《辐射传输方程》PPT课件.ppt

第三章 辐射传输方程,Maxwell方程组与辐射传输方程,麦克斯韦方程组描述了电磁场的基本规律。一般而言，波长较长的电磁波波动性较为突出。所以在微波遥感领域，可以看到用麦克斯韦方程组解释电磁波与介质的相互作用。短波部分干涉与衍射等波动现象则不明显，而更多地表现为粒子性。在光学和热红外领域，为方便和直观起见，则常用辐射传输方程描述电磁波与介质的相互作用。麦克斯韦方程组与辐射传输方程是不矛盾的，可以相互转换，不存在难易和优劣之分，只不过形式和求解方法有所区别，在不同的领域，有各自的优势。,消光截面,在光散射和辐射传输领域中，通常用“截面”这一术语，它与几何面积类似，用来表示粒子由初始光束中所移除的能量大小。当对粒子而言时，截面的单位是面积（厘米2），因此，以面积计的消光截面等于散射截面与吸收截面之和。但当对单位质量而言时，截面的单位是每单位质量的面积（厘米2克-1），这时，在传输研究中用术语质量消光截面，因而，质量消光截面等于质量散射截面与质量吸收截面之和。此外，当消光截面乘以粒子数密度（厘米-3）或当质量消光截面乘以密度（克厘米-3）时，该量称为“消光系数”，它具有长度倒数（厘米-1）的单位。,传输方程,在介质中传输的一束辐射，将因它与物质的相互作用而减弱。如果辐射强度I，在它传播方向上通过ds厚度后变为I+dI，则有：dI=-kIds式中是物质密度，k表示对辐射波长的质量消光截面。辐射强度的减弱是由物质中的吸收以及物质对辐射的散射所引起。,另一方面，辐射强度也可以由于相同波长上物质的发射以及多次散射而增强，多次散射使所有其它方向的一部分辐射进入所研究的辐射方向。我们如下定义源函数系数，使由于发射和多次散射造成的强度增大为：dI=jds式中源函数系数j具有和质量消光截面类似的物理意义。联合上述两个方程得到辐射强度总的变化为：dI=-kIds+jds,j的单位与k的单位不同：前者带有强度概念。,进一步为方便起见，定义源函数J如下：J j/k这样一来，源函数则具有辐射强度的单位。因此有：dI=-kIds+kJds即：,这就是不加任何座标系的普遍传输方程，它是讨论任何辐射传输过程的基础。,求解辐射传输方程时，最难解决的是J。,比尔-布格-朗伯(Beer-Bouguer-Lambert)定律,当忽略多次散射和发射的增量贡献时，辐射传输方程可以简化为：,如果在s=0处的入射强度为I(0)，则在s1处，其射出强度可以通过对上式的积分获得：,假定介质消光截面均一不变，即k不依赖于距离s，并定义路径长度：,这就是著名的比尔定律，或称布格定律，也可称朗伯定律。它叙述了忽略多次散射和发射影响时，通过均匀介质传播的辐射强度按简单的指数函数减弱，该指数函数的自变量是质量吸收截面和路径长度的乘积。由于该定律不涉及方向关系，所以它不仅适用于强度量，而且也适用于通量密度。,介质完全均一（也不依赖s），出射强度？,则此时出射强度为：,光学厚度(optical thickness,optical depth),定义点s1和s2之间的介质的光学厚度为：,并有：d(s)=-kds(对大气如此)因此传输方程可以写为：,在实际应用中，的定义使永远是正数。而且I与的关系一般为exp(-0)。,平面平行(plane parallel)介质,在遥感定量分析过程中，为简化起见，我们通常假设电磁波穿过的介质（如大气与植被冠层）是平面平行的，或称水平均一(horizontally uniform)的。即介质可以分成若干或无穷多相互平行的层，各层内部（对辐射影响）的性质一样，各层之间的性质不同。,为辐射方向与分层方向法线的夹角。,z,上述传输方程用z、替换s后，具体表达式？,对于平面平行介质，辐射传输方程可以写为：,或,其中=cos，是光学厚度(此时已是垂直计量)。,注意，多数情况下，它会代替在辐射传输中出现,对于平面平行大气，的定义为由大气上界向下测量的垂直光学厚度（省略下标）：,对于水平均一植被，的定义为由z处向上测量到冠层表面的垂直光学厚度：,其中 uL为叶面积密度。,在植被中，d与dz关系如何？以平面平行大气为例，比尔定律具体表达式？,对于平面平行大气，且忽略大气中的多次散射和发射，则传输方程为：,上式的解为：,定义0=(0)为大气整层光学厚度，注意到()=0，因此有：,请注意指数形式在辐射传输中的作用。,总结,两个概念：光学厚度、平面平行介质,一组不同表达形式的传输方程：,传输方程的简单解（比尔定律）：e的指数形式,对大气,对大气,源函数中散射的表达,散射,电磁波通过介质时，会发生散射，即电磁波有可能改变方向。因此使某一方向的电磁波强度发生变化，可能减弱，也可能增强。,1/12,当电磁波由方向0前进时，它被介质散射到方向的散射过程包括单（一）次散射和多次散射过程。多次散射是为了区别单次散射而定义的，凡是辐射被介质散射超过 1 次，均称为多次散射。区分单次散射和多次散射是为了方便于求解辐射传输方程。,散射相函数（scattering phase function）,为描述电磁波被介质散射后在各个方向上的强度分布比例，定义散射相函数 P(,)为方向的电磁波被散射到方向的比例，并且P(,)/4是归一化的，即：,根据互易原理：,因此同样有：,思考：对于在4空间内各向均一的散射（散射辐射强度不随散射方向变化），散射相函数的表达式是什么？对于散射光只在入射方向存在，其它方向均为0的情况下，散射相函数的表达式是什么？,通常散射相函数 P(,)只与方向和方向之间的夹角有关，可以写为 P(cos)。散射角定义为入射光束和散射光束之间的夹角。散射角的余弦可以表示为：,请注意P与两个方向的天顶角，以及相对方位角有关。,单次散射反射率（single scattering albedo）,实际上辐射被介质散射的同时，也被介质吸收，即消光过程既包括散射，也包括吸收。单次散射反射率 定义为辐射发生每一次消光（或简称散射）过程中，遭受散射的百分比。,入射为1，散射后各个方向的总和（积分）即为,源函数中散射的表达,对于单次散射，我们假设入射辐射强度的初始值为I0，传播方向为0，则它到达处的辐射强度为：,在处发生单次散射后，散射到方向的辐射强度即为：,对上式中入射方向0 在4空间积分，并考虑只有一个入射方向，则上式中的强度变成通量密度，即有：,上式就是单次散射产生的源函数。,上式结果肯定是强度单位,则多次散射产生的源函数为来自所有方向、并经散射，到方向的辐射总和。即上式对方向在4空间的积分，即：,对于多次散射，我们假设位于处、传播方向为的辐射强度为I(,)，则它散射到方向的辐射强度为：,源函数中的散射的表达是单次散射与多次散射之和，即：,J(,)=,其中B(T)为普朗克函数，是物体亮温为T时发射的出射辐射亮度，它的强度与出射方向无关，即各向均一。,又，源函数中的发射的表达可以写为：,J(,)=BT(),因此，考虑散射与发射源函数后，辐射传输方程可以展开为：,通常情况下，这个方程没有解析解，只能靠数值解法或简化求解。,回忆上一小节中提到的平面平行介质中的传输方程为：,总结,两个概念：散射相函数、单次散射反射率,考虑散射与发射源函数的传输方程：,传输方程中的散射表达是导致方程复杂化的根本原因，也是辐射传输过程的魅力所在。,辐射传输 方程的解,源函数J与待求强度I无关时的解单次散射解与散射逐次计算法二流(two-stream)近似,我们之前给出了不考虑源函数J 时传输方程的解(比尔定律），但是显然这是极不准确的。这里给出考虑源函数J（J与I无关）时传输方程的解。为简单起见，仍考虑平面平行介质，其传输方程为：,上式乘以 d 后，两边对 积分，即可求得带有源函数的传输方程的解。,根据上式，请给出=0处的辐射强度 I(0,)与=0处的辐射强度I(0,)之间的关系表达式，并简要解释其物理含义。,参考式：,对上式从0 到 0 积分：,即：,整理得I(0,)与 I(0,)之间的关系：,对上式的解释：位于=0处的辐射强度由两部分组成：,=0处的辐射强度穿过整层介质而经过衰减的值，整层介质中的每个辐射源被衰减后到达=0处的辐射强度的总和。,I(0,)与 I(0,)之间的关系也可以表述为：,请注意，此时0，若将其变为正数，则上式可变为：,对上式的解释：位于=0 处的辐射强度由两部分组成：,=0 处的辐射强度穿过整层介质而经过衰减的值，整层介质中的每个辐射源被衰减后到达=0处的辐射强度的总和。,源函数只考虑介质发射情况下的解,当源函数只考虑介质发射时，辐射传输方程相对考虑散射时要简单得多，因为它不需要考虑各方向散射辐射因素，而且J 与I 无关。此时的辐射传输方程可以写为：,B(T)为普朗克函数，是物体亮温为T时发射的出射辐射亮度，它的强度与出射方向无关，即各向均一。,总结,辐射传输方程的求解是对 的积分，而J 与I 是否有关决定了求解难易。不考虑源函数的解为比尔-布格-朗伯定律，只考虑发射的解也相对简单。注意辐射传输方程中单次散射项也与I 无关：,下一小节将重点解决该问题。,源函数J与待求强度I无关时的解单次散射解与散射逐次计算法二流(two-stream)近似,不考虑发射和多次散射，仅考虑源函数为单次散射情况时的传输方程为：,此时源函数与待求强度I 无关，可套用上一小节的解法，即上式可转换为：,其中,参照上一小节的解：,代入,即可求得仅考虑源函数为单次散射情况时的传输方程的解。,散射的逐次计算方法,散射的逐次计算方法是这样一种方法，我们单独对散射一次、二次、三次等的光子计算其强度，而总强度则为所有各次散射之和。,式中 n表示散射的次数。,注意到多次散射的源函数为：,由于二次散射是由一次散射引起的，因而从一次散射强度 I1(,)即可求出二次散射源函数：,而二次散射强度是可以由其源函数计算出来的：,同样我们可以由二次散射强度推导出三次散射源函数，继而推出三次散射强度。依此类推，我们可以得到任意次散射的强度，其递归关系式可以表示为：,注意是对 积分,还是对积分,利用递归关系式可以设计数值方法，逐级导出源函数和强度，进而根据：,求出包含多次散射的总强度。,总结,在辐射传输方程中，单次散射源函数J 与待求强度I 无关，可以求出解析解。单次散射解中的第 1 项反映了比尔-布格-朗伯定律，有时也称为零次散射解，而将第 2项，即对源函数的积分结果称为单次散射解。利用逐次计算方法可以依次得到各次散射的源函数和强度，进而求出考虑多次散射的方程解。,源函数J与待求强度I无关时的解单次散射解与散射逐次计算法二流(two-stream)近似,辐射传输与方位无关时的简化,观察我们已熟知的辐射传输方程(不考虑发射)：,当辐射传输与方位 无关，而仅与 有关时，注意到此时，则有：,注意=cos,勒让德（Legendre）展开,散射相函数可以表征为散射角余弦的函数：,上式可以用有限N项的勒让德多项式进行展开：,其中 l 阶勒让德多项式：,前几阶的勒让德多项式为：,针对P(cos)进行勒让德多项式展开的系数为：,前 2 阶的展开的系数为：,注意：P为散射相函数，Pl 为勒让德多项式的 l 阶展开，二者符号差不多，不要搞混。,引入不对称因子：,对各向同性散射，g为零；当相函数的衍射峰变得越来越尖锐时，g也随之增大；若相函数峰值位于后向，g为负值；(1+g)/2 可以看作积分前向散射能量的百分比数；(1-g)/2 可以看作积分后向散射能量的百分比数。,不对称因子 g,观察与方位 无关时的辐射传输方程,对其进行勒让德多项式展开，有：,-0中的负号用于表征方向,为了用解析方法求解上式，必须用有限个求和代替积分。业已发现，对于区间-1，1上的求积分，可用高斯公式展开，即对任何函数 f()，有：,式中权重值,其中j是偶阶勒让德多项式P2n()的零点，并有：,考虑：,用高斯公式展开后得：,式中i(-n,n)代表辐射流的方向。,取n=1，则得到两个辐射流，即j=-1和1，此时 N=1，并且相应的高斯点和权重值分别为,重排各项并以I表示I(,1)和I表示I(,-1)后，可导出两个联立方程，即,式中,上式即为二流近似的辐射传输方程，它可以得到解析解，这里不继续推导其求解过程，有兴趣者可以翻看相关参考资料,当取n=2时，即可得到四个辐射流，列出4个方程，称为四流近似。同样，我们可以采用六流近似、八流近似等求解。流数越多，精度越高。,与二流近似相近的有爱丁顿（Eddington）近似。,解的精度与光学厚度的关系？,离散纵标方法（Discrete Ordinates Method）利用离散纵标方法可以将辐射传输方程中的散射相函数用勒让德多项式展开，并用高斯求和式代替方程中的积分式，进而将原有的积分微分方程转化为微分方程组，最终通过边界条件的代入，求解辐射在几个特定方向（由高斯点决定）上的解析解。这种方法的精度取决于多项式展开的次数，次数越多，精确性越高，但也越复杂。方向解的个数（即流数）是展开次数的2倍，如一次展开为二流近似，二次展开为四流近似，三次展开为六流近似，等等。另外，方向解向上和向下的数目相等，且成对称排列。迄今为止采用最多的是二流近似方法。,蒙特卡洛方法（Monte Carlo Method）蒙特卡洛法直接模拟辐射传输实际过程。计算机从源的方向在介质中随机地“发射”大量的光子，并且在它们被散射或吸收过程中逐个地跟踪这些光子的路径。将到达介质中的某一点或某些点的光子数目累计起来，就可以得到所需要求的通量密度，即是特定问题的蒙特卡洛解。同样，我们也可以得到任意方向上的辐射强度。原则上只需要维持“发射”光子，直到探测器处接收到统计上有意义的样本为止。所以蒙特卡洛方法是一种概率统计方法，又称随机抽样技巧，或统计试验方法，在学科上它属于计算数学的一个分支。它诞生于本世纪40年代，最先在核武器研究工程中得到应用和发展。近几十年内，应用领域逐步扩大，六十年代以后许多研究者应用这种方法求解辐射传输问题。蒙特卡洛方法是解算多次散射最精确的方法，但是运算复杂，需要耗费大量机时，因此常常用它作为验证其它方法所得到结果的手段。,总结 1,利用二流近似方法可以求解多次散射影响，尤其适合于通量密度的解算。,3 个关键步骤：与方位无关时辐射传输方程的简化去掉 勒让德多项式展开将 与分开 高斯公式展开将积分换成求和,流数（双数）增多将使精度提高；传输方程变成方程组，方程个数与流数相等。,总结 2,不考虑源函数、源函数与待求强度无关（只考虑发射 或/和 单次散射）、考虑多次散射，这三种情况的解由易到难。对多次散射的考虑，构成辐射传输求解中最具活力的一部分，相关新方法和手段层出不穷。辐射传输方程在不同介质中应用时，关键是要确定散射相函数 P(,)、的形式，以及如何将它与介质的一些参数建立联系。,