數(shù)因子給出，指數(shù)因子如下
<formula>formula see original document page 12</formula> (2 )
其中^被稱為波矢或波數(shù)，而A是波長。右方第一項是路徑對瞬時相位的貢獻。因為距離變化Ar或波數(shù)的選擇變化A"所以相位增量可能起因于該項，即
<formula>formula see original document page 13</formula>
右邊第一項^Ar涉及多普勒效應和傳統(tǒng)的基于相位的方法(全息術和合成孔 徑雷達)，它們依賴于各頻率處的相位差。本發(fā)明涉及第二項，它可以被寫成
rL (4)
這包括背景技術中討論過的脈沖雷達成像，其中照射脈沖序列等價于頻率 "梳"，從而為沿徑向區(qū)分目標特征提供了頻率多樣性。然而，其范圍是有限的， 因為它使用固定的AA和有源照射。
為了實現(xiàn)不受限制的范圍，方程(4)的天真應用將要求精確選擇相互接近的 頻率對(該頻率對差別很小只有AA)以及精確測量它們的瞬時相位，因為對于r400 并且OSA0〈oo的情況，方程(4)意味著AA —0，并且將引出相互依賴性和不確 定性等問題，而只有AA和A^的值將是有意義的。
本發(fā)明涉及通過使用方程(4)中的任一因子的變化率而作進一步的簡化，即 橫掃該波譜，以獲得作為該比率的目標距離<formula>formula see original document page 13</formula>
這假定每一個波包中不同的頻率以一致的相位開始。符號纟替代"用于表示 入射波的選擇性，而非固有屬性。分子&y表示測得的頻率中的移動，并且?guī)缀蹩?是比相位更容易更精確地測量。它與r的比例性意味著上述移動&y不能被混淆為 由修改而引入的校準誤差。分母ci/^是本發(fā)明對譜裝置的修改，從而定義了其頻 率選擇的變化率，并且作為實用變量，它可以被精確地控制。方程(1)符合其中&5&是由前端瞬時作用的頻率， 一起定義的還有歸一化的修改率
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其中t表示觀察時間，與路徑時間r/c截然不同。本發(fā)明在宇宙距離尺度上作出
了兩個改進，都是普通地表和近空間距離所急需的。
首先，在接收機自身處產(chǎn)生移動，并不依賴于宇宙學方面的原因，所以更高
的Z/值變得可用，從而能夠在非常短的范圍使進行測量。從(未知的)r移動的結 果被包含在方程(5) 、 (6)和(7)中
<formula>formula see original document page 14</formula> (8)
其次，即使沒有原子或原子核譜線作參考，也可以識別和測量更大的移動， 因為在更長的波長處或用聲音時，簡單地通過將移動后的波譜與相同目標的未 移動的波譜進行比較或與從不同的值//'(較佳地是/Z的倍數(shù)，例如<formula>formula see original document page 14</formula>中獲得的移動進行比較即可。(未修改的)傅立葉譜對應于/z'
<formula>formula see original document page 14</formula> (參照下面的方程12)。
B.關于本發(fā)明的頻移的解釋 頻率選擇通常由正交條件來控制，
<formula>formula see original document page 14</formula> (9)
其中^0是狄拉克5函數(shù)，被定義成"P(x>fe = 1,且"o時^W^;積分是
在觀察時間中進行的；并且路徑相位貢獻exPG^通常無價值且被忽略。 在詳細描述中將證明修改后的選擇對應于<formula>formula see original document page 15</formula>
(10)
用量子力學的語言，普通的正交條件方程(9)將被寫成
并且方程(10)變成
<formula>formula see original document page 15</formula>
(12)
其中〈4^S/刮和〈刮分別是接收機修改和未修改的狀態(tài)，該修改是由"有 效哈勃流"或"譜相位梯度"算符來描述的
<formula>formula see original document page 15</formula>(13)
其中l(wèi)^力更完整地代表了入射波。(用于本發(fā)明的修改的符號/f基于其與 天體物理學中的哈勃流的相似性，將在詳細描述中給予解釋。我們將使用E作 為量子哈密頓算符)。
注意到方程(12)和(13)將移動歸因于入射頻率^，而非方程(10)中的
瞬時選擇6。像在量子形式中，對換是必需的，〈6|必須代表觀察的最后狀態(tài)。
該參考移動在數(shù)學上是很直觀的，因為^)僅在^1 + ^///。 = ^處才是非零 的，并且積分pM(^)和p^(A[l + W/c])只有一個常數(shù)的區(qū)別，該常數(shù)代表標
度差。因為該標度因子獨立于6和ffl，所以振幅〈6(1 + ^///。|^〉禾[1〈6|6;/(1 + ^9/?！?代表相同的幾率譜。然而，在物理上，它們表示不同的過程，因為〈Alw/(l + r/Z/c)〉 是在《處觀察到的更低頻率+ r/7/c)的振幅，而〈dXl + I 〉是通過觀察過程 比例增大到^(1 + 〃///0的入射頻率0; = 6的振幅。方程(5)的推導似乎表示后者
作為方程(4)特別涉及各自具有正常選擇的w的微分波數(shù)對A。
然而量子方案仍有效，因為在方程(5)中取時間導數(shù)，我們也失去A到入射波中的瞬時成分《 = ^的通常聯(lián)系，并且只留下了一個用于表示瞬時速率的cto，接 收機就是按該瞬時速率來掃描由目標r貢獻的靜態(tài)相位梯度的，由下式給出
ilimL (14)
在所有物理現(xiàn)象中，該相位梯度都未曾使用過在詳細描述中將示出， 它表示波前的空間曲率的時間模擬。在每一個《處，該相位梯度的掃描產(chǎn)生了 頻率移動因子l + r/Z/c。我們是在^Hw/(l + r/Z/c)處測量6;(的振幅)還是在 ^(l + r州c)處測量c;二 (瞬時的)6 (的振幅)，這取決于接下來的"后端"濾 波器、檢測器或其它所使用的測量裝置或步驟。
C.原理特征
本發(fā)明的頻移&y的若干顯著屬性遵循剛描述過的本發(fā)明的基本原理。該移動 與w的比例(方程12)使其相似于多普勒效應，并且意味著它將幾何關系保存到譜 線之間。原子譜線的比例被精確地保存，這對宇宙膨脹(比如背景中提及的蠕變假 設)的任何解釋都是必需的。
詳細描述中將會建立，上述頻移確實代表了目標的虛擬移動中的多普勒效應， 這是由本發(fā)明的修改所引入的標度因子l + r/Z/c引起的。盡管取決于r，但是標度因 子本身實質上是靜態(tài)的，引起了所有被觀察目標的瞬時虛擬移動，由下式給出
vv(r) = //r (15)
與下列事實一致，//具有[廠']的量綱(時間的倒數(shù))。也暗含加速，該加速 精確地匹配于宇宙學上觀察到的"減速系數(shù)"《=-1。
其次，盡管在/z^o的每一個纟處將可以測量上述移動，但是它不是單個接收
到的頻率成分的函數(shù)，而是像已經(jīng)解釋過的那樣，是(靜態(tài))相位梯度c^/說的函 數(shù)(方程14)，極限是通過掃描兩者并在分子和分母中取A —0而實現(xiàn)的。如果只 存在一個頻率，則移動后的信號將具有零振幅，因為單個成分最多可以在每一次掃 描中提供瞬時的貢獻。在入射波中，可測的振幅只對其周圍分布著非零帶寬的那些 頻率有作用。幸運的是，對于真實的目標而言，總是這種情況，因為完全單色的源 是不可能的。特別是，在每一個頻率處只要求微分帶寬，所以在光頻和更高頻率處(光子躍遷時間通常相對于觀察時間而言是非常短的)，真實目標的亮度將得到保 存。
第三，相位梯度在譜上形成包絡，類似于空間中形成的波前。如下文會解釋 的那樣，本發(fā)明利用視差的時間形式，其中修改率^/^是接收機相對于源的角位 移的相應形式。在全息術中(涉及方程(3)中的其它項并且涉及記錄和重新產(chǎn)生 之間的相位差A^，該相位差是由各頻率處的空間位移Ar所導致的)，觀察角確實
相應地涉及到空間頻率。
這些概念幫助解釋與源的明顯的物理聯(lián)系。這種聯(lián)系迄今為止是非直觀的， 因為各個頻率成分的相位雖然是同時按方程(2)演化的，但還都是獨立演化的。
在每一個成分中，每一個循環(huán)都與下一個完全一樣，但是振幅有衰減，但后者不是 本發(fā)明所要關心的內容。
根據(jù)上述概念，源的"記憶"含在各頻率的相位梯度圖形中，而非它們的 波前圖形中。當相位演化偏離方程(2)而在各頻率上非均勻時，該相位梯度 記憶就被蓋寫，所以它將不受"無色散"偏轉的影響，但是將具有色散的或重 發(fā)射的散射體的距離信息。無色散的偏轉體的預期透明性幾乎不是特別的，并 且將不呈現(xiàn)出嚴重的問題，因為透明性將限于特定的頻率帶，并且在偏轉體和 介質的邊緣附近將不存在。
D.實施例的形式
在包括物理譜靈敏前端裝置(比如衍射光柵、諧振腔、或調諧電路)的接收 機中，本發(fā)明的修改可應用于物理前端裝置。
具體來講，在使用諧振腔的接收機中，本發(fā)明的修改包括連續(xù)改變腔的長度。 在使用調諧電路進行頻率選擇的接收機中，該修改相似地包括連續(xù)改變該電路中的 一個或多個調諧元件，比如電感器、電容器或電阻器或這些元件按某種比例的組合。
在使用衍射光柵的接收機中，本發(fā)明的修改包括在觀察期間均勻地改變光柵 間隔。在使用像棱鏡這樣的折射元件的接收機中，該修改包括均勻地改變元件的光 學厚度，即其厚度或其折射率。
在使用采樣作為前端手段并從采樣數(shù)據(jù)中計算接收到的譜的接收機中，本發(fā) 明的修改相應地包括連續(xù)改變采樣間隔。采樣前端的譜靈敏度就采樣間隔而言取決 于計算出的譜的校準，因為采樣振幅數(shù)據(jù)的給定序列總會產(chǎn)生相同的數(shù)字輸出，根據(jù)采樣前端所用的實際的采樣(時間)間隔，該輸出將代表不同的頻率范圍。因此， 通過在接下來的譜計算過程中不補償采樣間隔的變化，便獲得了所期望的受控的變 化^/&?；蛘?，可以內插均勻采樣的值，以模仿上述間隔變化，只要原始采樣間 隔足夠精細并且數(shù)目足夠大的樣本可用于有意義的內插即可，因為本發(fā)明的方法需 要A的指數(shù)變化，以便實現(xiàn)穩(wěn)定的所期望的i/值，像隱含在方程(7)中那樣。
在所有情況下，譜裝置可以重設，并且本發(fā)明的修改以很短的時間間隔不斷 重復，以便利于頻移的測量。在光頻下，該重復周期可以短至微秒，所以對于人眼 而言，移動后的譜看起來是穩(wěn)定的。
即時變化包括改變本發(fā)明的修改在交替重復之間的方向，即改變//的符號。 這不僅避免了不得不明確地重設譜裝置，還避免了在重設期間的入射能量損失，并 且提供了差別化移動的譜以供比較，其目的在于識別并測量移動。相關的變化是并 行使用未修改的或具有不同修改率的第二接收機，以供比較。
本發(fā)明的另一個通用變化是簡短地增大或減小本發(fā)明的修改//，以便放大上 述移動，從而研究特定的目標及其特征。根據(jù)方程(1)，該放大將立即顯示在所 有的r上。
另一種實施例形式涉及反向使用上述原理，用于測量由局部行星潮汐力對儀 器正在造成的損壞。本發(fā)明的方法包括構建一種裝置，用于與儀器相同的材料的 譜選擇或分解；將該裝置與望遠裝置組合起來(或構建到后者之中)，以便觀察源 距離的已知物體，比如行星或星系；以及在從這些物體那接收到的輻射中確定頻移， 以獲得相應的用于/Z的平均值即//。，這量化了 (局部)自然蠕變率(或其它自然
原因)。
對此的改變可以有改變本發(fā)明的修改率//，尋求一個數(shù)值// =-仏，在該數(shù)值 處自然率/f。的可觀察的效應將消失。
另一種改變是將非零修改率/Z施加到多個目標的入射信號的混合，并且通 過比較所產(chǎn)生的移動譜來區(qū)分這些目標。
E.優(yōu)點和應用
和大多數(shù)已知的距離測量技術相比，本發(fā)明的主要優(yōu)點便是其真正無源的本
質。和任何目前的技術相比，它能夠用于更遠的距離，比如近太空和深太空，因為 它引出了r^oc尸"2 "功率-范圍"定律，并且避免了對參考照射的依賴。
另一個優(yōu)點很可能是超過非視差非RTT方法(天體物理學的"標準燭光")
18的更高的精確度，其預期精確度可以和空間視差所提供的精確度相比。這些優(yōu)點很 可能適用于行星間和星系間的尺度。
其真正無源的本性這一優(yōu)點也超越了目前的地表無源雷達系統(tǒng)，甚至可以用 于廣播和手機基站發(fā)出的照射不可到達或不夠強的區(qū)域。這樣，它限于提供一些電 磁發(fā)射的目標，比如紅外熱信號，并且減小到簡單視差的替代。然而，也有超過普 通視差的優(yōu)點，因為本發(fā)明的方法只要求一個方向上的偵聽天線。
本發(fā)明的方法還提供一種簡單的裝置，用于按其徑向距離來分離目標和目標 特征，以擴充或簡化有源和無源的雷達系統(tǒng)，因為它不需要相位或往返定時和參考 照射的關聯(lián)性。這種關聯(lián)是現(xiàn)存單基地雷達的射頻(RF)部分很復雜的原因，并且在
發(fā)送和接收側之間可實現(xiàn)的隔離為它們的性能設置了限制。本發(fā)明能夠使RF部分
的兩側分離開，同時不損失信息。
本發(fā)明的另一個優(yōu)點(也是因其真正無源的本性而產(chǎn)生的優(yōu)點)是使大多數(shù) 目前的雷達因詢問脈沖而導致的總傳播延遲減小了大約一半。在像基于空間的導彈
防衛(wèi)這樣的應用，RTT將是一秒中相當大的一個分數(shù)，這取決于目標的范圍，并
且使其減半將意味著更大的跟蹤精確度。
其更低的功率要求(同時不具有目前無聲雷達在靈敏度和計算方面的復雜性) 以及微波發(fā)射的消除使本發(fā)明適用于全新一代普遍適用的"用戶雷達"，應用范圍 從汽車碰撞避免雷達到更智能且更流暢的門開啟裝置、近程傳感器。
近年來出現(xiàn)的另一種應用涉及，蜂窩電話中的發(fā)射機功率控制要求，急需用 于其它單元中相同頻率信道的再利用。在碼分多址(CDMA)(或擴頻譜)蜂窩服務 中，在移動單元上需要功率控制，以平衡基站處接收到的信號電平，從而允許適當 的接收。
用于手機功率控制的通常方法是，讓基站響應于移動設備的初始發(fā)射，命令 后者提高或更可能是降低其發(fā)射功率。如果移動單元移動單元可以大致但可靠地估 計它們到基站的距離，則它們可以避免以更高的功率來發(fā)射，這不僅對保存它們的 電池有利，但也減少了干擾并允許更好地使用帶寬。來自基站的功率設置指令很大 程度上可以消除了，釋放了更多的信道時間用于實際的通信。本發(fā)明能夠在不進行 RTT測量的情況下進行可靠的基站距離估計，節(jié)約電池，還幫助改善服務。
本發(fā)明的另一個應用涉及，在光纖和傳輸線中定位斷裂或非均勻性。和目前 的技術相比，主要的優(yōu)點與超越目前的雷達技術的那些優(yōu)點一樣，比如消除了相位 參考和相干處理、降低了功率以及可測量性。相位參考的消除意味著，必需的激勵可以施加到任一端并且具有任何波形，所以，在線路和光纖工作時，本方法可以連 續(xù)地使用其數(shù)據(jù)流本身，，重要的是，沿物理通道確定不連續(xù)點并反映它們的分布 情況所涉及的分析復雜性小了許多。
本發(fā)明提供了一種后備手段，根據(jù)其距離分離不同源的信號譜，具有大量的
優(yōu)點。這將允許在頻率上重疊的多個信號的分離得到改進，使CDMA單元更小，即 使在沒有代碼劃分的情況下也可以重新利用通信帶寬，提供被稱為源距離多路復用 (SDM)的方法以及"無干擾"通信接收機。
這種距離分離能力也將簡化雷達和聲納中的目標分離，并能夠產(chǎn)生與合成孔 徑雷達相似的二維成像，但同時沒有相干照射。這種分離將能夠使雷達接收機變得 更能抗干擾("抗干擾雷達")。
最終，如詳細描述中所示，本發(fā)明的頻移像多普勒效應那樣是普遍且基本 的。因此，本發(fā)明可以應用于任何種類的傳播波，包括上述的聲波，甚至物質 的德布羅意波。
變體
當結合附圖來考慮較佳實施例的詳細描述時，本發(fā)明的其它目的、特征、 變體和優(yōu)點都將變得很明顯，這些都應該在說明性和非限制性的意義下來解 釋。
圖1是示出了本發(fā)明的工作原理的圖。
圖2示出了本發(fā)明所給出的時間視差的概念。
圖3示出了本發(fā)明的較佳實施例的示意性框圖。
圖4示出了在使用諧振腔的接收機中本發(fā)明的修改的物理過程。
圖5示出了在使用衍射光柵的接收機中本發(fā)明的修改的物理過程。
圖6、 7和8示出了當應用圖5的設置作為該修改時的三張連續(xù)的快照。
圖9示出了使用"振蕩電路"接收機的調諧部分，本發(fā)明可以應用于該部分。
圖10示出了根據(jù)本發(fā)明通過改變采樣間隔來提取使用采樣的接收機中的 相位梯度并計算該譜的過程。圖11示出了接收機模式因本發(fā)明的修改而導致的波長的時間依賴性。 圖12示出了本發(fā)明是如何使連續(xù)波長上的能量成為一體的。 圖13和14分別示出了地球上和宇宙飛船上的潮汐蠕變，現(xiàn)在可以用本發(fā) 明對它們進行測量。
具體實施例方式
下面詳細描述本發(fā)明，開始是圖解相位梯度和時間視差這兩個概念以及本 發(fā)明的方法的核心原理，之后就是本發(fā)明的較佳實施例、其操作的描述以及用 于選擇//的樣本計算過程。按順序討論將該實施例應用于使用諧振腔和調諧電 路的接收機、衍射光柵或折射、以及譜的采樣和計算，從而示出了本發(fā)明的頻 率移動z是如何在每一種情況下根據(jù)方程(1)來揭示目標距離r的。最后，簡 短地討論了實踐方面的考慮和物理實現(xiàn)方式，以確保對本發(fā)明的充分理解能夠 使其以多種形式加以利用并且為相關領域的技術人員應用。
A. 本發(fā)明的原理
本發(fā)明的原理可以由圖l來最好的詮釋，圖l示出了由目標前進所發(fā)出的不同 頻率(叫，w,，...)的波的相位，離目標的徑向距離為"和高頻化的波節(jié)[913]和 波腹[914]相比，低頻叫的波節(jié)[911]和波腹[912]具有更大的空間分隔。發(fā)明內容中
提到的相位梯度是連接各個波的等相線的斜率，比如連接各波節(jié)的線[750]，它們 形成雙曲線，在w-oo處于/^0。全息術中所記錄和再現(xiàn)的波前是相似的空間等相 線，而非頻率域所表示的時間。
本發(fā)明的原理是修改接收機以便連續(xù)掃描輸入的頻率。在修改速率 ^/&〉0的情況下，接收機因路徑&(4 =《)的貢獻而遭遇不斷增大的相位貢獻 (它在^ = 0處就變?yōu)榱懔?，并且隨著離源(目標)的距離r不斷增大，掠過 不斷增大的陰影區(qū)域[700]、 [701]和[702]，因為路徑貢獻正比于等相線的斜率 [750]。這些斜率、相位梯度的測量以頻移5w為形式揭示了r，根據(jù)方程(5)， 頻移(5w等于梯度3乘以掃描率。
B. 與時間視差的關聯(lián)
圖2示出了時間視差的相關概念，這特別解釋了在本發(fā)明中不再需要時間或相位參考來測量目標距離"該圖示出了由方程(1)給出的本發(fā)明的頻移圖，所針 對的是若干個W值且點源初始位于距離r處的第一位置[850]隨后位于,:^第二位 置[860]。
根據(jù)方程(1)，入射的譜分布F(w)[730]在本發(fā)明的修改速率^(線[711]) 下將頻率移動到F(叫)[731]，在速率i/2〉A(線[712])下將移動到《2,[732]附近。
相應地，在速率-^(線[721])，該分布將移動到w;'="-(w;-w)=-w;[74i]附近。
從圖中應該清晰地看到，通過改變//，接收機可以有效地從不同的"頻率 角"a^an"/Z來看該目標，由此對目標的位置進行三角測量。例如，如果源 移動到距離為/ = "&處的新位置[860]，則相同的修改速率//2繼續(xù)對著相同的 角《2，但與新位置[860]有關，從而使譜進一步移動到《3= 2+&y [733]。
C.較佳實施例的結構
較佳實施例涉及一種接收機，接收來自目標源或散射體(800)的入射電磁波、 聲波、引力波和物質波[900]，其中包括頻率成分{^(^)}，該接收機包括后端譜分
析或檢測裝置[220]以及前端調諧器或濾波裝置[200]，以便在其輸入[100]處接收入 射波，使得前端影響后端處的譜選擇。如圖3所示，本發(fā)明包括
修改裝置[400]，向前端裝置[200]施加 受控的改變率^/^,由此在前端裝置[200 ]的輸出處產(chǎn)生移動的譜
，轉而在后端裝置[220]所選擇的一個或多個頻率處或頻率帶中
引起移動w — ;
頻移檢測裝置[300]，用于確定本發(fā)明的 頻移&y，該頻移來自后端裝置[220]的輸出或在該輸出之內；
距離計算裝置[320]，通過使用移動檢測 器[300]的輸出和在每一個《處施加的c^/d的瞬時值，來計算到目標[800] 的距離r并以此作為其輸出[120];
可選的控制裝置[420]，用于周期性地重 設修改裝置[400]和前端裝置[200]，或用于周期性地命令修改裝置[400] 改變所加H的符號，或用于根據(jù)分布或響應于反饋而命令改變修改裝置 [400]的瞬時c^敲；
以及可選的反饋路徑[450]，該反饋路徑 是從距離計算裝置[320]到修改裝置[400]以及到控制裝置[420]的路徑，用于調節(jié)它們的運行。 作為比較，在常規(guī)的光譜測定法中，常常努力避免或補償觀察期間儀器中出 現(xiàn)的任何變化，并且沒有機會區(qū)分前端和后端頻率選擇，簡單地因為現(xiàn)有技術的目 的從未試圖測量由觀察儀器本身所引入的頻移。例如，無線電和電視接收機包括 混頻器，它使入射的載波向下移動到預設的中間頻率；以及調諧元件，它們對后者 具有選擇性，但是對向下移動本身不是感興趣的。
相反，在本發(fā)明中，因為上述移動既不是預定的大小也不是預設的頻率， 而是源(目標)距離的指示符并且產(chǎn)生于接收機本身之中，所以第一次需要在 前端選擇或調諧裝置(對其施加本發(fā)明的修改)與后端選擇或檢測之間做出區(qū) 分，由此可以確定所產(chǎn)生的移動。
在望遠鏡中，透明的前端將是物鏡或鏡子，但是也可以選擇目鏡使其應用本 發(fā)明；無論那種情況，后端將是觀察者的眼睛或光檢測器陣列，就像目前大多數(shù)天 文學儀器中那樣。同樣，在衍射分光計中，光柵或一組狹縫將很可能作為本發(fā)明的 前端裝置，并且后端將是用于記錄光譜的光檢測器陣列或感光膠片。在執(zhí)行數(shù)字傅 立葉變換(DFT)的數(shù)字系統(tǒng)中，DFT構成后端，而前端是數(shù)據(jù)采樣子系統(tǒng)。在本發(fā) 明之前，這些系統(tǒng)被視為包含整體的譜分析器單元，由虛線[210]表示。
在包括調諧前端(比如諧振腔或電路)的系統(tǒng)中，后端檢測器或電路通常只 接收由前端所選定的頻率附近很窄的波帶中的能量。在這種情況下，后端常常不被 設計成執(zhí)行其自身的譜分析，而是測量所選定的頻率的振幅或能量。在這種情況下， 本發(fā)明的修改使w:^(l + A"/7/c)處而非A處的振幅或能量被后端測量，從而特別示
出了本發(fā)明的選擇和測量之間不尋常的分離。頻率的辨別(用于接下來確定頻移 &yE((y-^)最終取決于截然不同的譜圖形(通常是等價于功率的振幅或強度，
可能性較小的是相位或偏振)的觀察。結果，由調諧前端對單個頻率的測量并不限 制本發(fā)明的使用。
在下兩節(jié)中操作步驟和樣本計算的一般性描述之后，針對每一種主要的前 端類別，給出了頻移^;是如何與r成比例的基本處理。在補充說明的子節(jié)L-2 中，先進一步給出了移動的頻率如何表現(xiàn)在后端處的詳細相位分析。
D.較佳實施例的操作
在典型的接收機中，輸入耦合裝置[IOO](比如天線)把來自目標[800]的入 射波[900]直接地或以替換形式(比如電壓波形)饋入到前端裝置[200]。后端裝置[220]基于正交關系方程(9)和(11)，在一個或多個頻率cD處提取復數(shù)值 傅立葉系數(shù)
<formula>formula see original document page 24</formula>
人 或等價于， A (16)
如果入射輻射只包含離散的一組提取成分，則相反它將用傅立葉級數(shù)和來
描述
<formula>formula see original document page 24</formula> (17)
在一大類應用本發(fā)明的接收機中，譜裝置承認頻率w的連續(xù)范圍，對應于 傅里葉逆變換
<formula>formula see original document page 24</formula>
化 或 化 (18)
在傳統(tǒng)的傅立葉變換理論中，正變換使用e—'"作為核函數(shù)，而逆變換使用 e+'"作為核函數(shù)，常規(guī)的符號規(guī)定忽略了這樣一個事實，即根據(jù)方程(2)入射 波的相位隨時間而衰減。目前情況，核函數(shù)的顛倒用于連接行波和傅立葉理論 是必需的(實際上就是簡單、統(tǒng)一的頻率符號顛倒)且有效的，因為正交條件 (方程9和10)相對于該顛倒對稱。
這是先前信號處理的通常做法，完全忽略了入射波相位中的路徑貢獻^ (方程2)，由此忽略了所產(chǎn)生的相位梯度成分t^說(方程14)，該相位梯度
成分攜帶了目標距離r的信息。通過使用方程9和IO給出的正交條件(它們包 括路徑貢獻)，逆變換變?yōu)?lt;formula>formula see original document page 24</formula> 或 (19)
其中/()是來自距離r處的目標的接收到的信號波形。該路徑貢獻在全息術中扮演了重要的角色，但被分離地用在各個it處(或W)處，以計算目標的空間特征 之間的位移A"缺點在發(fā)明內容中提到過，就是當范圍很大或未知時需要無窮大 的波長(義■> oo )來測量到目標的完整距離r 。
本發(fā)明涉及橫掃波譜來測量該路徑貢獻在入射譜上的變化率，即方程(14) 所定義的譜相位梯度c^i。更具體地講，它涉及通過將受控掃描速率^/& = ^/ (方程7)用于分母，從而將分子^轉變?yōu)榉奖銣y量的形式么《 = ^/& (根據(jù)方 程5，它表示正比于r的頻移)，其中/Z是由方程(1)給出的比例因子。
如下文考慮到每一類前端而示出的，本方法相當于使用yt(更準確地講，《或 d)E&)作為測量波譜過程中的控制參數(shù)，并且與通常的概念yt不同，簡單地使c-、 接收到的頻率w。在觀察期間不存在纟的未校正的變化時，上述這種不清楚迄今 為止是允許的，對應于//三^^/^ = 0，沒有任何頻移Aw，所以通過普通的正交 條件方程(9)和(11)，我們得到c ^w，對應于傳統(tǒng)的譜分析器的圖，就像圖3 中虛線[210]所表示的整體功能單元。
然而，A常被用于表示固體物理學中的電荷載流子和晶格的駐波模式，以及腔 中的輻射的模式，就像普朗克理論中那樣。在這種角色中，《(E"是指用于選擇從
入射輻射信號中收集到的能量的模式，并且通常但并不必然地是貢獻所收集的能 量的波。通過改變接收模式，纟將按非零速率^/^變化，而相位梯度表達為 c^-c^/必。/t =《的角色將在衍射光柵中格外清晰，因為衍射角取決于波長AE2;r/A:， 由于義=/7.2;^/ ，波長隨著周圍介質的折射率77而非w而變化。
在電子電路設計理論和數(shù)字信號處理(DSP)中，上述區(qū)別并不明顯，因為人們 通常不在這些領域中處理波長問題。在集成電路傳輸線和波分復用(WDM)數(shù)據(jù)開 關的設計中，波長很重要，選擇過程總是針對使用中的靜態(tài)波長。連續(xù)可變的聲光 衍射光柵是可用的，但是它們的連續(xù)性只是指間隔非常近的靜態(tài)波長設置，并且轉 換在時間方面必須是離散的和不連續(xù)的，至少要求對于新波長而言聲波穿過器件一 個來回的渡越時間起作用。在轉換期間，新波長的波將不填充操作的空間窗口。
通過提供下列，本發(fā)明首次將A不平凡地用作控制變量
A:的連續(xù)變化，記作《，由修改裝置[400] 將其應用于前端裝置[200]，以便根據(jù)方程(5)在每一個纟處產(chǎn)生譜移 動&y ;
可選地用控制裝置[420]來改變移動 ^y，和可選的反饋[450]以便利于該移動的檢測和測量； 由移動檢測器[300]檢測后端裝置[220] 的輸出中的移動^0;
以及通過使用方程(5)，從檢測到的移 動&y的測量值和所加的變化率^/^中計算出到目標[800]的距離r 。
根據(jù)方程(7)應該理解，為了在有用的觀察間隔時間7^0期間維持穩(wěn)定的H值， 《或^的連續(xù)變化將不得不按指數(shù)變化，像下式那樣。
, 〃 (刷
禾口 A(O = A:(O)e"( = A:(O)
^ 2!
，u (刷2
2!.
(20)和(21)
重要的是，盡管前兩項在量值方面完全等于方程(10) 、 (12)和(13)中 的頻率標度因子(1 + W//。，但是后面的方程事實上完全相同并且不是指數(shù)變化標度 的一階近似。方程(20)指定控制變量纟的變化或等價地指定6的變化，這些變量 被要求維持穩(wěn)定的//值，而方程(10) 、 (12)和(13)則表示因Z/的瞬時值而 實現(xiàn)的接收到的譜中的移動。
該差異意味著，從指數(shù)變化分布中的任何偏移都將使/Z不穩(wěn)定，并引起頻移 的抖動，足以使目標距離表示看起來像噪聲。它也使方程(20)不利于光頻或更高 頻率，其中各個光子轉變時間是非常小的，因為在每一次光子吸收期間需要讓//保 持穩(wěn)定。因為各個光子轉變的發(fā)生瞬時是無法預測的，所以在暴露期間維持上述分 布是很重要的，或相反地，將暴露限制到上述分布可以可靠地維持著的間隔中。在 較低的頻率處，光子能量太小以至于無法單獨地區(qū)分開，但是諸如精確地知道或控 制//(0并停止接收或丟棄數(shù)據(jù)等相同的考慮仍然完全適用，并且在較佳實施例中通 過可選的控制裝置[420]和選擇性的反饋裝置[450]而得到確保。
由本發(fā)明的修改所引入的頻率標度因子(l + ^f/cO清晰地獨立于相對論原 m w^士門汰x ai+i*tiih ;^"、i女Az+r士FUw66 ;左々糸始拔,Wr+n 4) *士^存亦乂1/
ku ， ku>n y甘/、 j i 乂j刀畫夕i ， wnx7 工'i口ikau.j、 <<n-大u j'j又i入'i乂l千'i,j、/又乂 ru o "、s iiu ,
如背景技術中的原稿gr-qc/0005014所計算的那樣，它將要求在1克的勢梯度中 以128.4 km/s的速度下降，以模仿哈勃紅移，即用于產(chǎn)生// 10-18 s"，而不管 地表和近太空標度中所必須使用的更大的值。在這種意義下，本發(fā)明的標度因子是不稀奇的，并且效果將限于包括前端[200]和后端[220]的"標度區(qū)域"，由 虛線[210]來標定。
E.樣本設計計算
作為實際的設計示例，考慮實驗室標度測量系統(tǒng)，即通過使用能夠測量 z 10-6的移動檢測器，用光來測量小至1米的距離。這需要
<formula>formula see original document page 27</formula> 即《=^的初始值必須在第一秒內增大到30(^。，在下一秒內增大到300^。， 如此等等，或在第一秒內減小到V300，在下一秒內減小到A。/3002 。在120毫秒
中，波譜的單方向掃描將覆蓋可見范圍(從300 THz至U700 THz，該范圍剛超 過一個倍頻程)。20kHz的重復將允許50ps單向變化窗口。不管其中多少比 例作為"保護時間"而被丟棄，相同的總// 300必須在20，000次重復中實現(xiàn)，
所以每 一 個重復間隔的變化將是
=3001/20x104 3 1,0003
這是很小的。世界上大多數(shù)地區(qū)的電視的50Hz幀速率將是足夠的，因為 它將需要
<formula>formula see original document page 27</formula>
這將把氦氖激光波長632.8納米轉變?yōu)?65或709納米，但仍然在可見范 圍中，這取決于H的符號。
更大的距離需要更小的//，它可以以各種方式適應。例如，保持50Hz重 復頻率，修改速率可以繼續(xù)若干個周期，再重新設置或顛倒?；蛘?，后端譜分 析儀[220]和移動檢測器[300]可以被設計成用于預期的移動頻率范圍，例如用于可見波帶并用針對微波的前端來配對。然而，該結論將為時過早，之前的例子 真不應該被解釋成暗指，只有很小的移動將是可獲得的。
背景技術：
中關于蠕動假設的討論示出了，在足夠大的距離r處，"地質學 上很慢的"速率/fs2.17x10-18 S"足夠用于獲得歸一化的z (大小為6或更大)。 為了證實，考慮100千米處的目標，100千米是地球大氣的上限。通過使用50 Hz 的重復率，但同時具有更大的z-10-3，必需的7/將是
& px，則,3、 ， - 31/幼巧， 、柳fan 乂
(100kmi,50H2) \ ''
從而示出了指數(shù)特征方程(20)是如何使本發(fā)明從非常小的距離調整到非 常大的距離的。相反，/f需要被精確地控制，但是因為/f是控制參數(shù)，所以其 精確度可以以若干種方式來實現(xiàn)，其中包括針對已知目標的校準、反饋回路[450] 的使用以及通過選擇或改變重復頻率并針對不同歸一化移動的設計。
F.用于調諧前端的理論
盡管從上述理論中一般能清晰地理解，入射波相位的路徑貢獻的變化率將表 現(xiàn)為大小為5 的頻率，但是仍然要示出它將實際地添加到入射頻率，就像方程(10) 及其后面的方程所假設的那樣。作為修改的結果(仍會進行解釋)，這些方程將呈 現(xiàn)出空間標度的有效變化，因為路徑相位因子變?yōu)閑'ww]，或者呈現(xiàn)出時間標度 的有效變化，因為頻率部分可變?yōu)閑—',+*]。該定標尤其與使用采樣和計算提取出 的譜的接收機有關，并在上下文中再次遇到?，F(xiàn)在，通過添加頻移，將解釋由方程 (15)預測的目標虛擬移動。
圖4示出了接收機中本發(fā)明的修改所產(chǎn)生的新的物理情況，該接收機將諧振腔 [210]用于前端譜選擇，并將接到后端電路或子系統(tǒng)的探頭[222]用于測量不同的譜 特性(比如原子譜線的振幅或強度峰，或在整個觀察過程中在前端接連選擇的頻率 帶上的強度變化)。目的是測量到發(fā)出(其自身的或散射的)輻射[900]的目標的 距離r 。
如圖所示，在時刻 。，腔[2io;i初始時在波長義。處諧振。圖中示出了該基模
朝著目標延伸的駐波圖形[910]，從而示出了基?？梢杂善漕l率位于波腹[912]周圍的源來激發(fā)，如果該源位于波腹之間的任何波節(jié)[911]處則該基模不太可能 被激發(fā)?；５募ぐl(fā)對應于檢測源的存在性，但是通常不足以確定到源[800]
的距離r，因為r可能對應于從腔起按;io/2增大的間隔開的波腹位置[912]的任意
無窮大數(shù)。現(xiàn)在將示出，發(fā)明內容中針對諧振腔而指定的本發(fā)明的修改通過改 變其長度，消除了這種不確定性，并唯一地確定r。
考慮在觀察期間當上述修改包括減小腔體長度的情況，圖中在時刻A G^^+《和^-G+c^的連續(xù)快照示出了這種情況。隨著腔體長度/的減小，連續(xù)地
從/。^/(0減小到/^/(/,)、 /2^/(。、 /3"(/3)，波節(jié)和波腹都朝著腔體移動，在^時 到達新的位置[913]和[914]，新位置與它們的距離成比例。離目標[800]最近的波腹
也朝著腔體移動。
假定對目標位置[800]的接收機處可獲得的唯一的信息源及其距離r是腔體 內的激發(fā)，當且僅當目標移動更靠近接收機以至也維持其相位，其相位維持相 當于腔體的不斷變化的瞬時諧振模式，接收機關于r的表示將保持不變，這由 接下來的"虛擬位置"[810]來表示。
相反，相對于腔體[210]的瞬時基模的相位，靜態(tài)目標將看起來在&。內后退 距離 ，在《內后退&,，在&2內后退&2，從而執(zhí)行了虛擬移動，速度 預計該虛擬移動會對應有多普勒移動，這將添加到或疊加到因目標[800]相對于 接收機的真實移動而產(chǎn)生的"真實的"多普勒移動之上。該預計在數(shù)學上有證 明。腔體/的長度以速率^///& = -///連續(xù)變化(相對于觀察者)(當/減小時，速率為 負)，因為瞬時諧振波長；=2/，所以《也變化，速率為<formula>formula see original document page 29</formula>
其6 = ^是諧振的瞬時頻率，如方程(7)所要求的。接收機處，選定波的 相位^的變化率是
<formula>formula see original document page 29</formula>
其中
a)的符號表明這樣的事實，入射波的相位將根據(jù)方程(2)減?。?br>
方程(23)右邊第一項是滿足選擇的入 射波的相位的固有變化率，因此是5(&-欣)/^ = - ;
如果目標(源)和接收機之間有任何相 對移動的話，第二項是因該相對移動(A/^)而導致的"真實的"多普 勒效應；
第三項是因腔體左端的移動 c/r'/力=-Uf而導致的多普勒效應；
以及第四項解釋了當瞬時選擇A增大時 所遇到的不斷增大的相位，就像圖l中所解釋的那樣，其中第一因子清
楚地表示了相位梯度，
^ = 5Kr (24) 欲汰 '
如果腔體右端移動的話，第三項將消失，這意味著引入了某些主觀性。 然而，因為對于實際感興趣的目標距離而言&'<<&，所以該項可以被完全忽略。 通過僅考慮靜態(tài)目標，第二項可以被丟掉，同時也不失一般性，因為(真實的) 多普勒貢獻(如果非零的話)可以被單獨地確定和解釋。該限制也用于從多普 勒效應中隔離和區(qū)分本發(fā)明的頻移，它具有與頻率相似的嚴格的正比性，但揭 示了速度而非距離。
當把方程(22)和(24)代入方程(23)中并進行替換時，剩余的項產(chǎn)生
了
W = W +細, fe> = ~^--=-.
因為對于//、 r和^數(shù)值固定的情況^將是恒定的，所以對于每一個目標 只有純粹的移動，沒有任何色散。因為入射波的波矢將是^ = ^^，所以該結果 等價于
< = ft)
，r/f
1 +——
yfc = A:
，r// 1 +—— c
(25)該結果證明了方程(10)，確定本發(fā)明的頻移確實添加到入射頻率，并且 與后者成比例。
方程(25)意味著，實際上由不斷變化的諧振器所選擇的入射頻率W并不 是其(瞬時)諧振頻率^，而是正比地更大或更小的值，這取決于變化率/f和
到入射輻射或信號的源的距離，就像之前結合圖3所解釋的那樣。這便通過根
據(jù)本發(fā)明(方程l)來控制w，從而測量r。
G.用于衍射和折射前端的理論
圖5示出了在使用衍射光柵[230]進行譜分析的接收機中，本發(fā)明的修改所 產(chǎn)生的相同的物理情況。這種接收機通常包括消色差透鏡[240]，將以角度^衍 射的光線聚焦到透鏡的焦平面[241]中對應于0的點。根據(jù)基本的衍射理論，^取 決于光柵間隔Z和波長AEW/2^，它們的關系如下 w義=/sin夕, (26 )
其中"是衍射級次。焦平面被校準成讀出波長2，或等價地讀出對應于 衍射角的頻率"。因此，本發(fā)明的修改的目的是針對入射信號中存在的各波長 使焦點移動。本圖示出了這種預期效果，對應于頻率^的每一個初始觀察到的
"圖像"點[820]都應該移動到新的圖像點[830]，對應于方程(25)的^。
如發(fā)明內容所述，這種情況下的修改包括連續(xù)改變光柵間隔。本圖解釋了 這種改變的結果。移動后的圖像[830]是來自光柵不同位置的貢獻總和，就像在 常規(guī)的傅立葉衍射理論中那樣。然而，因為在任何時刻^^"，光柵間隔/連續(xù) 收縮(或膨脹)，和光線[930]剛從另一端中出現(xiàn)相比(這將面臨減小的光柵間 隔[233] / =/(、)</。)，來自光柵一端的貢獻光線[920]將在更早的時刻^ (此 時光柵間隔是/。三/仏)[231])從光柵中出現(xiàn)。注意到光柵間隔[231]和[233]似
乎從光柵的不同區(qū)域同時起作用，但是該期望的效應無法通過光柵間隔的空 間、靜態(tài)變化而實現(xiàn)，而是只可以像本發(fā)明的修改那樣通過按順序在整個光柵 上均勻地實現(xiàn)這些不同的間隔值而獲得。
圖6到8是三個連續(xù)的快照，解釋了該過程。如圖6所示，在時刻？ = /。，
所有光柵間隔長度都是[231] /。；如圖7所示，并且在時刻^均勻地收縮到[232] 如圖8所示，在時刻^收縮到更小的值[233] /2 。在時刻^，
沿光線[920]的波前(將在r。從光柵中出現(xiàn))將仍然是"在飛行中"，并且將被 剛出現(xiàn)的(圖7， r,時刻)第二組光線[921]的波前連接，并且隨后被^時刻出現(xiàn)的(圖8)第三組光線[922]的波前連接。所有這些波前必須等相地到達焦平面， 以便相長地組合，從而產(chǎn)生移動后的圖像點[830]。如圖5所示，光柵間隔[231]、 [232]和[233]同時貢獻給每一個圖像點，盡管它們在不同時刻均勻地出現(xiàn)在光柵上。
相長干涉的條件是，每一個間隔遞增量A/必須與所期望的AA—致，而A義對 應于方程(5)的A"而A&則是根據(jù)修改速率方程(7)由時間間隔A^決定的。受 控的時變/相應的速率方程(用于表示該條件)，是通過簡單地讓方程(26)除以 時間導數(shù)而獲得的，
w——=—sm ~,
使用表示控制變量的符號，上述結果是
i色i!三-//, (27)
這在形式方面與方程(22)中的條件完全一樣，其中/是指圖4中的腔長。 如前所述，其它因子^/汰=^獨立于該修改。本發(fā)明的修改并不影響各個 光線從光柵[230]到焦平面[241]所穿過的空間距離，也不影響沿這些路徑的折射 率分布，特別是透鏡[240]處的折射率分布。由折射率的路徑積分所定義的光路 長度仍然是常規(guī)的傅立葉光譜學，未被修改，其中已知它們都相等。因此，盡 管不同的波長在聚集點[830]處疊加在一起，但是該遞增距離(與方程(23)中 的/相似)是恒定的，并且其導數(shù)為0。方程(23)中的第三項完全消失，從 而使實現(xiàn)的頻率-距離關系比腔體接收機更精確。
在使用折射的接收機中，主要的差別在于，折射涉及多路徑的連續(xù)性。然 而，相同的相位關系不變，并且結果完全一樣。兩種情況下重要的考慮是在空 間孔徑上均勻地實現(xiàn)了光柵間隔和折射率的連續(xù)變化。這排除了聲-光單元，就 像背景技術中所解釋的那樣，但是其它手段應該是可能的，比如通過將光柵圖 形投影到光折射介質上。
H.到調諧電路的應用
對于電子學領域的技術人員而言，很明顯上文對諧振腔的推導幾乎可以完全
32一樣地應用于可選擇入射頻率的調諧電路，這樣的話，本發(fā)明的修改將包括改變電 路中的調諧元件，而非改變腔長。
圖9示出了使用"調諧電路"的接收機的調諧部分，該部分包括電感器[250]
(值為L，通常是毫亨或微亨)以及電容器[251](值為C，通常是微法或皮法)， 它們被連接成作為接收天線[130]的第一級。譜選擇性得以實現(xiàn)，因為電感器[250] 將低頻(包括d.c.)短接到地面，而電容器[251]將高頻短接到地面，該組合在諧振 頻率S處呈現(xiàn)出天線[130]和地面之間的最大阻抗，該^由下列公式給出
<formula>formula see original document page 33</formula>
由此，
<formula>formula see original document page 33</formula>
對于本發(fā)明的修改，方程(22)可以轉換成
<formula>formula see original document page 33</formula>
因為L或C或兩者的變化率需要實現(xiàn)本發(fā)明的修改速率//。調諧電路的輸出 [140]處的相位變化速率還由方程(25)給出，方程(25)從方程(24)中繼承了 對源距離r的依賴性。
具有本發(fā)明修改的調諧電路可以用于警察的、海岸護衛(wèi)隊或其它緊急服務的
無線電接收機中，從而使它們能夠在沒有三角測量或雷達支持的情況下精確地自動 導向災難呼叫。另一種應用是傳輸線和光纖的透明監(jiān)控，如發(fā)明內容所解釋的那樣。 下面描述一種替換的數(shù)字方案。I.到時域釆樣的應用
因為譜選擇性是由基于腔內空間幾何結構和衍射的接收機來驅動的，且其形 式分別為腔長和光柵間隔，所以本發(fā)明的修改在這些情況下包括根據(jù)方程(20)按 指數(shù)規(guī)律改變這些長度。用于調諧電路的類似的修改是，相似地改變其調諧元件中 的一個或多個。然而，在較低的頻率處以及使用聲音的情況下，現(xiàn)在更常見的是使 用采樣和數(shù)字濾波或譜計算。唯一的前端調諧元件是"采樣時鐘"，并且它直觀地 遵循著必須以某種方式再次經(jīng)受受控的修改，從而獲得方程(5)的頻移。
嚴格的推導直接遵循本發(fā)明的原理，即要求本發(fā)明的修改連續(xù)地改變接收機
關于《的選擇，以便掃描相位梯度([750]，圖l)。如發(fā)明內容中所提及的，A的
標度由采樣間隔r的校準決定，并且可以通過改變r而并不校正計算過程中所引入
的相位變化，也可以改變A的標度。這種系統(tǒng)中的譜分析通常包括使用離散傅立葉
變化(DFT)的樣本模塊，
<formula>formula see original document page 34</formula> 其反演是 <formula>formula see original document page 34</formula>其中r是采樣間隔，iV是每一個模塊中的樣本數(shù)目，并且^,2;r/AT。該反演 包括正交條件 <formula>formula see original document page 34</formula>
其中^是Kronecker 5，如果附="則其值為1，其余情況下其值為0。這些方
程清楚地示出了，通過改變采樣間隔r，在各次觀察之間至少可以統(tǒng)計地改變頻率 選擇^E&。仍要證明，在觀察期間r的受控變化將確實再現(xiàn)出方程(5)的本發(fā)
明的頻移&y。
為此，再次考慮相位推導方程(23)。真實的多普勒項(包括相對速度A/力) 是不相關的，并且可以安全地被忽略。剩余的多普勒項(涉及局部移動^'/力)可 以因同樣的原因而被忽略，即對實際感興趣的物體而言,<<"剩余的項便是其中3#3/ =-"，像上文那樣，并且
，—i^！ — 卩!、 — 2霄dT —
所以，對應于方程(7)，我們得到
1^e// =—丄((33)
因為方程(24)對于相位梯度因子^/改而言仍然成立，所以凈結果就是方程 (25)，但是其中/f是根據(jù)方程(33)以r來定義的。
圖10示出了相位梯度是如何通過改變采樣間隔T而被顯露出來的。從圖中清晰
地看出，在逐漸減小的間隔[260]57;=《-r。、 ^r2=r2-a、 <5r3 =r3-:^等處獲得的
連續(xù)樣本中，不斷增大的相移[262]械、~2、 (％、...處，將觀察到恒定波長義的
入射正弦[940]。
從關系式A^^^2;r/AT中，相位梯度可以量化為
所以通過使用方程(33)，該不斷增大的相位差完全等于
方程(34)確定，該不斷增大的相位差事實上與圖4中由諧振腔所看到的一樣， 經(jīng)歷相似的長度修改。
關于采樣接收機的一個重要的可能的變體是，通過插值來模擬均勻采樣數(shù)據(jù)
35
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(34)。
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,l必中的可變時間采樣，根據(jù)所用的插值算法而近似于測得值/(r。)、 /(2r。)和/(3r。)中 的輸入振幅/(7;)。例如，簡單的線性近似意味著采用
<formula>formula see original document page 36</formula>
并且其簡單的實現(xiàn)方式將需要首先在每一個 >1處識別正確的相鄰樣本對以 便用于近似。例如，/(r3)、 /(rj和/(7;)的近似全都依賴于測得的數(shù)值/(37;)和 /(4r。)。很清楚，只有波譜的低頻將由本方法來如實地調節(jié)比例并且將可以用于距
離計算，而波譜的更高部分將看起來失真。在8 kHz采樣時鐘和簡單的線性插值的 情況下使用簡單的聲音記錄的初步試驗已經(jīng)示出了高達500Hz的可標識的譜移。
J.實踐中的約束
盡管上述理論和計算一般將滿足相關領域中的技術人員，以便將本發(fā)明實現(xiàn) 到各種接收機前端，但是若干實踐中的限制已經(jīng)在背景技術中解釋過，它們是阻礙 本發(fā)明被發(fā)現(xiàn)的原因，并且在實踐方式的設計過程中必須將這些原因牢記在心。特 別是，除非每一個重復間隔內的觀察時間窗口保持得很短，否則實踐方式將需要特
別小心以確?！栋粗笖?shù)規(guī)律變化，以便對應于穩(wěn)定的//，即通過使用反饋[450]或通 過包括計算階段[320]中的//值來補償//的變化。另一個選擇是在相同的視場中使 用已知的目標，用于參考計算過程中的瞬時距離標度。另一個提及的限制是鎖定到 特定頻率或選擇的可調諧機制(包括PLL、微波量子放大器和聲光單元)的普遍性 -這些器件盡管在普通意義下可調，但是將不可用于本發(fā)明，并且需要替換裝置 (比如光折射材料或壓電材料上的光柵，它們都可以均勻變化)。
很清楚，這些限制不是禁止性的，而只是本發(fā)明新穎性中出現(xiàn)的新要求。
K.本發(fā)明的范圍
盡管已經(jīng)參照較佳實施例對本發(fā)明進行了描述，但是物理學、電子學和雷達 技術領域的技術人員應該理解，根據(jù)上述內容，可能存在大量的修改和變化。例如， 本發(fā)明的方法可以應用于德布羅意波(比如原子顯微鏡中的)或地質學中的地震波， 以此作為三角測量的替代或補充。另一種變體是使用棱鏡而非衍射光柵，此時本發(fā) 明的修改通過機械壓縮而被應用。另一種涉及諧振腔和調諧電路前端的變體是使用 調諧延遲線路作為前端，此時本發(fā)明的修改包括改變延遲線路的長度，這與改變腔長相似。另一個變體是反向使用本發(fā)明的原理，通過測量由蠕變所導致的已知目標 的頻移，來確定在慣性、電磁或潮汐應力之下的及其微小的蠕變速率。
對于許多種前端和一些應用，可能有必要推廣上文所給出的理論，以便處理 波矢A的各向異性變化，這在之前為了使描述簡便都被視為標量，偏振和折射率效 應可以是各向異性的且非線性的。然而，這種推廣預計是普通且直接的。
同樣，對于本領域的技術人員而言，很明顯，本發(fā)明可以用于根據(jù)范圍來分 離多個目標，相關的應用還有源-距離多路復用或通信中更好地重新利用頻率。
所有這些修改、推廣和變化都旨在落入權利要求書所定義的范圍和精神之內。
L.補充說明
這些補充說明旨在對本發(fā)明的物理原理作更深的理解和另外的洞察。這 樣，其中包括對基本屬性的補充的未公布的研究工作進行簡短的討論，特別是 背景技術中所描述的蠕動假設的量子假設、潮汐損壞模型的嚴格的經(jīng)典推導， 還涉及本發(fā)明對后者的反向應用。
L-l.輻射物理學的基本原理
本發(fā)明以新穎的方式利用了關于輻射物理學的四個基本的觀察 A.譜成分的相速度C獨立于譜分解。 該結果直接遵循波方程，像從源施加到輻射距離r，
<formula>formula see original document page 37</formula>
它允許形如/(r土0的通解，其中/為任意形狀。通過選擇附加的不變量來定 義譜分解，比如在下列算符之下的平移不變性<formula>formula see original document page 37</formula>
其中"三(j土/cye復平面Z。這種不變性導致傅立葉本征函數(shù)
<formula>formula see original document page 37</formula> 其中w量化了頻率和cr， a是這些波的增長率或衰減率。這便是目前的雷達中所使用的普通的傅立葉譜分解，同時也是小波理論中頻率標度概念的基礎，背景 技術中提到過。其唯一的距離-依賴性便是傳播延遲 r/c，用于表示瞬時相位中的 路徑貢獻，因為正弦形式均勻地延伸到無窮大。因此，通過第二屬性來要求距離依 賴性，以便消除時間參考，并且距離依賴性在振幅中可以獲得。
然而，除了天文物理學的"標準燭光"以外，源強度一般都不知道，并且路 徑衰減一般不可忽略并且很難獨立地確定。出于這些原因，距離依賴性必須在頻率 中尋求。
B.接收到的譜分解的選擇完全取決于接收機。
這在長波處很明顯，在長波處，信號可以數(shù)字化采樣，并且不變性算符的選 擇取決于接收機。然而，先前的理論幾乎排他性地涉及靜態(tài)頻率選擇，小波分析涉 及源的頻率標度，所以分解的接收機一側的選擇通常是不明顯的。
對r敏感或等價地對路徑延遲/敏感的分解將需要接收機處的標度變化或需要 來自宇宙中其它部分的基本協(xié)作，這將在下文關于天體物理學的那部分中討論到。 本發(fā)明涉及具有變化標度特性和方程(36)中的平移不變性的分解，標度平移不變 性
<formula>formula see original document page 38</formula>(38) 可以在方程(33)中看到?！禡)的遞歸應用相對于標度f而配合著，從而引出指數(shù)
變化
<formula>formula see original document page 38</formula>(39) a &
然而，這種指數(shù)變化簡單地是本發(fā)明按穩(wěn)定的歸一化速率/Z掃描相位梯度的 手段，并且觀察到的頻移是因為相位梯度3#汰而導致的，該相位梯度在/f和r中 是線性的，而非標度比例"(O，根據(jù)方程(34)該標度比例fl(O涉及不斷變化的選 擇<^/& 。
此外，對靜態(tài)地改變接收機的空間或時間標度的嘗試只引出其校準的變化， 并沒有實現(xiàn)方程(1)中所尋求的距離依賴性，并且這部分程度解釋了量子標度明 顯的嚴格性。C.與輻射相互作用的接收機的物理狀態(tài)無法完全是靜止的 在經(jīng)典譜分析和態(tài)的量子形式中，都需要光譜測定態(tài)的穩(wěn)定性，并且在需要 精確度的地方采取步驟使光譜儀穩(wěn)定，以免受熱變化或噪聲的影響。然而，這些校 正機制只滿足處理方程(22)中第三項的貢獻，即5^^'.A'/力。相位梯度貢獻(與完整的源距離r成比例并因此不受限制)未曾被識別出。問題在于，通過定義的任 何譜測量都涉及儀器的宏觀屬性，比如在上述理論中以/表示的腔長或光柵間隔， 其完全的穩(wěn)定性(即使是相對于觀察者的穩(wěn)定性)基本上都是無法保證的。位錯和 蠕變的量子方程并不提供應力的非零閾值，在該閾值以下蠕變無法發(fā)生。
例如，背景技術中所提及的蠕變假設涉及望遠鏡尺寸相對變化的直流分量大小只有10—18 s'1，超過了甚至比板塊構造論還要慢的量級，但這足以解釋觀察到的宇宙膨脹和加速。在地球上或地球附近沒有任何跡象可以觀察到，因為在該范圍中方程(12)減小到
<formula>formula see original document page 39</formula>(40)
由此使我們充分地相信量子標度的完美性！本發(fā)明涉及大許多的變化速率， 使用了下面的結果。
定理l (源距離信息)
從其波帶有限信號中確定到遙遠的源的距離的充分條件是，接收機的輸出應 該從該信號中不同波長的波周期連續(xù)性中獲得。
證明
方程(4)就像其下文所提及的那樣，是指當r — oo時，我們需要M — 0，以 便使相位差A^保持有限且恒定。因此，我們需要有效地比較彼此間的間隔無窮小的那些相位。看上去有點諷刺的是，對于附近的目標，我們需要很大的帶寬。
D.來自真實源的任何輻射都具有傅立葉譜展寬，更具體地講，傅立葉分量都 具有與其共同的源位置一致的相位。
這著眼于一個關鍵的要求，目標反射至少兩個頻率，從中可以獲得依賴于距離的相位差，盡管它們并不需要被精確地分離。
上述觀察部分程度遵循定義，因為純粹的正弦(可表達為exp[!^r土/欣+ ^(W)]， 其中^表示相位偏移)無法具有有限的開始和結束。相鄰頻率之間的相位一致性緊 隨其后，因為每一個波包必須包含微分分離的頻率，它們在源處以相同的相位開始。
上述觀察由雷達波長(以及聲音)的衍射幾何理論(GTD)的經(jīng)驗驗證支持，就 像背景技術中所提到。在光波長處，上述一致性應用于單個光子，并且看上去至少 對于非常小的^而言由哈勃紅移來證實，根據(jù)蠕變假設(參照背景技術)。
觀察(A)提供了必要的連接和距離-頻率關系。觀察(B)當然是捕獲該關系 的基礎，其實現(xiàn)方式只涉及時間的導數(shù)，以便消除之前對時間或相位參照的需求。
從下文中將清晰地看到觀察(C)和(D)的重要性。
L-2詳細的相位分析
乍一看，諧振腔理論似乎隱含地假設了，來自目標的入射輻射[900]即使在當 該模式改變時也可以激發(fā)腔體駐波模式。這無法講得通，因為真正的諧振是不可能 的，而且也明顯沒有空間用于共享振蕩模式中的能量累積。同樣，方程(25)表面 上表示，單個入射頻率w/(l + r州c)在按照指示變化時應該與腔體諧振，而通常都需
要用更高的頻率w來引起相同的激發(fā)。這些部分結論也將與本發(fā)明的原理矛盾，就 像發(fā)明內容中所提及的那樣，它涉及入射譜上相位梯度SW^的掃描，并且方程(23)
中與該梯度相乘的因子i/^清晰地表達了本發(fā)明的原理，該原理已應用于每一類 接收機前端。
與方程和原理相一致的恰當解釋是，在本發(fā)明的修改中，腔體模式是像圖ll 所示的瞬時時變形式，并且滿足方程(38)的標度平移不變性，但移動后的頻率從 這種模式和入射波之間的相位差中獲得，并作為相位差波。該差波主要由接收機的 下一級(在圖3的較佳實施例中被標記為后端裝置[220]，由探頭[222]饋入)來觀看， 所以前端諧振器只充當濾波器，并不作為最后的檢測器。在使用圖5的修改后的衍 射光柵時(光子檢測器將被置于焦平面[241]中)以及在使用圖9所示的修改后的分 路諧振電路時(差分信號將形成輸出)，上述內容將變得更清晰。下文將解釋余下 的問題，比如時變模式完全被激發(fā)嗎？以及差分信號是如何在物理上產(chǎn)生的。
圖11示出了圖4的腔體[210]的時變諧振模式。像在先前的圖中那樣，在連續(xù)的 時刻r。、 ^、 ~處，諧振波長從義。變?yōu)锳、 ^等等。如果我們將這些連續(xù)的波長串
起來，我們會得到時變波形[950]，就像它到達腔體處，盡管這只是近似，因為波長是逐漸地變化的，并且并不分散地處于連續(xù)的節(jié)點。該圖也滿足理解相位差信號
是如何產(chǎn)生的。我們將預計，在纟。時波長;i。的輸入波前應該被腔體[2io]的遠端反 射回去，以便在間隔沒。=/。/;1。之后遇到左端處的輸入輻射，其中相位延遲了整整
2;r。在此時，諧振波長將減小到4，它就是下一個被反射回來的波長，不管其初
始相位是多少，在下一個間隔《=/1/;11之后也整整有2冗的相位延遲。
反射波每次充當下一個波前的相位參考，但只在連續(xù)減小的波長處，這不像 未修改的諧振器，從而累積連續(xù)波長的相位。該相位累積將與圖l所示的距離和波
長選擇變化率成比例，并且根據(jù)方程(24)而添加到瞬時的選擇。瞬時的腔體諧振 模式也被連續(xù)地激活，但是該腔體不是最后的檢測器而是濾波器。在圖9的調諧電 路(它將以相似的方式起作用)中，所有瞬時移動頻率6都短接到地面。
前面的分析也示出了每一個移動頻率確實代表從輸入頻率中收集到的能量。 圖12示出了這種光子能量復合。在沒有本發(fā)明的修改的情況下，在給定波矢 A:。 S叫/c處，所有觀察到的光子躍遷包括來自相同的入射頻率叫=叫的貢獻[760]， 它們對應于// = 0線[710]。只有在模態(tài)頻率^-A^和化^c處，& = &處的貢獻 [761]和^ = /^處的貢獻[762]才添加到觀察到的光子。光子計數(shù)遵循這些貢獻的強度 分布[730]。
在本發(fā)明的修改之下，這些貢獻不再只添加到它們各自的頻率，而是擴展開， 就像//>0線[715]的傾斜所表示的那樣---在絕對值更大的|//|處，將有更多的擴 展。在每一個&e(A。-汰,A。+汰)處，& = &處的入射波將貢獻一點點，其中2汰對應
于//倍的光子收集/躍遷時間&。如果足夠近的話，該間隔將包括相鄰的模式&和 & 。在光頻和更高頻處，因為光子躍遷時間相對于本發(fā)明的修改速率而言將非常小， 所以將預計目標亮度不會減小，因為存在這種譜分布的能量收集。
L-3先前的量子論中的空白
本發(fā)明及其理論填補了量子論中的一個基本的空白。在量子力學中，未知態(tài) 1 ^〉的輸入輻射的觀察結果被定義為接收機的一個或多個穩(wěn)態(tài)〈01 ，其發(fā)生的幾率振 幅為W^〉(例如，參照P.A.M.狄拉克1958年第4版的"量子力學原理" 一書的§6 和§10，該書由牛津大學出版社出版)。然而，穩(wěn)態(tài)是不可能保證的，因為這些態(tài)必 然都是宏觀的，以代表測定的信息，還因為基于本發(fā)明及其理論的下述定理
定理2 (穩(wěn)態(tài)的不可能性)對于有限分辨率的有限測量而言，無法使任何物理態(tài)處于完全的穩(wěn)定。 證明
如果S是z和p (最大觀察范圍)的最小可測值，則對于H而言最小的可驗證 值是A,使得<formula>formula see original document page 42</formula>
這來自方程(1)。
該空白就是，在現(xiàn)存的量子論中，沒有任何正式的支持用于處理非穩(wěn)態(tài)。一 種不同類型的譜線增寬常常被考慮，這是因腔壁的熱移動而導致的，但是這只適合 大致"直流"的波動，該波動具有零平均靜態(tài)值。
L-4宇宙學中的粒子波函數(shù)
圖11的時變本征函數(shù)[950]在數(shù)學上表示為<formula>formula see original document page 42</formula>
方程(13)的//|叫尸〉
(41)
其中Z表示接收機處的本地時間，而標度因子a(/) 1 + W//c^1 + //t，其中r是 總路徑時間。形如方程(41)的本征函數(shù)首先由L. Parker在其論文"Quantized fields and particle creation in expanding universe"(尸A戸-ca/ 7 eWew,巻183,第5號,第 1057-1068頁，1969年7月25日)中給予描述。在Parker的應用中，7/是指哈勃膨脹速 率，標度因子a是指Friedmann-Robertson-Walker (FRW)米制，而方程(39)和(41) 中的時間標度演化是指相對于我們的時鐘的宇宙時間膨脹(CTD)。標度變化a(0等
價地涉及接收機的空間距離標度，因為<formula>formula see original document page 42</formula>
介于倍增常數(shù)之內。另外，現(xiàn)存的宇宙論采用了一種更簡單化的觀點，將哈勃紅移 歸因為在光子出發(fā)時刻和接收時刻之間實際的基本的標度差。在其它可能的模型
中，本標度的增長是由方程(39)的指數(shù)演化來描述的，這使紅移和源距離之間的關系比本發(fā)明更復雜且非線性。
在本發(fā)明中，該關系是嚴格線性的，并且只依賴于/f的瞬時值，這由方程(5) 給出。該瞬時線性也再現(xiàn)宇宙加速，因為在i/保持恒定的同時，將預計在距離r處 源以速度v在后退，在它到達2r時以2v后退。根據(jù)方程(15)，我們將得到<formula>formula see original document page 43</formula>
因此根據(jù)相對論性宇宙論，相應的"減速系數(shù)"表達為
"_1 +層三-1 +她2=-1 (理想情況下) (44)
其中"是指觀察者當前的本地標度，并且在理想情況下總是l，即使當&是非零的時候。
這正是針對從1998年以來觀察到的上百個類型IA的超新星而發(fā)現(xiàn)的減速系
類女，A. Reiss在1998年爿Wrowow/cfl/ Joz^7ia/的 "Observational Evidence from
Supernovae for an Accelerating Universe and a Cosmological Constant"中給予首次報
道。因此，如果宇宙膨脹簡單地是虛擬的，則哈勃流的"安靜性"將得到完美解釋，
因為之前未受懷疑的正在進行的變化正發(fā)生在我們的儀器中，這很像本發(fā)明的修 改，但其大小由/f/f。^67yt慰-'Mpca2.17x10-18 s"給出。這將精確地解釋(剩
余的)先鋒反常加速，解決了基于衛(wèi)星和基于地面對海洋潮汐摩擦系數(shù)的測量之間 微小的矛盾，并且解決了古生物學資料和地質資料中的表明地球過去在膨脹的古老 的鏈團(這在P. S. Wesson的"The implications for geophysics of modem cosmologies in which G is variable"中有過總結，1973年g,rter/y Jowma/ o/ i 03^/ A/ra"ow/c""oc/e&第9-64頁；Wesson私下里表示，在前沿的研究者過早地去世之 后，該問題就被人們遺棄了。)該結果似乎也簡潔地解釋了宇宙的"平整性"，簡 單地講就是，在歐幾里得(平的空間)宇宙膨脹下，由星系的旋轉分布所表示的暗 物質與類Coriolis加速是一致的，背景技術中提到過這些虛擬膨脹是精確地平面 型的和歐幾里得式的。
作為事后的考慮，方程(41)和(42)實際上都不無法暗指接收機和入射波 之間的靜態(tài)標度差，就像迄今為止宇宙學中所假設的那樣。之前沒有其它解釋是可能的，因為沒有多普勒效應的替代方案是既保存原子譜線比例又提供無限的歸一化 移動。靜態(tài)標度差是造成引力紅移的原因，但是具有z^2這樣的上限(例如，參 照R.M.Wald的"一般相對論"一書的第138頁，芝加哥大學出版社出版，1984年)。
迄今為止，已知原子線比例的保存只用于多普勒效應，但是通過方程(24)， 由同一源連帶地發(fā)出的任何譜線對化和叫都將用相同的因子1 + 來調節(jié)，所以 移動后的頻率保留幾何關系化/ 6=^/^。由此精確地保存了原子和原子核的光
譜。類氫原子的發(fā)射譜由Balmer-Rydberg級數(shù)公式給出 化 =2"244 —^ri, W = J^ (SI單位)， (45)
其中^和^表示電子的質量和電荷，s。是真空介電常數(shù)。很容易驗證所有得到的 比例在本發(fā)明的修改之下都是不變的。
L-5空間望遠鏡的一致性
從環(huán)地望遠鏡(它具有基于地面的技術)中獲得的數(shù)值7/。的一致性(這是背
景技術中提到的蠕變假設的主要困難之一)可被一種儀器校準方案來解釋，該儀器 只適合于在哈勃望遠鏡、近紅外照相機和多目標光譜儀(NICMOS)上觀察超過750 百萬光年的物體。
根據(jù)手冊(參照http:〃www.stsci.edu/hst/nicmos/documents/handbooks)， 通過
在軌道上觀察行星星云Vy2-2和HB 12，來執(zhí)行棱柵(光柵+棱鏡)模式波長校準， 同時通過觀察白矮星G191-B2B和G-dwarfP330E，獲得了逆靈敏度曲線。換句話說， 該光譜儀經(jīng)重新校準，而同時在軌道上不使用基于地面的或地面提供的物理指示 物，同時也不使用頻率己知且?guī)П匾囊t移校正的地面激光或波譜已知的機載 源。校準觀察針對處于非平凡天文距離的源，對應于源態(tài)—力和方程(12)的移
動譜，其中r和/Z是從基于地面的數(shù)據(jù)中獲得的，使得能夠根據(jù)觀察到的移動頻率 6來校準w。根據(jù)本發(fā)明的原理方程(5)，如蠕變假設中所應用的那樣，紅移的 原因獨立于入射波及其譜，因此通過不使用本地的(地面或機載的)物理波長參照， 上述方案直接將地面確定的/Z。轉移到基于空間的觀察！在先前的物理學中，沒有
任何理由去預期地面和近太空之間的紅移有任何差異。機載的燈被用來校準另一種 哈勃儀器即太空望遠鏡成像分光計(STIS)，但這只對z非常低的物體有用。
在不同的觀察之間，預計地面望遠鏡構造和技術方面的差異會引起F。估值的系統(tǒng)性變化，并且這種系統(tǒng)性差異存在于不同的研究組中。固體的量子屬性允許差 異高達蠕變速率的量級，但是"前端材料"將不可能差別太大，因為它們的選擇由
強度、輕巧性和熱穩(wěn)定性等共同的要求來決定。這同樣看起來與數(shù)值/z。的持續(xù)收
斂相一致。
相似的是，從非遠距的空間觀察中，也報道了一致的數(shù)值//。，特別是WMAP 的環(huán)繞地球的"L2"拉格朗日點的那些，其中月亮潮汐力將與地球上或地球附近 的那些非常不同。這些儀器本身及其使用和校準都與地面和環(huán)地的望遠鏡的那些儀 器非常不同。在這種情況下，根據(jù)標準模型和膨脹理論，引出表面測得數(shù)值//。的
因素是宇宙膨脹的非線性，這對應于方程(43)和(44)中的必f/A^0。更具體地 講，在該流行觀點中，//。的大小密切依賴于微波背景的各向異性。因為在蠕變假
設中膨脹本身純粹是虛擬的，所以各向異性預計會需要初始奇異點，并且根據(jù) WMAP項目中測得的各向異性對/Z。進行的"后計算"只不過是自實現(xiàn)預言的另一
種解釋而已。
L-6潮汐損壞模型及其確定
如背景技術中簡單介紹的那樣，潮汐蠕變假設是本發(fā)明的機理的說明性示例。 其量子基礎是固態(tài)理論所給出的蠕變速率的基本模型
(46)
其中、是比例性常數(shù)；c是應力(張量)；"是指數(shù)，與位錯之間的相互作用所形
成的變化的晶格有關；『F是破壞單個鍵的功函數(shù)，通常量級為leV; /^是波爾茲
曼常數(shù)(d.38xl(T23 J/K);而r是晶格的溫度。指數(shù)n僅用于解釋在擴展的應力范圍
上不斷變化的位錯圖形，它通常被用于材料的力學特性測試。在該假設中所涉及的 穩(wěn)定的應力和蠕變速率下，"可以被取作l，而常量、用于解釋可應用的位錯圖形。
盡管蠕變的方向由(T來表示，但是其大小的量級主要由最后的因子來確定，該最后 的因子將單個位錯的幾率定義為
<formula>formula see original document page 45</formula>
A表示歸一化常量。該幾率通常很小，特別是在金屬中，這就是為什么它們仍保持固態(tài)并且只有在非常高的應力下才呈現(xiàn)出可測量的蠕變，其量級是若干個兆帕斯 卡，即便如此，也僅在高溫下才行。在所感興趣的相對非常小的應力下，其中包括 地球重力在表面上的壓毀力以及先鋒號(以及伽力略號和尤利塞斯號)宇宙飛船上 的離心力，通過目前的蠕變測量技術，蠕變尚不能測量。
其次，宇宙飛船結構是由剛性合金制成的，在高應力的情況下更能抗蠕變。
因為這些可能的原因，蠕變可能貢獻到異常數(shù)據(jù)的幾率看起來根本未被NASA檢查 到，盡管上文提到了三篇原稿。
該幾率的大小是恰當?shù)膶τ凇寒a(chǎn)1.7eV當r-300時；^10-ls s"，并且很容 易解釋先鋒號的剩余異常以及"哈勃常數(shù)"http://。。上文已經(jīng)解釋了產(chǎn)生于空間的
遠視數(shù)據(jù)的一致性，關于蠕變假設的唯一的剩余問題在于解釋星際潮汐貢獻， 該星際潮汐貢獻被假設為是兩次先鋒號太空任務的剩余率之間的差異。這看起 來是一個問題，因為星際引力拉力本身大約比太陽弱三個數(shù)量級，并且潮汐作 用(遵循立方反比而非平方反比定律)應該更小。問題在于潮汐引起的蠕變的 飽和行為，這使其獨立于應力的大小，由此在方程(46)中n減小到0，并且 橫跨這些儀器所用的結構材料的勢能^的接近性介于1至(jl.2eV (鈦合金，比 如從ASM國際手冊數(shù)據(jù)中計算出來的)。
在相對穩(wěn)定的條件下，就像在L2處，蠕變速率將小好幾個數(shù)量級，并且依賴 于材料特性和應力。然而，在潮汐張量存在時，固體晶格沿張量的瞬時主軸均勻地 延伸。這將彈性能量引入晶格中如果潮汐張量只在沒有旋轉的情況下增長并衰退， 則延伸的能量將隨每一次衰退返回到引力源，對晶格沒有任何凈效果。在大多數(shù)情 況下，張量仍然要旋轉，大小方面有相對很少的擺動變化，從而為相鄰原子落入并 填充之前的延伸方向上的延長間隙中持續(xù)地提供機會，由此引起位錯。位錯幾率通 常很小，方程(47)涉及將單個原子從其位置上拉下來。然而，在潮汐作用下，所 有的晶格鍵沿主軸延伸，并且在垂直方向上未改變或稍微減小，所以隨著潮汐軸旋 轉，間隙機會變得足夠大，許多晶格常數(shù)都在事實上確保位錯。
例如，考慮將原子從其平衡位置處拉動晶格常數(shù)的10-6所需的力沿該方向每 第一百萬個原子將移動一個完整的晶格常數(shù)，所以在500,000個晶格常數(shù)的中間標 記處確保位錯，因為潮汐軸轉動了一個直角。用于位錯的能量來自角移動，不是拉 伸能量，拉伸能量純粹是引力的并且保持彈性。該行為與運算放大器(op-amp) 集成電路的放大過程非常相似在典型的運算放大器電路中，輸入阻抗極高并且特征是非常相似的e—因子，其中勢能『F是指半導體晶格中電荷載流子(電子或 空穴)的費米能級；沒有任何能量取自該信號，并且放大輸出的功率來自直流驅動 電源。在蠕變模型中，該信號是旋轉的潮汐張量，而能量提供則來自相對穩(wěn)定的驅 動應力。
這是www.arxiv.org原稿中所用的模型，但是它仍然包含對潮汐力的大小的依賴 性，因為更大的位移應該在更少的晶格跳躍中引起位錯，并且由此未能提供上述假 設所需的飽和行為。答案只是最近才發(fā)現(xiàn)，該答案涉及潮汐和位錯之間相互作用的 另一個獨特的屬性，晶格內部的位錯是沒有產(chǎn)出的，因為內部脫位的原子沒有什么 地方可以去，因此和周圍鍵合，從而重新填充了新的間隙并以動態(tài)平衡的方式取代 了其它的原子。只有在外表面，脫位的原子才可能跑開，所以這就是潮汐損壞實際 上發(fā)生的地方，并且通常將不能夠和普通的侵蝕和磨損相區(qū)分。這最終解釋了飽和， 因為除非固體小于108個晶格常數(shù)即小于一毫米，因每個原子的10-6晶格常數(shù)的脫 位力所導致的剝離速率與10-3晶格常數(shù)的更強的力而導致的剝離速率現(xiàn)在將是完 全一樣的！
凈結果由此是，在低應力條件下，固體中的潮汐損壞只取決于潮汐應力張量 的角速度Q并且不依賴于其大小，即
^7/V\ (48)
如圖13和14所示，它仍然應該依賴于驅動應力的方向。圖13示出了潮汐收縮，它 很可能影響我們的地面和低軌道望遠鏡，并且通過本發(fā)明的原理解釋了哈勃紅移。 如圖所示，地球[630]上的每一個望遠鏡[640]經(jīng)受因地球引力場的曲率而導致的穩(wěn) 定的壓縮潮汐應力，因為在望遠鏡目標上沿直徑相對的點處的引力矢量g必須指向 地球的質量中心，由此具有微小但非零的壓縮分量，其大小為/.Vg，其中/是目標
的直徑。直接的做法是，證實壓縮張量將是各向同性的，從而將地球近似為一個球， 在太陽和月亮的潮汐應力之下，產(chǎn)生正比于地球旋轉速度Q。的收縮速率，并且在
月亮的軌道上到一個較小的范圍。
盡管對于軌道運行的望遠鏡而言V忌將小好幾個量級，但是根據(jù)這種推理，收
縮速率將完全一樣。例如，盡管其軌道圍繞著地球，但是在天文觀測期間，哈勃望 遠鏡要經(jīng)歷相同的潮汐張量旋轉速率，將像其地面使用者一樣?！?的差異可能對
同時運行的天文臺之間的不確定性貢獻高達一個量級。然而，隨著天文學家都集中到數(shù)值//。，他們越來越多地在地面和宇宙飛船上使用相似或相同的結構材料。
L2處的威斯康星微波各向異性探頭(WMAP)看起來似乎是個例外，因為它有 可能無法經(jīng)歷相同的潮汐旋轉速率。然而，沒有針對任何直接涉及哈勃紅移或宇宙 時間膨脹(CTD)的觀測來裝備WMAP，但是WMAP被連接成用于測量微波輻射的各 向異性，作為膨脹理論的測試。從WMAP數(shù)據(jù)中報道的數(shù)值/f。反映了標準模型的
校準，并且并不獨立。
圖14示出了在膨脹應力下潮汐損壞的補充現(xiàn)象，它可以作為候選，提供對先 鋒10和11太空任務屮的反常數(shù)據(jù)的詳細解釋。蠕變假設解釋了在先鋒10的壽命期間 看到的近點角中的變化以及當宇宙飛船超越太陽系行星軌道時剩余數(shù)值中的微小 差異。自旋穩(wěn)定性的主要目的是保持自旋軸[600]，因此遙感勘測天線指向地球， 而深空中的主要潮汐力則是太陽的，所以潮汐軸[602]對著自旋軸呈角度a。在包 含遙感勘測設備的橫斷面[610]中，來自自旋的離心力將產(chǎn)生穩(wěn)定的膨脹應力。根 據(jù)前面的理論，我們將預計沿潮汐軸[602]有微小的蠕變速率，并且在沒有太陽潮 汐作用的情況下，在橫斷面中有相似的微小的穩(wěn)定的膨脹蠕變，但兩者都不具有任 何可注意到的效果。然而，因為自旋穩(wěn)定性，太陽潮汐張量以自旋速率Q旋轉，從 而引起可注意到的橫向膨脹，其速率為
其中sin(a)因子出現(xiàn)了，因為膨脹正交于潮汐軸[602]。這種角度依賴性不僅密切地 符合先鋒10數(shù)據(jù)變化的擺動圖形(其最大值和最小值與太陽周圍的地球軌道位置相 一致)，還密切地符合從5AU大致到40AU的變化包絡的幾乎線性的減小，像 astro-ph/9907363中所解釋的那樣。
上述分析表明，通過反向使用本發(fā)明的關系式方程(1)，構建望遠鏡并且觀 測遙遠目標的紅移，以此為合適的手段來確定觀察者所在位置的潮汐損壞速率。其 重要性源自定律2，因為在沒有故意施加修改速率的情況下，^是量子狀態(tài)穩(wěn)定性 的完美度的測量方法。
權利要求
1.一種用在接收機中且在目標所發(fā)射、反射、透射或散射的傳播波的一個或多個頻率ω處產(chǎn)生可觀察的頻移δω的方法，所述頻移δω用于表示到所述目標的距離r，其中所述接收機包括用于選擇或影響頻率或波長選擇的可變前端裝置以及用于檢測來自所述前端裝置的輸出的頻移的移動檢測裝置，所述方法包括用所述前端裝置按已知或預定的歸一化速率H來改變頻率或波長的瞬時選擇這一步驟，以便按瞬時速率<maths id="math0001" num="0001" ><math><![CDATA[ <mrow><mi>d</mi><mover> <mi>k</mi> <mo>^</mo></mover><mo>/</mo><mi>dt</mi><mo>=</mo><mover> <mi>k</mi> <mo>^</mo></mover><mi>H</mi> </mrow>]]></math> id="icf0001" file="A2005800225180002C1.tif" wi="19" he="4" top= "70" left = "44" img-content="drawing" img-format="tif" orientation="portrait" inline="yes"/></maths>來掃描連續(xù)選擇的頻率 id="icf0002" file="A2005800225180002C2.tif" wi="2" he="4" top= "70" left = "112" img-content="drawing" img-format="tif" orientation="portrait" inline="yes"/>的相位 id="icf0003" file="A2005800225180002C3.tif" wi="9" he="5" top= "70" left = "129" img-content="drawing" img-format="tif" orientation="portrait" inline="yes"/>由此在其輸出中引起了所述移動δω，所述移動δω正比于 id="icf0004" file="A2005800225180002C4.tif" wi="7" he="5" top= "78" left = "93" img-content="drawing" img-format="tif" orientation="portrait" inline="yes"/>中所包含的路徑貢獻 id="icf0005" file="A2005800225180002C5.tif" wi="6" he="4" top= "78" left = "143" img-content="drawing" img-format="tif" orientation="portrait" inline="yes"/>中的距離r，因為<maths id="math0002" num="0002" ><math><![CDATA[ <mrow><mi>δω</mi><mo>=</mo><mo>∂</mo><mi>φ</mi><mo>/</mo><mo>∂</mo><mi>t</mi><msub> <mo>|</mo> <mi>r</mi></msub><mo>=</mo><mo>∂</mo><mrow> <mo>(</mo> <mover><mi>k</mi><mo>^</mo> </mover> <mi>r</mi> <mo>)</mo></mrow><mo>/</mo><mo>∂</mo><mover> <mi>k</mi> <mo>^</mo></mover><mo>·</mo><mi>d</mi><mover> <mi>k</mi> <mo>^</mo></mover><mo>/</mo><mi>dt</mi><mo>=</mo><mi>r</mi><mo>·</mo><mover> <mi>k</mi> <mo>^</mo></mover><mi>H</mi><mo>.</mo> </mrow>]]></math></maths>
2. 如權利要求l所述的方法，其特征在于，改變所述前端裝置，以便所述頻 率選擇按恒定的標準化速率Z/成指數(shù)變化。
3. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，所述前端裝置是非線性地變化的。
4. 如權利要求l所述的方法，其特征在于，所述傳播的波是電磁波。
5. 如權利要求4所述的方法，其特征在于，所述前端選擇覆蓋了紅外頻率、 光頻或更高頻率。
6. 如權利要求4所述的方法，其特征在于，所述前端選擇處于毫米或更長的 波長處。
7. 如權利要求l所述的方法，其特征在于，所述傳播的波是聲波。
8. 如權利要求l所述的方法，其特征在于，所述傳播的波是物質的德布羅意波。
9. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，所述前端裝置是諧振腔或調諧電路。
10. 如權利要求9所述的方法，其特征在于，所述前端裝置是調諧延遲線電路。
11. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，所述前端裝置是衍射光柵、棱 鏡或透鏡。
12. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，所述前端裝置包括離散采樣， 并且所施加的改變涉及改變所述采樣間隔。
13. 如權利要求l所述的方法，其特征在于，所述目標距離r是未知的，所述方法還包括附加步驟測量所述頻移^;;以及從所施加的速率//、測得的頻移&y 和傳播的波的速度c中計算所述距離"
14. 如權利要求13所述的方法，其特征在于，所述移動是通過參照已知的原 子、原子核或粒子發(fā)射譜而確定的。
15. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，所述移動是通過將給定變化速 率//的情況下得到的波譜和施加第二變化速率//'時產(chǎn)生的波譜進行比較而確定 的。
16. 如權利要求15所述的方法，其特征在于，所述第二速率/Z'是所述第一速 率//的倍數(shù)。
17. 如權利要求1所述的方法，其特征在于，等價于變化速率Z/'的距離相關 頻移^/是先驗觀察到的，并且所述方法包括附加的步驟確定該等價的先前速率以及將所施加的變化速率//設置為與等價的先驗速率相反即設置成-//'，以便 產(chǎn)生用于消除先驗觀察到的移動^y'的頻移^ 。
18. 如權利要求15所述的方法，其特征在于，關于多個目標，所述移動被用 于根據(jù)到各個目標的距離r來分離這些目標。
19. 一種用在固體材料內測量引力、潮汐應力、離心應力或這些應力正造成 的損壞的方法，所述方法包括如下步驟構建望遠儀器，通過使用所述固體材料的 成分來觀察己知距離處的傳播波源；確定所述源在一個或多個頻率w處的紅移或藍 移&y;通過讓所確定的移動&y除以各個未移動的頻率w，而計算出歸一化的移動 z;計算損壞速率，該損壞速率是傳播波的速度c乘以計算出的歸一化移動z和已 知的源距離r的比例的乘積即/Z二cz/r，或者從計算出的損壞速率/Z和材料的已知 力學特性中計算出應力。
20. —種用于測量到目標的距離的設備，所述目標發(fā)射、反射、透射或散射 傳播波，所述設備包括用于選擇頻率或波長的前端裝置、頻移確定裝置以及計算裝 置，其中所述前端選擇按已知速率// =《_'^/^變化，然后在波譜中的一個或多個 頻率i處確定移動^w，所述移動(&是通過掃描由前端選擇變化所連續(xù)選定的頻率 《的相位中的路徑貢獻《.r而引發(fā)的，并且通過關系式^y^r.^/從所確定的移動 中計算出所述距離"
全文摘要
一種從任何種類的接收到的輻射(包括電磁的和聲的)中提取出源距離信息的通用方法，不涉及任何形式的往返時間或相位，由此比現(xiàn)存的無源雷達更像真正的無源。本方法利用下列事實來自真實源的輻射必須包括非零帶寬的波包；在該源處，一個波包的各個頻率成分必須具有一致的相位；它們的瞬時相位必須沿傳播路徑按照正比于各個頻率而線性增大，所以橫跨各個成分的相位梯度一定與所穿行的距離成比例。通過按受控的速率掃描相位梯度由此將該梯度轉換成正比于掃描率和源距離的歸一化頻移，從而本發(fā)明使過于天真的相位梯度測量變得很簡單。它模仿宇宙紅移和加速，但在任何所期望的范圍中只在可測量的水平下進行，甚至對聲音也如此。潛在的應用包括軍事秘密行動和軍用抗干擾雷達，緊急服務的測距能力，商品化低功率車載及個人用的雷達，雷達和診斷成像中的簡化，從地面到星系空間都通用的改進式測距，包括無線電和電視接收機的“無干涉”通信系統(tǒng)，源距離(或范圍劃分)多路復用改進式手機功率控制和電磁壽命，以及用于光纖、集成電路和傳輸線路的連續(xù)的、透明的診斷。
文檔編號G01P3/36GK101300493SQ200580022518
公開日2008年11月5日 申請日期2005年6月13日 優(yōu)先權日2004年7月2日
發(fā)明者文卡達·古魯普拉賽德 申請人:文卡達·古魯普拉賽德