水滴，混合相和冰晶云的偏振激光散射外文翻译资料

 2022-11-13 03:11

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水滴，混合相和冰晶云的偏振激光散射

第一部分：角度散射模式

KENNETH SASSEN和KUO-NAN LIOU

气象系^犹他州大学盐湖城84112

（手稿于1978年10月17日收到，最终形式为1979年1月15日）

摘要

本报告第一部分和第二部分描述了水，冰和混合相云的角散射和去极化行为的实验室研究。在第一部分中，我们提出了用于确定实验室中角散射模式的理论背景和实验装置。前not;用垂直和水平偏振激光（0.6328 ^ m）获得的实验结果以归一化散射相函数的形式给出，以便于它们与理论前的比较not;新词语。Mie理论和实验之间的密切协议被发现“当mea时的水云not;确定的云小滴大小分布被输入到计算中。对于含有小（lt;50个随机取向的粒子）的冰晶云，由于在实验冰数据中存在更强烈的侧向散射和没有云霄，因此使用球形或长圆柱形近似的理论一致性较不值得注意。混合相云（一组重要的大气云）的散射行为显示出对水和冰粒子的相对散射效率随散射角的变化非常敏感。还考虑了最后，代表性冰晶云的归一化相函数值以表格形式呈现。

1.引言

了解大气云的角散射行为对于通过大气的辐射传递的定量处理非常重要。这些信息对通过被动和主动遥感技术确定云组成也具有重要意义。为了执行实际的辐射传输计算，必须对云层组成进行分类，并为此云模型模型应用适当的角散射模式。对于均匀水球的代表性多分散，可以从Mic理论精确地指定水滴云的角散射行为。然而，对于含有冰晶的云，角度散射行为的确定仍然是需要进一步研究的领域。由于缺乏对具有任意几何冰晶的粒子散射光的严格理论解决方案，因此必须依靠实验结果来表征冰云的散射特性并评估近似理论的有效性。解决这个问题的方法。先前研究的结果利用近似理论解（Jacobowitz，1970年，Liou，1972）和实验室测量（Huffman和Thursby，19d9，Huffman，1970; Dugin ri o /。，1971,197 ?; Liou el at 1976; SasseTt aRd Liou，1978）与“等效”的云滴组合相比，冰晶将更多的能量散射到侧向散射区域，这一发现似乎对于不规则形状的颗粒是有效的（Holland和Gagne，1970）。这种增加的侧向散射效率表明是以向前和向后方向上的冰晶散射为代价的。尽管在实验研究中尚未获得接近0°和180°散射角的测量，但单基地激光雷达（Platt，1973）和连续波激光（Sassen，19？8a）观测确实显示出相当低的背散射冰晶云的效率。关于用于计算通过混浊大气的辐射传输的角散射模式的利用仍存在若干不确定性方面。理论和实验尝试共同的问题在于考虑自然发生的各种形状的冰晶的散射和极化特性。该在真实大气中经常遇到的混合相云的散射行为也应受到关注。获得此信息显然需要的是在受控实验室条件下的综合实验计划。作为此类计划的第一步，报告了从人工水，混合相和冰云中获得的实验结果这里是第一部分和第二部分。将平行偏振面中的实验角度散射图与第一部分中使用球形和圆柱形粒子形状的理论散射计算进行比较。第二部分报告了云的角度去极化行为的观测和遥感重要性（Sassen和Liou，1979）。在给出实验结果之前，我们首先回顾一下确定角散射相函数的理论基础，然后描述本研究中使用的实验装置

2.理论上的考虑

在极性浊度计的构造中，发射器和接收器以这样的方式布置，使得在固定的水平面中测量散射光，其中偏振器平行且垂直于入射偏振面。 因此，以辐射度为单位的散射光的斯托克斯参数可写为（Liou，1975）

I（theta;) =CM(theta;)F (1)

其中C是比例常数，而且以磁通密度为单位的入射光由下式给出。

用/和r分别表示水平和垂直方向上的偏振分量。 通常，如果没有关于空间中非对称粒子的物理位置的假设，则相位矩阵包含16个独立参数。 在实验室冷室中产生的冰晶通常相对较小，因此倾向于在空间中随机取向。 在这些情况下，如果我们假设创建了一个对称平面，那么独立的相位矩阵元素的数量就减少到六个（Perrin，1942; van de Hulst，1957年）。 因此，我们有

如果使用水平偏振光作为入射辐射源，那么散射辐射是由此给出

另一方面，对于入射垂直偏振辐射，散射辐射是

因此，水云的散射辐射与方程相对应。

请注意，方程中的Chi。 （4）和（5）表示消偏振分量，其原则上对于具有对称平面假设的水平或垂直偏振入射光具有相同的大小。 对于球形水滴，独立相位矩阵元素的数量进一步减少到四强。 相位矩阵可以表示为

很明显，如果在偏振平面上的接收器进行散射测量，该偏振平面与固定平面上的发射器平行且正交，则对于球形水滴，来自线性偏振入射光的去极化分量将为零。 根据测量的水云角度去偏振分量，我们可以研究多次散射的强度作为散射角的函数，如第II部分所述。 最后，我们定义了规范化无量纲相位矩阵元素。

Fin.1 用于确定人造云角度光散射特性的实验系统。 该侧视图示出了来自左侧入射的可旋转激光源的偏振光。 当接收器单元围绕两个冷室之间的采样外壳旋转时，由水平面中的云粒子散射的那部分激光被测量为散射角的函数。

3.实验安排

一个配置和技术

解释：perimental系统基本上是一个极性测高仪，用于确定实验室云腔组件的角度散射模式（在水平面上），该组件被限制在中央采样区域，以避免将整个设备浸入云中。云粒子通过位于大型矩形冷室和垂直冷室或“烟囱”之间的连接处的圆柱形外壳（直径0.3米）被限制在中心区域，这些组合产生人造云（见图1）。接收器单元固定在转盘上，转盘围绕中央外壳以恒定速率旋转。来自固定激光源的光束穿过圆柱形采样封闭的中心，试图通过半圆形狭缝。

Fin.2接收器单元的组件，其定义云散射体积并允许同时测量在垂直（V）和水平（H）偏振平面中散射的激光。

接收器也可以查看云。接收器的观察管连接到转盘上并略微延伸穿过观察狭缝，观察狭缝另外用两条泡沫绝缘材料密封。安装在lascbull;r光束出射点后面（即，以0°散射角）的激光功率计检测器头用于监测云透射率gt; n的波动，其可以与云成分变化相关。这些实验中使用的光源是He-Ne激光器（0.6328 pm），具有5.2 mW的高线性聚合输出。激光准直器用于将光束直径增加到1厘米，并将光束发散度降低到lt;1毫拉德。为了产生垂直和水平入射偏振，激光器安装在专门设计的可旋转夹具中，在垂直方向上具有机械挡块

横向位置。

图2所示为接收器设计，可以同时测量垂直和水平偏振平面组件。接收器视场由两个直径为1.72mm的针孔限定，散射体积描绘了在不同观察角度下该视场与激光束之间的交叉体积。与激光束交叉处的接收器视场的直径等于激光器

光束直径。通过针孔进入的散射光通过Glan-Thompson偏振棱镜，该棱镜将入射能量分成两个正交的线性偏振分量。垂直偏振分量直接进入顶部光电倍增管（PMT），水平偏振分量通过45°平面镜反射到底部PMT中。两个光电探测器都配有1.0边缘带通激光线干涉滤光片。

在这些实验中使用的光电探测器是两个RCA 7265 PMT，具有扩展的5-20个双碱光电阴极，其增益被绝对校准。来自光电倍增管的信号由Keithly Model 417 Picoammeters扩展，显示出有利的带宽，动态范围和暗电流抑制能力。然后将皮安表的输出引导至X-P记录仪，以记录相位函数的正交分量。双通道条形图记录仪用于连续监测校准后的云透射率。探测器头信号（瓦特）和来自冷室中三个位置之一的空气温度，如图1所示。

由于透射计探测器头和接收器配置的存在，系统设计通常允许从10°（从前向，入射方向）到165°（向后方向）的散射角收集数据。对于此处描述的实验，已使用两个45°反射镜将激光束引导到腔室中，以便接收器可以观察到高达176°的后向散射角。 X-F记录器和转盘电机驱动器的时间扫描由时钟启动

在主控制面板上，当角度扫描完成时，由电机控制停止开关终止。扫描通常在5.5分钟内完成。

b.人造云

通过使用包含蒸馏水和浸没加热元件的容器在冷室中产生人造水云。通过云传输激光束的记录用于识别稳定的水云状况。然后可以开始对稳定的水云进行连续的散射扫描，或者用干冰，液氮或碘化银试剂使云团播种以产生冰晶。通过调节水库加热速率和播种材料供应，还可以在云冰化之后逐渐将云滴重新引入散射体积中。

为了测量人造云的微物理组成以与散射数据进行重要比较，云采样装置位于散射体积下方25cm的下室中，并在实验期间间隔操作。该装置的设计和操作，即专为实验室云室应用而开发的Continuous Impactor Replicator，在Sassen（1978b）中有详细描述。使用该装置，通过撞击将云样品收集到新的Formvar溶液涂覆的基底上，以便在薄塑料层中保持颗粒的尺寸和形状，用于后续的显微镜检查。保留永久性颗粒铸件的基材是透明的35毫米薄膜引导器，在每5秒钟内在冲击器射流下高速移动

samplin ;;间隔。每个样品的时间在ccgt; ntinuous条形图记录仪数据中标注，以参考s lt;：attering扫描。

c.数据分析

为了减少记录的散射数据，扫描分为5°散射角间隔，相对散射强度值I（8），以安培为单位，通过对每个5°间隔记录的信号偏差求平均得出。 然后可以作为散射角的函数导出绝对散射功率2，（8）

其中G，是接收器通道的增益（以每安培瓦特为单位），包括干扰滤波器在激光线频率下的透射率。实验角散射模式的基本参数是体积散射系数Q，（8）binsrrsect;作为散射角的函数。 该值可以使用激光雷达方程的以下模拟从散射功率测量得出

其中Pi是云形成前测量的入射（线性极化）激光功率，AI是散射体积中激光束的横截面积，P（90°），散射体积为8-90°（0.68 cm°） ，ugt;，从接收器观察到的粒子散射的光的立体角，在散射体积（10-sr）上积分，并且指数项解释了激光束的“明显”衰减在穿越云之后。前两个术语定义了激光功率密度和散射体积随角度的变化，具体而言。最后一项仅得出比尔定律的真实衰减的近似值，其中所有散射（注意云粒子的吸收在我们的情况下可忽略不计）从proygt; agating beam中移除。然而，在实验中，激光功率测量值P在光束穿过云之后实际上包括由于衍射和沿着探测器孔的有限宽度的多次散射而沿着光束散射的能量。因此，我们定义了“明显的”消除系数，就总云路径长度而言为

注意，通过简单地将laquo;值乘以总数，近似云光学厚度r可以是圆的。 云长A 0.3米。

对于密集的实验室云，上述程序低估了真正的衰减。 然而，在确定sect;值时使用表观衰减被认为是合适的，因为留在光束中的散射能量有助于进一步散射，实际上增加了可用于散射的入射能量。 然后用Eq代替。 （12）进入（11）现在产生简化的表达式gt; n

在这里要呈现的数据中，Q的角度扫描被转换成相位函数值，以便于它们与米氏散射结果的比较，并调整云微物理差异以改善扫描的比对。 归一化散射相函数P（8）使用表达式从实验数据导出

其中8i和8i是散射角8i - 10°和8i - 175°，对应于扫描的角度终止。

应该注意的是，（14）的使用产生相位函数，该相位函数被移位到更高的值（如图8和10中所示），主要是由于忽略了0-10°的间隔，例如，对于代表性的云滴尺寸分布，可以集中大约一半的散射能量。因此，在涉及球形颗粒的情况下（图3和12），或者将冰数据直接与理论相函数进行比较（图6和表1），通过计算归一化相位函数来调整实验数据对于具有与测量的尺寸分布相同的尺寸分布的球体群，并将实验值缩放以对应于8-10°的理论值。对于冰云数据使用tl s程序可能是合理的，因为前向散射主要受衍射控制，其中粒子形状效应相对不重要，因此随机定向的不规则粒子可以用“处理”相当于“球体。正如van de Hulst（1957）指出的那样，随机取向颗粒的平均几何截面等于颗粒表面积的四分之一。因此，可以看出，冰晶的最大尺寸与具有相等表面积的球体直径之间的关系随晶体直径与厚度比的变化而变化，并且除非相同，否则不会产生明显的误差。涉及薄或长晶体。关于9中的错误来源，测量误差可能主要来自于ini。

Fin.3.使用相同的云滴分布，对来自水云实验和理论的入射垂直（P）和水平（Pit）偏振光的归一化相函数（除以4z-）进行比较。实验值在8-10°下缩放至理论值。垂直条显示在五个连续的浊度计扫描中平均值的典型标准偏差。

入射激光平面与云组分的波动之间的适当对准，其中振动和接收器的方向会导致theta;的角度变化，这些是激光棱镜的值。棱镜对准优于0.5°，不能代表均匀散射介质。从事件的垂直或水平极化为了减少快速的影响，在实验之前检查小规模的云方向，以便变化，3，值平均超过5°散射这个误差不大于9的9，值。角度间隔。此外，当云样本和更重要的不确定性来源可能导致“值”表明云组成变化不大

Fin. 4.比较从图3的实验和理论水云相位函数导出的线性极化参数的程度。

在长时间段内，对每个入射偏振态的几次连续扫描进行归一化和平均以获得平滑的相位函数。 以这种方式获得的平均值的典型标准偏差包括在随后的实验数据p1 lt;gt; ts中。

4. 实验结果

水相云

通过在实验过程中采样装置收集的云液滴尺寸分布的可用性，可以为类似的水球多分散产生Mie散射p.hase函数，以便进行详细的比较。实验和理论模式。图3给出了这种比较。

图3左侧显示

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