Составители:
Рубрика:
119
При строгом подходе к расчету потоков излучения для конечных спектральных
интервалов ∆
ν
можно воспользоваться выражениями аналогичными (6.1.7),
проинтегрировав монохроматические потоки по частоте в пределах рассматриваемого
интервала. Однако можно снова воспользоваться существенным различием в
спектральной зависимости функции Планка и монохроматических функций пропускания.
В этом случае выражения для потоков теплового излучения для конечных спектральных
интервалов будут аналогичны выражениям для интенсивности излучения, но в этих
выражениях
будут фигурировать диффузные функции пропускания.
В общем случае при расчете потоков теплового излучения необходимо осуществлять
многочисленные интегрирования – по частоте, по телесному углу, по пространственной
переменной в функции пропускания и при суммированиях вкладов в излучение от разных
слоев. При этом для каждой новой модели атмосферы все эти интегрирования необходимо
осуществлять заново. Для
упрощения расчетов потоков излучения диффузные функции
пропускания заменяются на функции пропускания для интенсивности излучения при
некотором эффективном зенитном угле распространения излучения. В этом случае можно
записать простую связь между диффузной функцией пропускания и функцией
пропускания для интенсивности (например, как функций поглощающего вещества u.)
)()( uPuP
F
β
νν
∆∆
= , (6.3.12)
где
β
называется фактором диффузности. Многочисленные расчеты и анализ поведения
диффузной функции пропускания показал, что хотя фактор диффузности зависит от
состояния атмосферы и рассматриваемого спектрального интервала, с хорошей точностью
(1–3 %) можно положить
β
= 1.66.
6.4. Неравновесное ИК излучение
Локальное термодинамическое равновесие (ЛТР) выполняется, как правило, в
нижних слоях атмосфер планет. (Для высоковозбужденных состояний, если они
проявляются в поглощении и излучении в атмосферах планет, нарушение ЛТР может
наблюдаться и в относительно низких слоях.) В этом случае большая частота
молекулярных столкновений приводит к тому, что распределение возбужденных молекул
подчиняется закону Больцмана
при кинетической температуре среды и выполняется закон
Кирхгофа (2.5.8), что мы и использовали при рассмотрении переноса теплового
излучения. В связи с тем, что количество столкновений молекул пропорционально
концентрации молекул воздуха, в верхних слоях атмосферы, где этих столкновений
становится меньше, населенности возбужденных состояний уже могут не подчиняться
закону Больцмана, что означает нарушение
ЛТР.
Введем понятие столкновительное время жизни
τ
c
возбужденной молекулы, как
ν
τ
1
=
c
, (6.4.1)
где
ν
– частота столкновений, приводящих к девозбуждению молекул.
Радиативное время жизни
τ
r
возбужденных молекул определяется как
A
r
1
=
τ
, (6.4.2)
где А – коэффициент Эйнштейна для спонтанного излучения. Это время есть среднее
время перехода молекулы из возбужденного состояния в основное за счет излучения.
Если столкновительное время жизни соизмеримо или больше, чем радиативное
время жизни возбужденных состояний, то в атмосфере могут наблюдаться отклонения от
ЛТР. Радиативное время жизни колебательных состояний, имеющих основное
значение
при переносе ИК излучения, имеет порядок 1–10
–1
сек. Столкновительное время жизни
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 117
- 118
- 119
- 120
- 121
- …
- следующая ›
- последняя »
