王道琦, 王后茂, 何微微, 胡向瑞, 李 娟, 李發(fā)泉, 武魁軍*

1. 煙臺大學物理與電子信息學院, 山東 煙臺 264005

2. 中國科學院國家空間科學中心, 北京 100190

3. 中國科學院西安光學精密機械研究所, 陜西 西安 710119

4. 中國科學院精密測量科學與技術創(chuàng)新研究院, 湖北 武漢 430071

引 言

氣輝是地球大氣中一種微弱但十分重要的光輻射現(xiàn)象。 因易受大氣重力波、 潮汐波和行星波等多種大氣活動過程調制, 氣輝往往充當大氣動力學研究的重要示蹤劑。 此外, 氣輝譜線的頻移、 展寬、 強度變化等信息及其分布特征, 為在全球尺度下實現(xiàn)大氣風場、 溫度場, 以及臭氧濃度的三維分布探測提供了理論依據。 因此, 氣輝對于空間物理以及衛(wèi)星遙感具有重要的科學意義和應用價值。

根據產生氣輝輻射的大氣成分的不同, 氣輝分為原子氣輝和分子氣輝。 長期以來, 原子氣輝被廣泛應用于高層大氣遙感, 地基氣輝成像干涉儀[1](ground-based airglow imager interferometer, GBAII)利用氧原子的綠線(557.7 nm)氣輝, 成功探測了地球上空90～100 km的大氣風速、 溫度和體輻射率。 搭載于ICON衛(wèi)星上的全球高分辨率熱層成像儀[2](Michelson interferometer for global high-resolution thermospheric imaging, MIGHTI)利用氧原子的紅線(630.0 nm)和綠線氣輝, 完成了大氣風廓線的反演。 但由于其輻射高度的局限性, 只能用來探測90 km以上的中高層大氣。

O2紅外大氣帶氣輝可以用來反演大氣中O3分子的全球三維空間分布。 2017年Martyshenko[4]等利用1.27 μm波段輻射提高了利用寬帶發(fā)射輻射計的大氣廓線測量儀(sounding of the atmosphere using broadband emission radiometry, SABER)在60～80 km高度范圍內臭氧濃度的反演精度, 同年, Yankovsky[5]等利用SABER觀測到的1.27 μm O2(a1Δg)氣輝輻射反演了中間層臭氧的高度分布。 2020年Li[6]等利用光譜儀和紅外成像系統(tǒng)(optical spectrograph and infrared imager system, OSIRIS)觀測到的1.27 μm O2(a1Δg)氣輝輻射反演了日間中間層臭氧濃度。

O2紅外大氣帶氣輝是衛(wèi)星遙感臨近空間大氣風場溫度場的重要目標源。 加拿大StaSci計劃部署的中間層成像邁克爾遜干涉儀(mesospheric imaging Michelson interferometer, MIMI)與美國宇航局MIDEX計劃支持的波邁克爾遜干涉儀(waves Michelson interferometer, WAMI), 分別采用觀測O2(a1Δg)氣輝的強、 弱兩組氣輝譜線(每組3條)探測大氣風場及溫度場信息, 以實現(xiàn)對地球溫度和風的同步測量[7]。 緊隨MIMI和WAMI概念的提出, 2019年, Wu[8]等提出了臨近空間風溫傳感干涉儀(near-space wind and temperature sensing interferometer, NWTSI), 擬通過臨邊模式觀測O21.27 μm氣輝測量臨近空間的大氣風場和溫度場信息, 并論證了風溫廓線探測的精確度和時空分辨率。

此外, 1.27 μm O2(a1Δg)波段在碳衛(wèi)星遙感方面也發(fā)揮著關鍵作用。 日本的GOSAT碳衛(wèi)星、 美國的OCO-2碳衛(wèi)星, 以及我國自主研制并發(fā)射的TanSat和GMI碳衛(wèi)星, 都是通過測量CO2近紅外強、 弱吸收帶(2.0和1.6 μm)的吸收光譜反演大氣CO2的濃度信息, 為消除氣溶膠及地表壓強對CO2濃度廓線反演精度的影響, 均增加O2分子A帶光譜通道, 以獲得更加準確的CO2混合比信息[9]。 由于1.27 μm附近的O2吸收帶要弱于0.76 μm, 并且1.27 μm波段在波長上更接近CO2吸收波段(1.6和2.0 μm), 因此基于1.27 μm O2(a1Δg)波段建立輻射傳輸模型更加準確, 也減少了因大氣路徑光譜變化而帶來的不確定性。 近年來, 利用1.27 μm O2(a1Δg)波段反演CO2混合比柱的可行性不斷得到驗證。 2018年, 美國布法羅大學的Sun[10]等利用大氣圖像掃描成像吸收光譜儀(scanning imaging absorption spectrometer for atmospheric chartography, SCIAMACHY)評估了O2(a1Δg)波段在溫室氣體星載遙感應用中的可行性及優(yōu)越性。 2020年, 法國國家科學研究中心的Bertaux[11]等在MicroCarb光學概念中評估了O2(a1Δg)對提高CO2混合比柱反演精度的貢獻。

本工作旨在建立O2(a1Δg)氣輝的臨邊觀測輻射傳輸模型, 為地球大氣遙感, 尤其是為臨近空間大氣風場溫度場、 臭氧濃度, 及溫室氣體的衛(wèi)星探測及反演提供科學參考。

1 理 論

1.1 O2(a1Δg)氣輝產生機理

圖1 1.27 μm O2(a1Δg)氣輝產生過程

O3光解機制, 是O3分子在Hartley光譜帶吸收太陽紫外輻射后, 在光解離過程中形成高能級態(tài)的O2(a1Δg), 反應方程式如式(1)所示

O3+hν(λ≤310 nm)→O(1D)+O2(a1Δg)

(1)

(2)

(3)

(4)

(5)

共振吸收機制, 是基態(tài)O2分子吸收1.27 μm波段的太陽輻射光譜, 通過能級躍遷, 產生第一激發(fā)態(tài)O2分子, 反應方程式如式(6)所示

(6)

O2(a1Δg)態(tài)的O2分子在不斷產生的同時也在不斷損耗, 能級壽命為65 min, 其損耗過程包含兩種機制, 一是自發(fā)輻射, 二是與大氣中性分子發(fā)生碰撞湮滅。 O2(a1Δg)損耗過程中發(fā)生的反應為

(7)

(8)

其中, O2(a1Δg)自發(fā)輻射過程中伴隨的1.27 μm輻射即為氧氣紅外大氣波段氣輝。

1.2 O2(a1Δg)體輻射率

在假設光化學平衡的情況下, O2(a1Δg)分子的數(shù)密度可由式(9)給出[12]

(9)

激發(fā)態(tài)O2(a1Δg,v′)分子一般通過振動、 電子猝滅和輻射等方式躍遷到O2(X3∑g,v″)基態(tài)。 由于激發(fā)態(tài)O2(a1Δg,v′≥1)猝滅為O2(a1Δg,v′=0)態(tài)的速度比電子態(tài)躍遷的速度快很多。 因此, 激發(fā)態(tài)O2(a1Δg,v′≥1)的振動分布可以忽略不計, O2(a1Δg)分子的數(shù)密度約等于O2(a1Δg,v′=0)分子的數(shù)密度。

1.27 μm O2(a1Δg)氣輝的體輻射率η1.27 μm, 可由它的第一激發(fā)態(tài)分子數(shù)密度nO2(a1Δg, v′=0)與其愛因斯坦躍遷概率A1.27 μm相乘得到

η1.27 μm=A1.27 μmnO2(a1Δg, v″=0)

(10)

圖2所示為O2(a1Δg)分子和O2(a1Δg)分子在v′=0,v′=1,v′=2處的體輻射率分布圖。 可以看出, 在v′=0處的體輻射率和O2(a1Δg)分子的體輻射率大致吻合。 同時由于海拔40～60 km區(qū)域內臭氧含量高, 因此體輻射率在該區(qū)域達到最大值。

圖2 O2 (a1Δg)以及O2 (a1Δg)分子在v′=0, v′=1, v′=2振動帶的體輻射率

1.3 O2(a1Δg)光譜分布

由1.2節(jié)可知, O2(a1Δg,v′=0)在O2(a1Δg)輻射帶內占主導地位, 因此, O2(a1Δg)氣輝的光譜分布取決于O2(a1Δg,v′=0)態(tài)的轉動能級分布及其各自的譜線線形, 并且其轉動躍遷受溫度影響[15]。

每條轉動譜線J的輻射率可以由該振轉能級的愛因斯坦系數(shù)A(J)與上能級的相對布局比重的乘積計算得到, 即[16]

(11)

式(11)中,Qtot(T)為振動態(tài)的總配分函數(shù),Q(J′,T)為轉動譜線J的配分函數(shù), 由大氣溫度T決定, 分別表示為

(12)

Q(J′,T)=(2J′+1)exp(-hcEJ′/TkB)

(13)

式中,EJ′為上態(tài)能量,kB是玻爾茲曼常數(shù),h是普朗克常數(shù),c是光速。

圖3給出了O2(a1Δg)態(tài)分子各轉動譜線J對應波長函數(shù)的輻射率, 以右刻度顯示, 輻射譜線以綠色標記。 為了便于比較, 圖3同時繪制了HITRAN數(shù)據庫給出的O2(a1Δg)態(tài)分子各轉動譜線J對應的吸收線強度, 以左刻度顯示, 并用紅線標記。 在圖中可以清晰的觀測到輻射光譜與吸收光譜的分布稍有不同。 這是因為輻射光譜與吸收光譜分別由愛因斯坦A系數(shù)及B系數(shù)決定,A、B系數(shù)之間的關系可以表示為

圖3 O2(a1Δg)分子的輻射速率和HITRAN數(shù)據庫的吸收線強度

gJ″BJ″J′=gJ′BJ′J″

(14)

AJ′J″=8πhν3BJ′J″

(15)

式(14)和式(15)中,AJ′J″為自發(fā)輻射, 單位為s-1,BJ″J′為吸收,BJ′J″為激發(fā)輻射, 單位為cm3·(J·s2)-1,gJ′和gJ″分別為上能級和下能級的統(tǒng)計權值。

振動-躍遷的愛因斯坦系數(shù)和吸收系數(shù)相互關聯(lián)。 在吸收線強度的理論計算中, 根據Simeckova等提出的公式, 將不同溫度下的線強度Sv(J′,T)與具體轉動譜線J的愛因斯坦系數(shù)A(J)聯(lián)系起來, 即可表示為[11]

(16)

式(16)中,v0表示轉動譜線J的中心波長。

由式(11)、 式(12)及式(16)可以計算得到每條轉動譜線的輻射率ε(J′)與吸收線強度Sv(J′,T)的比值

(17)

圖4中所示為不同溫度下O2(a1Δg)態(tài)各轉動譜線對應波長的輻射率和吸收線強度的比值。 可以看出, 該比值是一個與溫度相關的值, 并隨躍遷總角動量單調變化。 長波躍遷譜線的比值大于短波躍遷譜線, 而比值的斜率隨溫度升高而減小。

圖4 O2(a1Δg)分子的輻射速率與吸收線強度在不同溫度下的比值隨波長的變化關系

2 臨邊輻射傳輸過程

與對地觀測模式相比, 臨邊觀測的垂直分辨率相對較高, 受背景輻射影響較小, 是獲取大氣參數(shù)垂直廓線信息的重要觀測模式。 臨邊觀測衛(wèi)星測得的信號是地球大氣各層輻射信息在衛(wèi)星載荷視線方向上沿路徑的積分結果。 對于原子氣輝的臨邊觀測, 視線方向的總輻射一般為各層體輻射率的Abel型積分。 而對于1.27 μm波段的O2(a1Δg)氣輝, 由于自吸收效應的存在, Abel型積分算法已不再適用, 其在波數(shù)v處躍遷產生的單頻輻射I(v,zobs)可根據式(18)計算

(18)

(19)

式(19)中,α(v)為分子吸收系數(shù),n(z)為氧分子的數(shù)密度。

對于多層大氣而言, 每個觀測方向都定義了一條射線路徑。 圖5為臨邊觀測幾何路徑模型。 假設由大氣層和射線路徑相交所定義的路徑段具有相同的輻射和吸收特性。 利用逐層分析, 對沿視向路徑z的積分可以看作為許多離散層n輻射強度的加和。 每一層都看作是近似均勻的, 并以適當?shù)钠骄鶞囟群蛪毫肀碚鳌?因此, 涉及式(19)透射率并基于逐層分析的臨邊輻射傳輸方程可以表示為

(20)

圖5 臨邊觀測幾何路徑模型

式(20)中,J為轉動譜線,R(v)為輻射源函數(shù),un是第n層的氧分子的數(shù)量。

在1.27 μm O2(a1Δg)氣輝臨邊光譜輻射的模擬計算過程中, 我們對0～200 km高度范圍內的大氣層以1 km為間隔進行分層。 其中, O、 O2、 N2、 CO2的初始濃度和溫度廓線數(shù)據均來自MISIS 2.0模型[17], 計算精度在1%～5%以內。 圖6所示為計算得到的1.27 μm波段O2(a1Δg)氣輝在30、 50、 70和90 km的切線高度上的有、 無自吸收效應的臨邊輻射光譜。 可以看出, 自吸收效應在高空(高達約70 km)較弱, 在低空較為顯著。 此外, 譜線強度的分布隨著高度的增加也發(fā)生變化, 這是由于不同海拔高度有著不同的大氣溫度導致玻爾茲曼分布有所差異以及譜線自吸收效應共同引起的。

圖6 1.27 μm O2(a1Δg)氣輝在不同切線高度上的有、 無自吸收效應的臨邊輻射光譜

圖7所示為1.27 μm波段O2(a1Δg)氣輝在臨邊觀測模式下的總輻射強度, 以及有無考慮自吸收效應時的目標層輻射強度。 可以看出, 在較高空域的切線高度(70 km以上), 切線高度上的光譜亮度更接近于臨邊光譜亮度, 且自吸收效應幾乎不產生影響。 而在低海拔, 切線高度上的輻射亮度相對較小, 自吸收效應影響明顯。 這一現(xiàn)象主要由兩個因素造成, 其一是O2數(shù)密度隨高度降低而增大, 因此低空具有較強的自吸收效應, 另外一個是在海拔越低的區(qū)域, O2(a1Δg)體輻射率越小(見圖2)。

圖7 O2(a1Δg)氣輝的臨邊輻射光譜強度, 以及有、 無自吸收效應時目標層高度處的輻射強度

3 觀測數(shù)據

3.1 SCIAMACHY儀器

搭載于Envisat衛(wèi)星上的SCIAMACHY是一個八通道光柵光譜儀, 能夠以臨邊、 對地、 掩星三種模式測量240～2 380 nm范圍內地球大氣和地表的散射、 透射及輻射光譜信息[18]。 在臨邊觀測模式下, SCIAMACHY一般觀測近地面至93 km的空間區(qū)域。 而從2008年7月到2012年4月, 該儀器每月定期兩次以臨邊模式觀測地球大氣的中間層和低熱層區(qū)域。 對于海拔50～150 km高度區(qū)域, 其使用30個臨邊切點觀測中層和下層熱層。

本研究使用SCIAMACHY數(shù)據集8.02版本的1b級光譜數(shù)據, 并借助SCIAMACHY命令行工具SciaL1c對臨邊觀測光譜數(shù)據進行校準。 提取光譜通道6(1 050～1 700 nm)中1 230～1 320 nm波段的近紅外光譜數(shù)據, 驗證第二節(jié)建立的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸模型。

3.2 觀測光譜

在臨邊觀測模式下, SCIAMACHY儀器可以獲取近地面到150 km空間范圍內的大氣輻射信息, 垂直分辨率約為3.3 km, 對于目標層, 其視場角對應的空間區(qū)域的半高寬約為2.6 km, 沿軌的水平分辨率約為400 km, 跨軌的水平分辨率約為240 km。

SCIAMACHY儀器在1.27 μm波段具有很高的光譜分辨率(λ/dλ≈850), 且能夠覆蓋整個O2(a1Δg)氣輝譜帶。 圖8(a)所示為2011年2月10日SCIAMACHY在日間測得的O2(a1Δg)氣輝輻射光譜強度(軌道編號46789), 而圖8(b)顯示了相同軌道的暮氣輝光譜, 兩個子圖中的4條譜線分別對應的臨邊高度為50、 60、 70和80 km。 可以看出, SCIAMACHY儀器在1.27 μm波段的O2(a1Δg)氣輝譜帶內具有較高信噪比, 但其在該波段的所有測量光譜都有兩個壞點, 分別位于1 262.267和1 282.128 nm處(見圖8)。 為了校正這兩個波長的數(shù)據, 一般將它們的值替換為周圍兩個像素的平均值, 以減小后期光譜積分處理獲取體輻射率時的系統(tǒng)誤差。

圖8 2011年2月46789軌道測量的O2(a1Δg)

需要指出的是, 除了氣輝輻射信號, SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下不可避免的會同時探測到地球大氣的多次散射信號。 大氣散射光譜一般與氣輝輻射光譜相互交疊, 且臨邊觀測高度越低, 大氣散射光譜的影響一般越大。 為了獲取純凈的氣輝輻射信號, 需要將大氣散射背景從SCIAMACHY測得的總輻射信號中扣除。 各臨邊高度的大氣散射背景均可用最高點對應的信號近似, 在扣除前, 需要按照各層臨邊輻射光譜的帶外信號強度進行縮放, 以確保光譜強度校準后, 帶外光譜強度為零。 對于1.27 μm波段的O2(a1Δg)氣輝譜帶, 其光譜范圍覆蓋1 240～1 300 nm, 因此, 可以利用SCIAMACHY儀器光譜通道6的1 210～1 240 nm以及1 300～1 340 nm兩個帶外光譜區(qū)域的信號進行背景強度校正。 圖8所示的臨邊輻射光譜信號已經做背景強度校正處理。

實際觀測時, 臨邊觀測的每條路徑均含有從地球大氣層中不同層所貢獻的信息, 如圖5所示。 每層的特征在于體輻射率不同。 所以無論正演仿真, 或者反演算法, 均需要考慮視線方向上各層參數(shù)的影響。 首先為單個視線建立模型, 然后將推廣到所有視線。 SCIAMACHY第m視線路徑觀測到的光譜強度記為Lm, 在忽略自吸收的情況下, 可寫成沿該行視線的積分形式

(21)

式(21)中,D(v)為譜線的多普勒線型,η(s)為體輻射率,s是沿視線的距離。 此處假設大氣是球對稱的。

使用I(v)替換掉η(s)D(v,s)表示出光譜切線高度處的光譜強度, 且將切線高度處的光譜強度作為未知數(shù), 并通過將方程(21)中的積分近似為求和, 則可將該積分問題離散化, 稱為代數(shù)求和形式

(22)

式(22)中,N是高度層的數(shù)量,wmn是由于積分近似求和規(guī)則決定的權重。

式(22)中的非線性方程存在唯一解, 可由一個類似于反置換的過程獲得, 通常稱為“剝洋蔥”。 直觀地講, 這一思路是, 頂部高度的信息可以通過頂部測量直接獲得, 因為頂部測量結果沒有其他高度層的貢獻。 而對于第二目標層, 需要從第二個高度層測量的信號中去除頂部高度層的貢獻, 依次類推。 從數(shù)學的角度講, 這類反演可以寫成

(23)

(24)

式(23)和式(24)中, 描述了臨邊觀測中僅包含來自視線m切線高度的輻射強度。 反演從m=0開始, 迭代依次進行。

使用上述介紹的“剝洋蔥”技術對圖8所示的臨邊觀測輻射光譜信號進行處理, 計算后得到的50、 60、 70和80 km四個目標層的輻射光譜信號如圖9所示, 其中圖9(a)和(b)分別為日間O2(a1Δg)和暮光O2(a1Δg)的輻射光譜信號。 可以看出日間O2(a1Δg)大約在50 km切點高度處最強, 而最強的暮光O2(a1Δg)輻射強度則位于80 km附近的海拔高度范圍。 根據氣輝輻射機制, 不同切點高度的輻射強度主要是由O3分子的光解效率及其密度決定。 在日間, 太陽光幾乎垂直入射大氣層, 光程相對較小, 因此, O2(a1Δg)氣輝的峰值出現(xiàn)在相對較低的空域, 而在日暮時分, 太陽光傾斜入射大氣層, 光程相對較長, 所以, O2(a1Δg)氣輝的峰值會往高空區(qū)域移動。

圖9 利用剝洋蔥算法得到的O2(a1Δg)波段輻射強度

3.3 體輻射率

針對圖9所示的目標層氣輝輻射光譜, 在1 260～1 280 nm范圍內, 逐層進行光譜輻射強度的譜積分, 即可得到O2(a1Δg)波段氣輝的體輻射率廓線。 同一個衛(wèi)星軌道的不同維度下的日間O2(a1Δg)氣輝體輻射率剖面如圖10(a)所示, 圖10(b)顯示了O2(a1Δg)體輻射率的緯度-高度分布情況。 可以看出, SCIAMACHY觀測到的O2(a1Δg)體輻射率在日間的峰值高度大約50 km附近, 隨著海拔的升高, 體輻射率逐漸減小, 在75～95 km的空間區(qū)域, O2(a1Δg)的體輻射率會出現(xiàn)一個小峰值, 其強度比50 km處的體輻射率至少小一個數(shù)量級。 50 km處的體輻射率峰值主要是O3分子的紫外光解效應產生的, 而75～95 km區(qū)域的第二峰值則源于兩個方面, 其一是O3分子在此區(qū)域出現(xiàn)第二濃度峰值, 其二是O(1D)的能量轉移作用的影響在此高度達到最大。

圖10 O2(a1Δg)波段日間VER剖面反演結果

4 理論計算與觀察結果的比較

利用SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下獲得的1.27 μm波段的光譜數(shù)據(見3.2小節(jié)), 以及根據3.3小節(jié)反演的體輻射率廓線信息, 可以對比驗證本文在第2節(jié)建立的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸模型的準確性。 SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下可以獲取近地面到150 km空間范圍內的大氣輻射光譜信息, 考慮到SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下, 其較低觀測區(qū)域的測量光譜容易受到大氣散射及自吸收效應的雙重影響, 而在較高空域, 又存在信噪比較低的問題, 因此, 理論結果與觀測結果的對比區(qū)域限制在40～100 km空間高度范圍內。

4.1 理論計算光譜與SCIAMACHY觀測光譜的比較

如3.2小節(jié)所述, SCIAMACHY儀器在O2(a1Δg)氣輝所處的1.27 μm波段, 其光譜分辨率約為1.5 nm。 而本文在第2節(jié)建立的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸理論模型采用的是逐線積分方法, 其光譜分辨率為0.001 cm-1(約0.000 16 nm)。 為了對比的嚴謹性, 需要在考慮SCIAMACHY儀器實際光譜分辨能力的基礎上, 利用卷積計算的方法理論仿真光譜數(shù)據進行降分辨率處理, 使其光譜分辨率與SCIAMACHY儀器的觀測數(shù)據一致。

圖11(a)中藍線所示為2011年2月10日, SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下探測到的O2(a1Δg)氣輝65 km處的輻射光譜, 目標層對應的經緯度為西經31.5°、 南緯74.4°, 當?shù)貢r間為早晨八點左右, 此時太陽高度角為60°。 為便于比較分析, 利用第2節(jié)建立的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸模型計算得到的理論光譜也同時展現(xiàn)在圖11(a)中, 其中紅線及黑線分別代表轉動譜線的光譜分布由愛因斯坦系數(shù)及譜線強度, 即式(11)及式(16)得到。 可以看出, 無論是譜帶形狀, 還是光譜強度, 理論計算結果與SCIAMACHY儀器的觀測結果, 均表現(xiàn)出良好的一致性, 由此可以證明第2節(jié)建立的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸理論模型的正確性。

圖11 (a)65 km處SCIAMACHY儀器測得的O2(a1Δg)氣輝光譜及輻射傳輸模型計算得到的氣輝光譜強度; (b)實測數(shù)據與理論模型的比值

為了比較愛因斯坦系數(shù)及譜線強度兩個參數(shù)計算氣輝輻射轉動光譜分布的準確性, 圖11(b)分別展示了兩種情況下, 儀器觀測結果與理論計算結果的比值隨波長的變化關系。 可以看出, 相對于譜線強度獲得的轉動光譜分布, 采用愛因斯坦系數(shù)計算得到的O2(a1Δg)氣輝輻射光譜與SCIAMACHY儀器的觀測結果的吻合性更好。 SCIAMACHY儀器的觀測結果與采用譜線強度計算得到的O2(a1Δg)氣輝輻射光譜的比值隨波長的增大而增加, 該結果與本文1.3的理論分析結果一致(見圖4)。

4.2 體輻射率垂直剖面的比較

為了進一步驗證第2節(jié)所述的O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸理論模型的準確性, 我們對基于愛因斯坦系數(shù)計算得到的臨邊輻射光譜, 以及SCIAMACHY儀器在臨邊觀測模式下探測的氣輝輻射光譜, 采用上述的剝洋蔥算法獲得目標層的輻射光譜, 并在1 240～1 300 nm波段范圍內進行光譜積分, 進而得到O2(a1Δg)氣輝體輻射率的理論計算結果及儀器觀測的反演結果, 以對比其在40～100 km高度范圍內的吻合情況。 圖12(a)所示為采用2011年2月SCIAMACHY獲得的部分臨邊觀測結果反演得到的體輻射率廓線, 以及相同時間及經緯度條件下的理論計算結果, 紅、 綠、 藍三組廓線分別對應太陽天頂角為25°～35°, 55°～65°, 80°～90°三種典型情況, 實線所示廓線為SCIAMACHY儀器反演得到的體輻射率, 而虛線所示為O2(a1Δg)氣輝輻射傳輸模型計算得到的。 可以看出, 整體上, 理論計算結果與儀器的觀測結果具有較好的吻合性, 氧氣近紅外大氣波段體輻射率隨太陽天頂角的增加而減小, 這是因為天頂角越小, O3分子及O2分子的光解效率越高, 因此O2(a1Δg)氣輝的體輻射率也相對較強。

圖12 (a)SCIAMACHY實測及模型計算的VER剖面在不同SZA范圍內的比較; (b)SCIAMACHY實測數(shù)據與模型計算結果的相對差異

圖12(b)表示SCIAMACHY觀測結果與模型計算結果的相對差異。 可以看出, 對于高、 中、 低三種太陽高度角情況, 在45～65 km的空間范圍內, 輻射傳輸模型的理論計算結果與SCIAMACHY儀器的反演結果都具有更好的一致性。 理論計算結果與儀器觀測結果的差異隨著空間高度的降低而增加, 這主要由兩個原因造成, 即低空的自吸收效應和大氣散射效應。 而在80～90 km的高空區(qū)域, 理論計算結果與SCIAMACHY儀器的反演結果之間的差異隨空間高度變化的隨機性很大, 這主要是SCIAMACHY儀器在高空區(qū)域信噪比低造成的。 在70～80 km的空間區(qū)域, 理論結果與觀測結果之間的差異出現(xiàn)峰值(大于30%), 這是因為在該空間區(qū)域, O2(a1Δg)氣輝的主要來源依然是O3分子的紫外光解, 理論計算結果的準確性十分依賴大氣模式中O3分子的濃度廓線信息的準確性。 而隨著空間高度的增加, O3分子濃度廓線信息的觀測數(shù)據越缺乏且誤差越大; 此外, 由于高空環(huán)境的復雜型, O3分子濃度變化的隨機性也會隨高度增加而增大。 這兩個原因都會使得大氣模式的準確性隨空間高度增加而降低, 進而造成理論結果與觀測結果之間的差異在70～80 km的高空區(qū)域出現(xiàn)峰值的現(xiàn)象。

5 總 結

針對1.27 μm O2(a1Δg)氣輝在臨邊觀測模式下的輻射傳輸特性進行了理論研究和實驗驗證。 首先根據O2(a1Δg)的光化學模型, 計算了其體輻射率, 利用逐線積分算法, 建立了1.27 μm O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射光譜計算模型, 該模型采用了最新的大氣模式、 分子光譜參數(shù)、 化學反應速率常數(shù)和太陽通量等, 并基于輻射傳輸模型計算得到了O2(a1Δg)氣輝的臨邊觀測光譜亮度, 同時研究了氣輝的光譜分布特征以及氣輝譜線線型隨高度的變化規(guī)律, 并分析了自吸收效應, 以及太陽高度角對O2(a1Δg)氣輝輻射特性的具體影響。 然后, 采用剝洋蔥算法對SCIAMACHY儀器在1.27 μm波段的臨邊觀測光譜進行處理, 得到了各目標層的O2(a1Δg)氣輝輻射光譜強度, 并進而計算了O2(a1Δg)氣輝體輻射率的垂直廓線。 最后, 通過對比O2(a1Δg)氣輝臨邊輻射傳輸模型的理論計算結果與SCIAMACHY儀器的臨邊觀測反演結果, 驗證了1.27 μm O2(a1Δg)氣輝臨邊輻射傳輸模型的可靠性和準確性。

1.27 μm O2(a1Δg)氣輝所具備的輻射信號強、 空間跨度大、 自吸收效應弱等內稟優(yōu)勢, 表明其在大氣遙感應用中的巨大科學價值和工程意義。 在未來的研究工作中, 我們一方面將進一步挖掘O2(a1Δg)氣輝深層次的物理原理, 不斷優(yōu)化1.27 μm O2(a1Δg)氣輝臨邊觀測輻射傳輸理論模型; 另一方面, 也將積極探索O2(a1Δg)氣輝輻射模型在臨近空間大氣風場溫度場衛(wèi)星遙感、 全球碳衛(wèi)星遙感, 以及O3分子濃度三維層析等衛(wèi)星遙感領域的工程應用研究。