瑞利散射的散射的分子

瑞利散射理论是一个经典的(即non-quantum)电磁散射理论始于生活作为电磁平面波的散射的理论从一个小球体与实际折射率n。“小”在这种情况下意味着小比光的波长被分散。瑞利极限的散射计算非常简单,因为粒子入射电场几乎是常数,这使得它简单计算感应电磁场在粒子。本质上,入射波的电场使电荷粒子内迁移,正电荷和负电荷积累,导致偶极矩与相同的振荡频率的入射波。折射率是事实上的极化率之间的媒介——比例电场的强度和偶极矩引起的强度。瑞利散射波的极限是那么简单电磁辐射发出一个振荡偶极子,这是一个更基本的计算可以通过电磁理论。

也许令人惊讶的是,瑞利理论作品很好描述从分子散射的光,即使分子电介质球。的确,典型的大小

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-n_i水冰

1000年

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图5.4:虚折射率的液体水,水冰,冰和二氧化碳。

一个分子(e。g .0003点N2)比可见光的波长小得多,甚至紫外线,但有可能会认为,这个量子分子的反应可能会大大影响散射。当然,瑞利理论没有提供合适的计算依据分子吸收的辐射,我们在第四章中看到的,与分子的量子本质是不可分割地联系在一起的。我们不会的原因进一步进入分子散射的经典理论的效果这么好,比分子吸收,但它的确是一个方便的事件。在实践中,它的工作原理可以用光谱方法测量吸收系数来计算气体吸收,结合瑞利散射计算气体散射。

球对称的散射体,瑞利散射截面的理论收益率以下公式:

那里的波长入射光在真空中,美联社散射体的极化率常数,表示电场之间的比例和诱导偶极矩。在实践中,极化率常数是推断从散射截面的测量本身。只有疲软的波长的函数。瑞利散射截面的很强的依赖波长是显著的;短的波(高波数)散射更强烈长波浪(低波数)。地球的蓝天的解释也许是最著名的瑞利散射的应用:通过紫蓝色的光更短的波长比其余的可见光谱,因此主导散射辐射引起的散射阳光的空气分子。对散射不球对称,这包括所有的多原子分子N2, H2和CO2存在于大部分大气层我们一直在考虑,偶极矩不在同一个方向施加电场,这效果稍微改变了散射截面的表达式。分子气体是随机的,它可以表明,平均方向,修改后的对称截面的截面由情商5.24乘以

	H2	他	空气	N2	O2	二氧化碳	水	NH3	甲烷
Xsca	1。	.0641	4.4459	4.6035	3.8634	10.5611	3.3690	7.3427	10.1509
Xsca / m	1。	0.0321	0.3066	0.3288	0.2415	0.4800	0.3743	0.8638	1.2689
托盘	0.40653	0.01305	0.12464	0.13367	0.09818	0.19513	0.15216	0.35116	0.51585
表5.2:	瑞利散射		横截面,		横截面每		单位质量,	相对	H2。

这些结果是基于观测的折射率,并且不考虑极化的变化因素。散射截面和横截面H2是1.4每单位质量•10-38m2 (4.215•10-12m2 /公斤)的波长10 ^米,8.270•10-33m2 (2.490•10-6m2 /公斤)的波长1 ^ m,和3.704•10-28m2 (。11平方米/公斤)的波长。1,m。托盘是由于瑞利散射光深度在1 ^ m 1酒吧的气氛表明气体在地球重力。

3 (2 + S) / (6 - 7), S是去极化的因素,这是一个分子的财产。去极化的因素为球对称散射体是零。就我们的目的而言,去极化的影响因素并不是很重要。它的值为.054 O2, .0305 N2和.0805二氧化碳。这些导致增加散射截面较小。

利用麦克斯韦方程,也可以推断出,折射率有关分子的极化率的介质通过n = 1 + 2的关系nnap (5.25)

其中N是单位体积内的分子数。这是一个非常有用的关系,因为它允许一个确定瑞利散射横截面通过简单的测量折射率,可以进行简单的测量光的偏转角度时从一个透明固体容器(如玻璃)进入气。

表5.2给出了瑞利散射截面测量相对于H2的常见的大气气体,以及相应的截面每单位质量。的绝对值H2的横截面是给定的波长的标题,使实际的横截面的其他分子容易计算;给定的值的H2标题有点偏离1 / A4波长定标的轻微的依赖折射率波长,但一般来说是足以推断其他波长使用四次方定律。他是一个极弱散射体。大部分的其他分子散射截面每单位质量适度小于H2、CH4除外,这是比较大的。

多么重要的一个想法散射是在各种情况下,我们可以用单位质量的横截面来确定整个列的光学深度的气氛。当光学深度很小,几乎大气散射,但当光学深度大大量的辐射将分散;在的情况下入射太阳辐射,这意味着很多入射电子束将反射回太空。表5.2给出了光学深度的最后一行的大气组成1条给定气体在地球的重力。一个可以扩展到其他行星通过乘以相应的表面压力,并除以行星的引力相对于地球重力。光学深度值给定的波长2 ^ m,在可见光谱的中心,也是接近的峰太阳光谱。地球现在大气的光学深度很小,但并不显著;瑞利散射影响大约12%的入射光。早期火星有2条的大气层中二氧化碳,瑞利散射相当强劲,由于有些高散射截面相对于空气的二氧化碳,低重力和额外的表面压力。火星早期的瑞利光深度是1.03可见。相关的变暖对太阳辐射的反射,是一个重大障碍早期火星气态二氧化碳温室效应。如果一个人拿走了维纳斯的反射云,二氧化碳瑞利散射仍然让金星很反光,自90酒吧二氧化碳大气的光学深度在金星上几乎是20。1.5酒吧N2气氛泰坦将光学深度1.45没有云。木星的前十条主要H2大气光学深度1.6,同样显著分散。

其他波长的光学深度可以通过扩展这些结果根据1 / A4。因此,在热红外波长是5倍或更多大于我们一直在考虑,至少小625倍的光学深度;瑞利散射在这些波长无关紧要的,这就是为什么它是安全的忽视气态OLR的散射时计算。另一方面,瑞利散射光学深度是紫外线至少16倍。我们将学习如何将这些光学深度值转变成行星地表反射率在5.6节。

瑞利散射不是各向同性,但之间的相位函数是对称的向前和向后的方向。二束内近似,然后,我们不需要任何信息超出了散射截面。它值得拥有一看相位函数无论如何,只要了解它有多接近各向同性。考虑到去极化因子8,瑞利相函数

P(因为©)= 2 ^ (1 + 8 + (1 - 8)cos2©) (5.26)

从这个我们可以看到,瑞利散射是温和的各向异性,与更强的散射方向向前和向后的方向垂直于入射光。8 = 0的散射是强两倍向前和向后的方向(©= 0,n)在侧叶(©= n / 2)。增加8降低了各向异性。事实上,一边与前方散射强度的实验室测量提供了一种方便的方法来估计去极化的因素。

继续阅读:与散射twostream方程

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