ИЗЛУЧЕНИЯ ЗЕМЛИ КАК ПЛАНЕТЫ

К. Я. К О Н Д Р А Т Ь Е В
О. А. А В А С Т Е
М . П.
ФЕДОРОВА
К . Е. Я К У Ш Е В С К А Я
П
О
Л
Е
ИЗЛУЧЕНИЯ ЗЕМЛИ
КАК ПЛАНЕТЫ
БИБЛИОТЕКА
/ ! ни г а д с к о г о
Г и д р о м е т е ролог; н е с к в г о
^тут а
Гидрометеорологическое издательство
Ленинград
• 1967
В монографии обобщены результаты теоретических и экспериментальных исследований поля
излучения Земли как планеты. Кратко обсуждены методы расчетов и измерений. Обстоятельно
рассмотрены угловые и спектральные характеристики уходящего излучения для коротковолновой
и длинноволновой радиации. Сделан обзор работ по проблеме радиационного баланса системы Земля — атмосфера. Значительное внимание
уделено задаче о потоках уходящего излучения
на поверхности различных ориентаций.
Монография представляет интерес для студентов и аспирантов, специализирующихся - по
метеорологии и физике атмосферы, а также специалистов, интересующихся вопросами спутниковой метеорологии, астронавигации и теплового
баланса спутников.
In the monograph are generalized theoretical
and experimental studies of the radiation field of
the planet Earth. Methods of calculations and
measurements are considered. In - detail are discussed angular and spectral distribution of outgoing short- and long-wave radiation. Radiation
balance of the planet Earth — atmosphere systemis
reviewed. Special regard is paid to outgoing radiation fluxes falling upon surfaces of different angles.
The monograph can be of interest to students
and postgraduates in the field of meteorology and
the physics of atmosphere, as well as to experts
in satellite meteorology, astronavigation and heat
balance of satellites.
ПРЕДИСЛОВИЕ
Появление искусственных спутников Земли вызвало большой
интерес к исследованиям , поля излучения Земли как планеты.
Этот интерес определяется целым рядом обстоятельств, из которых мы отметим здесь следующие. С одной стороны, до запуска высотных аэростатов, ракет и спутников возможности
экспериментального изучения поля радиации за пределами земной атмосферы практически отсутствовали. С другой — инфор' мация об излучении Земли в космос имеет не только познавательное, но и важное практическое значение. В особенности это
относится к спутниковой метеорологии, рассматривающей так
называемые обратные задачи, сводящиеся к определению структурных характеристик и состава атмосферы по данным измерений уходящего излучения. В не меньшей степени сведения о
поле уходящего излучения важны для решения важных технических проблем, связанных с разработкой спутников (проблемы
теплового баланса спутников, астроориентации и астронавигации и др.).
Спектральный диапазон излучения Земли в космос исключительно широк и охватывает промежуток от радиоактивных
излучений до длинных радиоволн. В настоящей монографии рассмотрение ограничивается оптическим диапазоном от ультрафиолетовой до далекой инфракрасной области спектра. Дальнейшее ограничение состоит еще и в том, что обсуждаются лишь
сведения о поле излучения, представляющем собой либо отраженную и рассеянную Землей в космос солнечную радиацию
(так называемое коротковолновое уходящее излучение), либо
тепловое излучение Земли (так называемое длинноволновое
уходящее излучение).
Именно эти излучения представляют наибольший интерес
с точки зрения метеорологических приложений.
В главе I (К. Е. Якушевская) обстоятельно рассмотрена методика и результаты вычислений углового и спектрального распределения уходящего длинноволнового излучения. Здесь же
изложены сведения, характеризующие аналогичные результаты
экспериментальных исследований.
1*
3
Глава II (О. А. Авасте) посвящена обсуждению данных расчетов и измерений уходящего коротковолнового излучения.
Проблема теплового баланса Земли как планеты составляет
содержание главы III (К. Я- Кондратьев).
Глава IV (М. П. Федорова) знакомит читателя с основными сведениями о потоках уходящего излучения на поверхности
различных ориентадий.
Общая редакция монографии осуществлена К. Я. Кондратьевым.
Авторы заранее признательны читателям, которые пришлют
свои замечания и пожелания по адресу: Ленинград, В-53, 2-я линия, д. 23, Гидрометеоиздат.
ГЛАВА 1
УГЛОВОЕ И СПЕКТРАЛЬНОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ
ДЛИННОВОЛНОВОГО У Х О Д Я Щ Е Г О ИЗЛУЧЕНИЯ
Собственное тепловое излучение системы Земля — атмосфера
в мировое пространство, называемое в метеорологии длинноволновым уходящим излучением исследуется путем теоретических
расчетов уже около тридцати лет. Поскольку уходящее излучение интересовало метеорологов лишь как составляющая теплового баланса нашей планеты, до последнего времени работы по
уходящему излучению давали в основном сведения об интегральных (по всему спектру) потоках излучения в полусферу.
С появлением метеорологических спутников возникла потребность в данных по спектральному и угловому распределению
уходящей радиации. Эти данные оказались необходимыми для
интерпретации радиационных измерений со спутников, для разработки оптических методов исследования атмосферы и для некоторых чисто прикладных задач.
В последнее время выполнен уже целый ряд теоретических
и экспериментальных исследований по угловому и спектральному распределению длинноволновой уходящей радиации. Цель
настоящей главы состоит в том, чтобы подытожить полученные
результаты.
Прежде чем рассматривать закономерности углового и спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации,
обсудим приближенный способ расчета интенсивности собственного теплового излучения системы Земля — атмосфера для сферической Земли.
§ 1. Приближенный способ расчета интенсивности собственного
теплового излучения системы Земля —атмосфера для сферической Земли
Для описания угловой структуры поля радиации удобной количественной характеристикой является интенсивность
1
Солнечное излучение, отраженное и рассеянное Землей и атмосферой
в мировое пространство, составляет так называемую коротковолновую уходящую радиацию, поле которой рассматривается в главе Z '"г "'fit::'; .
5;
излучения J. По определению,
J ~ cos dt do da '
где E—^ энергия излучения, О —угол, отсчитанный от направления нормали к площадке da, со — телесный угол, t — время.
Спектральное распределение энергии излучения можно охарактеризовать с помощью интенсивности монохроматической
радиации или спектральной интенсивности J%, определяемой следующим образом:
Л =
(1.2)
где Я — длина волны.
1. Уравнение переноса лучистой энергии. В настоящее время
в расчетах собственного теплового излучения Земли и атмосферы, в частности длинноволнового уходящего излучения, рассеяние инфракрасной радиации не учитывается. Для определения
интенсивности излучения используется следующее уравнение
переноса лучистой энергии:
Р(Р)
d h
fs
r )
-K\E%{P)-J,{P,
')].
(1-3)
где Jx(P,r)—спектральная
интенсивность излучения в точке Р
в направлении п 5 —длина пути луча, имеющего в данной точке направление г, р(Р)—плотность поглощающей субстанции
в точке Р, kx— массовый коэффициент поглощения, ЕХ(Р) —
спектральная интенсивность излучения абсолютно черного тела
при температуре в точке Р.
Вывод уравнения (1.3) можно найти, например, в монографии [1].
При отсутствии крупных рассеивающих частиц уравнение
(1.3), по-видимому, выполняется с достаточной степенью точности. Однако при изучении переноса радиации в облаках, дымах
и туманах данное уравнение неприменимо.
Следует также отметить, что уравнение переноса (1.3) получено при предположении о выполнимости закона Кирхгофа.
В условиях земной атмосферы это предположение справедливо
до высоты около 50 км. В расчетах интенсивности уходящего
излучения за верхнюю границу радиационной атмосферы принимается высота 40—70 км. Если высота верхней границы излучающей атмосферы больше 50 км, то, строго говоря, интенсивность уходящего излучения должна быть определена с учетом отклонения от закона Кирхгофа (особенно для лучей, проходящих только в атмосфере выше уровня 50 км). Однако во
всех выполненных расчетах уходящего излучения отклонение от
закона Кирхгофа не принимается во внимание. Можно думать,
что ошибка за счет этого будет существенна лишь при больших
зенитных углах и не скажется на общем ходе кривой углового
распределения уходящей радиации.
Для удобства дальнейшего изложения обозначим спектральную интенсивность лучей, направленных в мировое пространство, через Uх (в отличие от G% — интенсивности лучей, направленных в нижнюю полусферу), и затем зададим граничные условия, необходимые для решения (1.3).
2. Граничные условия. В расчетах углового и спектрального
распределения длинноволновой уходящей радиации рассматриваются упрощенные краевые условия: земная поверхность и облака считаются абсолютно черными излучателями и, следовательно, их излучение принимается не зависящим от направления (изотропным).
В этом случае для луча, пересекающего земную поверхность
или облако, условие на границе записывается следующим образом:
^[«S(r)] = ^[7'(5)],
(1.4)
где S —длина пути луча от границы до точки, в которой определяется интенсивность излучения U%{0, г) и которая принята
за начало отсчета 5.
Если луч проходит только в атмосфере; то излучение на границе
£/ x [S(r)] = 0.
(1.5)
Следует подчеркнуть, что, когда речь идет о потоках радиации в полусферу, отличие излучения земной поверхности или
плотных облаков от абсолютно черного излучения в среднем
сравнительно невелико (см. [1, 2]). Так, например, по данным
теоретических расчетов Е. М. Фейгельсон [2], непросвечивающие
облака можно считать черным телом с погрешностью 5—10% в
спектральных интервалах 4—8 и 12—40 мк, в атмосферном окне
8—12 мк погрешность возрастает до 15—25%. Однако в случае
направленной радиации при больших углах визирования подстилающая поверхность отражает гораздо сильнее, чем при малых углах, и, таким образом, излучает значительно меньшую
энергию, чем абсолютно черное тело при соответствующей температуре.
В настоящее время точный учет влияния земной поверхности и облаков в расчетах углового распределения длинноволновой уходящей радиации вряд ли возможен хотя бы потому, что
сведения об угловой зависимости оптических характеристик различных естественных поверхностей в инфракрасной области
спектра крайне ограниченны. Достаточно изученной в этом отношении является лишь водная поверхность [3—5]. Поэтому при
попытке оценить погрешности в расчетах углового распределения тепловой уходящей радиации, обусловленные предположением о черноте земной поверхности, использована гладкая
7;
поверхность воды [6]. Данная поверхность является зеркально
отражающей, и для нее спектральные коэффициенты отражения
R% могут быть рассчитаны по формулам Френеля.
Оптические свойства зеркально отражающей поверхности
можно учесть в расчетах уходящего излучения, решив уравнение переноса при следующем граничном условии:
U к [ 5 (г), г 0 (г)] = е х [ 5 (г), г 0 (г)] Ех [ Т ( 5 ) ]
+ {1 -ex[S(r),
+
г 0 (г)]}О,[5(г), г'(г)].
(1.6)
Здесь ej.[5(r),r 0 (r)]= 1— R%— спектральная относительная излучательная способность поверхности в направлении г0; через г0
обозначено направление, которое имеет рассматриваемый луч
при пересечении с подстилающей поверхностью (связь г иг 0 определяется из уравнения рефракции, при отсутствии рефракции
направления г и г0 совпадают); G^[S(r)/'(r)]—спектральная интенсивность противоизлучения атмосферы на уровне подстилающей поверхности в направлении г', лежащем в той же плоскости и составляющем такой же угол с нормалью к поверхности,
что и направление г0.
Заметим, что при записи граничных условий не делаются никакие конкретные предположения относительно формы пути
луча в атмосфере и геометрии поглощающей среды. Решение
уравнения переноса также получим в общем виде. Геометрия
переноса радиации будет обсуждена далее.
3. Решение уравнения переноса. Рассмотрим вначале решение уравнения переноса при граничном условии (1.4):
S(r)
UK(0, r) = Ek[T(S)]e
-
J
°
р К « 1 <*£ (г)
+
'
+ ]kK9[l{r)}Ex[T{i)\e
S Со
-
J" й» р [Б (01
о
о
dl{r).
(1.7)
,
Первый член правой части (1.7) представляет собой излуче-'
ние земной поверхности или облака, достигшее точки (0, г). Второй член выражает собственное излучение атмосферы и является'
решением уравнения переноса при граничном условии (1.5),.
Приведем далее (1.7). к виду, удобному, для вычислений интенсивности радиации.
Для этого прежде всего рассмотрим величину o>[S (г)] — со :
держание поглощающего газа н.а отрезке пути луча в. атмосфере длиной S, приходящееся на единичное сечение:
*[S(r)]=-J>[C(r)]rfC.
' о
8;
(1.8)
Заменим теперь в уравнении (1.7) переменную интегрирования | новой переменной интегрирования л
КО
( ' ) ] = / QUr)\dl.
(1.9)
о
С учетом (1.8) и (1.9) перепишем (1.7) в следующем виде:
W
k
r) = E x [ T { w ) ] e - ^ + J ^ [ r M r V ^ .
(1.10)
о
Следует заметить, что замена (1.7) выражением (1.10) возможна при постоянстве коэффициента поглощения к*, на протяжении всего пути луча или при введении вместо w так называемого эффективного содержания поглощающей субстанции
5 (О
®вФ[5(г)]= ( у м ш ,
О
neoonpiwwr),
"
(Ы1)
.
где
YMW)l
г в ш
•
В формуле (1.11)' величина р — давление, Т — температура, в
формуле (1.12) постоянная
— коэффициент поглощения, соответствующий некоторым стандартным значениям температуры Т0 и давления р0.
Условимся в дальнейшем под w понимать эффективное содержание поглощающей субстанции, а под k% — коэффициент k M .
Имея в виду выражение для функции пропускания направленной монохроматической радиации
Px(w) = e~**.w,
(1.13)
запишем уравнение (1.10) в следующей форме:
PX(W)
Ux(0,
r) = Ex[T{w)]Px{w)^
J E,[TW)]dP b W).
(1.14)
Для получения интенсивности радиации в некотором спектральном интервале АК=Х 2 —ta необходимо проинтегрировать
(1.14) от А* до ta.
Прежде чем выполнить указанное интегрирование, рассмотрим функцию пропускания направленной радиации абсолютно
черного тела, находящегося при температуре нижней границы
слоя с эффективным содержанием поглощающей субстанции w.
•
9
Согласно определению,
f Ex[T(w)]e~kbw
PAX{W,
dX
.
T(<W)] = ±—YI
(1.15)
fEx[T(w)]dl
h
Обозначим
t i
£ l | r w i
=hiTm
(1.16)
fEx[T(w)]dX
•x,
Функция fj[T(w)] характеризует распределение энергии излучения абсолютно черного тела в спектральном интервале ДА.
С учетом (1.16) получим
%2
Pa%[w, T{w)]=lfx[T(w)]e-kiwd%.
(1.17)
К
Сравнивая выражения (1.13) и (1.17), укажем, что функция
пропускания немонохроматической радиации
Т (££>)], в
отличие от P\(w), зависит от температуры не только через эффективное содержание поглощающей субстанции, но и непосредственно (эффект смещения). Также отметим, что в формулах (1.15) или (1.17) предполагается, что в пределах рассматриваемого спектрального интервала ДА, функция
не зависит
от длины волны и, таким обр-азом, аргументы функций РАХ И Р%
приняты тождественными. В противном случае P%{w) на основании (1.11) и (1.12) следовало бы заменить P\(w%).
Благодаря отмеченному предположению становится возможным в дальнейшем, интегрируя (1.10) по
пределы при первом интегрировании по w считать не зависящими от переменной
второго интегрирования Я и, следовательно, свободно менять
порядок интегрирования, сохраняя те же пределы.
Продифференцируем PAX[W, T(W)\ по W:
dPAX
[w, Т (д>)]
dw
Я-2
J4
h[T{wj\e-*b"dX+.
Выполним теперь интегрирование (1.10) по X, при этом разделим и умножим первый член правой части (1.10) на
1Q
J Ех [T (•©)] dX, а подынтегральное выражение во втором члёне — на J Ех [Т (р,)] d%. Кроме того, изменим порядок интегрих,
рования и используем (1.16) и (1.17).
В результате получим
ЦАХ(0,
r) = PAX[w,
T(w)} \ Ex[T{w)]d%
+
it
W ( hi
+ J
J EX\T{\x)\dx
о
( h
1 ^ - 2
\ d\i J HJ%[T
J
d%. (1.19)
к,
Если пренебречь температурной зависимостью Рдь обусловленной эффектом смещения в пределах спектрального интервала АХ, то, согласно (1.18), получим
UАХ (0, Г) = РАХ
(W, Г ) ЕАХ
[ Т (ТА)] —
П
Рм
-
Е&х [ Т (p.)] dPAX ({а, Т'),
J
1
(1.20)
где
А.2
EAX\T{w)\=
\ EX\T{w)]dX.
(1.21)
к
Таким образом, при вышеуказанных допущениях интенсив*
ность. радиации в спектральном промежутке АХ может быть
рассчитана с помощью выражения (1.20), аналогичного выражению (1.14), выведенному для интенсивности монохроматической радиации. Температура Т', появившаяся в правой части (1.20), представляет собой некоторую среднюю температуру
для диапазона температур, имеющих место в атмосфере, и входит в (1.20) как параметр.
Поскольку выражение (1.20) получено при ряде предположений, то применение его в расчетах тепловой радиации атмосферы уже заведомо ведет к необходимости использования упрощенных характеристик пропускания инфракрасного излучения.
Поэтому расчеты немонохроматической радиации по формуле (1.20) с привлечением функции пропускания PAX[w, Т(ш)] дадут большие ошибки, чем расчеты с помощью того же выражения (1.20), но с учетом зависимости РАХ лишь от эффективного
содержания w и фиксированной температуры V. Приближенные вычисления, выполненные в работе X. Ю. Нийлиск [7] для
11;
интегральной нисходящей радиации, наглядно доказывают это
положение. В общем, более точные зависимости функции пропускания немонохроматической радиации от содержания погло-,
щающей субстанции, давления и температуры требуют и более
точных, чем (1.20), выражений для расчета интенсивности излучения.
В настоящее время влияние температуры на функцию пропускания немонохроматической радиации изучено недостаточно.
Однако имеющиеся данные [8—12] все же говорят о слабой зависимости РАК ОТ Г В пределах температур, встречающихся в
атмосфере (по сравнению с зависимостью РАК ОТ содержания
поглощающей субстанции и давления это эффект второго порядка).
В работе X. Ю. Нийлиск [13] предпринята попытка на основе современных данных [9—11] приближенно оценить влияние
температурной зависимости функции пропускания на результаты расчетов теплового излучения атмосферы. 1 Для вычислений
были выбраны широкие спектральные интервалы 5—8,33, 12—18
и 17,86—40 мк. В окне 8—12 мк, согласно [8] и [11], температурная зависимость Р ^ весьма мала, и поэтому этот интервал
спектра в работе [13] не рассматривался.
Как показывают расчеты [13], на больших высотах ошибка
вычислений интенсивности восходящего излучения атмосферы
в направлении вертикали, обусловленная пренебрежением влияния температуры на Р д ь в выбранных участках спектра составляет в среднем не более 2%. В области полосы поглощения углекислого газа 15 мк ошибка может достигать 7%, но не более.
Таким образом, можно надеяться, что в расчетах уходящей радиации пренебрежение температурной зависимостью РАК при использовании (1.20) не связано с существенными неточностями.
В расчетах углового распределения длинноволновой уходящей радиации [14—20], выполненных как для узких, так и для
широких участков спектра, зависимость РАК ОТ температуры
совсем не учитывается. В расчетах Р. Макги [21, 22], в которых
рассмотрены узкие участки спектра (ДА = 0,1-М,0 мк), влияние
температуры на РАК принято во внимание только при вычислении эффективного содержания поглощающего газа (путем ввепоявление которого обусловлено задения множителя
висимостью ширины линии поглощения от температуры [1]).
В работе Р. Ханела, У. Бандина и Б. Конрата [23] учет температурной зависимости РАК осуществляется так же, как и в расчетах [21, 22], при этом для очень широкой области спектра 21—
125 мк рассмотрен, кроме того, и эффект смещения. Правда,
1
Ранее с аналогичной целью К- Я. Кондратьевым были выполнены расчеты теплового излучения атмосферы на уровне земной поверхности (см. [1],
стр. 269),
12;
в свете вышеупомянутых результатов, полученных X. Ю. Нийлиск [7], можно предположить, что способ учета этого эффекта
не улучшает точности вычислений UA%. В расчетах [24, 25], выполненных для узких спектральных участков (весь инфракрасный спектр был разделен на 77 интервалов), температурная зависимость Р м принята во внимание лишь в полосе поглощения
углекислого газа 15 мк.
Следует заметить, что для узких спектральных промежутков выражение (1.20) обеспечивает большую точность расчета,
чем для широких АХ, так как в пределах узкого спектрального
интервала Е% можно считать постоянной, в связи с чем
(1.22)
и, таким образом, в узких участках спектра можно пренебречь
температурной зависимостью Рдъ обусловленной эффектом смещения.
Рассмотрим теперь решение уравнения переноса при более
сложном граничном условии (1.6), справедливом для зеркально
отражающей подстилающей поверхности.
В этом случае интенсивность уходящего излучения
Sir)
.
Uk{0,
- J V IS (01 di (г)
r) = sK[S(r),
0
г0(г)]£л[Г(£)]<?
+
.
Sir)
+ { l - e J S ( r ) , r 0 (r)]}GJS(/-), r'(r)]e
g (r
о
-j-J
- J ft,p К (01
.<>
dt (r)
'
-J bxe\Z<.r)]dZ(r)
0
d\(r).
kx9\l(r)\Ex\T{l)\e
+
(1.23)
о
Первый член правой части (1.23) представляет собой излучение подстилающей поверхности, достигшее точки (0, г). Второй член выражает отраженное противоизлучение атмосферы,
приходящее в данную точку.
Проинтегрируем (1.23) по X в пределах от ta до ta, использовав те же приемы, что и при выводе (1.20).
В результате имеем
£/дх (0, Г) =1 [та, г0 (г)] Ем
+
[Т (та)] РАК (та, Г ) +
{1 — ё [ т а , г 0 (г)]} 0 А Х [та, г ' (г)] Р А Х ( w , Г )
-
Р\\ i™, Т')
~
J
Еак [Г Ox)] dPAh (ii, Г),
(1.24)
13;
где е — средняя йзлучательная способность в спектральном интервале ДА. Выражение (1.24) получено при предположении,
что функция пропускания немонохроматического противоизлучения атмосферы не отличается от функции пропускания немонохроматического абсолютно черного излучения, т. е.
J GKe-kw
= Н
dX
j- G% dX
A,
=
r) = U'^-t/AK
dX
= " 4
j EK dX •
Ai
Сравнивая выражения
поправки на отражение
AU(0,
| Exe~kw
(L25)
•
'
(1.20) и (1.24), получим величину
=
{1-е[®,-г 0 .(г)1}Я Д 1 (гг;, Т') {ОДА. [W, Г'(Г)\—ЕАХ
[Г(®)]}.
(1.26)
Оценки величины AU&% [6] будут рассмотрены в следующем
параграфе.
4. Приближенное интегрирование в расчетах интенсивности
излучения. При вычислениях длинноволновой уходящей радиации по формуле (1.20) 1 необходимое интегрирование осуществляется либо численно [16, 19—22, 24, 25], либо графически
[14, 15, 18, 23].
В первом случае атмосфера на пути луча разбивается на
ряд слоев и интеграл в выражении (1.20) представляется в виде
суммы. При этом вариации в числе рассматриваемых слоев довольно велики (от 9-слойной атмосферы в работах Р. Макги
[21, 23] до 2.00-слойной атмосферы в расчетах [24^ 25] 2 ). Следует заметить, что в принципе возрастание числа слоев ведет к
увеличению точности расчета, однако при использовании «сглаженных» профилей температуры, влажности и давления слишком большое число слоев, по-видимому, практически не улучшает точности вычислений.
Во втором случае интенсивность излучения геометрически
интерпретируется площадью на специальной номограмме в координатах PAX(W, Т') И ЕАХ [T(W)]. На рис. 1 изображена схема
такой номограммы. На оси абсцисс отложена интенсивность
Яг
абсолютно черного излучения j EK(T)dl,
а нанесены значения
л,
температуры Т. На оси ординат отложены величины функции
1
В расчетах часто используется выражение (1.20), преобразованное путем интегрирования по частям.
2
В работе Д. Воестмана [26] рассматривается даже изотермическая, т. е.
однослойная атмосфера, для которой собственное тепловое излучение определяется как Еах (Та)[1 — P(w)].
14;
пропускания Р д ъ а нанесены значения эффективного содержания поглощающей субстанции w. Зная для ряда точек на пути луча
А*
значения Т и w, а следовательно, и величины
J ЕХ(Т) dl
h
и Рд), (ш, Т'), строим на номограмме кривую АВ (рис. 1 а).
Конфигурация
кривой
зависит
от
характера
функций
T(w),P A k (w,T') и Е м (Т). •
Нетрудно понять, что площадь ABCD на рис. 1 а дает излучение, обусловленное только атмосферой, а площадь BCNM
Рис. 1. Схема номограммы для расчета интенсивности излучения,
а —луч пересекает земную поверхность, б — луч проходит над земной поверхностью.
представляет излучение земной поверхности или облаков, достигшее точки, для которой определяется Uм- На рис. 1 б площадь ACDE соответствует излучению безоблачной атмосферы,
а площадь AFNME — радиации облачного неба, если луч пересекает облачный покров. Прямоугольник FKMN представляет
собой радиацию облаков, достигающую точки, для которой вычисляется UAK.
При графическом вычислении U&x для каждого рассматриваемого спектрального интервала строится специальная номограмма. Однако в работе [27] для расчетов интенсивности излучения в различных областях инфракрасного спектра предлагается использовать один и тот же бланк номограммы, предназначенный для интегральной радиации. Возможность такого
упрощения обусловлена приближенным вычислением Е м по
формуле
(1.27)
где коэффициент f АХ принят не зависящим от температуры, а
величина Е представляет собой интегральную интенсивность излучения абсолютно черного тела
Е =
(1.28)
где а —постоянная Стефана—Больцмана, Т — темпеоатура
в °К.
'
.
Из соотношения (1.27) вытекает, что относительные изменения ЕДА в зависимости от температуры являются одинаковыми
во всех спектральных промежутках и совпадающими с соответствующими относительными изменениями Е:
-ДА,
(Г)
Е(Т)
(1.29)
Однако при температурах, имеющих место в атмосфере,
температурная зависимость коэффициента fДА (табл. 1) является существенной во всех областях инфракрасного спектра, за
исключением интервала 12—18 мк. Особенно велик эффект смещения в близкой инфракрасной области спектра. Таким образом, при использовании соотношения (1) в расчетах тепловой
радиации атмосферы в этой области спектра следует ожидать
больших ошибок.
Таблица 1
Доля излучения абсолютно черного тела /д>, (?'), приходящаяся
на различные участки спектра при температурах, имеющих место
в атмосфере (по расчетам [28])
»
Участок спектра, мк
т °с
4,88—8,70 8,70—9,01 9,01—10,29 10,29-12,00 12—18
-80
-70
-60
-50
-40
-30
-20
-10
0
10
20
30
0,0267
0,0355
0,0458
0,0574
0,0703
0,0842
0,0990
0,115
0,130
0,147
0,164
0,180
0,00603
0,00745
0,00894
0,0105
0,0120
0,0135
0,0150
0,0164
0,0177
0,0189
0,0200
0,0210
0,0323
0,0386
0,0448
0,0511
0,0572
0,0628
0,0681
0,0730
0,0774
0,0814
0,0848
0,0878
0,0590
0,0669
0,0744
0,0813
0,0875
0,0930
0,0977
0,102
0,105
0,108
0,110
0,111
18—40
0,255 0,466
0,267 0,446
0,277 0,424
0,284 0,403
0,288 0,383
0,290 0,363
0,291 0,343
0,290 0,325
0,288 0,307
0,284 0,290
0,280 0,274
0,275 0,259
40—120 4,
0,145
0,130
0,117
0,105
0,0941
0,0849
0,0769
0,0697
0,0635
0,0580
0,0532
0,0488
0,845
0,861
0,875
0,887
0,898
0,907
0,914
0,920
0,924
0,930
0,933
0,935
4,88-120
0,990
0,991
0,992
0,992
0,992
0,992
0,991
0,990
0,988
0,988
0,986
0,984
Как показывают вычисления [28], ошибки за счет приближенного расчета ЕДА в полосе поглощения водяного пара 6,3 мк
(4,88—8,70 мк) могут превышать 50% (при /ДА=0,12, указанном в работе [27]) и приводить к существенно заниженным
оценкам изменчивости уходящей радиации в зависимости от
условий облачности и стратификации атмосферы. В работе [18]
для расчетов интенсивности уходящего излучения с помощью
приближенного соотношения (1.27) взят множитель /ДА—0,070,
что значительно уменьшило погрешности вычислений (см.
16;
рис. 13). Однако в некоторых случаях ошибки все же могут достигать 25—30%.
Необходимо подчеркнуть, что поскольку применение соотношения (1.27) предполагает справедливость равенства (1.29), то
при приближенном вычислении £ДА нивелируются различия в
поведении тепловой радиации атмосферы, обусловленные разнообразным характером изменения Е ДА в зависимости от температуры. В действительности, как показывают расчеты (см. § 2),
эти различия существенны и ряд особенностей в угловом распределении радиации объясняется не характером поглощения в
данном спектральном интервале, а характером температурной
зависимости ЯДА Заметим, ЧТО в близкой инфракрасной облаял? ( т )
сти спектра при Т0>Т величина - и — 7 7 7 гораздо меньше, чем
Д 1 ( о)
Е (Т)
отношение „ А Х / Т ч в далекой инфракрасной области (см. [28]),
т. е. близкая инфракрасная область значительно чувствительнее
к изменениям температуры, чем далекая.
На основании всего сказанного выше можно сделать вывод,
что использование одного и того же бланка номограммы для
расчетов теплового излучения в различных спектральных уча^ Ч с т к а х представляется нежелательным.
(Г
5. Функция пропускания для направленной инфракрасной
^ ^ радиации. Задача определения РДА ПО формуле (1.15) является
С^Ч очень сложной и требует знания интенсивности, полуширины,
положения и контура каждой линии. Сведения об этих величи^ ^ нах дает квантовомеханическая интерпретация инфракрасных
спектров поглощения, полученных при высоком разрешении.
4 V В настоящее время такие сведения не являются достаточно полv ными вследствие многих трудностей, связанных с точными квантовыми расчетами (см. [29]).
Хотя построение различных моделей полос поглощения значительно облегчает расчет РДА (СМ. [1, 30—32]), экспериментальные данные по пропусканию инфракрасной радиации представляют собой гораздо более простой и в принципе более
точный источник информации о функции ЯДА (модели полос по*
глощения нельзя считать строго соответствующими действительности). Однако и применение экспериментальных данных связано с рядом трудностей.
Во многих экспериментах поглощение определяется для однородной среды. К таким экспериментам относятся все лабораторные опыты а также измерения радиации от искусственных
1
Правда, в настоящее время можно указать на интересную попытку
имитации неоднородной среды при лабораторных измерениях пропускания
инфракрасной радиации угарным газом СО [33]. По-видимому, подобные измерения могут быть произведены и с основными поглощающими излучение
атмосферными газами: водяным паром, углекислым газом и озоном.
2
Зак. 359
17
источников, проходящей горизонтальные пути в атмосфере. Постоянство давления на пути луча при измерениях пропускания
инфракрасной радиации усложняет применение экспериментальных данных к расчетам тепловой радиации атмосферы.
Кроме того, экспериментальные результаты дают пропускание для ограниченного диапазона величин давления, температуры и массы поглощающих излучение газов. Измерения при
очень малых и очень больших массах отсутствуют. Поэтому при
использовании лабораторных измерений встает вопрос об экстраполяции и интерполяции полученных данных. Для успешного решения этого вопроса, которому посвящена, например,
последняя работа У. Годсона [34], лабораторные измерения пропускания необходимо представлять в виде некоторых универсальных соотношений, справедливых как для тонких, так и для
толстых слоев. Очевидно, что эти универсальные соотношения
могут быть найдены лишь теоретическим путем.
В настоящее время способы обработки и представления экспериментальных данных весьма разнообразны. При этом многое
зависит от теоретических предпосылок, на которые опираются
исследователи. Нельзя также забывать и о чисто инструментальных погрешностях измерений.
В расчетах углового и спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации используются в основном экспериментальные данные по поглощению инфракрасной радиации.
Поскольку приближенный метод расчета интенсивности теплового излучения атмосферы, рассмотренный выше, не в состоянии учесть все тонкости инфракрасного спектра поглощения атмосферы, то применение характеристик пропускания, не свободных от ряда ограничений, можно считать естественным.
Использование данных по функции пропускания Рдъ полученных при постоянном давлении, для неоднородной атмосферы
осуществляется приближенно путем введения эффективной массы поглощающего газа [см. (1.11) и (1.12)]. Данный прием означает, что пропускание слоя с изменяющимся в зависимости
от расстояния давлением и с содержанием поглощающего излучения газа w = | р ( 5 ) й ? 5 заменяется эквивалентным пропускао
нием слоя с постоянным нормальным давлением р0 и содержанием поглощающей субстанции waф (будем снова придерживаться различия в обозначениях эффективного содержания по*
глощающей субстанции и просто содержания поглощающего
излучение газа до тех пор, пока не закончится сопоставление
этих величин).
Следует подчеркнуть, что необходимым и достаточным условием введения w a н е зависящего от длины волны X (последнее
весьма важно для расчетов интенсивности излучения Uд^, как
19
было показано выше), является следующее выражение для коэффициента поглощения:
К(р, Т) = ф(р, Т)хИЦ.
(1.30)
В этом случае
»-<* *
=
0-3.)
Кроме того, можно предположить, что приближенно выполняется равенство
При извлечении функции Q(p)IQ{po) из лабораторных и теоретических данных по пропусканию инфракрасной радиации
предполагают справедливость соотношений (1.30) и (1.32). При
этом получают
Q (РО)
и у .
\РО/
К( 1 . 3 3 )
'
Если поглощение в спектральном интервале определяется
крыльями линий, то п = 1, если слабыми линиями, то п = 0; в
промежуточных случаях 0 < / г < 1 (см. [31]). Таким образом,
можно заключить, что использование
о
® , ф = / ( ^ " p r f s
(1.34)'
при постоянном п, не зависящем от w, является далеко не строгим решением вопроса, тем более, что соотношения (1.30) и
(1.32), в общем, не выполняются для лоренцевского контура
линии.
В расчетах углового и спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации в большинстве случаев принято
приближение (1.34), причем для областей поглощения водяным
паром используются п=0,8 [18] или п— 1 [14—17, 20, 23], для
полосы поглощения, углекислого газа 15 мк также берется п=.
= 0,8 [18] либо п = 1 [14—17, 20, 23]. В полосе поглощения 9,6 мк
Оз, как показано в работе [35], наиболее подходящим значением
для п является п = 0,2 [14—17]. Однако в работе [20] в этой области спектра используется п=\. В расчетах Р. Ханела, У. Бандина и Б. Конрата [23] в полосе поглощения 9,6 мк 0 3 до значения Pi—10 см рт. ст. принимается п = 1, при p < p i в формуле (1.34) используется постоянный множитель
(такой прием
обеспечивает лучшее согласие с экспериментальными данными).
Поправкой на температуру, как указано выше, часто пренебрегают.
24*
19
В последнее время зависимость пропускания от давления в
неоднородной среде предлагается учитывать с помощью эффективного давления р (см. [36]), определяемого следующим образом:
_
\ Р dw
.
(1-35)
Этот прием известен под названием приближения Куртиса—
Годсона и состоит в замене пропускания слоя с изменяющимся р пропусканием слоя с тем же содержанием поглощающей
субстанции w и эффективным давлением р. Физическое обоснование приближения Куртиса—Годсона заключается в том, что
лоренцев контур линии при давлении р очень близко воспроизводит истинный контур линии. Приближение Куртиса—Годсона
используется в работах [24, 25].
Описанные приемы введения поправки на давление приближенно учитывают лишь влияние на расширение линий столкновений с молекулами посторонних газов. Влияние взаимных
столкновений молекул поглощающих излучение газов не принимается во внимание (в условиях атмосферы оно, по-видимому, невелико). В расчетах также не рассматривается поправка
на допплеровское расширение линий, которое может быть существенно в верхних слоях атмосферы.
Перейдем далее к обсуждению расчета функции пропускания в области совместного поглощения радиации двумя газами.
Для монохроматической радиации и для величин среднего
пропускания, получаемого экспериментально для малого спектрального интервала Ак (см. [37]), справедливы следующие соотношения:
Рн2о+со2 = Ри2о • Рсо2,
(1 -36)
Ян2о+о3 = Рщо • РоЬ'
(1.37)
Нетрудно также показать, что формулы (1.36) и (1.37) могут быть получены в случае, когда в рассматриваемом участке
спектра для одного из поглощающих компонентов можно пренебречь зависимостью поглощения от длины волны.
В расчетах уходящего излучения соотношения (1.36) и (1.37)
используются как для узких, так и для сравнительно широких
участков спектра. Однако если протяженность спектрального
интервала очень велика, то при расчете Ян2о+ со2 (или Ян2о + о3)
прибегают к формуле
Рн2о + со, = 2 fjP jn2oP jco2,
j
(1 -38)
где fj—доля излучения абсолютно черного тела, приходящаяся
на участок спектра / (по отношению к энергии абсолютно черного излучения в рассматриваемом спектральном интервале).
20;
Если в узком спектральном участке поглбщают более Чем
два газа, то общая функция пропускания также определяется
как произведение функций пропускания, каждая из которых получена при учете поглощения лишь одним газом.
В имеющихся расчетах углового и спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации обычно рассматриваются основные поглощающие компоненты атмосферы: водяной пар, углекислый газ и озон. Исключение составляет работа
Р. Макги [21], в которой еще дополнительно принимается во внимание поглощение, обусловленное закисью азота N2O.
Как показывают расчеты Э. Рашке и И. Таннхойзера [67], в
узких спектральных участках влияние второстепенных поглощающих компонентов атмосферы может быть весьма заметным.
Авторы [67] вычислили интенсивность уходящей радиации для
вертикального направления в трех спектральных участках:
1) 7,10—8,27 мк, 2) 4,36—4,93 мк, 3) 3,10—3,81 мк (в первом
участке поглощают Н 2 0, N 2 0, СН4, во втором — Н 2 0, С0 2 , N 2 0,
СО, в третьем — Н 2 0, СН 4 ). Результаты вычислений с учетом и
без учета N 2 0. СН4 и . СО говорят о том, что пренебрежение второстепенными поглощающими излучение газами приводит к
ошибкам порядка 18, 20 и 8% в участках 1, 2 и 3 соответственно (во втором участке спектра наиболее существенно пренебрежение поглощением закиси азота, роль же угарного газа в по«
глощении незначительна).
Второстепенные поглощающие компоненты атмосферы распределены по вертикали значительно равномернее, чем водяной
пар, содержание которого быстро убывает с высотой. Поэтому
следует ожидать, что при больших зенитных .углах влияние второстепенных поглощающих газов на интенсивность уходящей
радиации гораздо сильнее, чем влияние рассматриваемых газов
на интенсивность уходящей радиации в вертикальном направлении.
6. Геометрия переноса излучения. Формулы для интенсивности излучения, полученные в первых частях настоящего параграфа, не содержат никаких ко.нкретных предположений относительно геометрии переноса радиации. Форма пути луча и
геометрия поглощающей среды учитываются при расчете эффект
тивного содержания поглощающего излучения газа (см. (1.34))
либо при вычислении истинного содержания поглощающей субстанции (в случае использования приближения Куртиса — Годсона). Нетрудно понять, что такой способ определения
(w, г)
позволяет производить расчеты для сколь угодно сложных атмосфер (в отношении распределения параметров, важных для
расчетов интенсивности излучения).
Итак, рассмотрим теперь геометрию переноса радиации, что
является необходимым для вычисления w.
21;
Для любого пути луча в атмосфере S справедливо дифференциальное соотношение
dS = secftkdh,
(1.39)
где h — высота, <&/г — зенитный угол, характеризующий направление луча на высоте h.
Если луч распространяется прямолинейно, то в плоскопараллельной атмосфере данный зенитный угол не зависит от высоты.
При наличии рефракции
nhs\n$h = c,
(1-40)
nh — показатель преломления на высоте h, с—"постоянная.
Таким образом,
«ftsin&,t = « f / sin8' f f ,
(1.41)
где Я — высота точки, для которой определяется интенсивность
излучения, и тогда
dS
=V2
Пк
Т
2ТГ-
(1-42)
В сферической атмосфере даже в случае прямолинейного
распространения луча угол Ад зависит от высоты. Эта зависимость определяется геометрией атмосферы (рис. 2 а):
•_(R+k)sinbll
= (R-\-H)sinbH
= R + h0.
(1.43)
Здесь R— радиус Земли, h0 — высота луча, отсчитываемая
вдоль радиуса-вектора по нормали к S.
Формула (1.43) удовлетворяет всем возможным случаям прохождения луча в атмосфере:
1) луч пересекает земную поверхность (/io<0, при вертикальном распространении луча ho = —R),
2) луч касается земной поверхности (/го = 0),
3) луч проходит'только через атмосферу (Ао>0).
. Используя (1.39) и (1.43), получим
^
(R + h)dh
(1>44)
Если рассматриваемый луч характеризовать с помощью зе*
нитного угла 1 ф Н) а не h0, то
ff.4=
,
<* + *>**
] / " ( / ? + К? — (/? + Я ) 2 sin 2 #я
.
(1.45)
1
Заметим, что в некотором смысле высота луча ho является более удобной характеристикой луча, чем угол #я> так как она не зависит от высоты
точки наблюдения.
22;
При наличии рефракции в сферической атмосфере (рис. 2 б)
n h { R + h ) s m b h = c.
(1.46)
Таким образом, для луча, пересекающего земную поверх*
ность, имеем
nh (/? + A) sin &А = пн
И) sin
= ri0R sin •&„,
(1.47)
где по и VQ —- показатель преломления и зенитный угол в точке
пересечения луча с Землей соответственно.
а)
Рис. 2. Геометрия переноса радиации в атмосфере.
а —прямолинейное распространение луча, б —рефракция луча.
Для луча, проходящего только через атмосферу,
nh (R + A) sin »А = пн (R И) sin Ьн = tih,{R + А0). (1.48)
Очевидно, что равенства (1.48) справедливы и при касании
луча земной поверхности (т. е. для ho=0).
Если для характеристики рассматриваемого луча воспользоваться углом Фи, то
nh(R+h)
dh
(1.49)
dS
Y n l (R + h f - n j j i R + H f sin 2 tf^
|3
Формула (1.49) удовлетворяет всем случаям прохождения
криволинейного луча в атмосфере и может быть заменена следующим выражением:
/*•<?= ,
4iR + h)dh ,
VnliR + hf-nltiR
+ h'f
где h'0 — кажущаяся высота луча, наблюдаемого на высоте Я.
Если в качестве характеристики луча избрать истинную высоту луча ho, то для луча, пересекающего земную поверхность,
= ^
(1.51)
и тогда
nh{R
;
+
h)dh
2
Vnl(R
+ h) -nl(R
(
+
h0f
Для луча, проходящего только через атмосферу, имеем аналогичное выражение:
/*•<? =
/
nh(R+h)dh
Vnl(R + h?-nl(R
•
+ h0f
Таковы основные соотношения, характеризующие геометрию
переноса радиации.
В имеющихся расчетах углового и спектрального распределения уходящей радиации рефракция инфракрасных лучей не
учитывается. Исключение составляет лишь работа [25]. Так как
зависимость показателя преломления от длины волны в области
больших К невелика, то в этой работе для всей инфракрасной
области спектра используется
n
h
= l + c ^ ,
(1.54)
где рн, Тн — давление и температура воздуха на высоте h соответственно; с = 77,526 • Ю-6 °К/мб. Укажем, что более точное
представление зависимости tin от р и Т, а также сведения о
спектральной зависимости показателя преломления можно найти
в монографии [31].
Поскольку в работе [25] параллельно с расчетами U м с учетом рефракции не выполнены вычисления UДА без учета рефракции, то ее влияние по данным расчетов [25] нельзя оценить.
Следует лишь отметить, что на основных закономерностях углового распределения уходящего излучения (см. § 2) рефракция
не сказывается!
Как показывают вычисления автора, влияние рефракции на
интенсивность длинноволновой уходящей радиации в направлениях визирования диска Земли невелико (ошибки, обусловлен24;
ные пренебрежением рефракцией, составляют менее 1 % и лежат в пределах ошибок вычислений по номограммам). Что касается области больших зенитных углов, где значения ho заключены приблизительно в интервале 3—13 км, то здесь в спектральных участках слабого поглощения и широких полосах
поглощения, взятых вместе с крыльями, влияние рефракции
является существенным. Например, поправка на рефракцию
в участке 10,55—11,01 мк может достигать 80%, в полосе поглощения 4,88—8,70 мк 18%. При этом следует иметь в виду,
что в атмосферном окне в области, где велико влияние рефракции, энергия излучения чрезвычайно мала по сравнению с энергией излучения при меньших зенитных углах (см. далее рис. 10).
Для Ло > 13 км в расчетах £/ рефракцию можно снова не принимать во внимание. В спектральных интервалах очень сильного поглощения пренебрежение рефракцией допустимо при всех
зенитных углах, так как в этих участках спектра слишком мала
длина пробега радиации в атмосфере (уходящее излучение
формируется верхними слоями атмосферы).
В заключение обратим внимание на следующую особенность
переноса радиации, обусловленную кривизной атмосферы. Если
луч касается поверхности Земли или облака и при этом на пути
луча не наблюдается полное поглощение радиации излучающей
поверхности, то для данного луча имеем два значения интенсивности радиации в рассматриваемой точке. Одно из них представляет собой излучение всей толщи атмосферы на пути луча,
другое — излучение толщи атмосферы, заключенной между точкой наблюдения и точкой касания Земли, плюс радиация излучающей поверхности, ослабленная атмосферой.
Наконец, укажем, что при небольших зенитных углах сферическую атмосферу с достаточной степенью точности можно
рассматривать как плоскопараллельную.
Изложив методику расчета интенсивности теплового излучения системы Земля — атмосфера для сферической Земли, пе^
рейдем теперь к обсуждению результатов теоретических расчетов углового и спектрального распределения длинноволновой
уходящей радиации.
§ 2. Угловое распределение длинноволновой уходящей радиации по данным теоретических расчетов
Почти все теоретические расчеты углового распределения
длинноволновой уходящей радиации выполнены для различных'
Моделей атмосферы. Выбор последних обусловлен стремлением
рассмотреть возможные крайние случаи изменения U\%(ft).1
1
Индекс АХ при дальнейшем изложении для краткости опускаем4
25;
При построении моделей используются данные по стратификации атмосферы, как можно более согласующиеся между собой
и отвечающие в главных чертах действительно наблюдаемым
условиям. Часто в расчетах рассматриваются не «абсолютно
крайние» модели атмосферы, а модели, которые построены на
основе осредненных стратификаций и характеризуют относительно экстремальные случаи распределения необходимых параметров.
В случае использования среднеширотных и среднесезонных
распределений температуры, давления и поглощающих излучение газов обеспечен почти полный комплекс метеорологических
данных, необходимых для получения
Следует заметить,
что обращение к каким-либо конкретным стратификациям атмосферы не обходится без привлечения средних данных, так как
в настоящее время не производится зондирование атмосферы,
в процессе которого одновременно и до больших высот измерялись бы все параметры, требующиеся для радиационных расчетов.
В расчетах для «модельных» атмосфер наряду с безоблачными условиями рассматривается только сплошная облачность,
причем поверхность облачного покрова, как и земная поверхность, предполагается абсолютно ровной и сферической. Кроме
того, принято, что облака излучают как абсолютно черное тело
при температуре воздуха, соответствующей высоте верхней границы облачности.
Модели атмосферы могут значительно отличаться от мгновенных стратификаций атмосферы, однако для исследования
основных закономерностей углового распределения уходящей
радиации они являются не только достаточными, но и необходимыми. Даже расчеты, выполненные для сплошной облачности,
позволяют предсказать поведение уходящей радиации и в условиях частичной облачности.
1. Угловое распределение интенсивности уходящей радиации
при ясном небе и различных условиях облачности. Изменчивость
уходящего излучения в зависимости от условий облачности и
стратификации атмосферы. Проанализируем основные закономерности углового распределения уходящего излучения, используя результаты расчетов, выполненных К. Я. Кондратьевым и
К. Е. Якушевской [14, 15]. В статьях [14, 15] представлены 17 (ft)
для значительного числа участков с п е к т р а в число которых
входят как узкие спектральные промежутки, так и широкие
спектральные интервалы, включающие в себя целые полосы
1
В последнее время наиболее обширные расчеты U(-&) выполнены
Д. Уорком, Д. АлисхаусОм и Г. Ямамото (весь инфракрасный спектр разделен на 77 интервалов). Однако в статье [25] представлены результаты расчетов
только для пяти узких участков спектра: 10,50—11,01, 9,1—10,5, 6,56—6,67г
30,8—33,8 и 14,8—15,4 мк.
26;
поглощения (табл. 2). Выбранные участки спектра располагаются в различных частях инфракрасного спектра поглощения
атмосферы, причем спектральные промежутки 6 и 7 обладают
почти одинаковым сильным поглощением, а спектральные интервалы 8 и 9 — почти одинаковым слабым поглощением. В процессе анализа результаты, полученные в работах [14, 15], будут
сопоставлены с аналогичными результатами расчетов других
авторов, а также дополнены данными, имеющимися в других
работах.
Таблица 2
Спектральные интервалы, рассмотренные в работах К. Я. Кондратьева
и К. Е. Якушевской [14, 15]
Номер
участка
спектра
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
Рассмотренный спектральный интервал
Интегральное излучение
Участок в атмосферном окне
. . . .
Полоса поглощения водяного пара
6,3 мк . .
Полоса поглощения углекислого газа
15 мк
Полоса поглощения озона 9,6 мк . .
Участок очень сильного поглощения
Участок очень сильного поглощения
Участок слабого поглощения
. . . .
Участок слабого поглощения
. . . .
Область полосы поглощения водяного
пара 80 мк
Область полосы поглощения водяного
пара 80 мк
Участок в атмосферном окне
. . . .
Участок в атмосферном окне
. . . .
Границы спектрального интервала, мк
0 —оо
10,55—11,01
4,88—8,70
12—18
' 9,01—10,29
6,494—6,579
41,67—45,45
5,00—5,05
17,86—18,52
18—40
40—120
8,70—9,01
10,29—12,00
Основные
поглощающие
излучение
газы
Н20, со2
Н20
н2о
со2, Н20
Оз, н20
Н0
н22о
Н20
н20
н20
Н20
Н20
н20
Угловые распределения интенсивности уходящей радиации
{/(•0), рассчитанные для точки, расположенной на высоте 300 км,
представлены на рис. 3 и 4.
Переход к угловому распределению U(Фя) в точке, находящейся на той же широте, но на другом уровне Н вне земной
атмосферы, можно осуществить с помощью соотношения
при
U(*) =
sin&H=
U{b„)
(fl +
300) S i n #
R+ H
(2.1)
,
(2.2)
где R — радиус Земли (i? = 6371 км).
Строго говоря, такой переход является обоснованным лишь
при независимости углового распределения уходящей радиации
27;
от азимута (при сферической симметрии атмосферы в отношении вертикальных распределений температуры, давления и поглощающих излучение газов).
U-10 ^ вт/см2 стер.
3
2
2
U 10 вт/см стер.
U-10 " вт/см стер. 10?
Ч
3 Л
з
zArz
2
3
I.I I )—I
U-10 4вт/см2стер.
iл
U -10 ^ вт/см2стер.
10
~
U-10 ь вт/см 2стер,
п
3 5
-л
-з
з
l J I I i I I
U-10
5
/Л
вт/см2 стер.
20 W. ео 80
U-10 евт/см2стер.
5
U-10 5вт/см2стер.
20-
20 40 60 804
20 40 60 80
-•///
Рис. 3. Угловое распределение интенсивности уходящего излучения
в участках спектра 1—9 (см. табл. 2).
/ — ясное
небо;
— л е ю , 0°; л — лето, 65° с. ш.; з — зима, 65° с. ш.
/ / — сплошная облачность, верхняя граница облаков
Ill — ht = 9 км.
- h( = 3 км;
Угловые распределения уходящей радиации вычислены для
трех среднесезонных и среднеширотных стратификаций атмосферы: широты экватора (ф = 0°, лето) и <р = 65°с.'ш. (лето и зима)*.
Расчеты произведены для ясного неба и условий сплошной облачности при верхних границах облачного покрова на высотах
28;
3 и 9 км. Следует сразу оговорить, что полученные данные характеризуют широтную и сезонную изменчивость и(Ь) в некоторой степени условно. Условность полученных характеристик
сезонной и широтной изменчивости угловых распределений уходящей радиации вытекает прежде всего из того, что величины
U-10 3вт/см^сгаер.
1>
6т/см2 стер.
лл
U-10
ию
'
*вт/см* стер
—
Ш
3
3
2
U-10 Вт/см стер
2
U-10 Вт/см стер.
1,5\
J
Л
3
.
1_!_
_1 L
20 W 60° 1?
13
1,0
UZ
з~
I I I I I IL
20 W 60
/
•-II
-•III
-3
0,5
О
—
- Л
20 40 60° т>
Рис. 4. Угловое распределение интенсивности уходящего
в участках спектра 10—14 (см. табл. 3).
излучения
Усл. обозначенш! см. рис. 3.
U(•&) рассчитаны для ясного неба и модельных условий сплошной облачности, а не для среднесезонных распределений облачности на рассмотренных широтах. Кроме того, на широте экватора условно была принята более сухая стратосфера, чем" на
широте 65° с. ш., так как, несмотря на быстро растущее число
исследований (см. обзоры [38, 39], а также [40—43]), имеющихся
данных пока еще недостаточно для построения среднеширотных
и среднесезонных распределений влажности и даже вопрос,
насколько суха стратосфера, по-прежнему остается дискуссионным. 1 Поэтому при рассмотрении U (•&) в участках интенсивного
поглощения, а также во всех участках при больших зенитных
углах по представленным данным нельзя судить о сезонной и
широтной изменчивости £/(•&). Таким образом, приведенные угловые распределения длинноволновой уходящей радиации в ряде
1
Для ф = 0 ° принято, что удельная влажность в стратосфере постоянна
и равна Ю-2 г/кг. На широте 65° с. ш. использованный профиль удельной
влажности одинаков для лета и зимы и сравнительно близок к первому стандартному среднегодовому
профилю удельной влажности, построенному
М. Гутником [40] для средних широт (ф = 45° с. ш.).
29;
случаев просто свидетельствуют о возможной стратификационной изменчивости [/(ft).
На представленных графиках неотмеченные угловые распределения уходящей радиации относятся к широте экватора. Горизонтальными стрелками справа отмечена интенсивность излучения при ясном небе и зенитном угле, под которым с высоты
300 км виден край Земли (ft = 72°45'). Нумерация участков
спектра в тексте и на рисунках соответствует принятой в таблицах настоящего параграфа.
Как показывают рис. 3 и 4, в большинстве областей спектра
угловое распределение уходящей радиации весьма чувствительно к изменениям в условиях облачности. Это значит, что в случае частичной (несплошной) облачности возможны различные
неоднородности в ходе убывания (возрастания) U(ft) с^зенитным углом, т. е. возможны резкие скачки и отступление от того
сравнительно плавного характера изменения интенсивности радиации в зависимости от ft, которое имеет место при однородном облачном покрове или при полном отсутствии облаков.
Заметим, что в случае ясного неба или сплошной облачности
функция {/(ft) может иметь разрывы при значениях ft, соответствующих направлениям луча, касательного к земной поверхности или верхней границе облачного покрова, т. е. при больших зенитных углах (см, § 1).
Выполненные расчеты позволяют рассмотреть, насколько велики возможные изменения интенсивности при переходе от ясного неба к облачным зонам в случае частичной облачности, и
выяснить, способны ли они замаскировать инфракрасное потемнение к краю атмосферы. Под инфракрасным потемнением к
краю атмосферы подразумеваем падение интенсивности уходящего излучения от ft = 0 к зенитному углу, соответствующему
направлению луча, касательного к верхней границе излучающей
атмосферы.
Для сравнения чувствительности к облакам в различных
участках спектра введем в качестве некоторого критерия отношение
А =
U
; ~
U s
.
(2.3)
Здесь (Ug)$=o — интенсивность уходящего излучения облачного
неба с ht = 9 км при ft = 0 (эту величину считаем эквивалентной
величине инфракрасного потемнения к краю атмосферы при высокой облачности); (U0—U9) — разность между интенсивностью
излучения ясного и облачного неба с ht=9 км. Очевидно, что,
чем меньше А по сравнению с единицей, тем более однородным
является угловое распределение уходящей радиации в условиях
частичной облачности и тем меньше в пределах диска планеты
маскируется инфракрасное потемнение к краю атмосферы.
19
Величины А, полученные для всех рассмотренных областей
спектра и стратификаций атмосферы, представлены в табл. 3.
Таблица
3
К зависимости углового распределения уходящей радиации от условий
облачности I/ величины отношения А„ —
Uo — U»'
& = 70°
Участок спектра
№
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14*4
154
16
границы
участка
спектра, мк
0,506
1,58
1.07
18
0,494
10,29 1,62
0,404 • 10"
6,58
45,45 0
2,22
5,05
•18,52 0,404
1 8 - 40
0,149
40- •120
0,0009
8,70- •9,01
2.08 '
10,29- •12,00 1,44
8,70- •12,00 1,56
4,88- 40,0
0,628
4,88— 120
0,578
010,554,88129,016,4941,675,0017,85-
оо
11,01
8,70
65° с. ш.
0°,
0°,
65° с. ш.
лето
лето
0,617
1,81
1,60
0,542
1,59
0,0528
0,0101
4,36
0,575
0,245
0,008
2,47
1.72
1.73
0,698
0,631
0,529
1,25
1,43
0,350
1,10
0,210
0,0277
3,73
0,560
0,278
0,0244
1,68
1,20
1,30
0,543
0,486
0,317
1,21
0,495
0,231
0,818
0
0
0,954
0,199
0,058
0
1,48
1,03
0,989
0,340
0,313
0,430
1,64
0,943
0,299
0,906
0,0111
0
2,06
0,343
0,123
0,0002
2,12
1,50
1,33
0,451
0,407
0,400
1,07
1,05
0,313
0,754
0,0111
0,002
2,80
0,444
0,171
0,0101
1,65
1,18
1,13
0,399
0,358
П р и м е ч а н и е . Звездочками в табл. 3 и 4 отмечены участки, интенсивность радиации в которых вычислялась не непосредственно, а путем суммирования интенсивностей в спектральных промежутках, составляющих рассматриваемый-интервал длин волн и входящих в число первых тринадцати
спектральных участков.
В целом из табл. 3 видно, что, чем интенсивнее поглощение
радиации (например, выше влажность атмосферы, сильнее полоса поглощения), тем меньше маскировка инфракрасного потемнения к краю атмосферы неоднородностями углового распределения
обусловленными частичной облачностью. По
этой же причине влияние облачности на характер углового распределения уходящей радиации уменьшается с увеличением зенитного угла. Большое значение имеет также местоположение
участка спектра. Близкая инфракрасная область более чувствительна к появлению облаков, чем далекая (ср., например, спектральный участок 6 с интервалом 7, а спектральный промежуток
8 с участком 9)
Объясняется это различной зависимостью
1
Напомним, что участок спектра 6 обладает поглощением, почти одинаковым с поглощением в интервале 7, а поглощение в участке 8 почти такое
же, как в интервале 9.
'
-
31
функции Планка от температуры в различных участках спектра:
в близкой инфракрасной области спектра функция Планка наиболее чувствительна к изменениям температуры.
Как показывает табл. 3, в области спектра Ж 1 8 мк только
в сравнительно узком участке очень сильного поглощения 6 различие между U0 и t/g невелико и облака не накладывают существенного отпечатка на угловую зависимость £/.(•&) (Л<§;1). Однако, по расчетам Р. Ханела, У. Бандина и Б. Конрата [23], выполненным для несколько отличающегося участка спектра 6,33—
6,85 мк, чувствительность к облакам в этом спектральном интервале, хотя и меньше, чем в атмосферном окне, однако все
же очень велика. Такое расхождение с результатами расчетов
[14, 15] объясняется тем, что в случае тропической атмосферы
авторы [23] принимали за верхнюю границу облачности высоту
16,5 км, а в случае других моделей атмосферы использовали
более сухую стратосферу, чем в расчетах [14, 15].
В полосах поглощения области спектра Я<18 мк (интервалы 3^—5) независимо от интенсивности поглощения в полосе
нельзя получить пренебрежимо малую чувствительность U (•&)
к облачности, если брать полностью всю полосу поглощения
(вместе с крыльями). Однако по сравнению с радиацией в
других полосах поглощения и интегральной радиацией наименее
реагирующим на появление облачности оказалось излучение в
полосе поглощения 15 мк СОг (12—18 мк). В данной полосе
неоднородности углового распределения уходящей радиации в
пределах диска планеты, обусловленные частичной облачностью,
не могут полностью замаскировать инфракрасное потемнение
к краю атмосферы (при
Л<0,55, при •&=70° Л<0,30). Полученный результат объясняется интенсивностью поглощения в
рассматриваемой полосе, слабой зависимостью функции Планка
от температуры в этой области спектра и характером распреде*
ления углекислого газа в атмосфере. Углекислый газ убывает ;
с высотой гораздо медленнее, чем водяной пар. Поэтому излучение верхних слоев атмосферы в спектральном интервале 12—
18 мк более существенно, чем в полосах поглощения водяного
пара, что и объясняет отсутствие резкой зависимости углового
распределения уходящей радиации в рассматриваемой области
спектра от условий облачности. Правда, в этом отношении интегральная радиация не так уж сильно уступает излучению
в интервале 12—18 мк. Если же в полосе углекислого газа 15 мк
выделить центральную часть, то чувствительность уходящей
радиации к облакам становится пренебрежимо малой. Об этом
говорят расчеты Р. Ханела, У. Бандина и Б. Конрата [23], выполненные для участка спектра 14—16 мк (см. рис. 9), а также
расчеты Д. Уорка, Д. Алисхауса и Г. Ямамото [25] для еще более узкого спектрального интервала 14,8—15,4 мк (см. рис. 10).
Хотя Уорк, Алисхаус и Ямамото не рассматривали отдельно
32
чувствительность U(•ft) к облакам (в случае моделей облачной
атмосферы в работе [25] использованы другие стратификации
атмосферы, чем при ясном небе), однако их расчеты подтверждают сказанное выше.
Что касается прозрачных областей спектра, расположенных
в атмосферном окне 8,70—12,00 мк и близкой инфракрасной
области спектра (участки 2, 8, 11—14), то в них инфракрасное
потемнение к краю атмосферы полностью маскируется неоднородностями в угловом распределении уходящей радиации
( Л > 1 ) . Такой же результат получен Р. Макги [21] для области
спектра 7,1—13,6 мк, а также Р. Ханелом, У. Бандином и
Б. Конратом [23] для спектрального интервала 10,75—11,75 мк
и Д. Уорком, Д. Алисхаусом и Г. Ямамото [25] для участка
.10,5—11,0 мк.
Рассмотрим теперь далекую инфракрасную область спектра
(А>18 мк). Здесь расположена сильная вращательная полоса
поглощения водяного пара с максимумом поглощения вблизи
80 мк. Энергия излучения абсолютно черного тела в данном
интервале длин волн еще слабее зависит от температуры, чем
в промежутке 12—18 мк. Поэтому в далекой инфракрасной
области спектра следует ожидать малой чувствительности уходящей радиации к изменениям в условиях облачности. Даже
в участке 9, в котором наблюдается сравнительно слабое поглощение, величина Л < 1, тогда как в спектральном промежутке
8, где поглощение почти такое Же, величина А значительно боль*
ше единицы. В спектральном интервале 18—40 мк при Ф = 0°
Л<0,28, а при ф=70 о Л<0,17. Таким образом, величины А для
далекой инфракрасной области спектра значительно меньше А
для полосы поглощения углекислого газа 15 мк. Следовательно,
в диапазоне длин волн 18—40 мк облака слабо влияют на уходящую радиацию и инфракрасное потемнение к краю атмосферы не может быть замаскировано в условиях частичной облачности изменениями интенсивности уходящего излучения при
переходе от ясного неба к зонам с высоким облачным покровом.
В спектральном интервале 40—120 мк излучение системы
Земля — атмосфера еще менее чувствительно к облакам, чем
в промежутке 18—40 мк. В этом участке спектра уходящее излучение практически не реагирует на появление высокой облачности (так же как и в узком спектральном промежутке 7).
Результаты расчетов, представленные на рис. 3 и 4, дают
возможность оценить и стратификационную изменчивость U(Ф).
Введем отношение
В=.
,
(2.4)
которое будет служить критерием чувствительности U (Ф) как
к облакам, так и к изменению в стратификации атмосферы.
3
Зак. 359
33
Здесь £/ max —максимальная интенсивность уходящего излучения (из рассчитанных для каждого участка спектра девяти кривых), LWi — соответствующая минимальная интенсивность уходящей радиации (эту величину при
считаем эквивалентной величине инфракрасного потемнения к краю атмосферы при
наименьшей энергии излучения системы Земля — атмосфера).
Величины D для различных участков спектра представлены
в табл. 4. Как видно из табл. 4, для области спектра А,>18мк£>
значительно меньше единиТаблица 4
цы, тогда как для остальК зависимости углового распределеных спектральных участков
ния у х о д я щ е й радиации от стратиD больше единицы.
фикации атмосферы и условий
Общим итогом изучения
облачности /величины отношения
табл. 3 и 4, а также результатов расчетов [21—23, 25]
-и,mln
ит
D
являются следующие выводы. Возможность маскировки инфракрасного потемнеНомер участка
> = 70°
спектра
ния к краю атмосферы неоднородностями
углового
распределения уходящей ра1,18
1
0,819
3,84
2
3,14
диации в пределах диска
3,63 '
3
2,04
планеты,
обусловленными
1,04
4
0,596
частичной
облачностью
раз4,29
2,54
5
личных
ярусов
или
неодно0,860
6
0,950
0,116
родностями в стратифика7
0,141
10,4
8
5,64
ции атмосферы, маловеро0,955
9
0,652
ятна в далекой инфракрас0,453
10
0,296
ной области спектра 18—
0,121
11
0,143
5,54
120 мк даже при рассмотре12
4,27
3,49
13
2,72
нии широких спектральных
3,93
14*
2,78
интервалов (18—40, 40—
1,38
15*
0,866
120 мк). В области спектра
1,23
16*
0,774
Я< 18 мк только центральная часть полосы поглощения углекислого газа 15 мк может соперничать в этом отношении с далекой инфракрасной областью спектра.
^
Рассмотрим далее ход интенсивности уходящего излучения
при ясном небе и условиях сплошной облачности в зависимости
от зенитного угла. Для сравнения результатов, относящихся к
различным участкам спектра, по-прежнему обратимся к рис. 3
и 4, а также к относительной интенсивности уходящего излучеU (#)
ния 77(0) • Здесь £/(ft)—интенсивность излучения при .зенитном угле ft, U(0) — интенсивность излучения при ft = 0°. На рис. 5
изображены относительные угловые распределения уходящей
радиации для безоблачной атмосферы,
.34
Из рис. 3—5 видно, что характер угловой зависимости интенсивности уходящего излучения определяется рядом факторов: местоположением участка в инфракрасном спектре, велиито.
Шо) /о
Рис. 5а. Относительное угловое распределение интенсивности уходядящего излучения в различных участках спектра, ф = 0°, лето.
чиной поглощения в спектральном интервале, стратификацией
атмосферы и высотой подстилающей поверхности. Чем дальше
участок спектра расположен от близкой инфракрасной области
3*
35
спектра, тем медленнее изменения интенсивности излучения с
ростом
при небольших зенитных углах и тем меньше общее
Рис. 56. Относительное угловое распределение интенсивности уходящего излучения в различных участках спектра, ф = 65° с. ш., лето.
инфракрасное потемнение (или посветление) к краю диска Земли (сравните участки 6 и 7, 8 и 9 попарно). Чем прозрачнее
участок спектра, чем выше высота верхней границы облачно*
36
сти, чем суше атмосфера над подстилающей поверхностью, тем,
естественно, слабее угловая зависимость U(•&) при визировании
ит0/.
U(o) °
большей части диска планеты (сравните участок в атмосферном окне 2 с расположенной по соседству полосой поглощения
озона 9,6 мк, а также тропическую атмосферу с атмосферой на
широте 65° с. ш., безоблачную атмосферу с атмосферой при высокой сплошной облачности).
37
Влияние стратификации атмосферы на угловое распределение уходящего излучения проявляется, например, в следующем.
В большинстве случаев в рассматриваемых участках спектра
наблюдается инфракрасное потемнение к краю Земли. Однако
когда с увеличением ft основной вклад в уходящее излучение
вносит стратосфера, то может иметь место инфракрасное посветление, так как с. увеличением зенитного угла возрастает
масса газа, излучающего при сравнительно высокой температуре (температура в стратосфере растет с высотой), и это может
оказаться решающим при большом вкладе стратосферы в уходящее излучение. Так, при влажной и теплой стратосфере (ср =
= 65° с. ш., лето) в спектральных участках сильного поглощения 6, 7 и 11 интенсивность уходящего излучения начинает
расти по мере приближения к краю диска планеты. Такое же
явление (только в более слабой степени) наблюдается при
больших ft для ф = 65° с. ш. (лето) и в участках менее сильного
поглощения 4 и 5 и даже в окне 8,70—12,00 мк в случае низкотемпературной подстилающей поверхности (высокая облачность, ht = 9 км). Это также обусловлено существенным вкладом
стратосферы при больших ft в уходящее излучение в указанных
спектральных интервалах при сочетании низкотемпературной
подстилающей поверхности с теплой и влажной стратосферой.
Следует заметить, что инфракрасное посветление при высокой
облачности в ряде участков спектра, в которых при ясном небе
имеет место инфракрасное потемнение, получено также в работах [23, 25] (см. рис. 9 и 10).
В центральной части полосы поглощения 15 мк СОг, как показывают расчеты [20, 23, 25], для любой модели атмосферы
наблюдается инфракрасное посветление, так как в этой области
интенсивного поглощения излучение всегда формируется стратосферой вследствие большого содержания в ней углекислого
газа (см. рис. 9 и 10).
В участке атмосферного окна 10,55—11,01 мк в результате
взаимодействия вышеуказанных факторов, от которых зависит
характер угловой зависимости £7'(ft), в пределах почти всего диска планеты отмечается если не минимальное, то во всяком случае весьма слабое инфракрасное потемнение. Более слабое
инфракрасное потемнение может происходить в далекой инфракрасной области спектра (участки очень сильного поглощения
7 и 11, ф = 0, ясное небо). Если в полосах поглощения области
спектра Ж 1 8 мк имеет место инфракрасное потемнение, то по
сравнению с участками атмосферного окна 8—12 мк, в которых
поглощает только водяной пар, это инфракрасное потемнение
в пределах широкого углового интервала выражено более резко.
В связи с вышесказанным следует указать, что в работе
J1. И. Копровой и М. С. Малкевича [20], в отличие от других
расчетов, получено более сильное инфракрасное потемнение в
38
участке 10—II мк, чем в полосе поглощения озона 9—10 мк, и,
кроме того, по расчетам [20], интенсивность излучения в интервале 9—10 мк имеет большой скачок на границе раздела Земля— атмосфера. Такой результат, не согласующийся с другими
исследованиями, по-видимому, объясняется тем, что в работе
[20] не учтено поглощение водяным паром в полосе озона, а также тем, что для озона использована поправка на давление в
Р тогда как в полосе озона влияние давления сравнивиде —-,
о \0,2
тельно невелико и здесь лучше использовать
или прибегнуть к другим приемам (см. § 1).
В окне 8—12 мк при ясном небе излучение озона способствует
увеличению инфракрасного потемнения к краю Земли. Это наглядно показано в работе [15] при сравнении относительных
угловых распределений в спектральном промежутке 8,70—
12,00 мк и в трех участках спектра, составляющих этот интервал длин волн (участки 5, 12, 13).
тг
U (fl)
Кривая у-щ- для интегральной радиации занимает среди
всех рассмотренных относительных угловых распределений уходящей радиации некоторое промежуточное положение, при этом
для всех трех стратификаций атмосферы получено инфракрасное потемнение к краю Земли. Однако, как показывают расчеты
Д. Уорка, Г. Ямамото и Д. Линеша [24], выполненные для 106
стратификаций атмосферы (59 из них характеризуют условия
в безоблачной атмосфере, а 47 относятся к условиям сплошной
облачности), в случае интегральной радиации возможно и слабое инфракрасное посветление к краю Земли. Последнее имело
место, например, для стратификации атмосферы, относящейся
к пункту, координаты которого 79° с. ш. и 104° в. д., в случае
ясного неба при наличии сильной приземной инверсии (21 февраля 1958 г.). В среднем же для интегральной радиации наблюдается инфракрасное потемнение к краю Земли, которое может
быть рассчитано по следующей формуле, предложенной Д. Уорком, Г. Ямамото и Д. Линешем:
U (») == U (0) (1 - f aft +
+ с&3),
(2.5)
4
6
7
где а=—1,989 • 10" , 6 = 5,876 • Ю" , с =—1,928 • 10~ , а угол ф берется в градусах.
Приближенный учет влияния стратификации атмосферы на
угловое распределение интегральной уходящей радиации можно осуществить, использовав .другую формулу:
i/(&)==f/(0){l +
[a +
pt/(0)][a& +
6&2 +
^3]},
(2.6)
где а = —1,375 и (3 = 3,129 • ЮЛ
Следует подчеркнуть, что формулы (2.5) и (2.6) получены
при обработке результатов расчетов, выполненных для плоско39
параллельной атмосферы. Поэтому, строго говоря, они справедливы для верхней границы радиационной атмосферы (в работе [24] это уровень, которому соответствует давление 0,1 мб)
в пределах от 0 до 80°. С увеличением высоты точки наблюдения угловой интервал их применимости сужается.
U-10 3вт/см2 craspi U~W чвт./смгстер-,
U±0 вт/см2 стец
г
I I I I I I
U-10 ввт/см* стер
«V
U -10 4 вт !см? ст ер
20
•.
\
U-10 41 вт/см2стер.
6Г
U-10 5вт/см2стер.
72Qt°'730
20' W
U-10 вВт/см* стер.
7.4? 72°40'73° 20'
ьо' 74°
U-10 5вт/см2 спер,
?2°40'73°
—.Of
го' W
74° т}
V
Рис. 6. Угловое распределение интенсивности уходящего излучения
в участках спектра 1—9 в области больших зенитных углов.
л — лето, 65° с. ш., з —зима, 65° с. ш.,
/ — ясное небо, / / — сплошная облачность,
= 3 км, / / / — = 9 км, IV — синтетическая влажная стратосфера, V — синтетическая сухая стратосфера.
Рисунки 3—5 позволили обсудить ход интенсивности излучения приблизительно в пределах визирования всего диска планеты. Однако сопоставление угловых распределений уходящей
радиации при очень больших зенитных углах в предлагаемом
масштабе невозможно. Поэтому с помощью рис. 6 и 7 детализирован ход кривых
при зенитных углах, соответствующих
лучам, проходящим только в атмосфере, Заметим, что в случае
40
ht — 3 км угловая зависимость уходящего излучения совпадает
с функцией U(b) для ясного неба при Ф>72°50 / (h0>3 км), а
в случае /гг = 9км —при й>73°0Г (А 0 >9 км). Напомним, что
h0 — высота луча, отсчитываемая вдоль радиуса-вектора по
нормали к лучу (см. § 1).
На рис. 6, помимо U (Ф) на широте 0 и 65° с. ш., представлены также угловые распределения уходящей радиации для сииU-10 3 8т./см2 стер.
U-10 ''вт./см 2 стер.
5-
—
/
//
Ill
72°W 73° IF' W'
' 73° го' 40#
U-10 ^вт/см2 стер. U10 4вгп/см2стер. U-10 3вт/см2стер.
wi
72°*°' 73° 20'
72°''°'73°
20
'
72°''°' 73° 20' W 74°
Рис. 7. Угловое распределение интенсивности уходящего излучения в участках спектра 10—14 в области больших зенитных
углов.
Усл. обозначения см. рис. 3.
тетических атмосфер, сухой и влажной, по М. Гутнику [44]. Использовались синтетические атмосферы при ср=60°. Распределения температуры и давления в этих атмосферах были приняты
такими же, как в случае ф=65° с. ш. (лето). Расчеты для синтетических стратосфер выполнены для участков спектра 1—9
при ft>73°24' (ft„>22 км).
Для анализа закономерностей углового распределения уходящей радиации воспользуемся также рис. 8 и результатами
расчетов [23, 25] (рис. 9 и 10). На рис. 9 и 10 угловые распределения уходящей радиации построены в виде функции U{h0)
и U{h'Q) соответственно (см. рис. 2). Такой способ представле41
Рис.
8.
Относительное угловое распределение интенсивности
излучения в различных участках спектра.
уходящего
ПФк
250
2Ц0
~23$
~220
№-16 мк
И
Т
I I
щ
210
200
190
180
ч
fI
*
Л
!
11
11
N
2
— /
— я
л
11
1
21-125 мк
г„--0
Ьо=-20 -10
0
10
20
30
U0 50 км
Рис. 9. Угловое распределение интенсивности уходящего излучения в областях спектра 14—16 и 21—125 мк
по расчетам Р. Ханела, У. Бандина и Б. Конрата [23].
Для сравнения приведены также кривые U (А0) для
Ф = 0° (лето) и ф = 65° с. ш. (зима) в спектральном
интервале 18—120 мк по расчетам К. Я. Кондратьева
и К. Е. Якушевской [14, 15].
/ — я с н о е небо; / / — с п л о ш н а я облачность, /1( на уровне тропопаузы;
/ / / — = 9 км. а — арктическое лето, б —ARDC, в —пустыня,
г — тропики, д — арктическая зима.
ния данных в ряде случаев является весьма удобным, так как
для сферически симметричной, т. е. горизонтально однородной,
атмосферы функция U (ho) является универсальной для всех вы-
Рис.
10.
Угловое распределение интенсивности уходящего излучения
по расчетам Д. Уорка, Д. Алисхауса и Г. Ямамото [25].
а) 10,5-11,0 мк, б) 9,1—10,5 мк, в) 6,56—6,67 мк, г) 30,8—33,3 мк, д) 14,8—15,4 мк; 1 — ясное
небо, станцартная модель атмосферы ARDG-1959; 2 — я с н о е небо, Альбукерке (США),
11 июля 1959 г., гринвичское в р е м я 00 час. 00 мин.; 3 — сплошная облачность с в е р х н е й границей на уровне 100 мб, Понапе (Каролинские острова), 17 мая 1958 г., гринвичское в р е м я
12 час. 00 мин.; 4 —сплошная облачность с в е р х н е й границей на уровне 400 мб, Резолыот
(Канада), 31 декабря 1958 г., гринвичское время 12 час. 00 мин.
Поглощение в спектральных интервалах в и г приблизительно одинаково.
44
сот вне излучающей а т м о с ф е р ы т о г д а как функция U(-0-)
даже для сферически симметричной атмосферы зависит от высоты за счет чисто геометрических факторов.
На рис. 9 высота h0 = —Я. соответствует = 0, а эффективные температуры определены Из равенства и=Е(ТЭф), где Е—•
интенсивность излучения абсолютно черного тела в рассматриваемом спектральном интервале. На рис. 9 б эффективные температуры относятся к области спектра 21—125 мк.
Как показывают рис. 6—10, в большинстве участков спектра
начиная с некоторого зенитного угла, расположенного приблизительно в интервале 72°50'—73°01' (/г0 = 3-ь9 км), происходит
резкое падение интенсивности радиации. Такой ход U(ф) связан
с резким убыванием массы поглощающего газа и его эффективной температуры при направлениях визирования, проходящих
выше земного горизонта. Крутизна кривои ц - щ в этой области
зенитных углов наиболее велика в окне 8,70—12,00 мк и участках атмосферного окна 2, 12 и 13, в которых поглощает один
водяной пар (заметим, что при малых зенитных углах этим
областям спектра свойственно сравнительно слабое убывание
интенсивности с ростом •О).
Резкое уменьшение интенсивности уходящей радиации затем
замедляется. Это замедление обусловлено тем, что падение тем*
пературы в тропосфере с высотой сменяется инверсией температуры в стратосфере. Так как высота тропопаузы с широтой
понижается, то при ф = 65°с. ш. замедление спада интенсивности
уходящей радиации должно происходить начиная с меньших
зенитных углов, чем в случае ср=0. Полученные данные подтверждают это.
В полосах поглощения 9,6 мк 0 3 и 15 мк С0 2 , поскольку
стратосфера богата углекислым газом и озоном, крутой спад
интенсивности излучения заканчивается при довольно больших
U (#)
значениях и щ 1 ( о т 20 до 50% в зависимости от стратифика*
ции). При этом в области полосы 9,6 мк 0 3 , а также и в спектральном интервале 8,70—12,00 мк, содержащем эту полосу
поглощения, при больших зенитных углах может наблюдаться
небольшой плоский максимум интенсивности уходящей радиации. Правда, в полосе поглощения озона этот максимум
является более острым и имеет место при больших значениях
(J
Щ 0 ) • ч е м в области спектра-8,70—12,00 мк. Положения максимумов в участках 5 и 14 совпадают и приходятся либо на зе*
нитные углы, при которых луч проходит наибольшее (по срав1
То же самое можно сказать и о функции СУ(А0), поскольку выше верхней границы радиационной атмосферы рефракция инфракрасных лучей мала
и кажущаяся высота луча h a практически не изменяется,
45
нению с лучами других направлений) расстояние в слое максимальной концентрации озона, либо на несколько большие
зенитные углы, при которых луч .проходит наибольший путь в
слое с меньшей концентрацией озона, но зато с более высокой
температурой. В участках атмосферного окна 8—12 мк, в которых поглощает один водяной пар, крутой спад интенсивности
U (•»)
Л
излучения продолжается практически до ц ^ = 0.
В спектральных интервалах очень сильного поглощения
6, 7, 11, 6,56—6,67 мк, 30,8—33,3 мк и центральной части полосы СОг 15 мк область резкого убывания интенсивности приходится на гораздо большие зенитные углы, чем в остальных
участках спектра, так как в перечисленных спектральных интервалах излучение формируется верхними слоями атмосферы
(см. [45]). Перед началом крутого спада £/(ft) в ряде случаев
наблюдается инфракрасное посветление.
Резюмируя сказанное выше, можно сделать вывод, что в участках атмосферного окна 2, 12 и 13' инфракрасное потемнение
к краю атмосферы совершается более резко, круто и быстро,
,
U (Ф)
чем в остальных участках спектра (отношение
становится
практически равным нулю уже при 73°05' (Л 0 = 11 км)).
Рассмотрим теперь влияние стратификации атмосферы на
ход интенсивности уходящего излучения при больших зенитных
углах. Еще раз повторим, что при анализе результатов расчетов
[14, 15] не может быть речи об истинной широтной или сезонной
изменчивости уходящей радиации, так как широте 65° с. ш. и
летом, и зимой условно приписана более влажная стратосфера.
Поэтому расчеты £/(ft) при больших ft, выполненные для ф = 0°
и ф = 65° с. ш., просто показывают, насколько уходящее излучение в различных участках спектра чувствительно к стратификации атмосферы. Расчеты для сухой и влажной синтетических атмосфер дают предельные, максимально возможные вариации
t/(ft) на широте 65° с. ш. в зависимости от влажности стратосферы.
Из рис. 6 видно, что величина £/(#) при больших зенитных
углах для интегральной радиации и для областей поглощения
радиации одним водяным паром может изменяться в зависимости от влагосодержания стратосферы в широких пределах. При
этом изменение стратификации атмосферы оказывает существенное влияние на крутизну кривой fi(ft) в участках умеренного и
сильного поглощения. Так, например, нетрудно понять, что в
случае интегральной радиации увеличение влагосодержания
стратосферы должно приводить в среднем к более постепенному
убыванию интенсивности с ростом зенитного угла. В окне
10,55—11,01 мк относительные изменения £/(ft) в зависимости
от влажности стратосферы хотя и велики при больших зенитных
46
углах, однако не имеют значения, поскольку в этом участке
U №)
спектра уже при ft>73°01' (/i 0 >9 км) величина и ^ практически равна нулю. В полосах поглощения 9,6 мк 0 3 и 15 мк СОг
водяной пар оказывает ничтожно малое влияние на угловое распределение уходящей радиации при больших зенитных углах
(по крайней мере при »>73°24' (/i 0 >22 км)).
Что касается общего характера изменения U (ft) при
ft>72°45' (h0>0), то он довольно стабилен во всех участках
спектра, за исключением спектральных интервалов очень сильного поглощения, расположенных в близкой инфракрасной области спектра (участок 6, интервал 6,56—6,67 мк). Здесь характер
углового распределения I/(ft) испытывает значительные стратификационные изменения. В центре полосы 15 мк С0 2 следует
отметить наибольшее подобие угловых распределений уходящего излучения, полученных при различных стратификациях
атмосферы. Все закономерности углового распределения длинноволновой
уходящей радиации, рассмотренные выше, получены на основе
теоретических расчетов, методика которых является недостаточно совершенной, особенно при рассмотрении лучей, проходящих вблизи земного горизонта и выше (см. § 1). Если, например, использование различных функций пропускания для интегральной радиации приводит к различию в интенсивности
излучения, составляющему 8—10% при визировании диска планеты, то при больших зенитных углах интенсивности радиации
могут различаться в два раза (см. [20]). Если функция пропускания, построенная Ф. Н. Шехтер [46], применима для расчетов
интенсивности излучения при h0<9 км, то при h0>9 км использование этой функции может приводить к большим ошибкам
(см. [15]) 1. Также экстраполяция функций пропускания, полученных для ограниченного интервала изменений w, на большие
и малые массы поглощающего газа вносит некоторую неопределенность в результаты расчетов и даже приводит к физически
абсурдным явлениям. Так, при больших массах поглощающего
газа атмосфера может оказаться более прозрачной в участках
полос поглощения, чем в участках атмосферного окна. Вероятность последнего особенно велика при использовании сугубо
различных законов поглощения в соседних спектральных интервалах. В связи с этим в работах [20, 25] большое внимание уде1
Угловые распределения интегральной уходящей радиации, представленные на рис. .3, 5, 6, 8, получены с помощью функции пропускания Ф. Н. Шехтер. Укажем, что за интенсивность интегральной радиации, вычисленной более строгим образом, можно принять интенсивность уходящего излучения в
области спектра 4,88—120 мк, вычисленную путем суммирования интенсивностей .радиации в участках 3, 12, 5, 13, 4, 10, 11. Угловые распределения интенсивности интегральной уходящей радиации, полученной таким образом, содержатся »в работе [15].
47
лено подбору таких экстраполяционных выражений для функции пропускания, которые давали бы физически правильные результаты (в расчетах [14, 15] в рассмотренных участках спектра вышеуказанное аномальное явление не наблюдалось).
Однако при всем несовершенстве методики расчетов точность
их такова, что позволяет выявить основные закономерности
углового распределения длинноволновой уходящей радиации,
которые имеют вполне определенное физическое объяснение и
получены в результате сравнительного анализа данных теоретических расчетов многих авторов. Следует отметить, что различные авторы, применяя в принципиальном отношении одинаковый метод расчета, использовали все же различные данные по
функции пропускания и стратификации атмосферы. Кроме того,
в одних работах высота излучающей атмосферы ограничена
70 км, в других — 30—50 км. В качестве моделей атмосферы некоторыми авторами выбраны более экстремальные случаи вертикального распределения температуры, давления, поглощающих излучение газов и облачности, чем в других работах. Тем
не менее при всех отмеченных расхождениях, а также при различной точности численного или графического интегрирования
в расчетах w, а затем U все авторы приходят к единому важному выводу: инфракрасное потемнение к краю атмосферы не
может быть замаскировано неоднородностями углового распределения уходящей радиации, обусловленными частичной облачностью различных ярусов или неоднородностями в стратификации атмосферы, лишь в центральной части полосы поглощения
углекислого газа 15 мк и в далекой инфракрасной области спектра Я>18 мк (в узких спектральных участках очень сильного поглощения и даже в широких интервалах спектра, например
18—40 и 40—120 мк). Показательно то, что некоторые уточнения расчетов интенсивности излучения при больших зенитных
углах (например, учет рефракции в работе [25]) не отражаются
на главных особенностях поведения уходящей радиации в различных участках спектра.
2. Азимутальная анизотропия углового распределения длинноволнового уходящего излучения. Рассмотренные выше угловые распределения уходящей радиации получены для атмосферы, сферически симметричной в отношении распределения температуры, давления и поглощающих газов. Это означает, что
радиация, приходящая в точку наблюдения под различными зенитными углами, предполагалась поступающей от зоны, в пределах которой вертикальные распределения температуры, давления и поглощающих компонент приняты одинаковыми. Очевидно,
что при таких условиях интенсивность уходящей радиации
зависит только от зенитного угла и не изменяется по азимуту.
Приближенные оценки влияния горизонтальной неоднородности атмосферы на характер углового распределения интенсив-
ности уходящей радиации выполнены Д. Лондоном [19], а также К- Я. Кондратьевым и К. Е. Якушевской [14].
Все названные авторы использовали среднесезонные и среднеширотные стратификации атмосферы (см. [47]). Зависимость
стратификации от долготы не принималась во внимание. При
таких условиях очевидно, что различие в угловом распределении
£/(6) будет наибольшим в направлении север — юг и наименьшим в направлении восток — запад.
в)
*О)
§2
а:
Я
5 0
3: 3 60 30 0 30 60°в
§5с
4
1
г
С ВО 30 О 30 60°ЮС 60 30
30 60"В 3 60 30 О 30 60° в
1Вг
30 60 Ю С 60 30
30 60°Ю
Рис. 11. Угловое распределение интенсивности уходящего излучения на высоте 700 км (Фкр = 64°) для ф = 30° с. ш. (зима) по расчетам Д. Лондона [19].
а) 5,9—6,7 мк, б) 8 - 1 2 мк, е) 12,5-17,5 мк.
Как показали обширные расчеты Д. Лондона, выполненные
для безоблачной атмосферы, для высоты 50 км различия между
угювыми распределениями уходящей радиации в направлении
север — юг пренебрежимо малы (рассматривались участки
спектра 5,9—6,7, 10,0—11,1 и 12,5—17,5 мк). На высоте 700 км
горизонтальная неоднородность атмосферы проявляется значительно сильнее (рис. 11 и 12), особенно в окне 8—12 мк. В этом
спектральном интервале большую роль играет излучение земной
поверхности, и поэтому максимальная энергия излучения поступает с юга. В спектральном участке 12,5—17,5 мк. существенно
влияние стратосферы, и обратный температурный градиент в
стратосфере (более низкие температуры наблюдаются на юге)
заметно сказывается на изорадиационной карте, построенной
для этого участка спектра.
Расчеты [14] выполнены для ясного неба и условий сплошной
облачности. Рассматривалась высота 300 км на широте экватора и 65° с. ш. (лето). Вычисления производились для интегральной радиации и участков спектра 10,55—11,01 и 4,88—8,70 мк
для направлений север — юг. Как и следовало ожидать, в случае
Ф = 65° с. ш. азимутальная анизотропия уходящего излучения
оказалась больше, чем для ср=0°. В табл. 5—7 приведены ре*
зультаты выполненных расчетов для ф = 65° с. ш. (лето). Здесь
4
зэк. 35?
49
Uc —• интенсивность уходящего излучения в направлении на се*
вер, U ю — та же величина в направлении на юг, U — интенсив*
ность уходящего излучения, рассчитанная для сферически сим*
Рис. 12. Изофоты уходящей радиации (10 3 кал/см 2 стер.) на высоте 700 км
С^кр = 64°) по расчетам Д. Лондона [19].
а ) 5,9—6,7 мк; ф = 30° с. ш. (лето); 6) 8—12 мк, <р = 30° с. ш. (зима); в) 12,5—17,5 мк, ф = 60° с. ш.
(лето).
зависимость влажности в стратосфере от широты вследствие отсутствия таких данных. Таким образом, вычисления U (•&) для
больших зенитных углов позволяют выявить азимутальную анизотропию углового распределения уходящей радиации, обусловленную лишь неоднородностями в распределении температуры.
Поэтому направления лучей, проходящих только в стратосфере, не рассматривались.
Как показывают данные вышеприведенных рисунков и таблиц. вариации углового распределения уходящего излучения в
50
Т а б л и ц а 11
t
Интенсивность интегральной у х о д я щ е й р а д и а ц и и ( 1 0 ~
ф = 65° с. ш. (лето)
3
в т / с м 2 стер.),
Верхняя граница облачности
Безоблачная атмосфера
Ло
км
3 км
Uc
и
0°
30
50
60
70
72°45'
'72 47
72 50
8,23
8,17
7,88
7,72
7,09
6,48
6,23
5,96
8,23
8,13
7,87
7,72
7,25
6,44,
6,37
5,99
8,23
8,19
7,93
7,81
7.33
6,56
6,49
6.34
72 54
4,06
5,12
5,12
Примечание.
см. § 1 п. 6.
Относительно
иС
у.
7,55
7,54
7,33
7,25
6,79
6,39
6,15
6,11
5,96
4,06
7,55
7,48
7,27
7,18
6,85
6,34
6,29
6,21.
5,99
5,12
разрыва
9 км
7,55
7,54
7,30
7,26
6,96
6,48
6,41
6,40
6,34
5,12
функции
Uc
и
иЮ
5.09
5.10
5.11
5,18
5.12
5,12
4,96
4,96
5,09
5,08
5,06
5,06
5,06
5,05
5,04
5,03
5.09
5.12
5.10
5.15
5,14
5,17
5,14
5.16
4,98
5,03
5.13
U
при
-ft = 7 2 ° 5 0 '
Таблица
6
Интенсивность у х о д я щ е й р а д и а ц и и ( Ю - 4 в т / с м 2 с т е р . ) в области окна
10,55—11,01 мк, <р = 65° с. ш. (лето)
Верхняя граница облачности
hо
км
0°
30
50
60
70
72°45'
72 47
72 50
72 54
Безоблачная атмосфера
3 км
UC
U
£/ю
3,34
3,29
3,12
3,12
2,91
2,46
2,38
3,34
3,33
3,30
3,27
3,14
2,16
2,56
2,26
3,34
3.37
3.38
3,37
3,29
2,83
2,83
2,65
2,63
2,62
2,60
2,58
2,51
2,35
2,30
0,677
1,07
1,74
0,677
2,61
9 км
VЮ
2,21
2,16
2,63
2,63
2,62
2,62
2,60
2,46
2,44
2,38
2,26
1,07
2,63
2,65
2.69
2,71
2,77
2.73
2.70
2,68
2,65
1.74
ию
UС
1,14
1,10
1.09
1.10
1,19
1,19
1,19
1,19
1,19
1,19
1,19
1,19
1,25
1.32
1.33
1.33
1,10
1,19
1.34
зависимости от азимута при визировании почти всего диска планеты в процентном отношении все же невелики. Однако если линия визирования проходит выше земного горизонта, то зависимость U (ft) от азимута становится значительной, особенно в атмосферных окнах. Так, например, в участке спектра 10,55—
11,01 мк при ft=72°54' ( # = 3 0 0 км, ср = 65° с. ш., лето) отношеU — U,
и ю ' -и
ние
-•36%,
и
51
Т а б л и ц а 11
Интенсивность у х о д я щ е й р а д и а ц и и ( Ю - 4 вт/см 2 с т е р . ) в области
полосы п о г л о щ е н и я в о д я н о г о пара 6,3 мк (4,88—8,70 мк),
<р = 65° с. ш. (лето)
Верхняя граница облачности
h,
Безоблачная атмосфера
0°
30
50
60
70
72° 45'
72 47
72 50
72 54
9 км
3 км
км
U г.
и
J
U,
lO
8.73
8,46
7,84
7,32
6,16
4,80
4.74
4,61
4,22
8.73
8,44
7,94
7,47
6,49
4,86
4,80
4,63
4,37
8,73
8,62
8,13
7,63
6,55
5,04
4,90
4,80
4,54
7,56
7,39
7,00
6,67
5,96
4,80
4,74
4,61
4,22
7,56
7,33
7,06
6,76
6,22
4,86
4,80
4,63
4,37
"lO
иС
и
ию
7,56
7,51
7,24
6,96
6,31
5,04
4,90
4,80
4,54
3,36
3,38
3,34
3,33
3.26
3.27
3.28
3,30
3,27
3.36
3.37
3,36
3.36
3,32
3.37
3,36
3,36
3,35
3,36
3,45
3,45
3,47
3.42
3,49
3,44
3,47
3.43
Поскольку выполненные расчеты относятся к осредненной
стратификации атмосферы, ясному небу или сплошной облачности, то полученная азимутальная анизотропия углового распределения уходящей радиации является некоторым нижним пределом. Очевидно, что для мгновенной синоптической ситуации
изменения U(•&) в зависимости от азимута могут быть значительно большими, особенно при частичной облачности в участ»
ках спектра, чувствительных к появлению облаков. Азимутальную анизотропию углового распределения уходящего излучения,
возможную в реальных условиях, рассмотрим в следующем раз*
деле настоящего параграфа.
3. Некоторые результаты теоретических расчетов углового
распределения теплового излучения Земли как планеты в реальных условиях. Единственная попытка рассчитать угловые распределения длинноволновой уходящей радиации для конкрет*
ных синоптических ситуаций с учетом горизонтальной неодно*
родности атмосферы сделана в работе К. Я. Кондратьева и
X. Ю.Нийлиск [18]. Расчеты [18] выполнены для высоты Н —
= 300 км для шести вертикальных разрезов атмосферы. В ка*
честве исходных материалов использованы данные ночных аэро-логических зондирований в ряде пунктов на территории СССР.
Интенсивность уходящего излучения вычислена для четырех
спектральных интервалов: 4,88—8,70, 10,55—11,01, 12—18, 2,27—
250 мк (интегральная радиация).
Результаты выполненных расчетов являются яркой иллю*
страцией влияния горизонтальной неоднородности атмосферы на
угловое распределение уходящей радиации. В реальных условиях азимутальная анизотропия £/(<р) может быть весьма зна52
чительной не только при очень больших зенитных углах, но и
при визировании центральных частей диска планеты (в отличие
от азимутальной анизотропии, наблюдаемой при ясном небе и
сплошной облачности и рассмотренной выше для осредненных
Рис. 13. Угловое распределение интенсивности уходящего
излучения
в
спектральных
интервалах
10,55—11,01 мк (<У,), 4,88—8,70 мк (f/ 2 ) и 12—18 мк (U s )
для вертикального разреза в направлении Калининград— Салехард — Борзя (25 февраля 1960 г.) п о р а счетам К. Я. Кондратьева и X. Ю. Нийлиск [18].
/ — расчет при точном вычислении Я д х . 2 —расчет при приближенном вычислении
с множителями / д ^ , равными 0,026, 0,070 и
0,28 для U u U 2 и U b соответственно (см. § 1, п. 4).
стратификаций атмосферы). Подтверждением сказанного слу-жит рис. 13, на котором приведены угловые распределения длинноволновой уходящей радиации в трех спектральных участках,
рассчитанные для вертикального разреза Калининград — Салехард— Борзя (25 февраля 1960 г.). Как видно из рисунка, угловые распределения U(b), взятые в одной плоскости, но в противоположных азимутах, обладают явной асимметрией даже при
небольших зенитных углах. Кроме того, следует отметить, что в
реальных условиях зависимость от зенитного угла изображается
не плавной кривой, а кривой, имеющей резкие максимумы и
минимумы,
53
Расчеты [18] выполнены для умеренных широт (45—65° с. ш.),
и авторы [18] сравнили полученные значения интенсивности
уходящей радиации со значениями U {$) на широте 65° с. ш.,
рассчитанными для среднесезонной и среднеширотной атмосферы (см. [14]), считая, что последние в какой-то мере характеризуют средние радиационные условия на широтах 45—65° с. ш.
Сравнение показало, что расхождение между реальными значениями интенсивности радиации и значениями
полученными для среднесезонной и среднеширотной стратификаций
атмосферы, могут в ряде случаев достигать 50%, а при линии
визирования, проходящей выше земного горизонта, даже превышать 50%. Таким образом, как и следовало ожидать, при
конкретных синоптических ситуациях угловые распределения
уходящей радиации могут значительно отличаться от U(•&), рассчитанных для осредненных стратификаций атмосферы при
ясном небе или сплошной облачности.
Необходимо отметить, что угловые распределения U(-&), полученные в работе Кондратьева и Нийлиск, не отражают тонкой
угловой структуры £/(0), ибо детальное пространственное распределение облачности, температуры, давления и поглощающих
излучение газов не может быть построено на основе имеющихся
аэрологических зондирований. Кроме того, в настоящее время
не производится зондирование атмосферы, в процессе которого
одновременно и до больших высот измерялись бы все параметры, необходимые для радиационных расчетов.' Поэтому авторы
работы [18] не обошлись без привлечения средних данных о распределении озона, а также использовали сведения о распределении влажности в верхних слоях, не относящиеся к выбранным
синоптическим ситуациям.
4. О влиянии угловой зависимости отражательной способности земной поверхности на угловое распределение длинноволновой уходящей радиации. Во всех рассмотренных теоретических
расчетах углового распределения тепловой радиации системы
Земля — атмосфера в различных участках спектра земная поверхность принимается за абсолютно черный излучатель и, следовательно, ее излучение считается не зависящим от направления, т. е. изотропным. В работе [6] предпринята попытка оценить
влияние угловой зависимости отражательной способности гладкой водной поверхности на угловое распределение длинноволновой уходящей радиации.
Гладкая поверхность воды по сравнению с шероховатой поверхностью суши обладает в целом более сильной угловой зависимостью относительной излучательной способности (e^= 1 — Rj,).
Кроме того, как показывают расчеты Ю.-А. Р. Мулламаа [5],
при волнении тепловое излучение водной поверхности распределяется в полусфере значительно равномернее, чем при отсутствии волнения, Таким образом, для оценки предельно макси54
мального влияния угловой зависимости отражательной способности земной поверхности на угловое распределение тепловой
уходящей радиации гладкая поверхность воды представляет собой наиболее подходящий тип поверхности.
Как видно из формулы (1.26) (см. § I), поправка на отражение | A t / j u | тем больше, чем больше коэффициент отражения
R = 1 —: 8 и чем больше функция пропускания атмосферы и разность |Gaa. —
в направлении визирования.
Коэффициент отражения гладкой водной поверхности заметно изменяется в пределах инфракрасного спектра [3, 4]. В области 2—7 мк он имеет два максимума (около 3,1 и 6,2 мк) и два
минимума (около 2,7 и 5,8 мк). При Х>7 мк Rx постепенно убывает, а начиная с 11 мк происходит возрастание коэффициента
отражения с длиной волны, при этом в спектральном промежутке 10,55—11,01 мк коэффициент отражения имеет абсолютный
минимум. Если учесть, что при угле падения 90° для всех длин
волн Rx= Г, то можно сделать вывод, что угловая зависимость
R% в спектральном интервале 10,55—11,01 мк является наиболее ярко выраженной. Поэтому следует ожидать, что в этом
интервале зависимость R x от угла сильнее скажется на общем
характере углового распределения тепловой уходящей радиации.
Правда, поскольку спектральная зависимость коэффициента
отражения во много раз слабее, чем его угловая зависимость,
отмеченная особенность участка 10,55—11,01 мк не является
очень существенной для оценки влияния R x W на f / ^ W Однако, с другой стороны, в спектральном промежутке
10,55—11,01 мк в силу его высокой прозрачности значения РАК
и разности
— Еак\ гораздо больше, чем в других участках
Таблица
8
Величина поправки на о т р а ж е н и е - j f - ® у ч а с т к е спектра 10,55—11,01 мк
0° (лето)
U'
вт/см 2 стер.
0°
30
50
60
70
71
72
12°
72
72
72
20'
30
40
45
0,9927
0,9918
0,9792
0,9375
0,7192
0,6389
0,4800
0,3866
0,3179
0,2069
0
4,27
4,26
4,12
4,03
3,64
2,92
AU
U
-0,466
-0,234
-0,723
-1,22
-0,899
65° с. ш. (лето)
U'
вт/см 2 стер.
3,32
3,31
3,25
3,14
2,90
2,87
2,84
2,83
2,80
2,72
2,61
AU
U
-0,599
-0,601
-1,52
-3,98
-7,96
-6,80
-4.28
-2,18
-1,30
-0,282
0
65° с. ш. (зима)
U'
вт/см 2 стер.
1,98
1,97
1,94
1,87
1,55
1,45
1,33
1,33
1,36
1,47
1,83
AU
U
—0,502
—1,00
—2,02
—5,56
-21,7
—26,4
—32,1
—32,1
-30,2
—24,2
—5,18
55
спектра. Поэтому в рассматриваемом спектральном интервале
следует ожидать наибольших величин 1ДС/д\|. Физически вполне
естественно, что в областях очень слабого поглощения, где
излучение земной поверхности вносит основной вклад в уходящую радиацию (см. [45]), угловая зависимость излучательных
свойств земной- поверхности должна оказывать гораздо более
существенное влияние на угловое распределение тепловой уходящей радиации, чем в областях сильного поглощения, где радиация, поступающая от земной поверхности, в значительной
степени или полностью поглощается атмосферой.
В связи с вышеизложенным в работе [6] для оценки влияния
угловой зависимости отражательной способности водной поверхности на характер углового распределения уходящей радиации был выбран спектральный интервал 10,55—11,01 мк — наиболее прозрачный участок в окне 8—12 мк. Результаты выполненных расчетов содержатся в табл. 8. Расчеты выполнены для
сферически симметричной атмосферы без учета рефракции.
Как видно из табл. 8, при летних условиях угловая зависимость излучательной способности земной поверхности не оказывает существенного влияния на угловое распределение тепловой
уходящей радиации.
Зимой в северном полушарии, по средним многолетним данным, граница распространения льдов Мирового океана проходит
на широте 63—65° с. ш. При наличии среди льдов акваторий чистой воды водной поверхности нельзя приписывать столь низкую отрицательную температуру, как —17° С. Поэтому расчет
/SU, выполненный для ф = 65° с. ш. (зима), носит сугубо условный характер. Однако при всем при этом он показывает, что в
некоторых случаях сухой зимней атмосферы высоких широт
уменьшение излучательной способности земной поверхности с
углом визирования может приводить к заметному минимуму в
угловом распределении уходящей радиации в прозрачных участках спектра, наблюдаемому перед визированием земного горизонта в сравнительно узкой области зенитных углов.
5. Угловое распределение потоков длинноволновой уходящей
радиации в пределах малого телесного угла применительно к
вопросу о сравнении экспериментальных и теоретически рассчитанных значений интенсивности неизотропного теплового излучения. Радиометры, измеряющие тепловую радиацию атмосферы, градуируются по абсолютно черному излучению. Поскольку последнее изотропно, то поток радиации F, получаемый
прибором в процессе градуировки, пропорционален интенсивности излучения:
(2.7)
0)
где Е — интенсивность излучения абсолютно черного тела,
i — угол падения радиации на приемную поверхность, со — теW
лесный угол (интегрирование в формуле (2.7) производится в
пределах угла зрения прибора).
Нетрудно понять, что при измерении радиации от какого-либо
нечерного источника градуировочная кривая позволяет определить лишь эквивалентную температуру, т. е. температуру, при
которой поток абсолютно черного излучения в пределах угла
зрения прибора вызывает такой же выходной сигнал, что и падающая радиация. Следовательно, эквивалентная температура
Тшв удовлетворяет условию 1
Е(ТЭКВ) J cos / йГсо = j j ( P , г) cos I do,
и
(2.8)
со
где J (P, r) —интенсивность измеряемой радиации в точке Р в
направлении г.
Таким образом, радиометром с конечным углом зрения может быть измерена лишь так называемая эффективная интенсивность излучения 2
| J (Р, г) cos i da
ЛФ — Е (^экв) = —
j
cos
i da
•
(2-9)
со
Если в пределах угла зрения прибора измеряемую радиацию можно считать изотропной, то из выражения (2.9) следует,
что
/ = Л ф = £(Гэкв).
(2,10)
Очевидно, что, чем уже поле зрения радиометра и чем слабее угловая зависимость падающей радиации, тем больше вероятность выполнения (2.10). Однако для точных оценок в каждом конкретном случае необходимы специальные расчеты.
В качестве примера рассмотрим соотношение между истинной U и эффективной U3ф интенсивностями теплового уходящего
излучения на высоте Я = 3 0 0 км. При этом полагаем, что угол
зрения прибора представляет собой 3-градусный конус (угол
между осью конуса и его образующей составляет 1,5°). Направление оси конуса определяется зенитным углом
Для оценки
иЭф
отношения - у - воспользуемся результатами расчетов потоков
*
V.
1
Здесь рассматриваются лишь геометрические факторы, определяющие
физический смысл измеряемой характеристики излучения, поэтому для простоты рассуждений спектральная чувствительность прибора полагается равной
единице.
2
Результаты экспериментов часто представляют в виде значений потоков
57
уходящей радиации F = J U (Р, i) cos i da в пределах 3-градусного конуса [14].
Как показано в работе [14], на высоте 300 км при зенитных
углах Ф<70° относительное угловое распределение потоков ухор лдл
дящеи радиации в 3-градусный конус - р ^ • совпадает с относиПо)
0
тельным угловым распределениемU (•&)
интенсивности уходящего излучения
.
Согласно определению эффективной
интенсивности излучения (2.9), это
SO
возможно, если в данном интервале
зенитных углов U3$ = U. В тех случаях,
70
когда линия визирования, проходит
60
вблизи горизонта у поверхности ЗемF(•»)
50
существенли (ф=72 0 45 / ), Кривая
F (0)
U (•»)
40
но отличается от кривои U{ 0) (ср.
30
рис. 14 с рис. 8). Ниже, в табл. 9 и 10,
1
РЩ
иэф
20
приведены значения —гг—U ~~ U я sin 2 1,5°'
Ю
полученные в работе [48] для больших
_
зенитных
углов на йснове расчетов
I I
20'
Хо'тз- F('ft), содержащихся в статье[14] (h0—
72*40 73°
кратчайшее расстояние от направлеРис.
14.
Относительное
ния
оси конуса или луча до земной
угловое распределение поповерхности).
токов уходящего
излучения в 3-градусный конус
Как показывают табл. 9 и 10, для
( Н = 300 км, ф = 65° с. ш„
интегральной радиации и излучения
SO
лето) в области больших
зенитных углов для участков спектра 1—6.
U эф
в окне 10,55—11,01 мк. величины - д могут быть во много раз больше единицы и в сильной степени зависят от угла ft и стратификации
ивф-и
в интервале 70—73°35'
атмосферы. При этом отношение
U
меняет знак.
Что касается других участков спектра, для которых рассчи*
таны F(i3-), то здесь наблюдается следующая картина. В случае полосы поглощения 6,3 мк Н 2 0 (4,88—8,70 мк) величины
и..
U,э ф
близки к
из табл. 9. Для участка очень сильного поглои
щения 6,494—6,579 мк и полос поглощения 9,6 мк 0 3 (9,01—
ивф-и
10,29 мк) и 15 мк С0 2 (12—18 мк) отношение
jj— в интервале 70°—73°35' также меняет знак, а по абсолютной величине
не превосходит 30—40%.
58
Т а б л и ц а 11
ивф
..
Значения
для и н т е г р а л ь н о й у х о д я щ е й р а д и а ц и и в с л у ч а е
3 - г р а д у с н о г о к о н у с а ( / / = 300 км)
Верхняя грани ца облачности
Безоблачная атмосфера
0
3 км
9 км
ft0 км
0° (лето)
70°
72° 45'
72 54
73 01
73
73
73
73
05
13
24
35
0,984
0,664
0,680
0
5
9
1,23
3,71
5,52 .
8,51
11
16
22
28
65° с. ш.
(лето)
0° (лето)
0,999
0,691
0,781
1,10
0,990
0,654
0,665
1,46
1,75
1,98
2,19
1,21
3,63
5,45
8,42
65° с. ш.
(лето)
0,996
0,681
0,764
1,07
—
1,42
1,71
1,94
2,14
0° (лето)
65° с. ш.
(лето)
0,991
0,657
0,619
0,687
0,871
1,03
3,09
4,80
7,65
1,00
0,693
0,648
0,607
0,918
1,17
1,44
1,65
1,86
Таблица
Значения — д л я
10
у х о д я щ е й р а д и а ц и и в окне 10,55—11,01 мк
в с л у ч а е 3 - г р а д у с н о г о к о н у с а ( / / = 300 км)
Верхняя граница облачности
Безоблачная атмосфера
е-
3 км
9 км
/г„ км
0° (лето)
70°
72° 45'
72 54
73 01
0
5
9
73 05
11
65° с, ш.
(лето)
0,978
0,616
0,688
0,996
0,632
1,31
25,9
30,2
286
0° (лето)
0,988
0,603
0,671
29,0
65° с. ш.
(лето)
1,00
0,593
1,17
22,9
257
0° (лето)
65° с. ш.
(лето)
1,00
0,601
0,574
0,512
3,37
16,7
1,00
0,600
0,569
0,503
12,6
126
Полученные результаты не являются неожиданными. Поскольку вся атмосфера с высоты 300 км просматривается под
углом приблизительно 1°, а интенсивность излучения претерпевает наибольшие изменения при визировании одной атмосферы,
то угол зрения прибора должен быть значительно меньше 1°,
чтобы с данной высоты могла быть разрешена тонкая структура
углового распределения уходящей радиации в области углов,
где наиболее велика неизотропность длинноволновой уходящей
радиации.
Необходимо отметить, что полученные оценки справедливы
для ясного неба и условий сплошной облачности. В случае
59
частичной облачности даже при небольших зенитных углах моU
эФ С 1
жно ожидать, что -у—
5= 1.
Таким образом, все вышеизложенное убедительно показывает, что измерения уходящей радиации сравнительно узкоугольными радиометрами не всегда могут быть интерпретированы
как непосредственные измерения интенсивности уходящего излучения. Это следует помнить при рассмотрении результатов
эксперимента и количественном сравнении их с теоретическими
расчетами
§ 3. С п е к т р а л ь н о е р а с п р е д е л е н и е и н т е н с и в н о с т и д л и н н о в о л н о в о й
у х о д я щ е й р а д и а ц и и по д а н н ы м т е о р е т и ч е с к и х р а с ч е т о в
Результаты теоретических расчетов спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации можно найти в работах [16, 17, 21, 22, 24].
В работе Д. Уорка, Г. Ямамото и Д. Линеша спектральное
распределение уходящей радиации вычислено во всей инфракрасной области спектра с довольно высоким разрешением, однако в статье [24] приведены лишь результаты, относящиеся к
зенитному углу 0 = 0° (рис. 15). В работе Р. Макги [21] представлены спектральные распределения уходящей радиации только
в окне 7,1—13,6 мк при трех зенитных углах. В последней статье Р. Макги [22] содержатся данные, полученные для более широкой области спектра (от 6 до 30 мк), однако спектральное
распределение уходящей радиации дано лишь для одного направления (направления, касательного к земной поверхности).
В работе К. Я. Кондратьева и К. Е. Якушевской [16] рассчитано
распределение энергии в спектре уходящей радиации в интервале длин волн 1—18 мк для вертикального направления. В статье К. Е. Якушевской [17] проанализированы в основном спектральные распределения в области спектра 4,88—120 мк построенные на основе расчетов угливого распределения £/(й),
содержащихся в работах [14, 15]. Хотя последние спектральные
распределения уходящей радиации обладают очень низким разрешением по спектру, они получены для многих направлений относительно вертикали и позволяют изучить в общих чертах угловую зависимость распределения энергии в спектре уходящего
излучения.
Ниже рассмотрим закономерности спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации, используя результаты расчетов, представленные в вышеперечисленных работах.
1
В этом интервале длин волн энергия излучения абсолютно черного тела
при атмосферных температурах составляет около 99%.
60
160
по
120
100
80
ВО
40
20
О
Рис. 15. Спектральное распределение уходящей радиации в вертикальном направлении по расчетам Д. Уорка,
Г. Ямамото и Д. Линеша [24].
в —ясное небо, зима, Арктика; б — я с н о е небо, лето, западная часть
США; в — сплошная облачность, лето, тропики.
Близкая инфракрасная область спектра 1—-5 мк, которая в
энергетическом отношении вносит пренебрежимо малый вклад
в уходящее излучение, весьма чувствительна к изменению стратификации атмосферы, а также к изменениям в условиях облачности. Изменения энергии излучения в зависимости от указанных факторов могут составлять несколько порядков. Причиной
i/д вт/смг спер, мк
Рис. 16. Спектральное распределение интенсивности уходящего излучения безоблачной атмосферы в направлении вертикали для области спектра 1—18 мк по расчетам К. Я. Кондратьева и К. Е. Якушевской [16] для стратификаций 1—4.
этого, как уже неоднократно упоминалось, является сильная
зависимость функции Планка от температуры в этой области
спектра.
В справедливости сказанного убеждает рис. 16, на котором
приведены результаты расчетов [16]. Спектральные распределения, представленные на рисунке (ось ординат —• логарифмическая), получены по данным о средней интенсивности излучения
U
hX
(J k = —— в 27 участках спектра [разбиение области спектра 1—
18 мк на отдельные участки производилось неравномерно (см.
[16])].
Стратификации атмосферы, использованные в расчетах, характерны для следующих типичных состояний погоды в ряде
мест земного шара:
62
<м
к
о,
1) зима, арктическая воздушная масса, бухта Тихая — стра
тификация Г:
2) зима, континентальная полярная воздушная масса, Моек
ва — Смоленск — стратификация 2;
£/д мВт/см2
стер, мк
Рис. 18. Спектральное распределение интенсивности
уходящего излучения в области спектра 7—14 мк по
расчетам Р. Макги [21] в направлении вертикали (а),
земного горизонта (б) и выше земного горизонта (в).
/ — ясное
небо, 2 — низкие облака, й^ = 2 км, 3 —облака среднего
яруса, Л ^ = 6 к м , 4—высокие облака, /г^ = 10км.
3) лето, континентальная полярная масса, Москва —Смо
ленск — Краков — Киев — стратификация 3;
64
4) лето, муссонная воздушная масса, Мадрас — стратификация 4.
Рассматривая результаты, полученные для Х<5 мк, следует
иметь в виду, что расчеты тепловой радиации выполнены без
учета рассеяния, которое.в этой области спектра, возможно,
играет заметную роль.
Область атмосферного окна 8—12 мк вследствие своей высокой прозрачности также сильно реагирует на изменения в стратификации атмосферы и в условиях облачности, хотя и не в
такой степени, как очень близкая инфракрасная область спектра
(см. рис. 17 и 18). Поскольку граничащая с атмосферным окном полоса поглощения 15 мк С0 2 мало чувствительна к вышеуказанным факторам, то понижение температуры воздушной
массы и повышение верхней границы облаков приводят к «сглаживанию» спектрального распределения Uy, в интервале 8—
18 мк. Кроме того, относительный минимум, обусловленный полосой поглощения озона 9,6 мк, полностью исчезает с появлением высокой облачности. Это объясняется следующим образом.
При ясном небе большее значение имеет поглощение в слое озо*
на высокотемпературной радиации земной поверхности и нижних слоев тропосферы, в то время как собственное излучение
озона не так существенно. При высокой же облачности низко*
температурное излучение облаков, поглощенное в слое озона,
компенсируется собственным излучением озона, что и приводит
к исчезновению относительного максимума в интервале 9,01—10,29 мк.
Заметим, что спектральные распределения, приведенные на
рис. 18, получены Р. Макги с большим спектральным разреше*
нием, чем Ux(%), построенные в работе [17] на основе расчетов
[16] (рис. 17). В работе Р. Макги [21] при вычислении U% —
область спектра 7,6—11,0 мк была разделена на спектральные
интервалы шириной 0,2 мк, а область спектра 11,6—13,6 мк —
на интервалы шириной 1 мк.
Рассмотрим далее зависимость спектрального распределения
уходящей радиации от зенитного угла. Для этого воспользуемся
рис. 18—20. Попутно будем продолжать анализировать влияние
условий облачности и стратификации атмосферы на характер
спектрального распределения U^.
На рис. 19 приведены спектральные распределения уходящей
радиации, полученные в работе [17] для ср=65° с. ш. (лето) и высоты Н=300 км. В случае •fl, = 0° и ясного неба на рисунке для
сравнения изображено также спектральное распределение уходящей радиации для стратификации атмосферы 3, описанной
выше и близкой к стратификации <р = 65° с. ш. (лето). Отметим,
что вследствие разрыва интенсивности уходящей радиации в
3
З а к . 359
65
направлении, касательном к поверхности облака, спектральное
распределение, построенное для ясного неба и для угла ft=
= 73°01' (/г 0 =9 км), совпадает со спектральным распределением
интенсивности уходящей радиации для сплошной облачности
£/д-10 * вт/см2спхер.мк
в-
а)
Lfj
ч-
Ц—
гН
U^W * вт/см2 сте'р.мк
вч-
Lj
[_
U^-10 * вт/см2 спер, мк
в)
б)
ifl
2-
nlli i | I l м I I I I I I I I I I L fi 1111111111111111 L_ о
г)
11 Ы 111111 M 11 i 11
12 20 28 36
d)
4 I iiiм i iiiiiм i i
4 12 20 28 36
ч i M 1111111111
-Лиг?
B)
4
11 11 II i i 1111 11 i.i I
12 20 28 36 г MR
Рис. 19. Спектральное распределение интенсивности уходящей радиации при
различных зенитных углах по расчетам К. Е. Якушевской [17], ф==65° с. ш.,
лето.
а) 0 = 0, ясное небо, пунктирной кривой показана стратификация 3; б) <} = 72°45' (Л0 = 0),
ясное небо; в) д = 73°01' (Л 0 = 9 км), ясное небо; г) fl-=0, = 9 км; д) в- = 72°43? ( \ = 0) ;
h t = 9 км; е) » = 73°01/ (ft 0 = 9 км), h { = 9 км.
с верхней границей й« = 9 км, имеющим место при том же зенитном угле при подходе; к нему со стороны больших значений ft.
При этом спектральное распределение, построенное для ft=
= 73°01/ и /if = 9 км, не что иное, как функция U\(X), полученная
для зенитного угла 73°01' при подходе к данному углу со стороны меньших значений ft. ,
Как показывают рис. 18 и 19, в случае высокой облачности
спектральное распределение-уходящей радиации не испытывает
существенных изменений в пределах визирования облачного покрова. При этом даже по абсолютной величине интенсивность
Uj, мало меняется с ростом ft (инфракрасное потемнение к краю
облачной поверхности при высоких облаках весьма незначительно (см. § 2)).
В случае ясного неба в пределах визирования диска планеты
наблюдается более заметное изменение
с зенитным углом.
Для безоблачной атмосферы характерно углубление относительного минимума радиации в полосе поглощения озона 9,6 мк
(9,01—10,29 мк) с ростом ft. Это углубление продолжается до
66
некоторого зенитного угла несколько большего -&Кр (^кр — угол,
под которым виден край Земли, т. е. угол, соответствующий
h0=0). Далее происходит перестройка данного минимума в ярко
выраженный максимум, и уже при •&=73°01/ этот максимум наблюдается при всех рассмотренных в работе [17] стратификациях атмосферы. Описанное явление нетрудно объяснить. При
лучах, проходящих только в атмосфере, в спектральном интервале 9,01—10,29 мк преобладающее значение может иметь собственная радиация озона, тогда как при лучах, пересекающих
земную поверхность, на радиации в интервале 9,01—10,29 мк
больше сказывается поглощение озоном «теплого» излучения
земной поверхности и самых нижних слоев атмосферы. Первое
приводит к относительному максимуму излучения в полосе озона 9,6 мк, а второе — к минимуму.
Интересно также отметить следующее. В пределах визиро*
вания диска планеты энергия излучения безоблачной атмосферы
во всех областях спектра больше энергии излучения облачного
неба (разумеется, при одной и той же стратификации атмосферы). Однако в случае h0>0 возможно обратное (см. рис. 18 в
и 19). Полученный результат вполне согласуется с результатами, рассмотренными ранее (см. § 2, рис. 6 и 7), и объясняется
тем, что при больших
в некотором угловом интервале ДФ облака уже не экранируют высокотемпературную радиацию Земли и нижней тропосферы и энергия их собственного излучения,
достигающая верхней границы атмосферы в областях слабого и
умеренного поглощения, может оказаться больше соответствующей энергии излучения экранируемой части атмосферы.
Обратимся далее к рис. 20, на котором изображены кривые
зависимости вкладов различных спектральных интервалов в
уходящее излучение в области спектра 4,88—120 мк от зенитного угла. Представленные отношения UMJU4,88-120 содержатся
в работе [17].
Как показано в [17], в интервале от 0° до зенитного угла Фкр,
соответствующего направлению, касательному к земной поверх*
ности или верхней границе облачности, относительное спект*
ральное распределение уходящей радиации почти не меняется.
Если при безоблачной атмосфере можно все же отметить очень
слабое изменение величины £ли/(/4,88-120 с ростом зенитного угла,
то при высоких облаках кривые U^x/U^88-120 можно считать прямыми линиями, параллельными оси абсцисс д.
В то же время в угловом промежутке от 0° до ФКр высокие
облака и изменения в стратификации атмосферы приводят
1
Очевидно, что этот угол зависит от стратификации атмосферы. При
стратификациях атмосферы, рассмотренных в работе [17], ему соответствует
высота h o ~ 5 км. По-видимому, на рис. 18в приведено угловое распределение
при fto>0, но при А 0 <5 км (в работе Р. Макги [21] не указано точное значение h0, для которого построено упомянутое спектральное распределение).
3*
67
к заметному изменению относительного спектрального распределения уходящей радиации. Высокие облака при низкотемпературных стратификациях значительно увеличивают вклад в уходяЩее
изл
(р-0° лето
У ч е н и е далекой
инфракрасной
области
% Ясное небо
ht =9 км
спектра А>18 мк. При
50г
этом доля, вносимая радиацией, в окне 8,70—•
— V
12,00 мк, существенно
4 Л Si
уменьшается. Например,
в
случае
безоблачной
'О )
тропической
атмосферы
\ н
вклад
спектрального
ин//
тервала 18—120 мк в ухо3
дящую радиацию составляет около 34%, а величина
^8,70-12/88-120 =
=65°с.ш.,лето
%
= 30%, тогда как для ф =
40 10
= 65° с. ш. (зима, ht =
=
9 км) вклад области
4
\
30 - 4 J
спектра 18—120 мк в уходящее излучение дости- 14
\ ,
/
:1
20 '13
гает 52%, а для окна
' V 1
8,70—12,00 мк соответ10
3
1
ствующая величина рав12
—А
_ л
О
на всего лишь 14%.
%
<р=
Таким образом, на осSO
новании изложенного выше можно сделать вывод,
40 - <0 J \
что в пределах диска плаЛ Л•
неты слабая угловая за30 ' 4 jyf
висимость относительного
14
спектрального распреде20 « \ /
А
ления уходящей радиации
;
ф5/ |
полностью
подавляется
<W
более сильной зависимо3
1
» 1 .
1
стью распределения энер74
73
72
гии в спектре уходящей
Рис. 20. Вклад различных участков спектра
радиации от условий об(см. табл. 3) в уходящее излучение в зависилачности и стратификамости от зенитного угла (по расчетам [17]).
ции атмосферы.
Однако начиная с Окр в спектральном распределении уходящей радиации происходят существенные изменения, особенно
резкие при высокой облачности (см. рис. 20). Роль областей
спектра 12—18, 18—40 и 40—120 мк значительно увеличивается,
тогда как вклад длин волн Ж 1 2 мк, исключая полосу поглощения 9,6 мк Оз, быстро убывает (при •&>73°10/ он составляет не
\
-
-
68
более 5%). Величина
88-120 для спектрального промежутка 9,01—10,29 мк растет с большой скоростью, если не считать
малозаметного минимума в районе около 73°. Следует подчеркнуть, что вклад весьма далекой инфракрасной области спектра
40—120 мк в тепловое излучение системы Земля — атмосфера
может достигать 33% (<р = 65° с. ш., зима). Таким образом, в некотором интервале зенитных углов при ft>ftKp за интегральную
уходящую радиацию нельзя принимать область спектра, ограниченную 40 мк.
Однако при подходе к ft, соответствующему принятой верхней границе распространения водяного пара и углекислого газа 1
в атмосфере, отношение £Au/f/4,88-i2o во всех спектральных
участках области Я>12 мк убывает, а вклад полосы поглощения
9,6 мк 0 3 в уходящую радиацию быстро возрастает и при ft>
>73°55' (7io>38,8 км) полностью составляет тепловую радиацию
системы Земля — атмосфера.
Очевидно, что ход величины U&x/U4,88-120 при самых больших
ft зависит от того, на каких высотах расположены верхние границы распространения основных поглощающих излучение газов.
В определении уровня этих границ содержится некоторый произвол. Кроме того, имеющиеся неопределенности в распределении водяного пара в стратосфере также ограничивают точность
полученных зависимостей. Однако общие закономерности спектрального распределения уходящей радиации при ft>ftKp, отмеченные выше, по-видимому, сохраняются независимо от тех или
иных предположений относительно верхней границы радиационной атмосферы и распределения водяного пара в стратосфере. В пользу этого говорит хотя бы то, что вышеуказанные
выводы получены при рассмотрении различных стратификаций
стратосферы.
В заключение перечислим основные выводы, вытекающие из
выполненного анализа:
1. В пределах диска планеты спектральное распределение
уходящей радиации сильно зависит от условий облачности и
стратификации атмосферы и мало изменяется с ростом зенитного угла при ясном небе или сплошной облачности 2 . Низкотемпературные стратификации и высокие облака приводят к
«сглаживанию» U(X) в спектральном интервале 8—18 мк и
1
В расчетах в случае водяного пара и углекислого газа за верхнюю границу радиационной атмосферы принята высота около 39 км, а в случае озона — высота 50 км.
2
Разумеется, в условиях частичной облачности и горизонтальной неоднородности атмосферы возможны существенные изменения в спектральном составе уходящей радиации с ростом О за счет чередования облачных и безоблачных зон при визировании диска планеты, а также за счет различных
стратификационных неоднородностей.
существенному увеличению роли длинноволновой области спектра Х> 18 мк.
2. Резкие изменения в спектральном распределении уходящей радиации наступают при зенитных углах, соответствующих
направлениям, касательным к земной поверхности (ясное небо)
или к верхней границе облачного покрова. При этом значительно возрастает энергетический вклад в уходящее излучение
далекой инфракрасной области спектра. При больших зенитных
углах в некотором интервале ЛФ за интегральную радиацию
нельзя принимать область спектра, ограниченную А=40 мк.
§
4. Результаты экспериментальных исследований углового
и спектрального распределения длинноволнового уходящего
излучения
В настоящее время по уходящему излучению уже имеется
целый ряд экспериментальных данных, позволяющих проверить
некоторые выводы, вытекающие из теоретических расчетов
углового и спектрального распределения уходящей радиации.
Результаты экспериментальных исследований получены с помощью спутников, ракет и высотных аэростатов. Рассмотрим
вначале спутниковые данные.
В работе Б. Конрата [49] представлены результаты измерений, полученные со спутника «Тайрос-III» сканирующим радиометром с углом зрения 5°. Длинноволновое уходящее Излучение измерялось в трех участках спектра: 6,0—6,5, 8,0—12 и
7,0—30 мк (по трем каналам радиометра). Угловое распределение уходящей радиации анализируется на основании нескольких характерных записей выходных сигналов радиометра. На
оси абсцисс приводимых осциллограмм (вернее, аналогов осциллограмм) нанесены значения угла поворота спутника, на оси
ординат— величины эффективного потока излучения.
%2
W = я J Е% (7\, к в )Ф Л dX. Здесь Е%(ТЖЪ) — интенсивность излучек
ния абсолютно черного тела при эквивалентной температуре
(см. § 2(5)), Ф^ — эффективная спектральная чувствительность
радиометра. Нетрудно понять, что
%2
j
J U c o s I da dX
W = * n f Еь{Твт)ФьМ = п ± ® > —
£
(to)
70
cos
i
da
,
(4.1)
где со —телесный угол зрения прибора, г —угол падения радиа-
ции на приемную поверхность. Величина
К
(а)
«В)
представляет собой не что иное, как эффективную интенсивность
измеряемого неизотропного излучения (см. § 2(5)), определенную с учетом зависимости спектральной чувствительности прибора от длины волны. 1 Таким образом, сравнение расчетов £/($)
с представленными записями показаний радиометра не может
быть строго количественным.
Помимо осциллограмм, в работе [49] приводятся фотографии
облачности с указанием на них пути сканирования радиометра.
Вдоль линии сканирования отмечены точки, соответствующие
определенным углам вращения спутника, так что с помощью
данных фотографий можно проанализировать характер углового распределения уходящей радиации в зависимости от условий облачности.
На рис. 21 а представлена осциллограмма для безоблачной
территории Ливийской пустыни (15 июля 1961 г., гринвичское
время около 10 час. 53 мин.). Осциллограмма на рис. 21 б относится к свободной от облаков линии сканирования в районе
Атлантического океана вблизи северного побережья Южной
Америки (20 июля 1961 г., гринвичское время около 14 час.
44 мин.). Как показывают рис. 21 а и б, из рассмотренных участков спектра наибольшее инфракрасное потемнение в пределах диска планеты наблюдается в близкой инфракрасной области спектра 6,0—6,5 мк, а наименьшее — в окне $,0—12 мк.
Такая закономерность хорошо согласуется с результатами теоретических расчетов [50], выполненных именно для участков спектра 8,0—12 и 6,0—6,5 мк, а также с расчетами для аналогичных спектральных интервалов (см. § 2, рис. 3, 4, 5 а и в).
Следует, однако, отметить, что в среднем по данным, полученным с «Тайроса-Ш» (см. [51]), инфракрасное потемнение ^
пределах диска планеты в окне 8—13 мк оказалось больше, чем
в области 8—30 мк (см. табл. 11).
1
В § 2 (5) эффективная интенсивность радиации определялась при
ф ^ = 1 . В настоящем рассмотрении £/Эф получена при меньшем ограничении:
предполагается лишь отсутствие угловой зависимости
Нетрудно также
понять, что если в пределах угла зрения прибора падающую радиацию считать изотропной, то
(4.2)
71
В табл. 11, приведенной в работе [51], представлены осредненные отношения, характеризующие инфракрасное потемнение
к краю Земли (отношения энергии излучения в угловых интервалах 30—42 и 42—55° к энергии излучения в интервале 0—30°),
75 Щ
50
25
0
70
60
50
£ 40
1«а 30
й-
J
канал 1
6,0-6,5мк
50
в)
25
Ai k*j
канал
70
6,0
60
50
fh
40
30
20
канал 2
8,0-12 мк
§ 10
I
ы>?4
<s
20
10 !Л \5
Ал
0
канал
175 80-12мн
150
125
м 175s 150 | 1258. ЮО -
<% 75
каналч
507,0-30 мк
25
О
0 80 I160240\3201
100
75
50
120 200280360
Ч
канал
7,0-30мк
40120200280360
Угол вращения спутника, град.
Рис. 21. Записи измерений эффективного потока излучения, полученные со спутника «Тайрос-Ш».
а —15 июля 1961 г., гринвичское время около 10 час. 53 мин; б—20 июля 19В1 г.,
14 час. 44 мин.; в —17 июля 1961 г., 18 час. 00 мин.
полученные по экспериментальным данным и соответствующие
отношения, рассчитанные теоретическим путем для ясного неба.
1
Вероятно, для получения указанных отношений использовались не эффективные потоки излучения, а величины ^ U^dX, полученные согласно методике обработки радиационных спутниковых данных, предложенной Д. Уорком, Г, Ямамото и Д. Линешем [24].
72
Таблица
11
Отношения, х а р а к т е р и з у ю щ и е и н ф р а к р а с н о е п о т е м н е н и е к к р а ю Земли
Канал 2 (8—13 мк)
Надирный
угол, град.
орбиты
53-63
отобранные
случаи ясного
неба
Канал 4 (8—30 мк)
теоретический
расчет
орбиты
56-63
отобранные
случаи ясного
неба
теоретический
расчет
0,979
0,942
0,978
0,940
\
30—42
42-55
0,965
0,902
0,989
0,943
0,979
0,941
0,966
0,931
Как видно из табл. 11, согласно теоретическим расчетам,
различие в ходе инфракрасного потемнения к краю Земли для
двух рассмотренных каналов настолько мало, что трудно предположить, что его можно уловить достаточно надежно экспериментальным путем. Однако эксперимент показывает, что это
различие довольно заметно и имеет характер, противоположный
теоретическому. Но при выборе случаев, когда визируется диск
Земли, свободной от облаков, отмеченное различие в угловом
интервале. 30—55° в целом уменьшается и в окне 8,0—13 мк наблюдается меньшее инфракрасное потемнение к краю Земли,
чем в области спектра 8—30 мк, что согласуется с теоретическими расчетами. Таким образом, в данном примере несоответствие
теоретических и экспериментальных данных объясняется наличием частичной облачности, а также тонких, пропускающих радиацию облаков, т. е. отклонением от тех условий, для которых
обычно выполняются теоретические расчеты.
Продолжим далее рассмотрение экспериментальных результатов, представленных в работе Б. Конрата [49].
На рис. 21 в приведены данные измерений для случая, когда
в районе визирования земного горизонта были зафиксированы
облака. Присутствие облаков в этом направлении удалось установить с помощью измерений в видимой части спектра (по фо-.
тографиям облачности трудно определить условия вблизи земного горизонта). Как показывает осциллограмма, наибольшее
относительное уменьшение амплитуды сигнала, обусловленное
облаками, наблюдается в окне 8,0—12 мк.
На рис. 22 представлен еще один пример углового распределения уходящей радиации для облачных условий. Линия сканирования при измерениях 17 июля 1961 г. (гринвичское время
около 13 час. 09 мин.) проходит в районе Северо-Западной Африки, пересекая большую систему облаков (см. рис. 22 а).
В этом случае осциллограмма показывает узкий, но очень глубокий минимум при угле 220°. Этому минимуму соответствует
область максимального альбедо, которое получено с помощью
измерений в видимой части сцектра. Все вместе взятые данные
73
говорят об очень высокой облачности, верхняя граница которой
достигает, вероятно, уровня тропопаузы. Уменьшение энергии
излучения, обусловленное высокой облачностью, особенно велико в окне 8,0—12 мк. Здесь оно сравнимо с инфракрасным потемнением к краю атмосферы. В области 7,0—30 мк влияние
40 120 200 280 360
Угол Вращения
спутника, град.
Рис. 22. Сопоставление записей измерений эффективного потока
излучения (б) и фотографии облачности (а), полученных со спутника
«Тайрос-ИЬ 17 июля 19S1 г., гринвичское время 13 час. 09 мин.
(пунктирная линия на фотографии облачности — путь сканирования).
облачности является более умеренным, однако все же достаточно значительным. Выполненные теоретические расчеты ^7('&)не
противоречат приводимым экспериментальным данным.
Более поздние измерения, осуществленные с помощью пятиканального сканирующего радиометра (угол зрения по-прежнему 5°) со спутника «Тайрос-VII», показали нечувствительность
уходящей радиации к облакам в центральной части полосы углекислого газа 15 мк. Они также позволили наблюдать в этой
области спектра инфракрасное посветление к краю Земли.
На рис. 23 и 24 представлены записи выходных сигналов радиометра, установленного на «Тайросе-VII» (данные осциллограммы приводятся в работе [52]). Рисунок 23 относится к ясному небу, а рис. 24 — к случаю, когда линия сканирования пере74
секала систему высоких облаков. Тонкая структура осциллограммы, относящейся к интервалу 14,8—15,5 мк, обусловлена
шумами детектора и усилителя. Представленные рисунки слуг
W Вт/мг
Tjh,e И
жат яркой иллюстрацией вышеотмеченных особенностёй в поведении уходящей радиации в центре полосы 15 мк СО^ Эти особенности были предсказаны ранее теоретическими ра^ётами [23]
и затем подтверждены расчетами [25].
,
Рассмотрим далее результаты радиационных измерений, выполненных со спутника «Дискаверер» с помощью пйти приборов,
75
измеряющих уходящую радиацию в следующих спектральных
интервалах: 5—18, 12,5—18, 14—16, 15—18, 15—25 мк.
W Вт/м
ТэнвК
280
Рис. 24. Записи измерений эффективного потока излучения, полученные со спутника «Тайрос-VII» в случае, когда
линия сканирования пересекала систему высоких облаков.
В статье Д. Бёрна [53] представлены результаты статистического сравнения данных этих измерений и теоретических расчетов (см. рис. 25 а и б). По-видимому, сравнивались измеренные
и рассчитанные значения J
если .судить по величинам
интенсивности излучения, указанным на рис. 25а. Рисунок 25а
говорит об удивительно хорошей корреляции между измерен76
й рассчитанными значениями интенсивности излучения
для ясного неба (использовались данные, относящиеся к одному
зенитному углу, но к различным «ратификациям атмосферы).
На рис. 256 выполнено сравнение чувствительности уходящей радиации к облакам в участках спектра 14—16 и 5—18 мк
по результатам измерений и теоретических расчетов. Относительные изменения интенсивности радиации в одном участке
•нымй
Рассчитанная интенсивность излучения, 6т/см2стер.
Рис. 25а. Сравнение абсолютных значений интенсивности излучения, рассчитанных теоретически и измеренных со спутника «Дискаверер» (ясное небо).
/ — средняя
величина, 2 — с р е д н е е квадратическое
3 —максимальное отклонение.
отклонение,
спектра, обусловленные появлением облаков, нанесены в зависимости от соответствующих относительных изменений интенсивности излучения в другом участке спектра. При этом использованы данные для различных зенитных углов и различных
атмосферных условий; многие точки, для того чтобы не загромождать рисунок, опущены. Рисунок 256 ясно показывает преимущества участка спектра 14—16 мк, слабо реагирующего на
появление облаков. Согласие между измерениями и расчетами
превосходное. Исключение составляют лишь случаи, когда величины, нанесенные на оси ординат, меньше 5%. Большое расхождение между экспериментальными и расчетными данными
в этих случаях вызвано, вероятно, шумами.
77
Выше рассмотрены измерения со спутников в отдельных участках спектра. В последнее время осуществлены также измерения и спектрального распределения длинноволновой уходящей
радиации [54, 61].
Измерения [54] выполнены со спутника ВВС США с помощью интерферометра. Спектры получены в течение семи дней
%
Рис. 256. Сравнение относительных изменений интенсивности излучения, обусловленных появлением облаков.
1 — экспериментальные
данные, полученные со спутника «Дискаверер», 2 — расчетные данные.
Кривые а относятся к вертикальному направлению, б —к направлению, касательному к земной поверхности.
Для инфракрасной области 1,8—15 мк, однако данные обработаны лишь для спектрального интервала 6—15 мк.
Спектральные распределения уходящей радиации в области
6—15 мк сравнены со спектральными распределениями, рассчитанными для тех метеорологических условий, которые имели место во время полета спутника. Спектральное разрешение расчетных данных такое же, как и экспериментальных (0,4—0,5мк).
Сравнение йоказало, что в области 9—14 мк измеренные величины спектральной интенсивности излучения хорошо согласуются с рассчитанными (рис. 26), однако в полосе 6,3 мк Н 2 0 и коротковолновой части атмосферного окна наблюдается значительное превышение измеренных значений энергии излучения
78
над рассчитанными. Авторы статьи [54] предполагают, что отмеченное расхождение обусловлено несовершенством градуировки
прибора и контроля за его работой. Они считают, что ошибка
измерений в области 6—8 мк больше 50%.
Измерения [61] выполнены со спутника «Космос-45». В эксперименте использовался дифракционный спектрофотометр. Оптическая ось прибора ориентировалась вертикально. Угол мгноU\ мк8т/см2 стер, мк
Рис. 26. Сравнение рассчитанных (/) и измеренных (2) спектров
уходящего излучения, полученных для орбитального времени
114 сек. (спутник ВВС США).
а — кривая, рассчитанная при низких значениях температуры и относительной
влажности, экстраполируемых на большие высоты, б —при соответствующих
высоких значениях температуры и относительной влажности.
венного поля зрения оптической системы прибора равен Г46'Х
Х2°20'. Спектральное распределение уходящей радиации фиксировалось в интервалах 7—20 и 14—38 мк. Разрешение по
спектру в первом интервале составляло от 1,4 мк при длине
волны 7 мк до 1,1 мк при Я=18 мк, во втором интервале — от
2,8 мк при длине волны 14 мк до 2,1 мк при 1 = 3 6 мк. Результаты измерений представлены в виде регистрограмм уходящей
радиации, изображенных в относительных единицах на фоне
регистрограмм абсолютно черного _излучения при различных
температурах, т. е. на фоне кривых ф ^ ( Г э к в ) (интервал осреднения величин Ф*. и Ех(Т экв ) определяется спектральным разрешением прибора). Такое представление результатов измерений
79
затрудняет их количественное сравнение с теоретическими расчетами, однако можно отметить, что общий характер спектрального распределения в интервале 7—20 мк совпадает с полученным теоретически (см., например, [16]). Кроме того, эксперимент позволил выявить следующую существенную особенность спектра уходящей радиации: глубина полосы поглощения
озона 9,6 мк является величиной весьма изменчивой в зависимости от времени. Так, было обнаружено, что в течение 10 мин.
она может измениться в несколько раз.
Рассматривая предварительные результаты обработки экспериментальных данных, авторы работы [61] большое внимание
уделяют сравнению вариаций эффективной температуры Гэф при
длинах волн 9,5 и 18,5 мк (имеются в виду вариации, полученные при сканировании по местности). Авторов [61] удивляет,
что изменения в эффективной температуре 1 при А, = 18,5 мк оказались почти такими же, как при Х=9,5 мк, хотя длина волны
18,5 мк лежит не в окне прозрачности, а в области достаточно
сильного поглощения полос водяного пара. Последнее утверждение вызывает возражения. Дело в том, что длина волны 18,5 мк
также расположена в центре окна. Это окно 16—24 мк может
играть существенную роль в тепловом балансе горных районов
и пустынь [65]. Расчеты [14, 15] говорят о немалой чувствительности интенсивности уходящего излучения в области спектра
17,86—18,52 мк (см. рис. 3) к облакам и стратификации атмосферы, хотя эта чувствительность гораздо меньше, чем соответствующая чувствительность в полосе поглощения озона 9,6 мк
(9,01 —10,29 мк). Поскольку в связи с характером температурной зависимости функции Планка излучение в первой области
спектра меньше реагирует на изменение температуры, чем во
второй, то можно предполагать, что различие в вариациях Тьф
при сканировании по местности в этих областях спектра будет
меньше, чем различие в изменениях интенсивности излучения.
1
В ряде работ, в том числе и в докладе [61], эквивалентная температура
называется эффективной. Мы же под эффективной температурой подразумеваем температуру, определяемую из равенства
J
Xi
J Eh{T^)dX,
(4.3)
Xj
тогда как эквивалентная температура определена согласно формуле (4.1) или
(4.2). Если интенсивность излучения в пределах угла зрения прибора можно
считать изотропной, а спектральную чувствительность прибора Ф^ в пределах
спектрального разрешения не зависящей от длины волны, то
7эф=Гэкв.
(4.4)
Вероятно, при обсуждении результатов, полученных в работе [61], можно
предполагать, что равенство (4.4) выполняется.
80
Как показывают расчеты, действительно вариации эффективной
температуры в участке спектра 17,86—18,52 мк в ряде случаев
близки к соответствующим вариациям в интервале 9,01—
10,29 мк. Таким образом, поведение Тэф при длине волны 18,5 мк,
обнаруженное в эксперименте ,[61], не является столь уж неожиданным, как считают авторы [61].
Результаты измерений углового распределения уходящей радиации, выполненные с высотных геофизических ракет, изложены в работах [55, 56, 62—64, 68, 69]. Авторы [56] указывают, что
основными преимуществами применения высотной ракеты по
сравнению со спутником являются низкая стоимость эксперимента
и надежная, точная ориентация в пространстве исследовательской
аппаратуры.
Измерения с высотных ракет [55, 56] производились в области спектра 0,5—40 мк во время солнечного затмения 15 февраля 1961 г. Карта распределения облачности на пути сканирования Земли радиометром в работах [55, 56] не приводится.
Поэтому особенности хода экспериментальной кривой U (ft) нельзя сопоставить с характером распределения облачности. Авторами [55, 56] указывается лишь на уменьшение энергии излучения в области полной фазы затмения.
В докладах М. Н. Маркова, Я. И. Мерсона и М. Р. Шамилева [62, 64] содержится информация уже о систематических
ракетных измерениях излучения Земли и атмосферы в мировое
пространство, выполненных в течение 1958—1963 гг.
Указано, что регистрируемая область спектра находится в
пределах от 0,8 до 40 мк, а разрешающая угловая способность
прибора в направлении сканирования составляет 7' (2 • Ю-3 рад.)
Авторы [62] обращают внимание на отсутствие мелкомасштабных неоднородностей на кривой углового распределения уходящего излучения. Также отмечается зависимость энергии радиации от географического положения.
Большой интерес вызывает интенсивное инфракрасное излучение атмосферы в горизонтальном направлении, обнаруженное
при ракетных исследованиях на высотах 250—300, 420—450 и
около 500 км [64, 68]. Максимальная интенсивность этого излу(3— 7) Ю2
чения равна ——'—
вт/м2 стер, и, таким образом, сравнима с
интенсивностью уходящей радиации *в надире или даже превышает последнюю. Авторы [64] указывают, что наблюдаемое интенсивное излучение заключено в области спектра 2,5—8 мк
и регистрируется в части атмосферы, освещенной Солнцем,
причем интенсивность излучения находится в зависимости от
воздействия солнечной радиации и возрастает в периоды максимальной солнечной активности. Результаты измерений, изложенные в работах [64, 68], пока трудно интерпретировать как
тепловое излучение горизонтальных слоев разреженной атмо6
Зэк. 359
§1
сферы в интервале высот 250—500 км. По-видимому, механизм
зарегистрированного излучения совсем иной.
Одновременные ракетные измерения углового и спектрального распределения длинноволновой уходящей радиации выполнены П. А. Бажулиным, А. В. Карташевым и М. Н. Марковым [63] К В работе [63] спектральные распределения получены
с низким разрешением. Использованные модуляционные фильтры позволили измерить излучение для каналов 1, 2, 3 (12,5—
38, 8,5—38 и 4,5—38 мк). Разностные каналы 3—2 и 2—1 дают
энергию излучения в спектральных интервалах 4,5—8,5 и 8,5—
12,5 мк. Погрешность измерений разностных каналов составляет
около 40%. При построении спектральных распределений предполагалось, что
(4.5)
к
Очевидно, что в широких спектральных интервалах равенство (4.5) носит приближенный характер и эффективную температуру излучения нельзя отождествлять с эквивалентной.
Заметим, что достаточно строгая методика обработки экспериментальных радиационных данных, полученных в широких
спектральных интервалах, развита в работе Д. Уорка, Г. Ямамото и Д. Линеша [24].
Спектральные распределения, представленные в докладе[63]
для зенитных углов 0,6 и 1,2 рад., показывают, что в большинстве случаев максимум интенсивности излучения приходится на
область спектра 4,5—8,5 мк, что противоречит данным теоретических расчетов. Эквивалентные температуры для этой области
спектра оказались выше, чем для других спектральных интервалов. Так, эквивалентная температура в области спектра 8,5—
12,5 мк в среднем на 35° К ниже Г экв в интервале 4,5—8,5 мк.
Качественно такое явление можно объяснить чрезвычайно низкой температурой излучающей поверхности (облака, доходящие
до уровня тропопаузы) и надоблачной инверсией температуры в
стратосфере и мезосфере, предположив эти слои атмосферы достаточно влажными.
Интересно отметить, что ранее такое «обращение» обычного
соотношения между Тдкв для различных участков спектра было
I,
1
Авторы работы [63] недавно опубликовали результаты аналогичных измерений [70], .выполненных со спутника «Космос-45» с аппаратурой того же
типа (угол зрения в направлении сканирования 2 - Ю - 3 рад.). Спутниковые
данные подтверждают результаты ракетных измерений [63]. Эксперимент [70]
также позволил, обнаружить интенсивное инфракрасное излучение на высотах
250—300 км в горизонтальном направлении (в области спектра 4,5—8,5 мк).
Правда, интенсивность этого излучения оказалась меньше, чем зарегистрированная во время экспериментов [64, 68]. Авторы [70] рассматривают полученные результаты как предварительные.
82
выявлено при обработке данных, полученых со спутника «Тайрос-Ш» [66]. При измерении радиации над зоной урагана в се-веро-западной части Африки эквивалентные температуры для
канала 7,5—13,5 мк оказались минимальными, при этом наблюдаемое расхождение в значениях' Тэкв, определенных по данным
каналов 7,5—13,5 и 5,9—6,7 мк, составило 17° К. Авторы [66]
выполнили предварительные теоретические вычисления, которые показали, что при наиболее вероятных профилях температуры и водяного пара, принимаемых для стратосферы в районе тропиков, можно объяснить разность температур по крайней
мере в 10° К. Американские авторы считают, что, рассматривая
возможные изменения в температурном профиле и распределении водяного пара, а также в теоретических оценках коэффициента поглощения, можно было бы, вероятно, получить и разность температур, достигающую 17° К.
Однако в работе [63] наблюдаемая разность температур примерно в два раза больше, чём по американским данным. По-виДимому, теоретические расчеты при современных представлениях о строении атмосферы вряд ли могут предсказать такую
разность температур. Можно думать, что пЬгрешности измерений в разностных каналах 8,5—12,5 и 4,5—8,5 мк довольно высоки, поэтому отмеченный эффект «обращения» сильно преувеличен.
Авторы [63] на основании полученных данных полагают, что
высота излучающей атмосферы гораздо больше, чем принимаемая в теоретических расчетах. Они указывают, что эта высота
может изменяться от 45 до 125 км, коррелируя с приземной концентрацией водяного пара. Ракетные исследования углового
распределения уходящей радиации в области спектра 1—35 мк,
выполненные во Франции [69], также показывают, что верхняя
граница радиационной атмосферы значительно превышает 60 км.
В эксперименте [69] измерения производились ночью в интервале высот 60—182 км при угловом разрешении 0,16°. Согласно результатам сравнения, проведенного в [69], в пределах визирования диска Земли и нижнего 20-километрового слоя атмосферы полученные угловые распределения уходящего излучения согласуются с результатами теоретических расчетов [14].
Далее перейдем к обсуждению аэростатных измерений углового распределения длинноволновой восходящей радиации.
Аэростатные измерения проводятся обычно на высотах порядка 20—30 км. Поскольку верхняя граница излучающей атмосферы значительно больше этой высоты, то аэростатные измерения, вообще говоря, нельзя отождествлять с измерениями
уходящей радиации. Однако если рассматривать поток интегральной радиации в полусферу, то это отождествление не связано с существенными ошибками (см. [1], стр. 220). То же самое справедливо и для направленной радиации в случае не3*
83
больших зенитных углов. Так, в работе К- Я. Кондратьева и
X. Ю. Нийлиск [18] показано, что слой атмосферы 20—40 км заметно влияет на величину интенсивности уходящего излучения
только при направлениях визирования, близких к земному горизонту (рассматривались участки спектра 10,55—11,01, 4,88—
8,70, 12—18 мк и интегральное излучение). Однако в участках
спектра, обладающих интенсивным поглощением, стратосфера
может оказывать существенное влияние даже на интенсивность
излучения в вертикальном направлении. Например, в центральной части полосы поглощения 6,3 мк Н 2 0, в участке спектра 6—
7 мк, интенсивность радиации на уровне верхней границы радиационной атмосферы может вдвое превышать интенсивность
излучения на высоте 20—30 км (см. расчеты Л. И. Копровой и
М. С. Малкевича [20]). В работе [20] также показано, что относительные угловые распределения уходящей радиации заметно
отличаются от - щ ^ на высоте 25 км. Таким образом, при обсуждении данных аэростатных измерений следует иметь в виду,
что в ряде случаев их нельзя рассматривать как данные об уходящем излучении. В США аэростатные измерения ЩФ) осуществлены Д. Г. Меркри, Д. Н. Бруксом, Н. Д. Сиблом и X. К- Вестдэлом [57]. Измерения выполнялись узкоугольным радиометром (поле зрения
0,5X0,5°) с пятью фильтрами на высоте 26 км. Небо было ясным в течение ранних утренних часов, к полудню отмечалось
образование легких облачков.
Измерения радиации с фильтрами 1, 2, 3 относятся к близкой инфракрасной области спектра. Поскольку измерения производились днем, то величины энергии, полученные с этими
фильтрами, содержат рассеянную и отраженную солнечную радиацию, вносящую существенный вклад в излучение в очень
близкой инфракрасной области спектра (1—5 мк). Поэтому
рассмотрим только результаты измерений с фильтрами 4 и 5.
Фильтр 4 пропускает радиацию в области полосы поглощения
6,3 мк Н 2 0 (5—8 мк), а фильтр 5 — в спектральном интервале
8—35 мк. Результаты измерений представлены в виде изолиний
величины J
и позволяют судить о зависимости восхоh
дящего излучения Земли и атмосферы от зенитного угла и азиЛ-2
мута. Карты с линиями одинаковых значений ^ и х Ф х а%, поК
строенные для областей спектра 5—8 и 8—35 мк, говорят о явном инфракрасном потемнении к горизонту. По нашим прикидкам, относительное инфракрасное потемнение к горизонту, отмечаемое на изорадиационных картах в участке 5—8 мк, больше
84
соответствующего потемнения в спектральном интервале 8—
35 мк (отношение
U^pidX
при & около 80° к максимальному
значению J U-^p^dh, указанному на каждой карте, больше для
я,
области спектра 8—35 мк, чем для участка 5—8 мк). Последнее
согласуется с результатами расчетов [14, 15].
Азимутальная анизотропия уходящего излучения сразу бросается в глаза при рассмотрении карт, полученных для фильтра 5. Азимутальные неоднородности поля излучения особенно
существенны для поздних утренних часов (можно предположить,
что начало сказываться появление легких облачков). Поскольку область спектра 8—35 мк включает в себя атмосферное окно
8—12 мк, то чувствительность ее к различным неоднородностям
не является неожиданной.
На картах для фильтра 4 проведены только две изолинии при
больших зенитных углах (приблизительно в промежутке 75—
90°). Для остальных зенитных углов указан лишь диапазон
изменения J
dX. Поэтому судить об азимутальной асим-
метрии уходящего излучения в области спектра 5—8 мк нельзя.
По-видимому, небольшая энергия излучения, а следовательно,
и малые абсолютные изменения J UxOKdX с ростом Ф в участке
5—8 мк не позволили авторам [57] детализировать структуру
поля излучения при ,&<75—80°. Изолинии при больших зенитных углах сравнительно близки к концентрическим окружностям и их конфигурация примерно одинакова в обоих рассмотренных участках спектра.
В Советском Союзе аэростатные измерения тепловой радиации Земли и атмосферы выполнены М. Н. Марковым, Я. И. Мерсоном и М. Р. Шамилевым [58—60]. Измерения проводились в
основном с высот от 12 до 29 км. Вначале радиация измерялась
в области спектра 0,8—40 мк, угол зрения прибора составлял
7'ХЗ° (см. [58]). Позднее было произведено отфильтровывание
коротковолновой радиации Х<2,5 мк, в связи с чем возможность
влияния отраженного солнечного излучения на результаты
излучения уменьшилась. Разрешающая способность прибора,
как указано в статье [60], составляла 0,18°.
Угловые распределения радиации, приведенные в работах
[58, 60], построены таким образом, что в области между горизонтальным направлением визирования и направлением, касательным к земной поверхности, экспериментальные кривые £/(•&)
имеют низкое угловое разрешение: практически кривая U(Ф)
85
Т а б л и ц а
Средняя крутизна кривой углового распределения
11
восходящей
вт/м 2 град, в области м е ж д у
длинноволновой радиации
горизонтальным направлением визирования и направлением,
касательным к земной поверхности (Н = 25 км),
по данным теоретических расчетов
ф=о°
Область
спектра,
мк
Геометрический
пересчет
Точный расчет
0 —СО
4,88—40
4,88—40
ф = 65° с. ш.
лето
зима
ясное
небо
fi^ — 9 км
ясное
небо
38
30
30
31
24
24
33
27
31
= 9 км
25
19
24
ясное
небо
h^ — 9 км
29
24
24
22
17
18
является просто прямой, соединяющей две близко расположенные (по оси ft) точки. Теоретические кривые в этой области зенитных углов обладают относительно высоким угловым разрешением. Поэтому детальное сравнение экспериментальных и
теоретических кривых в данном угловом интервале затруднительно. Однако можно сравнить экспериментальную среднюю
„ Ш
крутизну кривои -д^- в области между горизонтальным направлением визирования и направлением, касательным к земной поверхности, с соответствующей средней крутизной, полученной
по данным теоретических расчетов. Величины последней содержатся в табл. 12. Значения
в первых двух строках
таблицы получены по данным работ [14, 15], причем для всей
инфракрасной области спектра 0—оо использованы интенсивности излучения рассчитанные с помощью функции, пропускания,
предложенной Ф. Н. Шехтер (как указывалось выше, при больших зенитных углах применение данной функции пропускания
нежелательно). Величины
представленные в первых двух
строках табл. 12, вычислены для # = 25 км при чисто геометрическом пересчете углового распределения уходящей радиации,
полученного для # = 3 0 0 км (в расчетах за верхнюю границу
радиационной атмосферы в случае Н 2 0 и С0 2 была принята высота около 39 км, в случае озона — 50 км). Значения
приведенные в последней строке таблицы, вычислены по данным
об интенсивности излучения, рассчитанным специально, для высоты 25 км, находящейся внутри оптически активной атмосферы.
86
Заметим, что интенсивность излучения в области 0,8—40 или
2,5—40 мк, измеренную ночью, вполне можно отождествлять с
интенсивностью излучения в спектральном интервале 4,88—
40 мк.
Согласно рис. 10(4) из работы [58], средняя крутизна в рассматриваемом угловом интерва'ле
— 28 вт/м2град., а со-
гласно рис. 10(3), величина
~ 18 вт/м 2 град. Сравнение
с данными табл. 12 показывает, что экспериментальные и теоретические значения средней крутизны имеют во всяком случае
одинаковый порядок. Поэтому утверждение авторов [58], что
«крутизна» спада излучения у горизонта в расчетном случае отличается от крутизны, определенной экспериментально, почти
на порядок» вызывает сомнение (следует указать, что в статье
[58] не проводится конкретное сравнение крутизны рассматриваемых угловых распределений и точно не указаны границы углового промежутка, для которого это сравнение выполнено).
Однако при всем вышесказанном нельзя не отметить, что
теоретические расчеты [14] как раз свидетельствуют о возможности больших вариаций крутизны кривой f/(0) при больших
зенитных углах в зависимости от влажности стратосферы (см.
рис. 5, расчеты для сухой и влажной синтетических стратосфер).
Поэтому, вообще говоря, отличие экспериментально измеренной
крутизны U($) от крутизны углового распределения уходящей
радиации, полученного для стратификации ф = 65° с. ш. (или
Ф = 0), не является удивительным. К тому же, как показано в
§ 2 (3), отклонения реальных угловых распределений уходящей
радиации от £/(#), полученных для осредненных стратификаций
атмосферы, неизбежны и могут достигать больших значений.
В более поздней работе М. Н. Маркова, Я. И. Мерсона и
М. Р. Шамилева [60] отмечается наличие даже качественного
несоответствия между теоретическими и экспериментальными
цанными при рассмотрении вариаций крутизны кривой углового
распределения уходящей радиации. Авторы [60] пишут, что из
расчетов [14] следует, что «при переходе от стратификации, соответствующей теплому влажному сезону, к холодному сухому
(в наших исследованиях от летних к зимним измерениям) крутизна кривой перехода (от Земли к космосу) уменьшается»,
тогда как эксперимент показывает, что «она либо совсем не изменяется, либо имеет тенденцию к увеличению». На самом деле
отмечаемое несоответствие отсутствует. В работе [14] рассмотрены две стратификации атмосферы: ср = 0° (лето) и ф=65°с. ш.
1
При сравнении расчетных и экспериментальных данных интегральное
излучение отождествляется с излучением в области 0,8—40 мк, т. е. в области,
в которой производились измерения [58]. Такое отождествление, строго говоря,
при больших зенитных углах делать не рекомендуется (см. § 3).
87
(лето), что, вообще говоря, позволяет судить лишь о летней широтной изменчивости углового распределения уходящей радиации. Поскольку в случае ф = 0° (лето) стратосфера условно была
принята более сухой, чем в случае ф = 65° с. ш. (лето), то полученные результаты расчетов при больших зенитных углах не
могут характеризовать даже и широтную изменчивость [/(ft).
Таким образом, сезонная изменчивость крутизны кривой U(ft),
полученная по экспериментальным данным, не могла сравниваться с изменчивостью U(0) при переходе от ф = 0° (лето) к
Ф = 65° с. ш. (лето). Более того, теоретические расчеты при больших.зенитных углах не дадут истинной сезонной изменчивости
крутизны U ( f t ) , даже если привлечь более поздние расчетные данные [15], полученные для ф = 65° с. ш. (зима), так как для зимы
и лета был принят одинаковый профиль удельной влажности
в стратосфере (вследствие отсутствия соответствующих сведений).
Что касается величин потоков в зенит (т. е. величин я£У(0)),
то авторы [58] пишут, что «даже в случае вычисления потоков
наблюдается известный разнобой». Они указывают, что в работе [14] эти потоки составляют (1-М,5) 102 вт/м2, тогда как их
измерения более близки к значениям (2,5-r-3,0) 102 вт/м2. Однако, по данным работы [14], потоки интегрального излучения в
зенит пО(0) находятся приблизительно в пределах от 1,2 • 102
до 2,8- 102 вт/м2. Если еще учесть, что расчеты проводились для
стратификаций атмосферы, отличных от тех, при которых выполнялись измерения, то говорить о большом несоответствии измеренных и теоретически рассчитанных величин не приходится.
Резюмируя результаты сравнения экспериментальных данных [58—60] с теоретическими расчетами, можно сделать вывод,
что те расхождения между экспериментальными и теоретическими данными, которые все же имеют место, вполне могут быть
объяснены различием в стратификациях атмосферы и условиях
облачности и пока не могут свидетельствовать о необходимом
(по мнению авторов [58—60]) пересмотре существующих методов расчета, хотя последние и являются недостаточно совершенными (впрочем, так же как и экспериментальные методы).
В целом следует отметить, что расчеты в основном правильно предсказывают многие закономерности поведения уходящей
радиации в тех участках спектра, в которых проводились спутниковые, ракетные и аэростатные измерения. Однако исследование уходящего излучения в направлениях визирования высоких слоев атмосферы, безусловно, требует более точных методов расчета и более надежных данных о строении верхней атмосферы. При этом в близкой инфракрасной-области спектра
нельзя, по-видимому, ограничиться рассмотрением только теплового излучения (см. [70—72]). Природу излучения в этом диапазоне длин волн поможет выяснить спектроскопия высокого
разрешения,
№
ГЛАВ А 2
УГЛОВОЕ И СПЕКТРАЛЬНОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ
ИНТЕНСИВНОСТИ УХОДЯЩЕЙ КОРОТКОВОЛНОВОЙ
РАДИАЦИИ (РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ И ИЗМЕРЕНИЙ)
§ 1. М е т о д и к а р а с ч е т о в и н т е н с и в н о с т и у х о д я щ е й
вой р а д и а ц и и
коротковолно-
Специальные исследования показывают, что практически вся
лучистая энергия потоков прямой солнечной, рассеянной и отраженной радиации заключена в области коротких длин волн (0,2—
5 мк), причем основная доля радиации приходится на видимую
и близкую инфракрасную области спектра. Поэтому указанные
потоки лучистой энергии получили название коротковолновых.
Для вычисления углового распределения интенсивности уходящей коротковолновой радиации необходимо решить полную
задачу переноса радиации в атмосфере, учитывая спектральную
интенсивность падающей на Землю внеатмосферной солнечной
радиации, рассеивающие и поглощающие свойства атмосферы,
а также спектральную отражательную способность подстилающей поверхности.
Решение задачи о переносе радиации с учетом многократного рассеяния и поглощения требует рассмотрения интегродифференциального уравнения переноса с соответствующими
граничными условиями. Вывод уравнения переноса приведен,
например, в монографии [1.32]1 и мы можем его представить
следующим образом:
cos &
=
"Sr J A (z> г') и* (г; г', г) da' — рakJk — pwkkJv
(2.1)
где J% — спектральная интенсивность радиации, # — зенитный
угол, z — вертикальная координата, р —плотность среды, pw —
плотность поглощающего излучения вещества, а^ — массовый коэффициент рассеяния, k% — массовый коэффициент поглощения, k\(z; г', г)—индикатриса рассеяния. Выражение
г', г) дает часть общего количества рассеянной энергии
при направлении г'=(•$', а|/) падающего луча, который после
рассеяния отклоняется в направлении г =
г^).
1
При ссылках на литературу других глав указывается номер главы.
89
При рассмотрении уравнения (2.1) мы не учитывали поляризацию света. Однако при ближайшем рассмотрении выясняется,
что перенос радиации в реальной атмосфере зависит не только
от свойств самого воздуха, но и от характера поляризации света [1—6].
Для описания поля излучения общего вида следует ввести
четыре параметра, определяющие интенсивность, степень поляризации, плоскость поляризации и степень эллиптичности излучения в каждой точке и в любом заданном направлении. Очевидно, однако, что невозможно включить в уравнения переноса
величины переноса столь различной природы, как интенсивность,
отношение, угол и число. Поэтому важной задачей является
подыскание линейных комбинаций этих величин для удобного
параметрического представления поляризованного света.
Такие параметры были впервые предложены Г. Стоксом [7]
в 1852 г. В последнее время использование параметров Стокса
для описания светового поля стало общепринятым в атмосферной оптике. Минуя позднейшие обобщения параметров Стокса
[1—3, 5, 8], воспользуемся ими в виде
=
Л>
— Ai7
c o s
2фо>
(2 2)
53==y^sin2i|3b,
V" '
где
— спектральная интенсивность светового пучка, р — степень его поляризации, q — так называемая степень эллиптичности поляризации и фо— угол поворота направления максимальной поляризации относительно плоскости референции Q (рис.*27).
. Основным свойством параметров Стокса является их инвариантность относительно матриц преобразования при повороте
системы координат. Если плоскость референции Q повернуть
на угол а[э вокруг направления луча, то компоненты вектор-параметра Стокса получим при помощи матриц преобразования:
О
я СФ)
0
0^
соэ2ф sin 2ф 0
- sin 2ф cos 2г]5 0
0
0
(2.3)
1 /
Величины Si = J, р, q и i будут инвариантными относительно
преобразования (2.3). Более подробно свойства параметров
Стокса изложены в [8].
Вообще говоря, произвольный, частично поляризованный световой пучок можно представить как сумму двух некогерентных
пучков: полностью поляризованного пучка интенсивностью гJ
SO
и полностью деполяризованного пучка интенсивностью (1—r)J.
Здесь г = У р 2 - \ - д 2 — так называемая величина поляризации
или степень однородности [1].
Четыре параметра Стокса, представленные формулой (2.2),
можно рассматривать как компоненты вектор-параметра Стокса S в четырехмерном функциональном пространстве. Тогда
Jмакс
/
J-r-,
2
макс)
(
Фо
\
Рис. 27. Частично поляризованный пучок (а)
J = Jмакс Jмин ~ J
J \
„
Jмакс Jмин
••rp\ g = rg.
J
деполяризованная компонента (б)
У" = (1— r)J,
полностью поляризованная компонента (в)
J
f
=
—J'
J'
-^макс
Лшн
g•
=
J'
уравнение переноса (в случае, когда нет поглощения) можно
представить в виде матричного уравнения:
dj.
(s;
ds
г)
4я
J P (s; r, r') J(s; r') dtf - p a j ( s \ r).
(2.4)
где ds=dz sec # и интенсивность / рассматривается как вектор,
который определен в прямоугольной системе координат с осями,
направленными параллельно и перпендикулярно к меридиональной плоскости, определяемой падающим или отклоненным
рассеянием лучом и вертикалью. Здесь P(s; г, r ' ) = P ( s ; у) —
угловая матрица или матрица рассеяния, зависящая от места и
угла рассеяния YРешение уравнения (2.4) вместе с граничными условиями
(на верхней и нижней границах атмосферы) в общем виде оказывается чрезвычайно сложным и трудоемким. В аналитическом виде можно найти решение только для ограниченного
,91
количества сильно упрощенных и стилизованных задач. Для
решения уравнения переноса предложено большое число различных приближенных методов [1.32, 5, 9—13, 104]. В большинстве случаев эти методы пренебрегают эффектами поляризации
и рассматривают только уравнение переноса (2.1) для интенсивности излучения.
Методы решения (2.1) сильно зависят от оптической толщины атмосферы
(2.5)
J a^dz,
где
^ =
+
'
'
(2-6)
а также от отношения коэффициента рассеяния к коэффициенту ослабления
(2.7)
\ + К
Использовав величину т (2.5), можно представить уравнение переноса радиации (2.1) в виде
cos Ь
дх
= — Л (т, Ь, ф) + Вх (т, ft, ф),
(2.8)
где ф — азимут.
Здесь величина
Вх (т, Ъ, ф) =
J Л (х;
Г',
г) Ж /
(2.9)
является так называемой функцией источника.
Рассмотрим основные факторы, которые определяют перенос
коротковолновой радиации в земной атмосфере. Изменение
спектрального состава солнечной радиации в атмосфере обусловлено главным образом тремя факторами: 1) молекулярным
рассеянием, наиболее интенсивным в области коротких длин
волн, 2) аэрозольным рассеянием (частицами пыли, каплями
воды и др.) и 3) избирательным поглощением водяным паром
в близкой инфракрасной области спектра. Кроме того, надо учитывать поглощение озоном, углекислым газом и перманентными
составляющими атмосферы.
Выбор соответствующего метода решения задачи переноса
радиации в атмосфере зависит, таким образом, от спектрального участка и от распределения рассеивающих и поглощающих
составляющих в атмосфере, т. е. от строения атмосферы.
Во многих случаях первично рассеянная радиация рассматривается отдельно от многократно рассеянной радиации.
Заметим, что фактические оптические толщины испытывают
заметную изменчивость как временную (по месяцам и сезонам),
так и пространственную. Статистическая обработка многочисленных спектральных актинометрических измерений, проведенная К. С. Шифриным и Г. Л. Шубовой [16], показывает, что
средние величины спектральной оптической толщины атмосферы близки. ' г
к величине, полученной
при средней стандартной
модели атмосферы
по
формуле (2.10) даже для 1.0
пунктов с различными
климатическими условиями (Карадаг, Владивосток, Алма-Ата, Иркутск, 0,8
Киев). Среднее арифметическое то (Я), взвешенное с учетом числа случаев, меньше вычисленно- 0,6
го по формуле (2.10) на
8%. Причина этого заключается в том, что наибольшее число данных, 0,4
рассматриваемых в работе [16], имелось по Владивостоку, где атмосфера
по сравнению с другими 0,2
рассмотренными пунктами более чистая. Чтобы
можно было сделать какие-либо выводы, касаю•f,0\MK
0,8
0,6
0,4
щиеся земного шара в целом, нужны данные по Рис. 28. Зависимость оптической толщины
от длины волны при средних условиях.
океанам. К сожалению,
эти данные еще отсут- 1 — по расчетам работы [15] при т(Х0) = 0,3; 2—при
атмосферы, по Савостьяствуют. В работе [16] ана- стандартной прозрачности
новой [1<Ц.
лизируется также причина расхождений между средними оптическими толщинами, полученными визуальными астрофотометрическими измерениями
(то=0,18) (см. [17]) и спектральными актинометрическими
[то (Яо) = 0,3]. Указано, что вероятными причинами расхождения
являются суточный ход прозрачности и отбор наблюдений только ясных ночей (для астрофотометрических измерений).
Вклад многократно рассеянной радиации в общий поток коротковолновой радиации зависит от оптической толщины атмосферы. Оптическая толщина в видимой области спектра связана
с коэффициентом прозрачности формулой
=
(2.10)
где kx, о3 — коэффициент поглощения озона, со — толщина слоя
озона в атм. см., т. е. толщина эквивалентного слоя озона при
нормальном давлении и температуре. М. В. Савостьянова [14],
проанализировав данные многих измерений (см. [1.32]), предложила стандартные спектральные коэффициенты прозрачности.
Как видно из рис. 28, средние стандартные оптические толщины, полученные по формуле (2.10), мало отличаются от оптических толщин, вычисленных в работе [15], где предположено, что
аэрозольная составляющая оптической толщины убывает линейно с длиной волны, а релеевская (молекулярная)—обратно
пропорционально длине волны в четвертой степени, т. е.
т(Я) = т р ( Я 0 ) ^ +
т
а э
( Ц х )
4
'
(2-11)
где Тр(Яо) и Таэ(^о)—соответственно релеевская и аэрозольная
оптические толщины при Хо=0,55 мк.
Из рис. 28 видно, что при i > l мк тх<0,1. Это означает, что
при средних атмосферных условиях (т(Аю) =тр(А,0) +таэ(А.о)<^0,3)
в инфракрасной области спектра мы можем ограничиться учетом только рассеяния первого порядка и поглощения. Это подтверждается расчетами [18, 19], показывающими, что в ближней инфракрасной области спектра эффект многократного рассеяния является малой величиной.
В ультрафиолетовой области спектра надо учитывать рассеяние на молекулах воздуха и на аэрозоле и поглощение озоном
(полоса Гартлея, располагающаяся в области длин волн примерно от 0,22 до 0,32 мк, а также примыкающие к этой полосе
полосы Хёггинса, охватывающие участок спектра 0,30—0,345 мк).
В видимой области спектра в первом приближении можно,
ограничиться только учетом рассеяния на молекулах воздуха
и аэрозоле. Сравнительно слабыми полосами озона (полосы
Шаппюи при Я = 0,44-^0,75 мк) и полосами перманентных составляющих воздуха обычно пренебрегают.
В некоторых задачах важно учитывать и поглощение аэрозоля.. В обзорном докладе Ф. Мёллера [105] отмечено, что поглощение аэрозоля может иногда существенно увеличить коэффициенты ослабления. Например, Г. Д. Робинсон [106] сравнил
многочисленные измерения рассеянной и суммарной радиации,
проведенные в различных климатических зонах, с расчетами, где
учитывалось только поглощение атмосферными газами и релеевское рассеяние. Сравнения подтвердили, что существует поглощение аэрозоля, которое не зависит от длины волны. Величина поглощенной энергии аэрозоля может меняться в зависи,94
мости от помутнения атмосферы от 5 до 20% солнечной постоянной. Такие же результаты получены К. Секихара [107]. А. Леуполтом получено, что коэффициент поглощения аэрозоля для
Мюнхена составляет 35% коэффициента ослабления [108].
Лабораторные измерения Г. М. Лившица, В. Е. Павлова и
С. Н. Милютина [116] подтверждают, что коэффициент поглощения на частицах глиняной и песчаной пыли не превышают 10%
полного коэффициента ослабления. Поглощение на частицах
угольного шлака и сажи может составлять до 30—50% коэффициента ослабления.
Поглощение аэрозоля больше в городах, где воздух сильно
загрязнен. В арктических районах поглощение аэрозоля мало,
но вполне определимо [106].
Теоретические расчеты по теории Ми, проведенные К- Бульрихом, Е. Де Бари и др. [109], показывают, что при увеличении
поглощающей способности аэрозоля коэффициенты ослабления
и поглощения растут, но коэффициенты рассеяния убывают.
Пренебрежение поглощением аэрозоля не изменяет спектрального распределения интенсивностей и потоков коротковолновой радиации. Учитывая, что еще нет достаточно широкого и
надежного экспериментального материала о поглощающих свойствах аэрозоля, обычно в расчетах поля коротковолновой радиации поглощением аэрозоля пренебрегают.
В близкой инфракрасной области спектра релеёвское рассеяние очень быстро убывает. Здесь надо учитывать однократное
рассеяние на аэрозоле и поглощение, обусловленное полосами
водяного пара и углекислого газа.
Расчеты поглощения в близкой инфракрасной области сильно усложняются вследствие сложной структуры полос поглощения водяного пара и углекислого газа. Работы, детально изучающие молекулярный механизм поглощения и зависимость поглощения от формы контуров спектральных линий, образующих
полосы поглощения, показывают, что интенсивности двух смежных линий в близкой инфракрасной области могут различаться
в 103 раз. Коэффициенты поглощения
(в формулах (2.1),
(2.6), (2.7)) можно использовать при рассмотрении строго монохроматического излучения или излучения, осредненного по
АХ (если величина k% в данном участке медленно меняется с
длиной волны). Однако последнее не соответствует действительности. Это приводит к тому, что на протяжении полуширины линии а необходимо измерить k% не менее чем в десяти точках.
Учитывая, что полуширина линий водяного пара в близкой инфракрасной области a S 0 , l см -1 , получим, что в интервале 1—
5 мк необходимо сделать около 105 измерений. Поэтому вместо
монохроматических коэффициентов поглощения часто используют осредненные функции пропускания для всей полосы или
для некоторой ее части.
Учитывая вышеизложенное, разделим коротковолновую радиацию на три спектральные области:
Спектральная область
Ультрафиолетовая
Видимая .. . . . .
Близкая
инфракрасная
. . . .
Длина волны,
мк
Многократное рассеяние
Поглощение
0,2 < Я < 0,4
0,4<Л<0,7
Учитывается
Учитывается
Учитывается
Не учитывается
0,7 < Л < 5
Не учитывается
Учитывается
С энергетической точки зрения основной интерес представляют видимая и близкая инфракрасная области спектра. По
Ф. С. Джонсону [20], в области спектра 0,22—5 мк находится
г
Рис. 29. Изменение оптической толщины молекулярной атмосферы с высотой и длиной волны.
99,49% солнечной энергии, поступающей на верхнюю границу
атмосферы. Из внеатмосферной солнечной радиации в ультрафиолетовой области (0,2—0,4 мк) находится ~ 9 % , в видимой
(0,4—0,7 мк) ~ 4 0 % и в близкой инфракрасной (0,7—5 мк)
'-'51% радиации.
В упомянутых выше работах по переносу коротковолновой
радиации рассматривались модели безоблачной атмосферы. Задача переноса радиации еще более усложняется, если учесть
,96
облачность. Особенно сложна задача учета облачности кучевого
типа, представляющей собой разрозненные образования неправильной формы и имеющей значительную протяженность в вертикальном направлении. Поэтому наиболее важные результаты
получены только для расчетов рассеяния радиации при наличии
слоистых облаков [21]. В следующих параграфах мы рассмотрим основной случай безоблачного неба, а при наличии- облачности рассмотрим только перенос радиации в надоблачном слое.
Во всех атмосферных моделях одним из первостепенных параметров является оптическая толщина атмосферы. Для наглядности приведем таблицу оптических толщин при различных состояниях атмосферы для т0(А,0)=0,55 мк и для сравнения оптические толщины слоистых облаков по данным Е. М. Фейгельсон [21]. Для облаков предполагается, что в видимой области т
не зависит от длины волны.
Изменение оптической толщины с высотой в релеевской атмосфере в зависимости от длины волны по данным 3. Секера [22]
приведено на рис. 29.
Экспериментальные данные об измерении оптических толщин
в свободной атмосфере, приведенные в работе [116], показывают
также быстрое убывание т [ z ) с высотой, но скорость убывания
изменяется в широких пределах в зависимости от распределения аэрозоля в атмосфере (см. § 2).
Перейдем теперь к обсуждению"" результатов теоретических
расчетов для различных моделей атмосферы в зависимости от
оптической толщины атмосферы.
Таблица
13
Оптическая толщина атмосферы и некоторые параметры облаков
слоистых форм
Характеристика
атмосферы
•
4(h)
Релеевская . . .
0,0952
Очень прозрачная 0,15-0,20
Средняя стандартная
0,3
Сильно замутненная
0,6—0,8
Вид
облаков
Толщина
облачного
слоя, км
Высота
верхней
границы,
км
Коэффициент
рассеяния,
1/км
Оптическая
толщина
облака т
St
Sc
0,5
0,5
1
1,5
28
40
14
20
Ns—As
2,5
3
26
65
As
0,9
4—5
19
17
§ 2. Теоретические исследования углового распределения интенсивности уходящей коротковолновой радиации
1. Р е л е е в с к а я а т м о с ф е р а
Наиболее детально теоретически изучена модель идеальной
атмосферы, когда рассеяние происходит только на молекулах
воздуха. Теория рассеяния света на частицах, радиус которых
7
За к. 359
97
г<СЯ, п о с т р о е н а Р е л е е м [23] у ж е в 1871 г., н о о с н о в а т е л ь н ы й
учет всех п о л я р и з о в а н н ы х э ф ф е к т о в при м о л е к у л я р н о м рассеянии п р о в е д е н н а ч и н а я с п р о ш л о г о д е с я т и л е т и я . Р а с с е я н и е на
м о л е к у л а х в о з д у х а (т. ё. в р е л е е в с к о й а т м о с ф е р е ) х а р а к т е р и зуется угловой
матрицией
(см. у р а в н е н и е п е р е н о с а р а д и а пии (2.4)):
0
О
Р(у)
О
О
cosy
О
О
где у — угол р а с с е я н и я .
поляризованного) света
л я р и з а ц и и , т. е. п р и
S2 = S3=Sl=0,
получим
X
(2.12)
cos у.
В с л у ч а е р а с с е я н и я е с т е с т в е н н о г о (неи б е з у ч е т а в п е р в о м п р и б л и ж е н и и попредположении, что п а р а м е т р ы Стокса
в м е с т о (2.12) и н д и к а т р и с у р а с с е я н и я :
(2.13)
(Y) = T ( 1 + c o s 2 Y ) -
О б ш и р н ы е расчеты количественных х а р а к т е р и с т и к п о л я уход я щ е й р а д и а ц и и в ы п о л н е н ы 3. С е к е р а , К. Л . К о у л с о н о м и
Д . В . Д а в е [24] н а о с н о в е т е о р и и п е р е н о с а к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и в р е л е е в с к о й а т м о с ф е р е , р а з в и т о й С. Ч а н д р а с е к а р о м
[5, 25]. В р а б о т е [24] р е ш е н о м а т р и ч н о е у р а в н е н и е (2.4) д л я освещенной Солнцем релеевской плоскопараллельной атмосферы
при о р т о т р о п н о й ( о т р а ж е н и е р а д и а ц и и п р о и с х о д и т по з а к о н у
Л а м б е р т а ) п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и с а л ь б е д о Л = 0; 0 , 2 5 ;
0,80. Р е з у л ь т а т ы п р и в е д е н ы в в и д е о б ш и р н ы х т а б л и ц д л я с л е д у ю щ и х оптических т о л щ и н и соответствующих им длин волн:
X
• %
мк
1,00
0,50
0,25
0,15
0,10
0,05
0,02
0,3120
0,3715
0,4365
0,4950
0,5460
0,6440
0,8090
В т а б л и ц а х [24] п р и в е д е н ы в е л и ч и н ы и н т е н с и в н о с т е й у х о д я щей с верхней границы атмосферы радиации, п а р а м е т р ы Стокс а Q и U, с т е п е н ь п о л я р и з а ц и и и у г о л -ф ( м е ж д у п л о с к о с т ь ю п о л я р и з а ц и и и вертикальной плоскостью при данном азимуте).
З а м е т и м , ч т о п а р а м е т р ы С т о к с а J, Q, U и V, и с п о л ь з о в а н н ы е
в р а б о т е [24], с в я з а н ы с п р е д л о ж е н н ы м и Г. В . Р о з е н б е р г о м п а р а м е т р а м и S i — S 4 [7] ф о р м у л а м и
-J
'5 г =
$3 =
s4 =
,98
Q
и
v
(2.14)
Кроме того, заметим, что плоскость поляризации определяется в работе [24] соотношением
(2.15V
- g - == — t g 2ф.
а эллиптичность (отношение осей поляризованного эллипса
= tgf Р < 1) получим из соотношения
s h i 2 p1 = ^ 7 =
fQ'2
^
Ц2
1/2
(2.16)
На рис. 30 изображены результаты расчетов углового распределения интенсивности уходящей радиации, полученные
К- Л. Коулсоном [26] при различных оптических толщинах % в
плоскости вертикала Солнца. В работе [23] рассматривалась
плоскопараллельная модель атмосферы и ортотропная подстилающая поверхность. В данном случае (на рис. 30) альбедо
Л = 0, a [Ao=cos £=0,40 (£ — зенитное расстояние Солнца). Во
всех случаях обращает на себя взимание значительное увеличение интенсивности уходящей радиации в направлении горизонта. Увеличение оптической толщины влечет за собой рост
интенсивности уходящей радиации, который, однако, является
более медленным, чем возрастание, числа рассеивающих центров. Естественно, что роль многократного рассеяния значительно возрастает с увеличением оптической толщины.
Зависимость интенсивности уходящей радиации от зенитно-1
го расстояния Солнца определяется соотношением между влиянием угла падения радиации и изменения оптической толщины
атмосферы. При отсутствии ослабления падающей и рассеянной
радиации уменьшение потока приходящей радиации, происходящее с ростом зенитного угла Солнца, в точности компенсируется увеличением числа рассеивающих центров (упомянутые
факторы имеют обратную зависимость от cosQ. При больших оптических толщинах (т>1) влияние ослабления радиации приводит к тому, что зависимость интенсивности уходящей
радиации в различных точках вертикала от зенитного расстояния Солнца является немонотонной: для больших зенитных углов направления визирования 0 имеет место отчетливый максимум интенсивности в области значений cos
составляющих
0,4—0,6.
Очень существенное влияние на угловое распределение интенсивности уходящей радиации оказывает альбедо земной поверхности. Это можно видеть из рис. 31, на котором представлены результаты расчетов для т=0,15; cos £=0,80 при значении альбедо Л = 0; 0,25; 0,80. В случае большого альбедо (Л =
= 0,80) характер углового распределения уходящей радиации
9*
99
существенно изменяется: происходит уменьшение интенсивности радиации в направлении горизонта. Это означает, что при
малых оптических толщинах атмосферы основной вклад в уходящую радиацию вносит излучение, отраженное от земной поверхности. Даже при т=1,0 вклад отраженного излучения ока0,6
0,5
•О
§О Ofi
а:
оо
^
о5:
сь
е
§ о;з
8оа:
S
е
8 0.2
о
Ь
Е
о
0,1
о
90
70
ф = 0°
50
30/
10
10
30
Надирный угол, град.
50
70
90
о
ф = 180
Рис. 30. Угловое распределение интенсивности
уходящей радиации (в относительных единицах)
в плоскости вертикала Солнца при различных
оптических толщинах (|л о =0,40, .<4=0); i|? = cp—сра
(ф0 — азимут Солнца).
зывается весьма существенным, что выражается в сохранении
спада интенсивности уходящей радиации вблизи горизонта.
Основные черты углового распределения уходящей радиации в вертикале Солнца типичны и для любого другого азимута относительно солнечного вертикала, что может быть проиллюстрировано данными на рис. 32. Здесь изображено угловое
распределение интенсивности радиации, идущей от половины
нижней полусферы, при высоте Солнца, равной 53°; т = 1,0; А = 0
(на горизонтальной шкале указаны значения угла относительно
,100
плоскости горизонта; естественно, что в рассматриваемом случае угловое распределение радиации симметрично относительно плоскости вертикала Солнца).
Как видно из рис.. 32, максимум интенсивности уходящей
радиации имеет место не в антисолярной точке, что должно
наблюдаться в случае первичного рассеяния, а значительно
смещен к горизонту. Хотя это направление не соответствует
максимуму релеевской индикатрисы рассеяния, рост числа рассеивающих центров для наклонного пути луча полностью компенсирует. уменьшение интенсивости рассеяния. В непосредственной близости от горизонта (в стороне антисолярной точки) наблюдается спад уходящей радиации, что обусловлено
главным образом минимумом индикатрисы рассеяния, соответствующим этим направлениям. Для всех остальных азимутов
(исключая сравнительно узкую область вблизи вертикала Солнца в направлении антисолярной точки) имеет место увеличение
интенсивности уходящей радиации к горизонту. При малых оптических толщинах полоса вблизи горизонта всегда имеет максимальную яркость, а остальные качественные особенности
углового распределения интенсивности радиации сохраняются.
Естественно, что учет горизонтально однородного ортотропного
отражения не вызывает азимутальной трансформации- поля
,101
излучения, но значительно влияет на величины интенсивности
уходящей радиации.
Зависимость интенсивности уходящей радиации в направлении надира в релеевской атмосфере при ортотропной подстилающей поверхности с альбедо Л = 0,25 для некоторых длин
волны К=0,312-^0,809 мк приведена от секанса зенитного угла
Солнца в работе Р. С. Фрезера [27]. Расчеты приведены по методу Чандрасекара. Интенсивность радиации в надире моно*
тонно убывает при увеличении зенитного угла Солнца. Основной причиной этого является зависимость освещенности земной
поверхности (прямой солнечной радиацией) от cos
90
Рис. 32. Изофоты углового распределения интенсивности уходящей радиации (в относительных единицах) при высоте Солнца, равной 53° (т = 1,0;
Но = 0,80; Л = 0).
Влияние реальной неортотропной подстилающей поверхности изучено в работе К. Л. Каулсона, Е. Л. Грей, Г. М. Б. Боурициуса [117]. Рассматривается молекулярная атмосфера при
X, равном 0,492 и 0,643 -мк, в случае когда подстилающая по*
верхность кварцевый песок или красная глина. Рассматриваются отдельно следующие компоненты:
1) радиация, прошедшая через атмосферу, отраженная подстилающей поверхностью и снова прошедшая через атмосферу;
2) радиация, прошедшая через атмосферу, отраженная и
диффузно пропущенная атмосферой;
3) радиация, диффузно пропущенная атмосферой и после
отражения прямо прошедшая атмосферу;
4) радиация, диффузно пропущенная до и после отражения
от подстилающей поверхности;
5) радиация, рассеянная атмосферой назад.
,102
Рассеяние вычисляется методом Чандрасекара. Используются таблицы [24]; матрицы отражения получены из эксперимента. В уходящей радиации при названных длинах волны и подстилающих поверхностях преобладает первый из вышеперечисленных компонентов. Особенно велик эффект отражения при
красной глине, если Я = 0,643 мк. Кварцевый песок отражает
сильно в обеих длинах волн (0,492 и 0,643 мк). В работе [118]
К- Л. Каулсоном рассмотрена и задача переноса радиации в
слабозамутненной атмосфере при тех же матрицах отражения,
полученных из эксперимента. В работе [118] получено, что в
уходящей радиации при слабозамутненной атмосфере преобладает отраженная от земной поверхности радиация в красной и
близкой инфракрасной областях спектра в случае сильно отражающих подстилающих поверхностей (пески пустынь), но рассеяние в атмосфере существенно при коротких длинах волны и
темных поверхностях, а также при больших зенитных углах
(Ф>60°).
Метод С. Чандрасекара [5] нельзя использовать в случае,
если атмосфера неоднородна и надо учитывать поглощение.
Поэтому А. Хаммадом и С. Чепменом [28] и другими авторами.
[29—36] применительно к случаю нисходящей радиации предложен метод итераций, позволяющий рассчитывать рассеяние
первых трех порядков последовательно и учесть неоднородность
атмосферы, обусловленную изменением высокой концентрации
поглощающего газа. Д. В. Даве [36] подчеркнул, что при методе итераций сходимость рядов в решении несколько слабее,
чем при использовании классического метода Чандрасекара:
даже при сравнительно тонкой атмосфере (т = 0,10) рассеяние третьего порядка дает 3% интенсивности радиации, создаваемой рассеянием первых двух порядков. При т = 1,0 величин
на /ч — интенсивность рассеяния девятого порядка — состав8
ляет'1% величины
1
Учет рассеянной радиации высших порядков становится
очень важным при расчете поляризации, особенно при исследовании положения, нейтральных точек. Например, при т = 1 , 0 и
зенитном угле. Солнца £=84,2° нейтральные точки Бабине и
Брюстера проявляются только при суммировании первых четырех порядков рассеяния.
Аналогичное положение должно быть и в случае расчетов
восходящей радиации. Вычисления К. Л. Каулсона [26] дают
для уходящей радиации примерно те же величины степени поляризации, что и для рассеянной радиации неба в случае релеевского рассеяния. Аналогичным оказывается и расположение плоскости поляризации. Как и для нисходящей радиации,
существуют три нейтральные точки, аналогичные точкам Бабине, Брюстера и Араго.
,103
Подробно исследована роль многократно рассеянной радиации в молекулярной атмосфере в работе Е. Де Бари и К. Бульриха [37], где показано, что максимальные доли многократно
рассеянной радиации встречаются у горизонта при азимуте
1|з = 90°. Чем больше зенитный угол Солнца, тем больше отноs
Л>дн + Л ш
„
шение о =
. С ростом л и альбедо отношение б рас^ одн
тет. Например, при Л = 0,8, т=0,5
Лш (£ > 85°, ф = 0°) > 4/ одн .
В работе [37] показано, что с увеличением доли многократно
рассеянной радиации уменьшается степень поляризации. Исключением является область неба вблизи Солнца, где поляри-
ными о п т и ч е с к и м и
толщинами.
I — без учета поляризации, II — с учетом поляризации. Внеатмосферный поток
радиации равен 1/я.
зация растет за счет многократного рассеяния. Для восходящей радиации многократное рассеяние должно всегда уменьшать степень поляризации. Например, в области неба, где
угол рассеяния у=90°, в релеевской атмосфере с учетом только однократного рассеяния степень поляризации составляет
100%, но с учетом многократного рассеяния уменьшается до
70%. С ростом альбедо эффект деполяризации растет, если предполагать, что диффузно отраженная радиация не поляризована.
Т. А. Гермогеновой [6] оценено влияние поляризации на величины интенсивности рассеянной радиации. Для этого данные
расчетов С. Чандрасекара, Д. Элберт [25] сопоставлены с результатами вычислений по конечно-разностному методу [7] без
учета поляризации для т=0,15; 0,5 и 1,0; Л = 0. Сравнение полученных результатов показало, что погрешность в расчетах,
вызываемая пренебрежением поляризации, возрастает до
~ 1 0 % с ростом оптической толщины слоя от 0 до 1 для от,104
дельных направлений (см. рис. 33). В интегральных характеристиках (плотности и потока радиации) эта погрешность значительно меньше.
Солнечная радиация в ультрафиолетовой области спектра
трансформируется в основном релеевским рассеянием и поглощением озоном, содержащимся в слое атмосферы 10—50 км.
Существенно упрощает расчет поглощения озоном то обстоятельство, что в ультрафиолетовой области спектра поглощение
происходит в основном не в результате процесса молекулярного возбуждения, а при разрушении молекул озона радиацией.
Поэтому, коэффициенты поглощения изменяются с длиной
волны сравнительно медленно.
Расчеты распределения интенсивности уходящей радиации
в ультрафиолетовой области проведены в работах [26, 38—41].
В работе А. Е. С. Грина [39] сделаны расчеты интенсивности
уходящей радиации в интервале 0,20—0,32 мк при разных положениях Солнца и направлениях визирования для некоторых
вертикальных распределений концентрации озона, которые
сравнительно хорошо совпадают со «стандартным» распределением озона, предложенным Т. J1. Альтшулером (см. [39]), но
дают значительно меньшие значения концентрации, чем репрезентативное распределение озона, предложенное Л. Элтерманом [42]. Заметим, что Т. Л. Альтшулер считает, что содержание озона в вертикальном столбе атмосферы равно 0,229 атм.
см, но, согласно работе [42], эта величина равна 0,35 атм. см.
В работе [39] при расчете интенсивности уходящей радиации
учтено только однократное рассеяние, причем все физические параметры (вертикальные распределения концентрации
озона и плотности воздуха, спектральные коэффициенты поглощения и рассеяния, а также спектральное распределение
прямой солнечной радиации) аппроксимировались аналитическими выражениями. Это позволило получить выражение для
интенсивности уходящей радиации в аналитическом виде. Расчеты Грина показали, что интенсивность уходящей радиации
имеет минимум около длины волны Х=0,24 мк, где абсолютные
величины (в зависимости от модели вертикального распределения) изменяются в пределах 10~6—5- 10~6 вт/см2 стер. мк.
В работе 3. Секера и Д. В. Даве [40] использовалась двухслойная модель атмосферы: в верхнем слое, где распределение
озона задавалось аналитическими функциями, оптическая толщина мала и там учитывалось только однократное рассеяние
и поглощение озоном; в нижнем слое, где оптическая толщина
значительна, принималось во внимание многократное рассеяние. Вычисления проведены для релеевского рассеяния и альбедо подстилающей поверхности А = 0. Оптическая толщина
нижнего слоя была 1,0, верхнего слоя — 0,18. Оптическая толщина всей атмосферы, равная 1,18, соответствует длине волны
,5
А=0,229 мк. Рассмотрены отдельно следующие слагаемые восходящей радиации: 1) прямая солнечная радиация, однократно
рассеянная в верхнем слое, 2) диффузно отраженная нижним
слоем прямая солнечная радиация, которая после отражения
ослаблена в верхнем слое, 3) диффузно отраженная нижним
слоем прямая солнечная радиация, диффузно пропущенная
верхним слоем, 4) рассеянная радиация, диффузно отраженная нижним слоем и ослабленная в верхнем слое, 5) рассеянная радиация, диффузно отраженная нижним слоем и диффузно пропущенная верхним слоем. Показано, что первое слагаемое (рассеянная в верхнем елое радиация) с ростом надирного
угла визирования растет. При малых зенитных углах Солнца
и небольшом поглощении озоном (крылья полосы) диффузно
отраженная нижним слоем (и пропущенная верхним слоем)
радиация больше радиации, однократно рассеянной в верхнем
слое. С ростом поглощения озоном освещенность нижнего слоя
быстро убывает и вклад диффузно отраженной нижним слоем
радиации в общий поток быстро убывает. Угловое распределение уходящей радиации при наличии озона качественно совпадает с угловым распределением радиации в случае без озона.
При расчетах не учитывалось многократное рассеяние в верхнем слое. При не слишком больших зенитных углах Солнца и
углах визирования (£<50°, ,&<50о) ошибки за счет неучета
многократно рассеянной радиации в верхнем слое, если нет озона, составляют около 8—15%. С ростом поглощения озоном
эти ошибки должны быстро убывать.
Т. А. Гермогенова и М. С. Малкевич [41] подчеркнули, что
учет рассеяния высших порядков особенно существен в крыльях
полосы поглощения озона и при больших оптических путях
прохождения радиации.- При названных условиях заметную
роль может играть рассеяние радиации на аэрозолях в высоких
слоях атмосферы (метеорные следы, космическая пыль, серебристые облака). Кроме того, нельзя, вероятно, игнорировать
явление люминесценции, которое обеспечивает переизлучение
солнечной энергии, поглощаемой в полосах Шумана—Рунге
(0,175—0,20 мк), в виде эмиссии дневного неба в области
0,175—0,45 мк. В работе [43] показано, что выше 80 км эта
эмиссия превосходит релеевское рассеяние.
В работе [41] рассматривалась плоскопараллельная модель
атмосферы, плотность которой изменяется с высотой по показательному закону. Вертикальное распределение озона полученб из-ракетных измерений Ф. С. Джонсона [44] до высоты
70 км и экстраполировано до 100 км. Заметим, что данные
Ф. С. Джонсона [4-4] дают концентрации озона, меньшие, чем
по А. Е. С. Грину [39]. В крыльях полосы озона (Я>0,3 мк)
учитывается и аэрозольное рассеяние. Кроме того, чтобы передать зависимость индикатрисы рассеяния от высоты, атмосфера
,106
делится на несколько слоев. Решение получено численным методом, разработанным в исследовании [45]. В работе [41] получено вертикальное и угловое распределение интенсивности
многократно рассеянной радиации при Х=0,25; 0,28; 0,32 мк,
J£ вт/см2стер, мк
Рис. 34. Результаты расчетов по [41] спектрального распределения интенсивности радиации,
отраженной атмосферой в диапазоне спектра
0,20—0,35 мк в зависимости от зенитного угла
Солнца £ и угла визирования # при азимуте
•ф = 0°.
На рис. 34 приведена изменчивость спектрального распределения абсолютных величин интенсивности уходящей радиации в зависимости от зенитного угла Солнца £ и угла визирования $ в вертикале Солнца (г|з = 0).
Легко видеть, что в области сильного поглощения
возрастает с увеличением угла Ф, особенно при больШйх
Однако при слабом поглощении Л не зависит от Ф, если £ мало.
Это противоречит результатам А. Е. С. Грина [39], в соответствии с которыми ход
по тЭ1 не зависит от Я. Указанное противоречие объясняется тем, что приближения, котЬ'рыё используются в работе [39] при расчете однократного рассеяния, заведомо неприменимы в крыльях полосы поглощения озона.
,107
2. П л о с к о п а р а л л е л ь н а я
реальная
атмосфера
В реальной атмосфере существенно учитывать рассеяние на
аэрозоле. При этом важно, что распределение по высоте и по
размерам частиц аэрозоля в атмосфере изменчиво и зависит
от крупномасштабной турбулентности атмосферы. Известно,
что для вертикального распределения частиц аэрозоля характерна слоистая структура (аэрозольные слои под инверсиями,
под тропопаузой, слой глобального характера на высоте 16—
24 км [46'—51], ядра конденсации, образующие перламутровые
и серебристые облака, и т. д.). В качестве примера приведем
на рис. 35 данные о коэффициентах ослабления (см. формулу
ккм j
Р и с . 35. С р е д н и е з н а ч е н и я коэ ф ф и ц и е н т а о с л а б л е н и я k на
р а з л и ч н ы х высотах.
/ — абсолютно
чистая
атмосфера,
/ / — на склонах Эльбруса (1957 г.).
1 — Московская область (1956—1957 гг.),
2—Северный
Казахстан (1956 г.),
3 — Харьковская
область
(1957 г.),
Северный Кавказ (1957 г.), 5 ~ М о сковская область (1958 г.).
(2.1)), полученные, Г. П. Фарапоновой [55] по данным измерений с самолета. Как видно, на малых высотах (до 0,5—1 км)
убывание коэффициента ослабления происходит очень быстро
главным образом за счет уменьшения концентрации пыли или
водяных капель, поднимаемых с подстилающей поверхности
местными воздушными потоками.
Аэрозоль, включающий в себя жидкокапельную фазу воды,
принадлежит к наиболее изменчивым компонентам атмосферы
как в количественном, так и в качественном отношении. Многочисленные измерения прозрачности, яркости и поляризации
дневного неба свидетельствуют о том, что аэрозоль распределяется в атмосфере не однородными слоями, а в виде отдельных клочковатых скоплений, переносимых ветром и претерпевающих постоянные качественные изменения, в том числе и в
результате конденсационных процессов. Даже в самый ясный
И спокойный день представление о горизонтально однородной
атмосфере не соответствует действительности. Учет конкретной
горизонтально неоднородной слоистой структуры аэрозоля в
расчетах переноса радиации является чрезвычайно трудоемким. Поэтому различные авторы используют различные приближения, где, как правило, пренебрегают горизонтальными
неоднородностями.
,108
Так, например, в схеме К. С. Шифрина и И. Н. Минина
[56] использовалась средняя стандартная модель атмосферы,
где концентрация аэрозоля убывает с высотой экспоненциально
[57]. Основная идея работы [56] состоит в построении замкнутой оптической схемы реальной безоблачной атмосферы таким
образом, чтобы, считая какие-то характеристики атмосферы
известными, определять с их помощью любые другие характеристики, Эти конкретные характеристики, описывающие данное конкретное состояние атмосферы, берутся из наблюдений.
Замыкание схемы удалось провести за счет привлечения следующих эмпирических данных:
1) аэрозольного строения безоблачной атмосферы [57],
2) спектральной прозрачности атмосферного аэрозоля [58],
3) формы индикатрис рассеяния в атмосфере [59].
Исходными параметрами, которые надо определить экспериментально, являются горизонтальная дальность видимости
на уровне земной поверхности S0 и спектральная оптическая
толщина атмосферы т 0 (Я). Полный коэффициент рассеяния
(см. формулу (2.1)) в работе [56] определяется по формуле
а (г, ц =
-е*.
(2.17)
где а и р — коэффициенты, характеризующие убывание соответственно релеевского и аэрозольного рассеяния с высотой;
йо(^о) и b0{h)—соответственно
релеевский и аэрозольный
коэффициенты рассеяния на уровне земной поверхности при
длине волны А,о = 0,55 мк. Оптическая толщина всей атмосферы
и горизонтальная дальность определяются формулами:
T 0 (V>= J o (г,
S o =
=
+
3 91
а0(10) + МЯ0) '
(2.18)
( 2 Л 9 )
Из этих уравнений легко определить коэффициенты, характеризующие аэрозольное рассеяние:
р_
(2.20)
Ьй (Х0)
Коэффициенты, определяющие релеевское рассеяние ао(Хь)
и а, рассчитываются теоретически.
Для решения уравнения переноса (2.1) в работе [56] использован приближенный метод. В. В. Соболева [60, 9] и учтена
средняя взвешенная индикатриса рассеяния по формуле
K(Y) =
- f - Mг Y ) +
TТо- K . ( Y ) ,
(2-21)
,109
где
а0
b0 (X)
(X)
(2.22)
(2.23)
1.
to
Здесь у— угол рассеяния; х р ( у ) — нормированная релеевская
индикатриса рассеяния, вычисленная по формуле (2.13);
Ka-(v) — аэрозольная. индикатриса рассеяния (получены из
экспериментальных данных [59]).
Интенсивности уходящей радиации (яркость дымки) при
Я0 = 0,55 мк даны в работе [56] и в таблицах [61] для оптических
толщин то = 0,2; 0,3; 0,5, для различных альбедо Л = 0,02; 0,5;
0,75; 1,0 для восьми индикатрис рассеяния и трех азимутов
•ф = 0, 90, 180°. Зенитные углы Солнца были приняты равными
£=20, 40, 60, 80°, углы визирования 0 = 0, 20, 40, 60, 85°. Приведенные в работах [56, 61] данные позволяют определить интенсивности уходящей радиации для любых значений альбедо от
0 до 1 с ошибкой (за счет интерполяции альбедо) не более 3%.
Как указано в работе [62], ошибки приближенного метода
В. В. Соболева при вычислении интенсивноетей уходящей радиации не превышают 15% даже при сильно вытянутой инди«
катрисе и большой оптической толщине то = 0,8.
Осуществленные в работах [56, 61] расчеты показывают, что
интенсивности уходящей радиации растут с ростом угла визирования. Для иллюстрации этого приводим табл. 2.2, где приведены рассчитанные по данным [61] отношения интенсивностей
Таблица
14
Отношение интенсивностей у х о д я щ е й радиации у горизонта
(ft = 85°) к интенсивностям в надире (ft = 0°)
So —50
s„== 4 км, х-= 0,5
S„ = 20 км, Т0 = 0,3
км, т0 == 0,2
i
0
90
180
0
4,36
7,43
14,14
32,62
3,75
4,66
5,45
6,26
3,93
5,53
7,67
10,16
3,98
6,47
12,42
43,18
90
180
0
90
180
3,36
3,92
4,40
6,53
3,40
4,35
5,75
10,42
3,79
7,38
18,67
81,35
3,11
3,43
3,67
4,61
3,08
3,68
4,28
5,81
2,81
3,08
3,60
6,64
1,69
2,14
4,45
25,90
1,62
1,69
1,84
2,43
1,62
1,72
1,95
2,79
А == 0
20
40
60
80
А
о о о о
СМ -й" (О ОО
,110
4,15
5,02
7,63
20,24
3,96
4,21
4,52
5,29
4,01
4,46
5,33
7,51
2,96
3,62
5,98
23,52
=
1,0
2,81
2,97
3,33
4,63
при угле визирования 0 = 85° к интенсивностям в надире •0 = 0°
при трех оптических толщинах т 0 =0,2; 0,3; 0,5 и двух альбедо
Л = 0 и 1,0.
С ростом альбедо интенсивности уходящей радиации растут
почти линейно, но, как видно из табл. 14, отношения/(85°)/7(0)°
убывают.
С ростом зенитного угла Солнца £ интенсивности в надире
убывают.
Е. М. Фейгельсон, М. С. Малкевичем и др. [63, 64] выполнены расчеты поля уходящей радиации для двухслойной плоской
горизонтально однородной чисто рассеивающей модели атмосферы. Предполагалось, что модель чисто рассеивающей атмосферы соответствует условиям переноса радиации в видимой
области спектра. В верхнем слое, оптическая толщина которого
Ti=-jTo, принята почти релеевская индикатриса рассеяния, а в
нижнем слое индикатрисы брались по данным [59] сильно вытянутыми, но варьировались в довольно широких пределах.
Предполагалось, что земная поверхность отражает радиацию
по закону Ламберта. Вычисления проводились для оптических
толщин т0 = 0,2; 0,4; 0,6; 0,8; азимутов if> = 0,45, 90, 135, 180°, зенитных углов Солнца £=30, 45, 60, 75°, углов визирования
•fr=0, 15, 30, 45, 60° и альбедо Л = 0,1; 0,2; 0,3; 0,4; 0,6; 0,8.
В работах [63, 64] решение интегро-дифференциального уравнения переноса излучения (2.1) получено методом последовательных приближений. При этом индикатрисы рассеяния х(у)
представлены в виде суммы 11 полиномов Лежандра:
м * . Y)=SC yiJt (*)•/>,[COSY],
(2.24)
и решение уравнения (2.1) искалось в виде тригонометрического ряда
N
у « (Т, г) = \ Л?' (т, <У) + 2
/г-1
* (t'
cos
(2-25)
Здесь Ф — угол визирования, ф — азимут; значения индекса
1=1, 2 обозначают соответственно восходящие и нисходящие
интенсивности радиации. Уравнение переноса радиации (2.1)
преобразуется при этом в систему 2N уравнений для определения неизвестных Л(Д.(т, &) {1=\„ 2; k=\, ..., N).
Для анализа углового распределения восходящей радиации
в работе [63] построены карты изофот радиации, уходящей с
верхней границы атмосферы. Эти карты показывают, что изофоты интенсивостей сравнительно близки к параллелям как для
больших, так и для малых значений зенитного угла Солнца £,
Ш
т. е. ясно выражается слабое азимутальное изменение интенсивности радиации. Отметим, что в работах [63—65] результаты
выражены в относительных единицах. Если солнечную постоянную положить равной Jo, то абсолютные значения интенсивностей могут быть получены умножением данных [64—66] на / 0 /2л.
На рис. 36 римскими цифрами обозначены номера индикатрис
/"(Т'.ЪФ)
Рис. 36. Зависимость интенсивности уходящей радиации J ^ от угла визирования ft при различно вытянутых индикатрисах рассеяния.
(по работе [59]) в нижнем слое. Количественные изменения интенсивности радиации, вызванные изменением индикатрисы рассеяния, зависят от величин т и
При А — 0 интенсивности уходящей радиации растут с ростом т0 и Ф, т. е. при увеличении
замутненности атмосферы и при приближении направления
наблюдения к горизонту.
Вытянутость индикатрисы определяется параметром
Я/2
к (у) sin у dy
г2
о
(2.26)
J к (у) sin у dy
я/2
С увеличением Г1/Г2 интенсивности уходящей радиации
всегда убывают, но это убывание сравнительно мало. Это видно и из рис. 36, где приведена зависимость интенсивностей уходящей радиации от угла визирования Ф при различных индикатрисах. При этом параметр Г1/Г2 для индикатрисы II равен
2,5, для III—2,8, для IV—2,4, для VII—4,7, для VIII—8,4.
,112
Из рис. 36 следует, что интенсивности уходящей радиации
сравнительно слабо зависят от формы индикатрисы. Отсюда
можно сделать вывод, что в первом приближении при определении уходящего излучения можно неизотропность рассеяния
учитывать довольно грубо или,- за исключением больших значений -&, даже полагать рассеяние изотропным.
Рис. 37. Зависимость интенсивности
уходящей радиации от угла визирорования при А = 0.
1, 2) То = 0,2, индикатриса VI в нижнем слое
3
толщиной
циной т2 = — т 0 ; 3, 4) т0 = 0,6, индикатриса VII; 5, 6) т0 = 0,6, индикатриса VIII.
$ 70
50
30
W
Ю
30
50 701?
, сн°
ф--т°
С увеличением альбедо сближаются величины интенсивностей уходящей радиации, соответствующие различным функциям рассеяния, и уменьшается влияние неизотропности рассеяния. Таким образом, учет альбедо подстилающей поверхности в еще большей степени подтверждает сделанный выше
вывод о сравнительно малой роли неизотропности рассеяния
при вычислении интенсивности восходящей рассеянной радиации. При этих расчетах первостепенное значение имеет точный
учет альбедо подстилающей поверхности.
В работе [61] сделаны следующие выводы:
1. При наличии значительного отражения от поверхности
Земли
0,2) зависимость восходящей радиации от Ф, ^ и то
существенно ослабляется.
§
Зак. 359
ИЗ
2. Наличие отражения усиливает зависимость восходящей
радиации от зенитного расстояния Солнца.
3. В области изменения переменных
г|з, то,
где рассеяние света сильнее всего (то>0,6; '&>75°; -ф = 0°), а поток прямой
солнечной радиации минимален (£^>75°), роль альбедо несущественна.
4. При £<75° и Л>0,2 з грубом приближении можно считать интенсивность восходящей рассеянной радиации не зависящей от высоты Солнца, оптического состояния атмосферы и
направления визирования.
5. При высоких положениях Солнца отражение от земной
поверхности может увеличить интенсивность восходящей радиации в 5—10—15 раз.
Более детально можно проследить за изменением интенсивности уходящей радиации в солнечном вертикале по рис. 37,
взятому из работы [64]. На рис. 37 по оси ординат в полуплоскости, где находится Солнце, отложены интенсивности радиации для лучей, имеющих азимут ф = 0°. Как следует из'"рис. 37,
яркость замутненной атмосферы при альбедо А = 0 имеет минимум либо в направлении надира (#=0°), либо (в вертикале
Солнца и близких к нему вертикалах) в направлении, несколько сдвинутом от #=0°. Горизонт в стороне Солнца оказывается
более ярким, чем противоположный горизонт, примерно на
20—30% при высоких положениях Солнца (£ = 30°) и на 50—
100% при низких (£=75°). Яркость солнечного горизонта сильно
возрастает с увеличением мутности атмосферы (т0 растет) и зенитного расстояния Солнца, тогда как яркость противоположного горизонта изменяется слабо. В других вертикалах распределение интенсивности уходящей радиации по
—становится
более симметричным, и в вертикале, перпендикулярном солнечному, распределение будет совершенно симметричным (в соответствии с постановкой задачи). При этом яркость у горизонта
при малых £ не изменяется, а при больших уменьшается примерно вдвое (по сравнению с яркостью в вертикале Солнца).
Аналогичные расчеты К. Л. Каулсона [26] для молекулярной
атмосферы приводят в ряде случаев к противоположным результатам. На рис. 38 представлены результаты расчетов
М. С. Малкевича [65], выполненные для модели прозрачной атмосферы (то=Д2), и с целью сравнения приведены аналогичные данные, относящиеся к случаю релеевской атмосферы. Из
рис. 38 видно, что в релеевской атмосфере солнечный горизонт
может оказаться менее ярким, чем противоположный горизонт.
Интересно заметить, что молекулярная атмосфера оказывается ярче замутненной, причем это различие увеличивается
при уменьшении •в и увеличении to. Только в области вблизи
солнечного горизонта замутненная атмосфера ярче релеевской.
На рис. 38 обращает на себя внимание сильное влияние чаль,114
бедо земной поверхности на угловое распределение уходящей
радиации: при /4 = 0,4 интенсивности уходящей радиации практически изотропны, а при Л = 0,8 наблюдается потемнение горизонта.
Н. В. Громова и Е. М. Фейгельсон [115] рассмотрели распределение интенсивности уходящей радиации в видимой области
спектра в конкретных условиях сплошной облачности. При
Рис. 38. Угловое распределение
интенсивности уходящей радиации
в вертикале Солнца для моделей
прозрачной атмосферы (т 0 = 0,2)
и соответствующей
релеевской
атмосферы (т 0 = 0,2); азимут i])=0°
соответствует
направлению на
Солнце.
5 = 30°: 1) А —0, 3) Л = 0,4, 5) Л = 0,8,
7) Л = 0 (релеевская атмосфера); 5 = 75°:
2) Л = 0, 4) Л = 0,4, 6) Л = 0,8, 8) Л = С
(релеевская атмосфера).
75
SO 45
30
/5
75 Г
этом, учитывая рост альбедо облачного слоя с увеличением зенитного угла Солнца
они получили, что уходящая радиация
при облачном небе весьма существенно зависит от положения
Солнца в противоположность случаю безоблачной атмосферы,
ограниченной слабо отражающей подстилающей поверхностью.
В первом случае главную роль в формировании уходящего излучейия играет отраженная от облака прямая радиация, быстро убывающая с ростом зенитного угла Солнца, во втором
случае основной вклад в видимой области спектра принадлежит рассеянному свету дымки, медленно изменяющемуся с зенитным углом Солнца.
Как отмечено в работе [64], при больших альбедо и малых
зенитных углах Солнца различие между интенсивностями
,115
радиации релеевской и нерелеевской атмосферы мало, Так как
основной вклад в восходящую радиацию вносит при наличии
большого альбедо именно отраженная радиация. Если же зенитное расстояние Солнца растет (£>75°), то роль отраженной
радиации заметно ослабляется (поток отраженной солнечной
0о(1)
Рис. 39. Зависимость интенсивности уходящей
радиации от зенитного угла Солнца в случае
сильно замутненной (т 0 = 0,6) и соответствующей
релеевской (т 0 = 0,6) атмосферы; А = 0.
Аэрозольная индикатриса: 1) 0 = 15°, 2) (> = 75°; релеевская
индикатриса: 3) ft = 15°, 4)г 0 = 75°. Интенсивности даны
в кал/см мин. стер;
радиации убывает как cos£). В этих случаях, несмотря на боль*
шие значения альбедо, компенсирующий эффект многократного
рассеяния достаточно велик и потемнение атмосферы к горизонту отсутствует.
Значительный интерес представляют полученные М. С.Малкевичем [65] данные о зависимости интенсивности уходящей радиации от зенитного расстояния Солнца, приведенные на
рис. 39. Как и следовало ожидать, ход интенсивности в зависимости от зенитного угла Солнца t, существенно различен для
разных направлений визирования. Если радиация в направле,116
нии визирования •0-= 15° мало изменяется с зенитным углом
Солнца, несколько убывая с увеличением последнего, то при
тЭ = 75° наблюдается обратная картина. Приведенный факт показывает, что при решении задачи приведения результатов измерения интенсивности. уходящей радиации к заданному моменту времени могут возникнуть большие трудности, связанные
с наличием резко выраженного дневного хода радиации.
Вышеприведенные результаты подтверждаются и расчетами
К. Бульриха, Е. Де Бари и др. [86, 109]. В работе [109] проведены расчеты в плоскопараллельной модели реальной атмосферы. При этом однократное рассеяние учтено точно, т. е. по
теории Ми вычислены аэрозольные индикатрисы рассеяния.
Многократное рассеяние принято из таблиц [24] для релеевской
атмосферы. Поглощение не учитывается. Расчеты поля интенсивностей уходящей радиации проведены для следующих значений параметров: при зенитных углах Солнца £=37° и £=78,5°,
длинах волны Я = 0,45, 0,65 и 0,85 мк, факторе мутности Т = 1,
2, 6, альбедо подстилающей поверхности /4=0; 0,25 и 0,8. Падающая внеатмосферная солнечная радиация принята равной
величине зх. Результаты расчетов интенсивностей даны в
кал/см 2 сек.стер.
Результаты расчетов, приведенные в работе [109], тоже подтверждают, что существует сравнительно сложная зависимость
поля интенсивности уходящей радиации от мутности атмосферы, альбедо земной поверхности и высоты Солнца. В молекулярной атмосфере в большинстве случаев максимум интенсивности при малых величинах альбедо находится вблизи горизонта. При больших значениях альбедо горизонт оказывается частью земного шара наименьшей яркости. Сказанное имеет место только при коротких длинах волны. При ^=0,85 мк зависимость интенсивностей от угловых координат мала.
При наличии аэрозольного рассеяния существенные отклонения от релеевского случая имеют место при малых высотах
Солнца. Благодаря сильному рассеянию вперед аэрозоля интенсивности радиации в мутной атмосфере увеличены вблизи Солнца, особенно при А,=0,85 мк. Это показывает, что даже при малых величинах фактора мутности нельзя пренебрегать аэрозольной составляющей атмосферы.
Из таблиц [113] получим данные об однократном рассеянии
для Я=0,40-М,2 мк в плоскопараллельной модели атмосферы
при Юнгевском распределении частиц аэрозоля, определяемом
формулой .
cin(r) =
cr-vd\gr,
где dn(r) дает число частиц в единичном интервале радиусов
в логарифмической шкале,' с — параметр, характеризующий
мутность атмосферы (зависит от числа частиц в см 3 ). Расчеты
,117
распределения интенсивностей в таблицах [113] приведены для
значений v = 2,5; 3,0 и 4,0, а интервал радиусов частиц 0,04 м к <
< г < 1 0 , 0 мк. При этом рассеивающие свойства отдельных частиц вычислены по теории Ми при показателе преломления
т = 1 , 5 . Концентрация аэрозоля с высотой убывает экспоненциально, но распределение по размерам взято постоянное.
Юнгевское распределение по размерам, конечно, справедливо для определенного интервала радиусов. При этом пренебрежение малыми частицами (г<0,04 мк) обосновано тем, что
их рассеивающая способность в сравнении с релеевским рассеянием на молекулах воздуха мала. Больших частиц в реальной
атмосфере мало из-за большой скорости оседания.
Ограниченность таблиц [113] связана с учетом только однократного рассеяния. Это справедливо при малых оптических
толщинах. Следующую аппроксимацию получим, если добавим
многократное рассеяние, вычисленное при релеевском рассеянии по данным таблиц [24].
С ростом альбедо появляются два максимума в распределении интенсивностей уходящей радиации при малых зенитных
углах Солнца. Если альбедо Л 1 , для коротких длин волны
наблюдается минимум у горизонта. При более длинных волнах
максимальные интенсивности находятся у горизонта в азимуте
Солнца, а минимальные — в противоположном азимуте.
Приведенные зависимости осуществляются за счет наложения эффектов индикатрисы рассеяния и ослабления радиации
на пути луча. В некоторых случаях поле радиации сравнительно однородное (мутность и альбедо малы), в других случаях
имеют место сильные градиенты интенсивностей (высокая мутность, высота Солнца мала, длинные волны). Уходящая радиация зависит главным образом от альбедо подстилающей поверхности и от мутности (особенно в случае если Солнце у горизонта). . Многократное рассеяние увеличивает поток уходящей радиации при коротких длинах волны, но его влияние
меньше, чем влияние аэрозоля (при учете только однократного
рассеяния).
В работах К. Бульриха, Е. Де Бари и др. [86, 109] аэрозольные оптические толщины и индикатрисы рассеяния были вычислены по теории Ми с учетом распределения частиц по
К. Юнге. Толщина эквивалентного однородного аэрозольного
слоя в атмосфере (при постоянной, концентрации частиц, равной концентрации у земной поверхности) была взята, по
Р. Пенндорву, # а = 1 , 2 5 см. В работах Е. М. Фейгельсон,
М. С. Малкевича и др. [63—65] использована двухслойная модель атмосферы. Хотя эти модели, аппроксимируют действительность довольно грубо и не могут претендовать на детальное описание бесконечного разнообразия различных оптических структур реальной атмосферы, упомянутые схемы все-таки
,118
правильно изображают общие закономерности при средних оптических режимах атмосферы.
В некоторых случаях представляет, однако, интерес учет
резко выраженного аэрозольного слоя. М. С. Малкевичем и
Т. А. Гермогеновой [41] были проведены расчеты для случая,
когда между 75 и 80 км содержится аэрозольный слой (серебристые облака). Индикатриса рассеяния выбрана соответственно распределению частиц по размерам в этом слое. Учитывая,
JM
атмосферы (2) и для случая аэрозольного слоя ( / )
на уровне 75—80 км при различных X.
Интенсивности даны в кал/см2 мин. стер.
что аэрозольная индикатриса сильно вытянута, можно ожидать,
что при определенных взаимных расположениях Солнца и наблюдателя интенсивность радиации, рассеянной аэрозольным
слоем в мировое пространство, будет заметно превосходить интенсивность молекулярного рассеяния.
Сравнение углового хода интенсивностей восходящей радиации, вычисленных для релеевского и аэрозольного рассеяния
при разных зенитных углах Солнца для Х=0,25~мк Й Х=0,34мк,
проведено на рис. 40. Из рассмотрения изображенных здесь
кривых следует, что при нормальном падении солнечной радиации (малые £) интенсивность отраженной радиации при наличии серебристых облаков оказывается даже несколько меньшей
аналогичной величины в чисто молекулярной атмосфере, за
исключением случая очень больших углов Ф. Очевидная причина этого явления состоит в том, что при осуществляющихся
,119
в рассматриваемых случаях углах рассеяния значения интенсивности рассеяния, соответствующие аэрозольной индикатрисе
рассеяния, оказываются настолько меньше аналогичных значений для релеевской, что не компенсируются увеличением интенсивности рассеянной радиации за счет роста оптической
толщины рассеивающего слоя. Однако при больших £ и Ф, когда осуществляются малые углы рассеяния и аэрозольный индикатрисный эффект становится значительным, интенсивность
отраженной радиации заметно возрастает в аэрозольном случае
(при £=80° и '&=80о примерно в 4 раза для Я = 0,25 мк).
В работах [56, 61—64] при расчете интенсивностей уходящей
радиации считалось, что в атмосфере происходит только чистое
рассеяние. Такое допущение оправдано в видимой части спектра, но в инфракрасной области необходимо учитывать поглощение. В работе К- С. Шифрина, В. Ю. Коломийцева и Н. П. Пятовской [66] использован приближенный метод для расчета
уходящей радиации с учетом однократного рассеяния и поглощения (при введении спектральных функций пропускания водяного пара и углекислого газа по работе К. С. Шифрина и
О. А. Авасте [15]). Атмосфера делится при этом на восемь слоев
и при учете однократного рассеяния поле уходящей коротковолновой радиации складывается из следующих компонент:
1) прямого излучения, рассеянного непосредственно назад;
2) прямого излучения, прошедшего через атмосферу, отраженного поверхностью Земли и снова прошедшего через атмосферу;
3) излучения, рассеянного вперед, отраженного поверхностью Земли и прошедшего обратно через атмосферу;
4) излучения, отраженного и рассеянного вперед;
5) излучения, отраженного, рассеянного назад, вновь отраженного и прошедшего через атмосферу.
Слагаемые 1 и 4 дают поле атмосферной дымки, 2, 3 и 5 —
поле отраженной радиации на верхней границе атмосферы.
В работе [66] вычислены интегральные интенсивности уходящей коротковолновой радиации (включая видимую и близкую инфракрасную области). Результаты расчетов можно иллюстрировать рис. 41, где дана зависимость интенсивности уходящей радиации от угла визирования при различных зенитных
углах Солнца в абсолютных единицах при альбедо А — 0. Как
видно из рис. 41, общие закономерности углового распределения уходящей радиации, изложенные выше по данным работ
[56, 63—65], сохраняются и для интегральной коротковолновой
радиации.
С ростом альбедо увеличиваются как значения дымки, так и
величины отраженного излучения. Поэтому яркость и поток
уходящей коротковолновой радиации увеличиваются в среднем
на порядок величины при изменении альбедо от 0 д о 1 (рис. 42).
,120
Из рис. 42 видно, что зависимость интенсивности уходящей
радиации от альбедо почти линейная, причем, чем больше зенитные углы Солнца, тем медленнее увеличивается интенсивность уходящей радиации. Это объясняется увеличением относительного вклада дымки.
В работе [66] было предположено, что подстилающая поверхность отражает по закону Ламберта. Отражение реальных
Зжаи/ смгминлтер.
1) £ = 20°, 2) £ = 40°, 3) £ = 60°, 4) £ = 80°.
поверхностей неламбертово, и поэтому при отражении появляется зеркальный компонент (так называемая солнечная дорожка). В этом случае при расчетах вместо альбедо надо ввести коэффициенты отражения, зависящие от углов падения и
отражения. В работе Ю. Р. Мулламаа [1.5] подробно теоретически изучено отражение от взволнованной поверхности моря.
Использовав эти результаты, О. А. Авасте, К. С. Шифрин и
Ю. Р. Мулламаа [67] вычислили поле уходящей радиации в случае неламбертова отражения. При этом в видимой области был
использован метод В. В. Соболева [60], в близкой инфракрасной
области — метод, изложенный в работе [66]. На рис. 43 приве.
J (#)
дены величины l g — д л я сильнои полосы поглощения водя*
•Ml
ным паром X и для А, = 1,68 мк (вне полосы). Здесь величина
,121
/ н — интенсивность уходящей радиации в направлении надира.
Подстилающей поверхностью является море. На рис. 43 ясно
выражается область зеркального отражения морской поверхностью (максимумы при азимуте г|з = 0°). Кроме того, из рис. 43
J кал/см 2мин. стер.
т
Рис. 42. Зависимость интенсивности уходящего
излучения от альбедо земной поверхности (безоблачная атмосфера).
1) Е = 20°, 2) £ = 40°, 3) £ = 60°, 4) £ = 80°.
видно, что в близкой инфракрасной области спектра вне поло»
сы поглощения (1=1,68 мк) при £=80° величина /(•&, ^ ) — J
(80, 0°) превышает на три порядка величину интенсивности
уходящей радиации в направлении надира. В работе [67] вычислены и интегральные интенсивности в спектральных интервалах Я=0,4-н0,7 мк и A,=0,7-f-4 мк. Показано, что в видимой
области спектра рассеянная радиация дает везде заметный
вклад в интенсивость уходящей радиации, в том числе и в. направлении дорожки Солнца. Угловое распределение интенсивности уходящей радиации в видимой области спектра при неортотропной подстилающей поверхности иллюстрирует рис. 44.
,122
На рис. 44 для сравнения приведены и интенсивности уходящей
радиации в случае ортотропной подстилающей поверхности по
данным работы [61]. Заметим, что в работах [61] и [67] были
проведены расчеты при различных индикатрисах. Расхождения
6)
О
Ч
/
\
—%2
з
4
5
\
\
\
\ \
2
\
/
\\\
Л
/ У
I
85
1
1 I
- 40
ф =о°
1
1
40
1
1
85
85" Ъ
ф
Рис. 43. Зависимость относительных интенсивностей уходящей радиации над морем от угла визирования ft для
•ф = 0, 90, 180°.
-а — в полосе поглощенип X (Л. —1,31 мк), б — вне полосы (Л, = 1,68 мк);
1) £ = 0°, 2) £ — 20°, 3) £ = 4 0 ° , 4) £ = 60°, 5) £ = 80°.
интенсивностей уходящей радиации за счет разницы в инди*
катрисах рассеяния характеризуют кривые 2 и 4 (при Л = 0).
В видимой области спектра A, = 0,4-f-0,7 мк максимальная
интенсивность радиации в области дорожки Солнца / д о р при
низком Солнце (£>60°) превышает интенсивность в направлен
нии надира / н в 10 раз, в области A,=0,7-f-4 мк / д о р > 5 0 / н , в
области
0,4-ь4 мк / Д О р>14/ н . В то же время коэффициенты
,123
отражения моря г (ft, -ф) для дорожки Солнца при £=60° превышают г (0,0) в 1000 раз.
Особый интерес представляет случай, когда отражает радиацию слой бесконечной оптической толщины с сильно анизотропным рассеянием. Этот случай имеет место при отражении радиации плотными протяженными облаками (тЗ>1). В ра-
Рис. 44. Зависимость интенсивности уходящей радиации над морем
в видимой области Я — 0,55 мк, т о = 0,3 от угла визирования ft для
•ф = 0, 90, 180°.
1 — неортотропная подстилающая поверхность, по [67]; 2 — А=0,
по [61], 4— А — 0, по |61].
по [67], 3 — А=0,058,
боте С. М. Чу, Дж. А. Ликока, Д. С. Чена, С. В. Черчилла
[68] решена численным методом задача отражения параллельных лучей слоем с бесконечной оптической толщиной при анизотропном рассеянии. Индикатрисы рассеяния выбраны для
2яг
п п
частиц, которым соответствуют параметр --^— = 2,2 и показатель преломления п= 1,44. Индикатрисы рассеяния были разложены в ряд по полиномам Лежандра, причем учитывалось
пять членов в разложении. При этом альбедо частицы (см. формулу (17) имело следующие 'значения: Х=0,3; 0,6 и 0,9. В работе [68] получено, что альбедо, бесконечного слоя растет
с ростом зенитного угла Солнца. Например, при Х=0,9, £=0
А = 0,22, при £ -> 90° А ->0,64; при Х=0,3; £ = 0 А=0,02 при
,124
£->90° А ->0,14. Расчеты, проведенные в работе [68], показывают, что толстые-облачные слои отражают радиацию неортотропно. Яркость горизонта под Солнцем превышает яркость
в противовертикале. Существует явная зависимость от азимута и наблюдается яркая область —солнечная дорожка. Это
подтверждается самолетными измерениями, проведенными
В. П. Козловым и О. Е. Федоровой [119], а также анализом измерения со спутника „Тайрос-IV" [120], где показано, что величины альбедо, вычисленные по данным об уходящем излучении при облачном небе, оказались существенно различными
для диапазонов углов рассеяния 52—60 и 77—86°. Большие
альбедо соответствуют меньшим углам рассеяния. Учитывая,
что в реальных облаках индикатрисы рассеяния еще больше
вытянуты, чем использованные в работе [68], можно сделать
вывод, что азимутальная зависимость интенсивности отраженной облачным слоем радиации должна быть выражена еще
сильнее.
Расчеты, сделанные в работе [68], были проведены для случая монодисперсного слоя. Д. Дейрменджан [69, 70] показал,
что, используя концепцию о «среднем взвешенном радиусе»
облачных частиц, невозможно точно учесть эффекты поляризации. Применив классическую электромагнитную теорию рассеяния света на сферических частицах в случае полидисперсного
облака, можно получить лучшее согласие с наблюдениями углового распределения интенсивности и поляризации в облаках и
дымках в видимой области спектра.
Заметим в заключение, что авторы вышеприведенных работ
сделали расчеты для довольно больших углов
и
Поэтому
полученные ими закономерности имеют смысл только в том
случае, когда за верхнюю границу атмосферы принимается
уровень, не слишком удаленный от подстилающей поверхности,
чтобы при больших £ и Ф еще могла осуществляться плоскопараллельная модель атмосферы. При большом удалении от
земной поверхности для этих углов существенную роль будет
играть сферичность атмосферы.
3. С ф е р и ч е с к а я
модель
атмосферы
При рассмотрении задачи о рассеянии света в атмосфере,
когда Солнце расположено низко над горизонтом или под горизонтом, необходимо учитывать кривизну атмосферных слоев.
Решение этой задачи должно дать, в частности,'распределение
яркости по небу в сумерки, а также распределение яркости
по диску планеты близ терминатора.
Проблема сферической атмосферы имеет важное значение
и в астрофизике при изучении атмосфер звезд, когда кривизна
,125
слоев имеет существенный эффект в проблеме переноса радиации. Такие задачи рассматривались уже в 1934 г. С. Чандрасе;,
карем [71] и Н. А. Козыревым [72]. Учет кривизны атмосферы
важен также при интерпретации измерений уходящей радиации при помощи метеорологических спутников.
Первым шагом для учета влияния кривизны атмосферы на
интенсивность и величину поляризации рассеянной радиации,
уходящей из планетарной . атмосферы, является вывод уравнения переноса для сферической атмосферы, освещенной параллельным пучком солнечной радиации.
В монографии С. Чандрасекара [5] выведено уравнение
переноса в случае сферической симметрии:
dJ (г, |а)
дг
1 — И'2 dJ (г, (х)
ф
,
•kp[j(r,
v)+B{r,
|х)], (2.27)
где функция источника В(г,\х) в случае рассеивающей атмосферы имеет вид:
В
(г> & = I S I
Y
r
"> J ( - r '
r
'
(
2
'
2
8
)
Здесь p, = cos'&;
— наклон луча относительно внешней нормали; г —расстояние от центра сферы. С. Чандрасекаром [5]
предложен для решения уравнений (2.16) приближенный метод, основанный на замене интегралов конечными суммами
(т. е. на. применении гауссовых сумм).
В более общем виде (с учетом и поляризации) получено
уравнение переноса излучения в работе Ж. Ленобль и 3. Секера [73], где рассеянная в направлении (|х,а) радиация
описывается четырьмя параметрами Стокса. Уравнение переноса в сферических координатах, ось которых совпадает с
локальным зенитом, в случае чистого рассеяния имеет вид
1
р.
а (й) р (Л)
,
-
а
,
dh ~
Но
1-IX2
а
R-\-h
-•-/-
дц
1
д
~ч
2-sin((Po — ф)
1 —Ио
a-[*2)1/2(i-$,/2
R+h
,
J(h; |х0, ф0; [х, ф):
^(Фо — Ф)
= — J ( h \ Ho, ф0; (х, ф)
+
2я +1
+
i
1
J I
О -1
^
ф;
+ j P ( h ; ц, ф; (хо, ФоК1
V)-/№
mo, ф 0 ; м-', ф ' ) Ф ' ^ ф ' +
ех
j а (h') р (A') ds0
Р
(2.29)
где Р (ft; [х, ф; jx', ф') — нормированная матрица рассеяния, характеризующая чистое рассеяние на уровне, расстояние кото,126
рого от земной поверхности равно h. Поток падающей прямой
солнечной радиации, равной nF, соответствует направлениям
(м-о, Фо). Здесь jj,o = cos£, где £ — зенитный угол Солнца, а 0 —
азимут Солнца, о (h) — массовый коэффициент рассеяния;
р(/г)—плотность атмосферы. Величина R— радиус Земли.
В приведенной системе координат точка, где происходит
рассеяние, задана координатой h и в неявном виде — направлением солнечных лучей, т. е. параметрами ([л0, Фо), так как
изменение позиции рассеивающей точки на сфере радиусом
(R + h) выражается в изменении параметров (р0, Фо). Параметры (h; р.0, Фо) определяют точку, где происходит элементарный
акт рассеяния, и их можно рассматривать как локальные координаты точки, где находится рассеивающий элементарный
объем.
Если в точке (h, |л0, фо) происходит истинное поглощение, то в уравнении (2.29) вместо коэффициента рассеяния
надо ввести коэффициент ослабления (рассеяние + поглощение)
a = o + k и в правой части (2.29) два последних члена умножить на отношение
В спектральной области, где существенно собственное излучение, надо в уравнении (2.29) ввести
еще дополнительное слагаемое в правой части.
Аналогично плоскопараллельному случаю примем, что плотность атмосферы и ее оптические свойства на сфере с данным
радиусом однородны, т. е. не зависят от координат (цо, £).
Для решения уравнений (2.18) следует сформулировать
граничные условия: задать величины матрицы J на верхней
границе атмосферы для fi<0 и над подстилающей поверхностью
при р,>0.
Следует подчеркнуть, что уравнение (2.29) относится к точкам (h, [ло, Фо), которые освещены прямой солнечной радиацией.
В области тени последний член в правой части уравнения (2.29)
надо опустить.
Если атмосфера не освещена далеким внешним источником,
последний член в уравнении (2.29) исчезает и матрица / не
зависит от параметров ([Хо, фо). В связи с этим два последних
члена, зависящие от (р0> фо), в левой части уравнения (2.29) отпадают и уравнение (2.29) переходит в уравнение' рассеяния
света в сферическо-симметричной среде, приведенное С. Чандрасекаром [5].
Заметим, что в области тени, несмотря на то что последний
->
член в уравнении (2.29) равен нулю, матрица / все-таки зависит от параметров ([Хо, фо)Задача существенно упрощается, если учитывать только
молекулярное рассеяние. Массовые коэффициенты рассеяния
,127
можно в этом случае вычислить по известному Строению атмосферы. Например, по данным Д. Дейрменджаиа [74], массовый
коэффициент рассеяния имеет постоянное значение, если состав атмосферы с высотой не изменяется. В этом случае интеграл в члене, учитывающий ослабление прямой солнечной радиации, можно заменить умножением коэффициента рассеяния на массу атмосферы: am(h, jj,0), где массу атмосферы получим по формуле
оо
т (h, но) =
J р [h') s e c I (Л') dh'.
(2.30)
h
Здесь £— зенитный угол Солнца. Если атмосферу можно аппроксимировать изотермической моделью, толщина однородной атмосферы Я » 8 0 0 0 м, то массу атмосферы можно представить через функции Чэпмена" [75—78]:
m{h, \i0) = m{h,
где
щ,),
(2.31)
ОО
m(h, 1 ) = J p(h')dh' = Hp{h),
h
x sin d \
" exp \x
.
.
1
sintp !
Ch (X, ») = X sin d J
dep.
sin2(p
(2.32)
(2.33)
о
Если ввести оптические толщины атмосферы (см. формулу
(2.5)), а также учитывать (2.32), получим
т = km (h, 1).
(2.34)
Теперь можем представить уравнение переноса
виде
*€
+ JRTWT{X
cos (ф0 — ф)
2rt
+TS" \
0
€
Фо
С~ ^
в
х
dt
11
^
sin (ф0 — ф) • й
1 — м-о
(Фо~Ф)
-У(т; ц0, ф0; у, ф) +
+1
\
-1
+
- №
(2.29)
ф;
Ф О Л * ; м-о' ФО; W,
+ \ р (й. ф; До- Фо)р exp
х Ch f
ФОФ'^Ф'НR
+
h
; ц 0 )] • (2-35)
Вид уравнения (2.35) позволяет качественно оценить эффект кривизны планетарной атмосферы, который представлен
вторым членом в левой части уравнения. Ж. Ленобль и 3. Се128
кера [73] делают по виду уравнения (2.35) вывод, что эффект
кривизны атмосферы обратно пропорционален т, т. е. влияние
кривизны атмосферы больше в случае малых оптических толшин, например в верхних слоях атмосферы. Это можно объяснить тем, что изменения плотности воздуха за счет кривизны
атмосферы имеют большой вес при значительных длинах пути
излучения и, таким образом, влияют больше при меньших оптических толщинах, когда ослабление радиации меньше.
Эффект кривизны атмосферы также больше для больших
зенитных углов наблюдения или Солнца (р. -> 0, р,0 -> 0) и исчезает при и = 1 и ио=1, так как в последнем случае из-за соdJ
->0. Влияние кривизны атмоображений симметрии ^^
н
сферы зависит также от величины параметра % =
_ h > и если
/->•0, уравнение (2.35) переходит в уравнение переноса в случае плоскопараллельной модели атмосферы (2.4).
Поправки за счет учета кривизны атмосферы рассмотрены
в работе К. К. Сена [79]. Обсужден случай, когда индикатриса
рассеяния сферическая, и решается уравнение переноса радиации для среды со сферической симметрией приближенным методом, предложенным С. Чандрасекаром [5], а также аналогичная задача для плоскопараллельной модели атмосферы. При
этом в первом приближении разделяются только восходящие и
нисходящие интенсивности. Граничные условия были взяты
следующие: на внешней границе атмосферы интенсивность
нисходящей радиации / + ( т ) = 0, на нижней границе J/f(0)~^>
В астрофизических задачах объемный коэффициент рассеяния, т. е. величина ар, обычно определяется по формуле
(2.36)
op — ch'
где с — постоянная, п > 1 . В случае п=2 для отношений интенсивностей уходящей радиации в сферической и плоскопарал :
лельных атмосферах можно получить формулу
R
R2
(т)сф =
1
(2.37)
+ . / 3(1 - / З т )
R+ h
(R + hy
(Т)|1
Если п=3,
Jл
(т)сф
и
(-Он
1+
/ з . 2 ( 1 - / Зт)
R2
(R+hy
(2.38)
В табл. 15 даны поправки, учитывающие сферичность атмосферы для различных отношений ^ при разных оптических
толщинах для п=2 и я = 3.
9
Зак. 359
129
Таблица
15
Поправки к интенсивностям у х о д я щ е й р а д и а ц и и при п о с т о я н н ы х ,
х а р а к т е р и з у ю щ и х у б ы в а н и е плотности р а с с е и в а ю щ е г о в е щ е с т в а
(формула (2.36))
ЫН
0,25
0,50
1,00
2,00
4,00
О
0,007
0,019
0,037
0,087
0,146
0,221
О
0,009
0,023
0,047
0,098
0,182
0,275
О
0,010
0,026
0,056
0,123
0,206
0,311
О
0,006
0,017
0,033
0,078
0,131
0,199
О
0,008
0,020
0,040
0,084
0,156
0,236
О
0,008
0,021
0,046
0,101
0,168
0,154
п ="2
О
0,01
0,025
0,050
0,10
0,15
0,20
0
0,003
0,008
0,018
0,039
0,099
О
0,003
0,013
0,028
0,062
0,104
0,157
0
0
0,003
0,008
0,017
0,038
0,064
0,095
0
0,004
0,011
0,025
0,055
0,093
0,140
0,066
п= 3
0,01
0,025
0,05
0,10
0,15
0,20
Из табл. 15 ясно, что не существует общей области, где одновременно применимы уравнения переноса в плоскопараллельной и сферической атмосферах. Для всех т поправка за счет
учета сферичности тем меньше, чем меньше отношение
а
h
для данной величины отношения
, чем меньше т, тем меньше поправки за счет учета кривизны атмосферы. Последний
результат противоречит предположениям, высказанным Ж. Ленобль и 3. Секера [73], о большем влиянии кривизны при
малых оптических толщинах. Причиной этого расхождения является тот факт, что в формуле (2.35), кроме обратно пропорциональной зависимости от т во втором члене уравнения, следует учитывать зависимость интенсивности уходящей радиации от т и это может изменять зависимость влияния кривизны
от оптической толщины.
Учитывая, что поправки за счет кривизны атмосферы исчеы
зают при
->0, Ленобль и Секера [73] предложили метод
возмущений, по которому решение ищется процессом итераций,
/ R -4- h
\
причем функции Ч э п м е н а Ch I—jr—\ До) разлагаются в сте130
пенной ряд по
. Предложенный метод применим в случае,
если радиус планеты много больше геометрической толщины
атмосферы. Трудности в применении метода, предложенного в
[73], связаны с тем, что для малых значений ^о (т. е. Солнце
у горизонта) разложения функции Чэпмена медленно сходятся.
В работе [76] предложена следующая связь функции Чэпмена
с функцией секанса:
C h (х; 0 =
s e c (С — Д£).
(2.39)
Величины Л£ для различных £ и % затабулированы [76].
Функции Ch(%; £) затабулированы в работе [77] для50<%<100
и 20 с <£<100°. Если £<20° Ch(%; £) можно достаточно хорошо
аппроксимировать функцией sec£.
Интересные результаты по распределению интенсивностей
в сферической атмосфере получены 3. Секера и В. Виезе [ПО].
Авторы названной работы, учитывая трудности решения задачи
при сферической модели атмосферы, использовали упрощенную
методику. Они вычисляли углы падения (£) и отражения (•&)
радиации при сферической модели атмосферы и вырисовывали
карты изофот, приписывая к вычисленным углам интенсивности
по таблицам [24], т. е. интенсивности в плоскопараллельной релеевской атмосфере с ламбертовой подстилающей поверхностью. При такой аппроксимации, конечно, у горизонта при углах
£->л/2 или -в ->я/2 оптическая толщина на пути луча при сферической модели атмосферы меньше, чем при плоскопараллельной модели атмосферы, т. е. в данном направлении меньше
рассеивающих частиц, чем при плоскопараллельной модели.
Таким образом, при методике, использованной в работе [ПО],
интенсивности у горизонта должны быть преувеличенными. С
другой стороны, с ростом оптической толщины растет и ослабление радиации, у горизонта.
Вычисления были проведены для четырех фазовых углов
планеты (угол в центре Земли между направлениями визирования и падающего солнечного луча) р 0 = 16,26; 23,07; 36,90 и
78,46°, при оптических толщинах т=0,25; 1,0 и альбедо А = 0;
0,25 и 0,80.
Результаты расчетов показывают, что
1) если А — 0, то наблюдается увеличение яркости у границы
диска планеты на освещенной части планеты;
2) при постепенном росте альбедо максимум отраженной
интенсивности перемещается от границы диска планеты к подсолнечной (субсолярной точке);
3) градиент относительной интенсивности наибольший в направлении большего круга планеты, охватывающего падающий
и отражающий лучи, пересекающиеся в центре планеты;
9*
131
4) влияние многократного рассеяния на интенсивность уходящей от планеты радиации более четко выражается в случае
небольших фазовых углов планеты и небольших величин альбедо. Например, при р 0 = 16,26°, т 0 =1,0 наблюдается увеличение интенсивности у края диска освещенной части планеты, но
при то = 0,25 наблюдается минимальная интенсивность вблизи
надира. Названный эффект исчезает при росте р0 и А.
ЪоЧО
т0 =0,25
Рис. 45. Изофоты интенсивностей уходящей радиации при различных величинах альбедо при фазовом угле р 0 = 36,9°.
Изменение яркости с изменением оптической толщины и
альбедо можно наблюдать на рис. 45, где для фазового угла
планеты р о = 3 6 , 9 ° даны изофоты интенсивностей в единицах:
в сотых долях от солнечной постоянной.
Более детально можно следить за изменением яркости в
плоскости Солнца (рис. 46). В работе [110] получено:
1) Если фазовый угол р о = 0 , распределение интенсивности
симметричное. При высоком альбедо интенсивность уходящей
радиации падает в направлении горизонта. При малой величине альбедо может иметь место обратный ход интенсивностей
у горизонта.
2) Если р о > 0 и 'если альбедо мало, то в распределении интенсивностей выявляется тенденция роста от терминатора до
,132
•края видимого диска планеты. При больших величинах альбедо
место максимума зависит от фазового угла и находится вблизи
подсолнечной точки.
3) При малых величинах А с ростом оптической толщины
интенсивности растут. При росте альбедо названный эффект
уменьшается. Данный факт тоже демонстрирует преобладание
отраженной от земной поверхности радиации.
Рис. 46. Зависимость интенсивности уходящей радиации в плоскости вертикала Солнца при оптической толщине атмосферы т 0 = 0,25.
4) Градиент интенсивностей вблизи терминатора растет с
ростом альбедо. Рассеяние высших порядков мало сказывается
при создании данного градиента, за исключением случая больших величин фазового угла и малых величин альбедо.
В работе [110] указано, что распределение интенсивностей
уходящей радиации планеты может дать информацию об оптической толщине атмосферы только вблизи видимого диска
планеты. К сожалению, вблизи края планеты ошибки за счет
аппроксимации сферичности атмосферы наибольшие. Поэтому
для определения оптической толщины планетарной атмосферы
3. Секера и В. Виезе предлагают использовать измерения по-*
ляризации, так как поляризация изменяется более резко с оп*
тической толщиной атмосферы и альбедо планеты.
Основные допущения, сделанные в работе [ПО], связаны с
предположением о молекулярной непоглощающей (релеевской)
атмосфере и ламбертовской подстилающей поверхности.
В теории переноса радиации в атмосферах планет до сих
пор существуют две корректно нерешенные проблемы: 1) учет
,133
рассеяния реальных аэрозолей и 2) корректный учет сферич*
ности атмосферы. Последняя связана с большими математическими трудностями.
Детальное рассмотрение переноса радиации в сферической
атмосфере осуществлено в работах В. В. Соболева и И. Н. Минина [80—82], где уравнение переноса решено приближенным
методом, аналогичным методу, который разработал В. В. Соболев для плоскопараллельной модели атмосферы [60]. При
этом однократно рассеянная радиация учитывается точно, многократно рассеянная — приближенно, сохраняя в разложении
индикатрисы рассеяния по полиномам Лежандра только два
первых члена:
и (у) = 1 +
cos у,
. (2.40)
где Ki — первый коэффициент разложения заданной индикатрисы рассеяния по полиномам Лежандра, у — угол рассеяния.
Решение уравнения переноса, выведенного в работе [80], дано
в аналитическом виде: для случая, если коэффициент ослабления а постоянен (в работе [81]) и если
н
a(r) = a(R)e
(2.41)
(в работе [82]). Здесь R — радиус Земли, г — расстояние от
центра планеты, Н — высота однородной атмосферы.
В работе [81] предполагалось, что оптическая толщина атмосферы очень велика и что можно рассмотреть однородную
рассеивающую сферу, где коэффициент ослабления постоянен.
Иными словами, можно считать, что атмосфера занимает весь
объем шара радиусом Rь Принимается также, что наблюдатель
находится на очень большом расстоянии от планеты (во много
раз превосходящем ее радиус). Поэтому лучи, идущие от планеты к наблюдателю, можно считать параллельными.
В работе [81] найдена величина интенсивности однократно
рассеянной радиации. Для указанных выше условий (для
получена приближенная формула для интенсивностей до терминатора ('6 , +Yi>зт/2), т. е. в освещенной солнечными лучами области:
/
^Wy^f
4
cos
'"
I
M Y J L cos i + cos ft ^
1
sin5v
'
1
a/?! (cos i + cos ft)3 J '
(2 42)
где f = jT—ft—Yi- Здесь применены следующие обозначения:
Ri — граница атмосферы, nS — поток внеатмосферной солнеч-'
ной радиации, К — альбедо рассеивающей частицы (см. формулу (2.7)), О — угол между радиусом-вектором
и направлением на наблюдателя (угол отражения), t —угол между радиусом-вектором Ri и направлением на Солнце (угол падения
солнечных лучей), а—коэффициент ослабления (a = const),
,134
>
—индикатриса рассеяния, Yi— угол рассеяния (угол между солнечными лучами и направлением наблюдения). При выводе формулы (2.42) пренебрегалось членами порядка ^ у ,
а также членами с множителем e~ 2 a R ' c o s b , вследствие чего она
верна лишь при 2aR± cos
1. Иными словами, эту формулу
нельзя применять для края диска планеты.
Если R1 оо, то получим случай плоскопараллельной модели атмосферы, и интенсивность однократной рассеянной радиации выражается формулой
Jx1 = Ц-4 и (у,)
vn/
Из сравнения формул (2.42)
на величину /i оказывает учет
За терминатором, т. е. в не
ными лучами части атмосферы,
же приближении, в каком была
•А = — и (Yi) ехр [— 2aRx cos (в +
1
~
aRi
si
?°.
cos г-j-cos
. .
(2.43)'
4
ft
и (2.43) видно, какое влияние
кривизны атмосферных слоев.
освещенной прямыми солнечгде •&+у1<я/2, получим в том
выведена формула (2.42),
Yl )l
(
{ cos
cos (•0- —Yi)
Yi) — cos (•& -j- 2y0
sin 2 Yi
[ c o s (ft - j - Yi) — c o s
-(- 2 y i ) ] 3
}• (2-44)
В предположении плоскопараллельной модели' в этом случае
было бы 7i = 0. В некоторых случаях приведенные формулы,
учитывающие только однократное рассеяние, дают достаточную
точность, например, в случае, если величина X (см. формулу
(2.7)) мала или если мал угол уь Последняя возможность связана с тем, что индикатриса рассеяния обычно сильно вытянута вперед. Поэтому при малых yi величина / ь пропорциональная x(yi), будет, по-видимому, значительно превосходить
многократно рассеянную радиацию.
В работе [82] введено допущение, что коэффициент ослабления убывает экспоненциально с высотой. Найдено приближенное решение задачи о рассеянии света в атмосфере, ограниченной отражающей поверхностью. При помощи найденного
решения вычислена яркость планеты близ терминатора.
Если толщина однородной атмосферы мала по сравнению
с радиусом планеты, то можно считать, что вдоль луча, идущего через атмосферу к наблюдателю, углы ft н i не изменяются. Здесь Ф — угол между радиусом-вектором и направлением на наблюдателя, i — угол между радиусом-вектором и
направлением на Солнце. При сферической индикатрисе рассеяния получим
1/4 14
./(№,
If*
I 3 с
X2
/ 2 + Зсоз»
^ ( й , I) - f - j b i _ / j 2 C O S 2 f l . [
2/г + З
1
b+ k
C0S 2 # \
1 +6cos#/'
(2.45)
,135
где J i ) — однократно
формулой
рассеянная
радиация
выражается
Для функции Ь, определяющей оптическое расстояние, получим
оо
Н
1 __!_
1
- + - щ п *) I1 + sini +
*)
(2.47)
где R— радиус Земли, /г —высота от земной поверхности,
Я — высота однородной атмосферы.
Величины функции b(H/R + h;i) для случая, близкого к
параметрам земной атмосферы ^ = 800), приведены в
табл. 16.
Таблица
(М
\
я
10
80
82
84
86
87
88
89
90
91
92
93
94
96
98
5,76
7,18
9,57
14,3
19,1
28,6
57,3
оо
со
оо
оо
оо
оо
оо
5,59
5,59
6,81
6,81
8,75
8,76
12,0
12,0
14,7
14,7
18,7
18,7
24,9
25,0
35,7
35.7
55,4
55.8
98,1
98,4
202
203
500
504
5 990
6080
18 800
19 200
800
+л
ю"
10"
^
Л при —jj =
16
5,59
6,81
8,75
12,0
14,7
18,7
24,9
35.6
55.7
97.8
201
496
5910
ю
5,58
6,80
8,73
12,0
14,7
18,7
24,9
35,6
55.3
97.4
200
493
5 830
ю
5,58
6,80
8,73
12,0
14,7
18,7
24.9
35,5
55,3
97,0
198
498
5,58
6,80
8,73
12,0
14,7
18,7
24,9
35,4
Оптическая толщина выражается формулой
;;
х
,136
оо
j
u(r')dr'^-a(r)/i.
(2.48)
Функцию Я (альбедо рассеивающей частицы) получим из
формулы (2.7), величину k в случае сферической индикатрисы — по формуле
k = V 3(1—1).'
(2.49)
При сделанном предположении (что h~^>R) функция b зависит только от i.
В табл. 17 приведены вычисленные в работе [80] интенсивности радиации в случае чистого рассеяния Я=Т для угла
фазы, равного 90°. Заметим, что сумма, углов i и Ф (или их
разность) равна углу фазы, т. е. углу между направлениями
на Солнце и на наблюдателя. Величины в табл. 17 приведены
в единицах 10~3 S (nS — поток прямой внеатмосферной солнечной радиации). Для сравнения даны также значения
определяемые формулой (2.45) при Ъ — sec i и представляющие
собой интенсивность излучения, найденную по обычной теории
(без учета кривизны атмосферных слоев).
Таблица
17
Яркость планеты близ терминатора
2°
А
80
82
84
86
87
88
89
38,5
32,2
25,8
19,2
15,9
12,7
9,05
J
148
120
92,6
65,8
52,7
41,6
31,0
J,
J*
145
113
82,9
54,6
40,7
26,8
13,3
90
91
92
93
94
96
98
6,85
4,42
2,52
1,24
0,505
0,0425
0,0133
J
21,7
13,6
7,71
3,76
1,52
0,127
0,0395
J*
0
0
0
0
. 0
- 0
0
Предложенная В. В. Соболевым и И. Н. Мининым [80—82]
теория рассеяния света в сферической атмосфере является довольно приближенной. Более точные результаты можно получить решением интегро-дифференциального уравнения переноса излучения в сферической атмосфере численными методами.
В работе [83] И. Н. Минин и В. В. Соболев привели рассматриваемую задачу к решению интегрального уравнения.
В уравнении переноса, использованном в работе [83], не принималась во внимание рефракция излучения. Однако учет рефракции, по-видимому, следует производить лишь при рассмотрении рассеяния первого порядка для углов /, близких к я/ 2 .
При рассмотрении рассеяния высших порядков рефракцией, вероятно, можно пренебречь.
Решение уравнения переноса для сферической атмосферы с
учетом рефракции в общем случае еще не получено главным
образом из-за больших трудностей вычислительного характера
при определении многократно рассеянной радиации.
,137
О. А. Авасте [84—85] вычислены интенсивности уходящей
радиации при сферической Земле, когда наблюдатель находится на высоте # = 3 0 0 км. При этом учитывается однократное
рассеяние и поглощение водяным паром и углекислым газом
(при помощи функции поглощения, полученной из эксперимен-
тальных данных Д. Н. Ховарда, Д. Е. Берча, Д. Виллиямса,
см. [15]). Геометрические параметры задачи пояснены на
рис. 47. Наблюдатель находится в точке Ро на высоте Я от
земной поверхности, в которой угол падения прямой солнечной радиации обозначен через г0 (отсчитывается от внешней
нормали). Изменение положения точки Р определяется угловыми координатами (а, |3), где а — угол между РР0 и внутренней нормалью в точке Ро, Р — азимут, который отсчитывается от плоскости, определяемой нормалью и проходящим
через точку Р 0 лучом (против Солнца р = 0, по Солнцу |3 = я).
В точке Р угол падения солнечных лучей обозначен через i и
зенитный угол направления визирования •&. Радиус Земли обозначен через R. Центральный угол Р0ОР равен б. Здесь г0 + а =
= ро — фазовый угол планеты Земля., Многие исследования (например, [87—89]) показывают, что большая часть процессов
преобразования солнечной радиации в земной атмосфере сосредоточена в слое 0—30 км. В частности, всю вышележащую
часть атмосферы в отношении трансформации излучения в
,138
близкой инфракрасной области спектра можно считать оптически пустой (диатермической). При сделанном предположении, конечно, не учитывается слоистая структура, связанная
с серебристыми облаками, которые могут влиять на процессы
трансформации радиации в атмосфере.
В первом приближении рассмотрена следующая задача:
1) вычисляются уходящие интенсивности на высоте 2 = 3 0 км;
2) для вычисления восходящего потока радиации учитывается
так называемый эффект дилюции (разрежения) излучения, т. е.
чисто геометрический эффект, обусловленный уменьшением телесного угла (определяемого площадью земной поверхности,
видимой с большой высоты) с ростом высоты Я.
При расчетах [19, 84—85] атмосфера разделяется на восемь
слоев и вычисляется однократно рассеянная радиация по методу, изложенному в работе [15]. Кривизна атмосферы учитывается при вычислении углов падения солнечных лучей i и углов визирования Ф, а также при вычислении атмосферных масс
на пути луча:
mj = sec j, если j < 60°
г
.
1 Г
dx
«
1
= У [ У (R 4" Zf - R? sin* j-R
(2'50)
cos j]
если />60°, j=i, •&.
Здесь z — высота рассеивающего слоя (2 = 30 км).
Отраженная от земной поверхности и ослабленная на пути
в атмосфере радиация вычислена по методу В. В. Соболева.
Роль рассеянной радиации в близкой инфракрасной области
мала и освещенность в полосах поглощения уменьшается пропорционально ослаблению прямой солнечной радиации в результате поглощения. Учитывая сказанное, можно формулы
Соболева для случая чистого рассеяния модифицировать с
целью учета поглощения и кривизны атмосферы. В расчетах
[72—74] пренебрегалось слоем атмосферы над горизонтом,
определяемым углом
Аа = arc tg
•
(2.51)
При H^>z такое пренебрежение, очевидно, допустимо. Например, при Я = 300 км, 2 = 30 км, аМакс = 72°45' (угол наклона видимого с высоты Я диска Земли) получим, что Да = 52'. Точное рассмотрение рассеяния в слое атмосферы над горизонтом
важно в исследованиях сумеречного освещения (см. [54]).
В работах [19, 84—85] рассматривались следующие подстилающие поверхности: снег, трава, море, облака. Высоты
,139
верхних границ облаков таковы: 2 = 5,52; 7,63; 10,4 км. Спектральные участки в области спектра 0,7—3 мк были выбраны
соответственно полосам поглощения водяного пара и углекислого газа. Ориентировочные значения спектрального альбедо
взяты по данным И. Дирмхирн [90] и С. Фритца [91] (альбедо
облаков).
90
ой
90
Рис. 48. Изофоты относительных
глощения водяного пара W и вне
бедо подстилающей поверхности
т 0 (А0) = 0,3, w
интенсивностей в полосе пополосы А. = 1,68 мк для аль= 0 при Н = 300 км. i a — 30°,
= 2,0 см.
а) А, = 1,68 мк, 7 Н =0,465, б)Х = 1,31 мк, / н = 0 , 5 0 4 .
Расчеты показывают, что в близкой инфракрасной области
при альбедо
0,1 в большинстве случаев однократно рассеянная радиация J\ много меньше отраженной радиации. Рассеянная радиация J\ в близкой инфракрасной области сравнима
с отраженной радиацией JA при Л>0,1 только в том случае,
если рассеивает весь слой атмосферы у горизонта (а>60°).
В надоблачном слое рассеянием в близкой инфракрасной области можно пренебречь, так как Ji*CO,02Ja,140
Учитывая сказанное, П о л у ч и м , что
интенсивности уходящей радиации в
области спектра определяется главным
лом Солнца г'о, спектральным альбедо и
водяного пара и углекислого газа.
угловое распределение
близкой инфракрасной
образом зенитным угпоглощением в полосах
90
OiS
90
Рис. 49. Изофоты относительных интенсивностей в полосе поглощения водяного пара Ч? и вне полосы Я = 1,68 мк над травяным покровом при Н = 300 км. i = 30°, т 0 (Х0) — 0,3, w = 2,0 см.
а) Я = 1,68 мк, Л ^ = 0,35, J H — 24,7, б) Л, = 1,31 мк, Л ^ = 0,44; у н = 17,6.
Общее представление о распределении интенсивностей уходящей радиации можно получить по данным рис. 48 и 49, где
нанесены изофоты относительных интенсивностей радиации
(нормированных к единице в зените) для Х=1,31 мк (полоса
поглощения Т водяного пара) и Л,= 1,68 мк (вне полосы). Заметим, что интенсивности радиации распределяются относительно солнечного вертикала симметрично. Поэтому на рис. 46 и
47 приведена только область 0°<а<72°45', 0 < р < п ! При этом
вспомним, что азимут против Солнца р = 0, по Солнцу р = я.
,141
Как видно из рис. 48 и 49, поглощение не только уменьшает
интенсивности радиации, но и качественно изменяет распределение изофот относительных интенсивностей. Абсолютные значения интенсивностей на рис. 48 и 49 даны для точки в надире
/ н (мкал/см мин. стер. мк).
Зависимость от угла визирования а более наглядно проявляется на рис. 48, где приведены случаи 1=0,74-4-1,68 мк для
различных подстилающих поверхностей при .Солнце в зените,
г'=0, оптической толщине т о ( Я о ) = 0 , 3 ; содержании водяного
пара w = 2,0 см. Величины на рис. 48 приведены в относительных единицах. Абсолютные значения интенсивностей получим
„ г
nS
путем умножения значении J на отношения -j—.
Jн
Из рис. 50 видно, что в полосах поглощения с ростом угла
визирования а интенсивность уходящей радиации убывает
быстрее, чем в участках вне полосы. Убывание интенсивности
вне полос, происходит только вблизи горизонта, т. е. при
а->-72°45'. Кроме того, ясно, что при А — 0 (кривые 6 и 7)
интенсивности J с ростом а растут, так как оптическая толщина на пути луча увеличивается с приближением к горизонту.
Анализ результатов вычислений, приведенных в работах
[85, 86], показывает следующее:
1. При Л = 0 увеличение интенсивности радиации у горизонта (из-за увеличения оптической толщины на пути луча) вне
полос поглощения более резкое, чем внутри них.
2. Распределение интенсивностей при альбедо подстилающей поверхности Л = 0 определяется углом падения солнечных
лучей to, индикатрисой рассеяния и увеличением оптической
толщины в направлении горизонта. Например, при г'о=30° и
Л = 0 в области а = 20-4-40°, р = 0° при всех исследуемых в работе [85] длинах волн наблюдается слабый минимум. Этот минимум сохраняется даже над : морем (Л = 0,03).
3. При Л >0,1 распределение интенсивностей восходящей
радиации в близкой инфракрасной области спектра определяется отраженной радиацией. При достаточно большом Л
яркость в направлении горизонта падает (потемнение края —
видимого диска Земли).
4. При t0 = 30° и Л>0,1 для всех изученных длин волн максимум в распределении интенсивностей наблюдается около углов а = 20-н30°, р = 180°. При г 0 =60° такой максимум наблюдается при а=60°, |3 = 180°. Очевидно, что причиной этого
факта является то, что в названных областях (а, р) условия
освещения подстилающей поверхности будут наилучшими и наибольший вклад дает рассеянная радиация.
5. С увеличением г0 карта распределения изофот интенсивностей изменяется ввиду изменения углов рассеяния К и отношения IJJaНапример, при г 0 =60 о в стороне, противоположной
,142
Солнцу (|3 = 0°), для больших а иногда наблюдается небольшой
максимум яркости. При to>72°45' в поле зрения широкоугольного приемника наблюдается участок Земли, не освещенный
прямой солнечной радиацией.
J
Х=0,762мк
Л= 1,68мк
• 1-3
—>5
15° 30°
45°6QP72%5'
/ 5 ° 30°
45°60°72%5'<Х
Р и с . 50. И з м е н е н и е и н т е н с и в н о с т и в о с х о д я щ е й р а д и а ции (относительные единицы) в зависимости от угла
в и з и р о в а н и я а п р и Н — 3 0 0 км, г 0 = 0°.
/ — верхняя граница облаков г = 10,4км, 2 —z = 7 , 6 км, 3 —г = 5,5 км,
4 — подстилающая поверхность —трава, 5 —подстилающая поверхность—снег, 6 —альбедо подстилающей поверхности А ^ = 0 .
6. При наличии отражающей поверхности интенсивность ра*
диации в надире / н с увеличением то(Аю) убывает, так как
ослабление солнечной радиации в атмосфере до и после' отражения растет, Но / н над облаками меняется сравнительно мало
,143
при изменении то(А,о) от 0,2 до 0,5, так как роль рассеянной
радиации в надоблачном_ слое мала.
7. Вычисляя альбедо А ортотропной поверхности, расположенной вне атмосферы и отражающей радиацию интенсивности / н , можно оценить влияние слоя атмосферы. Величины
/ н , А и г'о связаны формулой:
Л = 4 " Л cos г0.
(2.52)
Здесь /ocost'o — освещенность горизонтальной поверхности вне
атмосферы. Расчеты показывают, что величина А мало зависит
от г0.'
Сравнивая величины Л (альбедо земной поверхности) и Л,
видим, что вне полос поглощения влияние атмосферы на альбедо системы земная поверхность — атмосфера будет незначительно. В полосах поглощения атмосфера сильно уменьшает
альбедо. В близкой инфракрасной области спектра сама безоблачная атмосфера отражает обратно меньше 2% падающего
потока радиации.
Для вычисления потоков уходящей радиации на высоте
H^>z получена формула [86]:
я/2
я
/ > ( # ) = 2 (т^рт?) 2 J"
'
о
d(S>
j • / [ а г с s i n (4Т77") ' ф ] S i n * C ° S &
о
(2.53)
о
Я+
.
Здесь
величина
—
^ Я
так называемый„ фактор
дилюции.
Учитывая вид функции / (а, р) = / ( # , ф), потоки радиации по
формуле (2.53) можно получить только численным интегрированием.
4. С п е к т р а л ь н а я и з м е н ч и в о с т ь у х о д я щ е й
коволновой радиации
корот-
Приведенные в работах [24, 25] данные позволяют определить спектральную зависимость уходящей коротковолновой
радиации. Заметим, что уходящая коротковолновая радиация
зависит, во-первых, от спектрального состава падающей солнечной радиации и, во-вторых, от оптических свойств атмосферы и подстилающей поверхности. На рис. 34 приведена спектральная зависимость интенсивности уходящей радиации в области спектра 0,20—0,35 мк, вычисленная Т. А. Гермогеновой
и М. С. Малкевичем [41], где минимум около Я=0,24 мк обусловлен поглощением • в полосе Гартлея. В более явном виде
спектральное влияние релеевской атмосферы можно видеть на
,144
рис. 49, где представлены результаты расчетов спектрального
распределения относительных монохроматических потоков уходящей радиации для различных высот Солнца и альбедо земной
f.o
2,00
§г
0,40
1,00
—LL—
—
§5
0,80
0,50
а
• =Sт сз
5
р; sQj
С
0,1
—1°
| 5 0,20
§ s
О t\>
Сз
^
•а .10,70
г
а;
\
•о
си
еа
^
с>
1;
ое
0,05
-Лог
0,02,
'зооо
то
1
5000
6000 0
Длина волны, А
2
7 ООО
то
3
РИС. 51. Спектральное распределение относительного
монохроматического потока уходящей радиации для
различных высот Солнца и трех значений альбедо земной поверхности.
1) А = 0; 2) А=0,25; 3) Л = 0,80 (цифры, указанные около кривых,
определяют значения До); 4) кривая, относящаяся к случаю первичного рассеяния при отсутствии учета ослабления радиации (в этом
4
случае F .
).
поверхности. При этом падающий на атмосферу поток радиации для всех длин волн принят единичным. Как видно, наиболее интенсивная трансформация спектральной структуры радиации атмосферой имеет место при Л = 0, в особенности при
больших высотах Солнца. Если ц,о равно 1 или 0,8, то монохроматический поток радиации приближенно пропорционален i~4.
Ю Зак- 3.69
145
Существенно ослабляется спектральная зависимость потока
уходящей радиации с ростом альбедо. При А = 0,8 большой
вклад радиации, отраженной подстилающей поверхностью,
почти полностью сглаживает спектральную зависимость потока
уходящей радиации. Надо подчеркнуть, что этот результат получен в случае неселективного альбедо.
По данным, приведенным на рис. 51, можно рассчитать величины спектрального альбедо системы земная поверхность —
релеевская атмосфера, если задать спектральное распределение внеатмосферной солнечной радиации. В табл. 18 приведены
результаты соответствующих расчетов.
Таблица
18
Спектральное альбедо системы земная поверхность — а т м о с ф е р а
в случае релеевской атмосферы
к
А
Но
vIK
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,02
0,10
0,40
0,80
1,00
0,754
0,705
0,550
0,400
0,345
0,638
0,552
0,304
0,181
0,148
0,565
0,396
0,152
0,085
0,068
0,503
0,247
0,079
0,039
0,033
0,430
0,154
0,044
0,022
0,017
0,325
0,094
0,024
0,013
0,009
0,25
0,25
0,25
0,25
0,25
0,02
0,10
0,40
0,80
1,00
0,791
0,752
0,623
0,492
0,450
0,712
0,643
0,445
0,347
0,322
0,625
0,636
0,345
0,293
0,280
0,625
0,427
0,298
0,271
0,264
0,574
0,362
0,276
0,260
0,256
0,494
0,319
0,285
0,257
0,255
0,80
0,80
0,80
0,80
0,80
0,02
0,10
0,40
0,80
1,00
0,922
0,918
0,860
0,811
0,794
0,910
0,892
0,830
0,798
0,792
0,904
0,866
0,812
0,798
0,794
0,896
0,842
0,805
0,798
0,796
0,885
0,826
0,803
0,798
0,798
0,865
0,815
0,800
0.799
0,799
ООООО
0,315
.
Естественно, что при релеевском рассеянии и неселективном альбедо земной поверхности почти всегда. наблюдается
уменьшение альбедо системы с ростом длины волны (для /1 = 0
это особенно сильно проявляется при больших высотах Солнца).
Наличие отражающей подстилающей поверхности увеличивает
альбедо системы для всех X, и, конечно, это увеличение наиболее существенно проявляется в тех областях спектра, где минимально ослабление радиации. При высоком альбедо земной
поверхности (Л = 0,80) и большой высоте Солнца влияние рассеяния атмосферой вызывает только незначительное увеличение альбедо системы по сравнению с альбедо земной поверхности.
,146
На рис. 52 изображено распределение энергии в спектре
уходящей радиации в абсолютных единицах (вт/м 2 -0,1 мк).
Внеатмосферное спектральное распределение прямой солнечной радиации взято по данным М. Николе. На рис. 52 отчетливо выражается смещение максимума к более длинным волнам при уменьшении высоты Солнца. При этом максимум в
ультрафиолетовой области полностью исчезает.
Рис.
52.
Распределение
энергии в спектре уходящей
радиации (вт/м2 -0,1 мк) при
А — 0 и д л я р а з л и ч н ы х высот Солнца
( | * o = 1,0; 0,4;
0,2; 0,02; 0).
Пунктирная кривая характеризует
спектральное распределение нисходящего потока рассейнной радиации при высоте Солнца, равной 5,7°.
3000
то
5000
Длина
6000„
волны, А
7000
6000
Сравнивая уходящую радиацию с нисходящей радиацией
на уровне земной поверхности при высоте Солнца 5,7°, получим из рис. 52, что уходящая радиация более богата ультрафиолетовым излучением, чем рассеянная радиация неба (особенно при малых высотах Солнца). Кроме того, поток уходящей радиации превосходит потоки рассеянной радиации неба
при всех длинах волны даже в случае абсолютно черного дна
( Л ^ 0 ) .
Уменьшение интенсивности уходящей радиации с ростом
длины волны при Л = 0 в реальной атмосфере происходит медленнее, чем в релеевской атмосфере. Если Л > 0 , то эта зависимость от А, становится весьма слабой, причем при больших
альбедо (Л = 0,8) может происходить увеличение интенсивности
уходящей радиации с ростом X. Такие вариации спектрального
состава уходящей радиации можно объяснить взаимодействием
двух факторов: 1) интенсивность радиации, рассеянной атмо10*
147
сферой в космос, всегда уменьшается с длиной волны, 2) интенсивность радиации, отраженной от земной поверхности (при
альбедо, не зависящем от X) и ослабленной толщей атмосферы,
во всех случаях увеличивается с Я (так как в чисто рассеивающей атмосфере оптическая
толщина с ростом Я уменьшается) .
Еще более сложная зависимость
интенсивности
уходящей радиации от длины волны получается, если
учитывать спектральное альбедо реальных поверхностей,
обладающих
значительной селективностью (особенно в случае растительности). На рис. 53 приведены вычисленные М. С. Малкевичем [65] кривые спектрального
распределения
уходящей радиации (в относительных единицах) в
случае травяного покрова
при двух направлениях визирования Ф=0°, -&=75°. Отсюда видно, что учет спектрального
хода
альбедо
имеет решающее значение
ОМ
0,5 . 0,6
0,7
0,8
при нахождении распредеДлина волны, мк
ления энергии в спектре уходящей радиации.
Рис. 53. Распределение энергии в спектре интенсивности уходящей радиации
Сложный спектральный
при наличии травяного покрова, ф = 0,
состав
уходящей радиации
£ = 30°.
существенно
затрудняет из1) 0 = 0°, 2) 9 = 75°, 3) спектральное альбедо
мерения уходящей радиатравы, 4) кривая пропускания светофильтра.
ции в широких областях
спектра с помощью приемников радиации, обладающих селективной спектральной чувствительностью. М. С. Малкевич [65]
показал, например, что отсутствие учета только селективности
светофильтра, использованного на спутнике «Тайрос-П» (см.
кривую 3 на рис. 53) для измерения уходящей радиации в видимой области спектра, может обусловить ошибки измерений
до 6%. При использовании других светофильтров (КРС-5 и
увиолевое стекло) эти ошибки увеличиваются до 10—15%.
Более сложная спектральная зависимость уходящей радиации существует в близкой инфракрасной области спектра из-за
влияния полос поглощения. На рис. 52 приведена вычисленная
,148
О. А. Авасте спектральная зависимость интенсивности в надире уходящей радиации над различными подстилающими поверхностями. Содержание водяного пара до = 2,0 см и объемная концентрация углекислого газа 0,033%. Величина / н дана
в мкал/см 2 мин. стер. мк. Из рис. 52 видим, что интенсивность
рассеянной радиации при
0 в среднем на один-два порядка
величины меньше интенсивности над снегом, травой и для облачности. При А,=2,75 мк интенсивность уходящей радиации
примерно на три порядка меньше, чем при А=0,7 мк. Для сравнения на рис. 54 приведена спектральная зависимость излучения абсолютно черного тела при температуре Т=300° К.
Рассмотренные выше результаты расчетов спектрального
распределения уходящей коротковолновой радиации были проведены в предположении, что подстилающая поверхность горизонтально однородна и отражает радиацию по закону Ламберта. Реальные поверхности имеют явно неламбертовы индикатрисы отражения. Учет реальных коэффициентов отражения
проведен только в расчетах уходящей радиации в работе [67]
в случае взволнованной морской поверхности.
Что касается учета горизонтальной оптической неоднородности атмосферы, то этот вопрос тоже не был еще рассмотрен.
Однако М. С. Малкевич [65] сделал весьма интересные оценки
влияния на поле уходящей коротковолновой радиации горизонтальной неоднородности альбедо подстилающей поверхности,
считая при этом отражение радиации ортотропным. Оказалось,
что поток уходящей радиации, вычисленный с учетом неизотропности поля излучения, может сильно отличаться от соответствующего потока, вычисленного в предположении изотропности. Так, например, если в области О^Ф^бО 0 альбедо А — 0,
а в области 60°О-<75° Л = 0,8, получим, что изотропный поток
почти вдвое превосходит поток, вычисленный с учетом указанной анизотропии поля излучения.
Заметим, что изотропный поток был в работе [65] найден
2л
е
из среднесферической интенсивности: / = J dcp J /(&, Ф) sin
о
о
0 — предельное значение зенитного угла, 8 = 75°. Отсюда ясно,
что в изотропном потоке учитывается со слишком большим
весом яркая область у горизонта, которая реально вносит малый вклад в поток радиации на горизонтальную поверхность.
При вычислении же изотропного потока 7 определяется главным образом большими значениями интенсивности уходящей
радиации в области 60°<'д<75 о .
Приведенные в этом параграфе результаты показывают
трудности теоретических расчетов поля уходящей коротковолновой радиации. Расчеты не могут учитывать существующее
многообразие реальной атмосферы и ограничены учетом только
,149
/ — верхняя граница облаков z = 10,4 км, 2 —г = 7,6 км, 3 — 2 = 5 , 5 км,
4—подстилающая поверхность —трава, 5 — подстилающая поверхность—снег, 6 — подстилающая поверхность —море, 7 — альбедо
подстилающей поверхности А—0, 8—тепловое излучение, вычисленное по формуле Планка при 7" = 300°К.
некоторого набора оптических характеристик атмосферы. Полученные расчетные результаты характеризуют поэтому только
средний режим и дают общие закономерности изменения интенсивности уходящего излучения. Необходимость учета сфе*
ричности атмосферы, анизотропии и изменчивости атмосферы
и отражающей поверхности, селективности поглощения радиации и других факторов чрезвычайно осложняют теоретические
расчеты. Из сказанного выше ясна особая значимость экспериментальных исследований поля излучения Земли как планеты.
§
3. Экспериментальные исследования углового и спектрального
распределения уходящей коротковолновой радиации
Экспериментальные данные о спектральном распределении
восходящей радиации на различных уровнях над земной поверхностью относятся, как правило, только к измерениям спектральных потоков радиации. В настоящее время имеются лишь
эпизодические экспериментальные исследования углового распределения интенсивности уходящей радиации в различных
областях спектра. Представление об угловой структуре интенсивностей уходящей радиации можно получить по рис. 55 (по
самолетным измерениям С. К. Дантли, А. Бойла, Дж. Гордон
и Дж. Харриса [92]).
Хотя самолетные измерения относятся к довольно малым
высотам, полученные результаты качественно совпадают с данными измерений поля уходящей коротковолновой радиации,
если нет высоких облаков или аномально плотных аэрозольных
слоев в верхних слоях тропосферы и в стратосфере. То же самое относится и к измерениям интенсивностей восходящей радиации, осуществленным в горных обсерваториях.
В работе [92] были использованы приемники с угловой разрешающей способностью 5°, время сканирования всей полусферы составляло около 1,5 мин. Приборы были калиброваны в
абсолютных единицах (фут-ламбертах). На рис. 55 приведены
изофоты яркости, полученные 21 сентября 1956 г. в Колорадо
на высоте 6,1 км. Зенитный угол Солнца равен 66°. Яркая полоса (на рис. 55 внутренняя кривая, относящаяся к яркости
,
^
, „ , 10,764
\
103 фут-ламберт= 10 3 —-— кнт\ соответствует зеркальному отражению солнечных лучей. При измерении небо было ясным,
только на высоте 4,9—5,2 км наблюдались отдельные рассеянные облака.
Как уже отмечалось в главе 1, Д. Г. Мэркри, Д. Н. Брукс,
Н. Д. Сайбл и X. К. Вестдал провели аэростатные измерения
углового распределения интенсивностей восходящей радиации
в близкой инфракрасной области спектра [1.57, 93] при без,151
облачном небе в дневное время. Подъем был осуществлен
8 мая 1959 г. с базы ВВС США «Холлман» (штат Нью-Мексико) до высоты 26 км. В течение подъема небо было утром
ясным, в полдень образовались редкие облака.
Использованная в исследованиях [1.57, 93] аппаратура описана в монографии К. Я. Кондратьева [1.32]. Результаты измерений в спектральных участках 5—8 и 8—35 мк изложены в
главе 1 настоящей книги. Как отмечено в главе 1, измерения
днем со светофильтрами 1, 2, 3 (выделяющими спектральные
о
Рис. 55. Яркость дымки в видимой области на высоте 6,1 км (£ = 66°) в фут-ламбертах, по [92]. Колорадо, 21 сентября 1956 г.
Азимутальный угол отсчитывается от направления на Солнце.
участки 1—2, 2—3, 3—5 мк) относятся к отраженной и рассеянной солнечной радиации. Отраженная и рассеянная солнечная радиация вносит существенный вклад в интегральную
инфракрасную радиацию, измеренную со светофильтром КРС-5.
В работах [1.57, 93] приведены карты изофот распределения
яркости для нижней полусферы (суммы яркостей дымки и отраженной от земной поверхности радиации). Данные измерений
со светофильтром КРС-5 (измерения без дополнительных селективных фильтров) показывают, что в угловом распределении интегральной радиации существенное значение имеет рассеянная в атмосфере коротковолновая радиация. При этом доминирует рассеяние вперед (вытянутые индикатрисы рассеяния)
,152
И м а к с и м а л ь н ы е яркости н а б л ю д а ю т с я в направлении солнечного а з и м у т а (в р е л е е в с к о й а т м о с ф е р е д о л ж е н б ы т ь м а к с и м у м
я р к о с т и в п р о т и в о с о л н е ч н о м а з и м у т е [26]).
К а р т ы и з о ф о т о к а з а л и с ь д о в о л ь н о п е с т р ы м и , т. е. н а б л ю даются значительные нерегулярности в угловом распределении
интенсивности уходящей радиации. Причиной этого является,
очевидно, горизонтальная изменчивость о т р а ж а ю щ е й
способности п о д с т и л а ю щ е й поверхности. В н а п р а в л е н и и
горизонта
наблюдается регулярная тенденция уменьшения интенсивности
С
90
270
180
Рис. 56. Изофоты интенсивностей уходящей радиации (мвт/см2 стер.), измеренных на высоте 26 км.
Высота Солнца 32°, азимут (.от севера) 77°.
у х о д я щ е й р а д и а ц и и во всех р а с с м а т р и в а е м ы х у ч а с т к а х спектра. Аналогичные результаты получены и д л я участка спектра
1—2 мк. Р е з у л ь т а т ы измерений в у ч а с т к а х 2 — 3 и 3 — 5 мк в раб о т а х [1.57, 93] н е п р и в е д е н ы , т а к к а к р е г и с т р и р у е м ы е с и г н а л ы
были меньше шумов.
Д л я и л л ю с т р а ц и и с к а з а н н о г о п р и в о д и м на рис. 56 к а р т у
и з о ф о т , п о л у ч е н н у ю в р а б о т е [93] д л я о б л а с т и с п е к т р а 1 — 2 м к .
В ы с о т а С о л н ц а 32°, а з и м у т ( о т с е в е р а ) 77°. В е л и ч и н ы р а д и а ции приведены в мвт/см2 стер.
Д л я изучения поля уходящей коротковолновой радиации в
п л а н е т а р н о м м а с ш т а б е на с п у т н и к а х типа « Т а й р о с » б ы л и в узкоугольных радиометрах фильтрами выделены участки спектра
0,2—6 мк (канал 3 д л я регистрации интегральной отраженной;
,153
системой З е м л я — атмосфера солнечной радиации)
и 0,55—
0 , 7 5 м к ( к а н а л 5, с п е к т р а л ь н а я ч у в с т в и т е л ь н о с т ь к о т о р о г о с о в падает с чувствительностью телевизионной камеры «Видикон»).
П о д р о б н о е описание и с п о л ь з о в а н н ы х на спутниках «Тайрос»
р а д и о м е т р о в м о ж н о найти в м о н о г р а ф и и К. Я. К о н д р а т ь е в а
[1.32] и в р а б о т а х [1.50, 94]. О б р а б о т к а р а д и а ц и о н н ы х и з м е р е ний со с п у т н и к о в т и п а « Т а й р о с » в ы п о л н я л а с ь с п о м о щ ь ю э л е к тронных вычислительных машин, результаты для каналов 3 и 5
представлялись в виде карт альбедо. Карты
распределения
а л ь б е д о о к а з а л и с ь д о в о л ь н о п е с т р ы м и [94—98]. Э т о с в я з а н о с
изменчивостью подстилающей поверхности и облачности. Н а д о
п о д ч е р к н у т ь , что д а н н ы е с п у т н и к о в « Т а й р о с » не в с е г д а д а ю г
достоверные значения альбедо (встречаются значения Л >1,0,
к о т о р ы е я в н о с в я з а н ы с о ш и б к а м и и з м е р е н и й [96, 9 9 ] ) . И з м е р е ния в с п е к т р а л ь н о м у ч а с т к е 0,55—0,75 мк, п р о в е д е н н ы е на «Тайросе-П», имеют существенные недостатки и в дальнейших анализах, проведенных Е. П. Борисенковым, Ю. П. Д о р о н и н ы м и
К . Я . К о н д р а т ь е в ы м [100, 101], б ы л и з а б р а к о в а н ы . В н а з в а н н ы х
р а б о т а х п о д р о б н о п р о а н а л и з и р о в а н а т о ч н о с т ь р е з у л ь т а т о в измерений при помощи спутников «Тайрос-П» и « Т а й р о с - Ш » для
всех пяти спектральных участков, где проводились измерения с
узкоугольным радиометром; вычислены структурные и корреляц и о н н ы е ф у н к ц и и и и с с л е д о в а н а в ы п о л н я е м о с т ь у с л о в и я изот р о п н о с т и р а д и а ц и о н н о г о п о л я ( п о д р о б н е е см. гл. I I I ) .
П р и о б р а б о т к е д а н н ы х и з м е р е н и й со с п у т н и к о в « Т а й р о с »
[94—98] не у ч т е н а у г л о в а я з а в и с и м о с т ь и н т е н с и в н о с т и у х о д я щ е й р а д и а ц и и ( п о т е м н е н и е к р а я в и д и м о г о д и с к а З е м л и в инф р а к р а с н о й о б л а с т и спектра и более с л о ж н а я з а в и с и м о с т ь / от
•д в в и д и м о й о б л а с т и с п е к т р а ) . П о э т о м у з н а ч е н и я а л ь б е д о в
точках под-спутником и в точках, находящихся на границе сканируемой радиометром площади земной поверхности, строго
говоря, несравнимы из-за различной доли рассеянной
атмосферной радиации. Поскольку угловое распределение интенсивностей уходящей радиации в видимой области спектра, где
д о л я р а с с е я н н о й а т м о с ф е р о й р а д и а ц и и з н а ч и т е л ь н а , з а в и с и т от
оптической толщины атмосферы, индикатрисы рассеяния, зенитного угла Солнца, то н е в о з м о ж н о д а т ь простой общий метод
д л я приведения величины интенсивности (а т а к ж е а л ь б е д о ) ,
п о л у ч е н н о й п о и з м е р е н и я м со с п у т н и к о в , к з а д а н н ы м у г л а м в и з и р о в а н и я •0. В с в я з и с э т и м п р и и з м е р е н и я х н а с п у т н и к а х « Т а й рос-1» — « Т а й р о с - V I I T » и « Н и м б у с - I » при о б р а б о т к е д а н н ы х
р а с п р е д е л е н и я у х о д я щ е й интенсивности б ы л и и с п о л ь з о в а н ы изм е р е н и я п р и н а д и р н ы х у г л а х , н е п р е в ы ш а ю щ и х 5 3 — 5 8 ° , и, с о гласно теоретическим расчетам, тогда при обработке д а н н ы х в
первом приближении можно пренебречь угловой зависимостью
интенсивностей уходящей
радиации,
,154
В р а б о т е X . Е . Б а н д а и Л . С . Б л о к а [102] п р и в е д е н ы д а н н ы е
спектральных измерений радиации, отраженной земной атмос ф е р о й в п о л о с е п о г л о щ е н и я о з о н а ( Я = 0 , 2 4 -4-0,28 м к ) п р и я с ном небе. X. Е. Б а н д и Л . С. Б л о к и с п о л ь з о в а л и с к а н и р у ю щ и й
с п е к т р о м е т р , с м о н т и р о в а н н ы й на с а м о л е т е Х-15. М а к с и м а л ь ная в ы с о т а п о л е т а б ы л а 62 км. П о к о о р д и н а т а м С о л н ц а и местонахождению в данный момент времени спектрометра были
в ы ч и с л е н ы у г л ы р а с с е я н и я . П р и э т о м не у ч и т ы в а л а с ь к р и в и з н а
а т м о с ф е р ы и р е ф р а к ц и я . Р е з у л ь т а т ы р а б о т ы [102] п о к а з ы в а ю т ,
ч т о п р и у г л а х р а с с е я н и я у —104-^130°
интенсивности уходящей
J
1,5 1,0
а
>
N
I
\
\ у
\ \
\ А
0,5
Рис. 57. Угловое распределение уходящей радиации
в вертикале Солнца (ч|> = 0
соответствует наблюдению
в направлении на Солнце).
а) £ = 75°: / —«Тайрос-IV», спектральный интервал Я.=0,2-ь0,6мк;
2—ИФА, То=0,8, индикатриса VII/,
А = 0 ; 3 —ИФА, То=0,2, индикатриса VI, А=0.
78,5 : 11—
—«Тайрос-IV»,
«Тайр<
б) 53 =—78,5°:
спектральный интервал А, = 0,2-5-0,6 мк;
2 — Каулсон, То = 0,5, А=0.
0
V ч
\
\
I
2,0
1.5
1,0
0,5
90
ВО
30
0
30
60
§ = 0° Зенитный угол луча зрения ф -180°
р а д и а ц и и и з м е н я ю т с я м а л о ; но и н т е н с и в н о с т и б ы с т р о р а с т у т с
р о с т о м д л и н ы в о л н о т 0 , 2 4 д о 0 , 2 8 м к . А . А р к и н г [114] с р а в н и л
угловое распределение уходящей радиации в видимой области
спектра, п о л у ч е н н о е со с п у т н и к а «Тайрос», с р а с с ч и т а н н ы м и
К . Л . К а у л с о н о м [26] и И Ф А [63, 64]. Р е з у л ь т а т ы с р а в н е н и я п о
р а б о т е [115] д л я п л о с к о с т и с о л н е ч н о г о в е р т и к а л а п р и б о л ь ш и х
з н а ч е н и я х з е н и т н о г о р а с с т о я н и я С о л н ц а п о к а з а н ы н а рис. 57.
Д а н н ы е « Т а й р о с а » о с р е д н е н ы по б о л ь ш о м у к о л и ч е с т в у и з м е р е н и й н а д п о в е р х н о с т ь ю о к е а н а , т. е. в у с л о в и я х с л а б о о т р а ж а ю щ е й п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и . Р и с у н о к 57 п о к а з ы в а е т , что
м о д е л ь релеевской а т м о с ф е р ы в е с ь м а д а л е к а от н а б л ю д а е м о г о
в реальной атмосфере.
,155
Спектральные измерения и вычисления, проведенные разл и ч н ы м и а в т о р а м и д л я у л ь т р а ф и о л е т о в о й области спектра, проа н а л и з и р о в а н н ы е Т . А . Г е р м о г е н о в о й и М . С . М а л к е в и ч е м [41],
п р и в е д е н ы н а рис. 58. Н а рис. 58 п р и в е д е н а и с п е к т р а л ь н а я интенсивность в н е а т м о с ф е р н о й солнечной р а д и а ц и и . К а к видно из
р и с . 58, э к с п е р и м е н т а л ь н ы е и з м е р е н и я к а ч е с т в е н н о с о г л а с у ю т с я
с р а с ч е т а м и (см. т а к ж е рис. 3 4 ) .
1
6гп/см2стермк
J
10%
Рис. 58. Результаты расчетов
(/—6) спектрального распределения интенсивности радиации,
отраженной в диапазоне спектра 0,20—0,35 мк при i = 0°,
•ft = 10°, и данные ракетных
(8, 9) и спутниковых (7) измерений в отдельных его участках.
10'
1(Г* -
2 •Чэпмен, 3 — настоящая работа, 4 Грин, 5— Бен, б —Барт,
7 —спутник (£ = 49°), S —Мейфильд
(ракета), 9 — Хемнес (ракета, £ = 22°).
Точки О означают интенсивности,
рассчитанные для стандартной модели т
(2) из [39] с учетом многоо3
10"
iff
0,20
кратного рассеяния,; крестиком указано значение, полученное для аппроксимированной по [39].
I
1
ОП
I
I
I
|
'
|
0,24- 0,28 0,28
L_J
0,30
I
I
I
I
0,32Хмк
.
П р и этом оказывается, что все расчетные величины интенсивности у х о д я щ е й р а д и а ц и и з а н и ж е н ы по с р а в н е н и ю с единственной величиной интенсивности уходящей радиации, измер е н н о й с п о м о щ ь ю с п у т н и к а п р и з е н и т н о м у г л е С о л н ц а 4 9 ° [38]
Р а с ч е т н ы е д а н н ы е относятся к зенитному углу С о л н ц а г'=0° и
углу визирования •0=10°.
1
Т. Д. Гермогеновой и М. С. Малкевичем указано [41], что эта величина,
изображенная на рис. 56 в виде отрезка прямой, длина которого должна
характеризовать длину интервала спектральной чувствительности прибора,
не соответствует указанной в работе [38] длине ДА = 140 А° и положению центра 0,255 мк (истинное положение этой величины изображено пунктирным отрезком на рис. 58).
,156
Возможной причиной этого несоответствия представляется
на п е р в ы й в з г л я д д о п о л н и т е л ь н о е и з л у ч е н и е з а с ч е т л ю м и н е с ц е н ц и и [43], э н е р г и я к о т о р о й п р е в о с х о д и т р е л е е в с к о е р а с с е я н и е
в ы ш е 80 к м . Э т о к а к б у д т о п о д т в е р ж д а е т с я и д а н н ы м и р а к е т ных и з м е р е н и й
до высоты 75 км, которые хорошо с о в п а д а ю т
с р а с ч е т н ы м и д а н н ы м и А. Е . С . Г р и н а [39] ( с м . р и с . 5 8 ) . О д нако, как п о к а з ы в а ю т оценки излучения за счет люминесценц и и [43], о н о не п р е в ы ш а е т в е л и ч и н ы Ю - 6 в т / с м 2 с т е р , м к , ч т о
в несколько раз меньше разности между вычисленными и измер е н н ы м и со с п у т н и к а и н т е н с и в н о с т я м и у х о д я щ е й р а д и а ц и и д л я
А = 0 , 2 5 мк.
Н а рис. 58 п р и в е д е н ы п о р а б о т а м . [38, 39] н е к о т о р ы е р е з у л ь т а т ы и з м е р е н и й интенсивности у х о д я щ е й р а д и а ц и и на р а к е т а х .
Э т и р е з у л ь т а т ы не с о п р о в о ж д а ю т с я с в е д е н и я м и о м е т о д и к е измерения и о в е р т и к а л ь н о м распределении озона в период наблюдений. Поэтому в выше отмеченных количественных расхож д е н и я х м е ж д у величинами и з м е р е н н ы х и вычисленных интенсивностей заметную роль могут играть различия вертикального
р а с п р е д е л е н и я озона, тем более что и д а н н ы е р а к е т н ы х измерен и й в о д н о м и т о м ж е у ч а с т к е с п е к т р а р а з л и ч а ю т с я м е ж д у собой (см. рис. 58).
Спектральные измерения рассеянного солнечного ультраф и о л е т о в о г о и з л у ч е н и я п р о в о д и л и с ь и на советском искусственн о м с п у т н и к е З е м л и « К о с м о с - 4 5 » в с е н т я б р е 1964 г. Д л я р е г и страции ультрафиолетового излучения использовался ультрафиолетовый спектрофотометр, который включался только на
дневной стороне З е м л и . К р о м е того, на спутнике «Космос-45»
было измерено свечение ночного неба колориметром, работающим т о л ь к о на ночной стороне З е м л и . Д л я к о м м у т а ц и и приборов и контроля подстилающей поверхности использовался датчик, и з м е р я в ш и й о с в е щ е н н о с т ь в д л и н а х в о л н 0 , 6 — 0 , 8 5 м к .
О п т и ч е с к и е оси п р и б о р о в б ы л и н а п р а в л е н ы в н а д и р . И з м е р и т е л ь н а я а п п а р а т у р а и н е к о т о р ы е р е з у л ь т а т ы э к с п е р и м е н т а из*
л о ж е н ы в р а б о т е J1. И . Л е б е д и н с к о г о , В. А. К р а с н о п о л ь с к о г о ,
А. П . К у з н е ц о в а , В. А. И о з е н а с а [111]. О т м е т и м т о л ь к о , ч т о б ы л
использован
двойной
монохроматор с разрешающей
силой
0 , 0 0 1 5 мк, р а б о т а ю щ и й в о б л а с т и 0 , 2 2 5 — 0 , 3 1 0 м к . П р и м е н е н и е
двойной монохроматизации вызвано необходимостью
максим а л ь н о о с л а б и т ь р а с с е я н н ы й свет. П о л е з р е н и я п р и б о р а охва*
т ы в а л о с ь на м е с т н о с т и 20 к м .
Д а т ч и к о м о с в е щ е н н о с т и с л у ж и л о ф о т о с о п р о т и в л е н и е и з сел е н и д а к а д м и я , р а с п о л о ж е н н о е на н е к о т о р о м р а с с т о я н и и от
л и н з ы из с т е к л а К С - 1 0 . П о л е з р е н и я д а т ч и к а н а м е с т н о с т и
25 км. С т е к л о КС-10 отрезает излучение с д л и н а м и волн короче 0,6 мк. И н ф р а к р а с н а я г р а н и ц а ч у в с т в и т е л ь н о с т и с е л е н и д а
к а д м и я около 0,85 мк. Д а т ч и к был п р о к а л и б р о в а н по солнечн о м у с в е т у , о т р а ж е н н о м у от э к р а н а и з о к и с и м а г н и я . Д л я к а ,157
либровки применялись нейтральные светофильтры.
Нелинейн о с т ь д а т ч и к а п р и м а л ы х п о т о к а х ( с м . [111]) в ы з в а н а н е л и н е й ностью фотосопротивления, нелинейность при больших потоках
создавалась электрической схемой д л я расширения диапазона
работы датчика при больших освещенностях.
Полученные спектры отраженной радиации в ультрафиолет о в о й о б л а с т и з а в и с я т от з е н и т н о г о р а с с т о я н и я С о л н ц а . Т а к к а к
при н а х о ж д е н и и спутника на р а з н ы х ш и р о т а х зенитные расс т о я н и я С о л н ц а были р а з л и ч н ы , то к о р р е л я ц и я м е ж д у получ е н н ы м и с п е к т р а м и и с п е к т р о м С о л н ц а не с в я з а н а т о л ь к о с
увеличением пути солнечного луча в п о г л о щ а ю щ е м озонном
с л о е , но и с ш и р о т н о й з а в и с и м о с т ь ю х а р а к т е р и с т и к о з о н н о г о
слоя.
Рис.
59.
Спектральное
излучение
(мквт/см2 стер, мк) ландшафта (высота над
уровнем. моря около 1,8 км), измеренное
с горы Пайке Пик 12 сентября 1956 г.
Температура в Петерсон Филд (/) была 32° С,
в Колорадо Спрингс (2) 34° С, в Блак Форест (3) 29°.
Высота Солнца изменялась от 40 до 35°. В области 1—2 мк величины интенсивностей надо умножить на 10.
Существует также корреляция между отсчетами ультрафиолетового спектрофотометра и показанием инфракрасного спект р о ф о т о м е т р а в п о л о с е о з о н а 9 , 6 5 м к [111]. Р е з у л ь т а т ы , п о л у ченные ультрафиолетовым и инфракрасным
спектрометрами,
могут служить для взаимного контроля при оценках характеристик озонного слоя.
В р а б о т е [111] о б н а р у ж е н а к о р р е л я ц и я и н т е н с и в н о с т е й в б л и зи д л и н н о в о л н о в о й г р а н и ц ы у л ь т р а ф и о л е т о в о г о с п е к т р а % >
> 0 , 3 мк и показаний датчика освещенности. Эти показания
сильно з а в и с я т от облачности, т а к к а к а л ь б е д о о б л а к о в в к р а с ной о б л а с т и с п е к т р а ( Я > 0 , 6 м к ) с у щ е с т в е н н о б о л ь ш е а л ь б е д о
земной поверхности и чистой атмосферы. Поэтому, как у к а з а н о
в р а б о т е [111], и с п о л ь з о в а н н ы й д а т ч и к о с в е щ е н н о с т и д а е т н е плохую оценку облачности в районе измерения. Полученная
к о р р е л я ц и я говорит в п о л ь з у того, что при Х > 0 , 3 мк з а м е т н а я
,158
часть уходящей радиации обязана тропосферным процессам
р а с с е я н и я и о т р а ж е н и я , п р о х о д я щ и м н и ж е основной м а с с ы озонного слоя.
Некоторую качественную картину спектрального распределения интенсивностей уходящей радиации в близкой инфрак р а с н о й о б л а с т и с п е к т р а п о л у ч и м п о и з м е р е н и я м J1. Э й с н е р а ,
Е. Е. Б е л л а , Д ж . Ю н г а , Р . А. О э т ь е н а [102]. И з м е р е н и я , о б с у ж д е н н ы е в р а б о т е [102], п о д т в е р ж д а ю т р е з у л ь т а т ы р а с ч е т о в о
быстром убывании отраженной интенсивности с длиной волны.
Р е з у л ь т а т ы , п р и в е д е н н ы е н а рис. 59, к р о м е т о г о , ч е т к о в ы р а ж а ю т в л и я н и е полос п о г л о щ е н и я в о д я н о г о п а р а . JL Эйснер,
Е . Е . Б е л л , Д ж . Ю н г , Р . А. О э т ь е н [102] п р о в е л и и з м е р е н и я с
г о р ы « П а й к е П и к » ( в ы с о т а 4,3 к м н а д у р . м . ) . П р и э т о м в и з и р у е м ы й л а н д ш а ф т н а х о д и л с я на в ы с о т е о к о л о 1,8 к м н а д у р . м.
В п р и в е д е н н о й н а рис. 59 с п е к т р а л ь н о й з а в и с и м о с т и и н т е н с и в ностей в о с х о д я щ е й р а д и а ц и и резко в ы р а ж е н минимум около
К=2> м к . Р о с т и н т е н с и в н о с т е й в о б л а с т и Я > 3 м к о б у с л о в л е н
собственным излучением подстилающей поверхности. Полученн а я з а к о н о м е р н о с т ь д о л ж н а с о х р а н я т ь с я и п р и и з м е р е н и я х со
спутников. З а м е т и м , что на спутнике « Н и м б у с - I » , з а п у щ е н н о м
2 8 а в г у с т а 1964 г., п р и м е н е н м н о г о с л о й н ы й ш и р о к о п о л о с н ы й
германиевый интерференционный фильтр и P b S e фотосопротивление с радиационным охлаждением. Используемая приемная
система чувствительна в области спектра 3,4—4,2 мк.
Н а к о н е ц отметим, что и м е ю щ и е с я несистематические измерения спектрального и углового распределения интенсивности
уходящей радиации только качественно сравнимы с расчетными
данными. Д л я более детального экспериментального изучения
поля уходящей радиации требуются систематические спектральные измерения в различных условиях погоды, над р а з л и ч н ы м и
подстилающими поверхностями и в различных климатических
районах.
ГЛАВА 3
РАДИАЦИОННЫЙ БАЛАНС ЗЕМЛИ КАК
ПЛАНЕТЫ
Р а д и а ц и о н н ы м балансом н а з ы в а ю т приходо-расход лучистой энергии, п о г л о щ а е м о й и и з л у ч а е м о й п о д с т и л а ю щ е й поверхностью, атмосферой или системой з е м н а я поверхность — атмосфера. Изучение радиационного баланса Земли как планеты
представляет интерес в первую очередь с точки зрения энергетики планеты, определяющей особенности крупномасштабных
атмосферных движений. С другой стороны, д а н н ы е о составляющих радиационного баланса системы земная поверхность—
атмосфера имеют в а ж н о е значение при оценках энергетики
(теплового баланса) объектов, находящихся в космическом
п р о с т р а н с т в е в п о л е и з л у ч е н и я З е м л и . В п о с л е д н е м с л у ч а е особый интерес п р е д с т а в л я е т о б с у ж д а е м ы й в следующей главе
вопрос о потоках уходящего излучения на поверхности различных ориентаций. О б р а т и м с я теперь к рассмотрению р а з л и ч н ы х
уравнений радиационного баланса.
§ 1. Уравнения радиационного баланса
П р и х о д н у ю ч а с т ь р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а п о д с т и л а ю щ е й поверхности R составляют поглощенная подстилающей поверхностью п р я м а я солнечная и рассеянная радиация, а т а к ж е противоизлучение атмосферы. Р а с х о д н а я часть определяется потерей
т е п л а з а счет с о б с т в е н н о г о т е п л о в о г о и з л у ч е н и я п о д с т и л а ю щ е й
поверхности.
П р и н и м а я это во внимание, н а п и ш е м с л е д у ю щ е е уравнение
радиационного баланса подстилающей поверхности:
R==Q(\-A)-\-fO0-Un.n,
где Q — потоки (или с у м м ы ) п р и х о д я щ е й с у м м а р н о й р а д и а ц и и ,
А — а л ь б е д о п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и , G0, Uu.n — п о т о к и ( и л и
,160
суммы) противоизлучения атмосферы и собственного теплового
излучения
подстилающей
поверхности,
б — поглощательная
способность подстилающей поверхности.
Т а к к а к в е л и ч и н а Un.п — 6G0 = F0 п р е д с т а в л я е т с о б о й э ф ф е к т и в н о е и з л у ч е н и е п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и , то п р е о б р а зуем написанное уравнение следующим образом:
tf=Q(l-4j-/v
(3.1)
С л е д у е т иметь в виду, что п о н я т и е о р а д и а ц и о н н о м б а л а н с е
поверхности я в л я е т с я известной абстракцией, т а к к а к в действительности всегда изучается р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с некоторого деятельного слоя. При этом толщина такого деятельного
слоя изменяется в очень широких пределах: в одних случаях
(гладкие подстилающие поверхности, лишенные растительного
покрова) она очень м а л а , в других (растительные покровы, водные бассейны) достигает больших значений — п о р я д к а метров
и десятков метров.
П р и х о д н у ю ч а с т ь р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы Ra составляют поглощенная атмосферой п р я м а я солнечная и расс е я н н а я р а д и а ц и я q', а т а к ж е п о г л о щ е н н о е а т м о с ф е р о й т е п л о в о е и з л у ч е н и е п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и Ua. Р а с х о д н а я ч а с т ь
о п р е д е л я е т с я п о т е р я м и т е п л а за счет т е п л о в о г о и з л у ч е н и я атмосферы в н а п р а в л е н и и к земной поверхности и в мировое пространство. П е р в а я с о с т а в л я ю щ а я расходной части радиационного б а л а н с а а т м о с ф е р ы п р е д с т а в л я е т собой противоизлучение
а т м о с ф е р ы G0, а в т о р а я с о с т а в л я ю щ а я — - и з л у ч е н и е а т м о с ф е р ы
в-- м и р о в о е п р о с т р а н с т в о UооТаким образом, имеем следующее уравнение радиационного
баланса атмосферы:
Я. = * = £ / „ + ? ' - 0 0
Е с л и Р — п р о п у с к а т е л ь н а я способность а т м о с ф е р ы д л я тепл о в о г о и з л у ч е н и я , то п о г л о щ е н н о е а т м о с ф е р о й т е п л о в о е и з л у ч е ние п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и м о ж е т б ы т ь п р е д с т а в л е н о в
в и д е U u = ( 1 — P ) U о , г д е U 0 — в о с х о д я щ и й п о т о к т е п л о в о г о излучения
на
уровне
подстилающей
поверхности.
Величина
Uo—G0=F0
п р е д с т а в л я е т собой э ф ф е к т и в н о е излучение подс т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и , a P U o + Ooo = Fco— у х о д я щ е е и з л у ч е ние п о д с т и л а ю щ е й поверхности и а т м о с ф е р ы в мировое пространство. П р и н и м а я это во внимание, п р е о б р а з у е м у р а в н е н и е
радиационного баланса атмосферы таким образом:
Rt = F0-Fa
+ q'.
(3.2)
В р а д и а ц и о н н о м б а л а н с е системы з е м н а я поверхность — атм о с ф е р а (Rg) п р и х о д н у ю ч а с т ь с о с т а в л я е т п р я м а я с о л н е ч н а я
и рассеянная радиация, поглощенная подстилающей
поверхностью
и атмосферой, а расходную — уходящее
излучение.
11 Зак. 359
161
Поэтому уравнение радиационного
атмосфера имеет вид
^ ( Q
Это уравнение
разом:
+
баланса
системы
Земля—
tfHi-^+y-/^.
(з.з)
может быть записано т а к ж е следующим
=
об(3-4)
г д е Qо — п р и х о д с о л н е ч н о й р а д и а ц и и з а п р е д е л а м и а т м о с ф е р ы ,
— альбедо Земли как планеты.
П р е ж д е чем обратиться к рассмотрению результатов исследований радиационного баланса Земли как планеты, обсудим
данные аэростатных и ракетных исследований
вертикальных
профилей радиационных потоков в атмосфере. Эти данные
имеют в а ж н о е значение д л я интерпретации результатов измерений у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я п р и п о м о щ и спутников, а т а к ж е могут б ы т ь и с п о л ь з о в а н ы д л я к о н т р о л я точности с п у т н и к о в ы х измерений, к о т о р а я все е щ е остается недостаточно высокой.
§ 2. Самолетные, аэростатные и ракетные исследования
Пограничный слой атмосферы, в ы з ы в а ю щ и й существенную
v
трансформацию интегральных потоков солнечной и длинноволновой р а д и а ц и и , имеет т о л щ и н у п о р я д к а 2 0 — 3 0 км. П о э т о м у
исследования радиационных потоков с самолетов, аэростатов и
ракет дают возможность получить представление о поле излуч е н и я З е м л и . П о д о б н ы е и с с л е д о в а н и я и м е ю т тем б о л ь ш и й интерес, что п о з в о л я ю т р а с п о л а г а т ь д а н н ы м и о в е р т и к а л ь н ы х проф и л я х р а д и а ц и о н н ы х потоков, что очень в а ж н о с точки з р е н и я
интерпретации результатов^спутниковых измерений уходящего
/Излучения. ОсоБая роль самолетных и аэростатных исследова/ ний состоит т а к ж е в возможности получить д а н н ы е для/контрЪ}
( ^ - ^ я ^ н а д е ж н о с т ^ р е з у л Г г а т о в спутншШ1ГБГГ~ТГШёрёМк
зультаты самолетных иссЖдбв~а:ний7"Которые"_5}^т обсуждены
д а л е е , о т н о с я т с я к с р а в н и т е л ь н о м а л ы м в ы с о т а м и п о э т о м у не
с о д е р ж а т д а н н ы х об у х о д я щ е м излучении, з н а ч и т е л ь н ы й интерес их з а к л ю ч а е т с я в методической стороне дела.
Э к с п е р и м е н т а л ь н ы е и с с л е д о в а н и я потоков р а д и а ц и и в свободной атмосфере с помощью самолетов и аэростатов начались
еще два-три -десятилетия тому назад. О д н а к о только в течение
последних десяти лет удалось осуществить подобные исследовав
ния на достаточно высоком методическом уровне. Ц е л ь дальнейшего и з л о ж е н и я состоит в том, чтобы подвести итоги и наметить перспективы развития работ в указанной области. При
этом с н а ч а л а будут р а с с м о т р е н ы вопросы методики и точно,162
сти и з м е р е н и й , а з а т е м о б с у ж д е н ы и м е ю щ и е с я р е з у л ь т а т ы
следований и высказаны соображения о перспективах.
ис-
1. Особенности использования стандартной актинометриче-
ской а п п а р а т у р ы . В о б ш и р н о й с е р и и и с с л е д о в а н и й [1—37, 71],
в ы п о л н е н н ы х в С С С Р , д л я и з м е р е н и я п о т о к о в р а д и а ц и и в свободной атмосфере применялась с т а н д а р т н а я актинометрическая
а п п а р а т у р а , у с т а н а в л и в а е м а я на с а м о л е т а х и аэростатах.
Естественно, что и с п о л ь з о в а н и е с т а н д а р т н о й а п п а р а т у р ы в
с т о л ь н е о б ы ч н ы х д л я н е е у с л о в и я х п о т р е б о в а л о р а з р а б о т к и спец и а л ь н о й м е т о д и к и и з м е р е н и й и их о б р а б о т к и , а т а к ж е т щ а тельного изучения характеристик приборов при изменении различных параметров среды. Наиболее сложным оказался в данном с л у ч а е вопрос об использовании п и р а н о м е т р о в и балансомеров для измерений суммарной радиации и радиационного
баланса.
В а ж н ы е исследования по методике самолетных пираномет р и ч е с к и х и з м е р е н и й в ы п о л н е н ы В. Г. К а с т р о в ы м [8, 10], р а з р а ботавшим теорию пиранометров применительно к случаю устан о в к и э т и х п р и б о р о в н а с а м о л е т а х . Н е о с т а н а в л и в а я с ь на х а рактеристике стандартных поправок, вводимых к показаниям
пиранометров («угловая» и «спектральная» поправки, температ у р н а я з а в и с и м о с т ь и д р . [38]), р а с с м о т р и м т о л ь к о с п е ц и ф и ч е ские особенности самолетных (или аэростатных) пиранометрических измерений.
Н а и б о л е е в а ж н ы м ф а к т о р о м , о с л о ж н я ю щ и м о б р а б о т к у рез у л ь т а т о в и з м е р е н и й , я в л я е т с я в д а н н о м с л у ч а е н а р у ш е н и е горизонтальности приемных поверхностей пиранометров.
Для
нижнего пиранометра, и з м е р я ю щ е г о восходящий поток коротк о в о л н о в о й р а д и а ц и и , о т к л о н е н и я п р и е м н о й п о в е р х н о с т и от гор и з о н т а л ь н о г о п о л о ж е н и я не и г р а ю т с у щ е с т в е н н о й роли, поскольку угловое распределение восходящей радиации можно в
первом приближении считать изотропным. Однако показания
верхнего п и р а н о м е т р а , на п р и е м н у ю поверхность которого п а дает прямая солнечная радиация, составляющая
основную
часть с у м м а р н о й р а д и а ц и и при ясном небе, весьма чувствительны к н а р у ш е н и я м г о р и а о н т а л ь н о с т и п р и е м н о й п о в е р х н о с т и .
Р а с с м о т р и м , с л е д у я [11], к а к и м о б р а з о м м о ж е т б ы т ь о ц е н е н о
влияние негоризонтальности
верхнего пиранометра
с точки
зрения учета изменения угла падения солнечной
радиации.
П у с т ь о с ь OZ ( р и с . 60) с о о т в е т с т в у е т н а п р а в л е н и ю в е р т и к а л и ,
а O Z ' п р е д с т а в л я е т с о б о й н о р м а л ь к п р и е м н о й п о в е р х н о с т и пир а н о м е т р а . П о л о ж е н и е С о л н ц а на н е б е с н о м с в о д е о п р е д е л я е т с я
т о ч к о й М; а — а з и м у т п л о с к о с т и OZD о т н о с и т е л ь н о в е р т и к а л а
С о л н ц а (смысл о с т а л ь н ы х обозначений ясен из ч е р т е ж а или
будет указан далее).
При отклонении нормали к приемной поверхности пиранометра на угол 8 относительно вертикали OZ поток солнечной
11*
163
р а д и а ц и и , п а д а ю щ и й н а п р и е м н у ю п о в е р х н о с т ь , и з м е н и т с я на
величину, р а в н у ю S (cos £©— cos£©). З д е с ь 5 — поток солнечной р а д и а ц и и на п е р п е н д и к у л я р н у ю к л у ч а м поверхность, £©—
з е н и т н ы й у г о л С о л н ц а , С© — у г о л п а д е н и я с о л н е ч н о й р а д и а ц и и
на п р и е м н у ю поверхность п и р а н о м е т р а ,
шением
определяемый
c o s £© = c o s Zo c o s e - f - s i n £© s i n e c o s
соотно-
a.
П р и осреднении по а з и м у т у с р е д н я я величина ошибки
м е р е н и я п о т о к а 1 с о л н е ч н о й р а д и а ц и и на г о р и з о н т а л ь н у ю
верхность будет р а в н а
изпо-
2я
AS' — -2^- J S ( c o s £© — c o s С©) da —
о
= — S c o s Сф (1 — c o s e) = — 2 S s i n 2 ^ - c o s £©.
Если
угол
e
мал,
то
приближенно
' Д5' = — J
5cosS0.
(3.5)
имеем
(3.6)
О т с ю д а видно, что о т н о с и т е л ь н а я о ш и б к а и з м е р е н и я S ' р а в е2
на
2", т . е. н е з а в и с и т от з е н и т н о г о у г л а С о л н ц а ^ © . П о с к о л ь ку полученный р е з у л ь т а т с п р а в е д л и в , очевидно, и д л я р а с с е я н ной р а д и а ц и и , р а с п р о с т р а н я ю щ е й с я в о п р е д е л е н н о м н а п р а в л е ,164
нии, ф о р м у л у (3.6) л е г к о о б о б щ и т ь н а с л у ч а й о ц е н к и о ш и б к и
измерений баланса коротковолновой радиации
A(F^-F^)
A {F+—F+)
(F±—F*).
(3.7)
З д е с ь F*
и F+ — с о о т в е т с т в е н н о н и с х о д я щ и й и в о с х о д я щ и й
потоки коротковолновой радиации.
Д и ф ф е р е н ц и р у я (3.7) п о в е р т и к а л ь н о й К о о р д и н а т е г и в в о д я
обозначение
получим
для
лучистого притока
следующее
выражение для
Aq = - ^ q .
тепла
ошибки
q —
его
(F^—F+
),
определения:
(3.8)
Полученные в ы ш е ф о р м у л ы п о к а з ы в а ю т , что при м а л ы х нарушениях горизонтальности приемной поверхности рассматрив а е м а я о ш и б к а и з м е р е н и й не я в л я е т с я с у щ е с т в е н н о й . Т а к , н а п р и м е р , д а ж е п р и е = 6° в е л и ч и н а 1 / 2 s 2 == 0,005, т. е. о т н о с и т е л ь ная ошибка измерений составляет 0,5%. Весьма существенно,
о д н а к о , что в у п о м я н у т ы х ф о р м у л а х п р е д п о л а г а е т с я о с р е д н е н и е
п о к а з а н и й п и р а н о м е т р о в по азимуту. Если ж е о ц е н и в а т ь случ а й н ы е о ш и б к и п о е д и н и ч н ы м о т с ч е т а м , то в е л и ч и н а их о к а ж е т с я д а ж е при м а л ы х углах s значительно большей. Предпол о ж и м по-прежнему, что е = 6 ° , а £ о = 6 0 ° . В т а к о м случае
cos l ' — cos
cos
т. е. о т н о с и т е л ь н а я о ш и б к а в о з р а с т а е т д о 2 0 % . Е с л и ж е £© = 7 0 ° ,
то получим относительную- ошибку около 3 0 % . Таким образом, при больших зенитных расстояниях Солнца и отсутствии
о с р е д н е н и я р е з у л ь т а т о в и з м е р е н и й по а з и м у т у ( о т н о с и т е л ь н о
Солнца) ошибки, связанные с негоризонтальностью приемной
поверхности верхнего пиранометра, становятся очень существенными. Именно поэтому в методике самолетных пиранометрических измерений всегда осуществляют повторные отсчеты показаний п и р а н о м е т р а д л я одной и той ж е « п л о щ а д к и » при двух
противоположных курсах самолета: «солнце слева» и «солнце
справа». Е щ е более с л о ж н а я ситуация имеет место при интерп р е т а ц и и р е з у л ь т а т о в и з м е р е н и й на а э р о с т а т а х , когда использование подобной методики измерений является невозможным.
О д н а к о в данном случае облегчает п о л о ж е н и е то обстоятельс т в о , ч т о а э р о с т а т п о в о р а ч и в а е т с я в о к р у г в е р т и к а л ь н о й оси в
процессе подъема.
Е . А. Л о п у х и н [13] с о с т а в и л т а б л и ц у , п о з в о л я ю щ у ю в в о д и т ь
п о п р а в к и на негоризонтальность приемной поверхности пираном е т р а в з а в и с и м о с т и от в ы с о т ы С о л н ц а ,
,165
П р и н а р у ш е н и и г о р и з о н т а л ь н о с т и п р и е м н о й п о в е р х н о с т и пир а н о м е т р а происходит изменение его поля з р е н и я : н а к л о н е н н ы й
в е р х н и й п и р а н о м е т р ( р и с . 60) « в и д и т » в м е с т о у ч а с т к а н е б а
АВВ'С
у ч а с т о к AD'DC,
расположенный ниже горизонтальной
плоскости. Аналогично происходит изменение поля зрения и
н и ж н е г о п и р а н о м е т р а . Е с т е с т в е н н о , что э т о в ы з ы в а е т и с к а ж е ние показаний пиранометров. П о д р о б н ы й а н а л и з ошибок измерений,
возникающих
в
рассматриваемом
случае,
привел
В. Г. К а с т р о в а [11] к в ы в о д у , ч т о э т и о ш и б к и не я в л я ю т с я существенными.
Самолет или аэростат всегда вносит определенные «возмущ е н и я » в исследуемое поле р а д и а ц и и . В с л у ч а е с а м о л е т н ы х пиранометрических измерений наиболее в а ж н о е значение имеет
у ч е т « п о д с в е т к и » п и р а н о м е т р а з а с ч е т о т р а ж е н и я р а д и а ц и и от
п о в е р х н о с т и с а м о л е т а . О ц е н к и , в ы п о л н е н н ы е В. Г. К а с т р о в ы м
[11], п о к а з ы в а ю т , ч т о в о з н и к а ю щ и е в с в я з и с э т и м о ш и б к и
имеют второстепенное значение. При аэростатных измерениях
существенно затенение части небесного свода оболочкой аэростата. О д н а к о если д л и н а подвеса, на конце которого находятся
пиранометры, достаточно велика, то з а т е н я ю щ е е действие оболочки практически несущественно.
О б ы ч н а я цель самолетных или аэростатных исследований
радиационного б а л а н с а состоит в получении д а н н ы х о вертик а л ь н о м п р о ф и л е р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а и его с о с т а в л я ю щ и х ,
а т а к ж е в п о с л е д у ю щ е м определении по этим д а н н ы м величин
л у ч и с т о г о п р и т о к а т е п л а . Е с т е с т в е н н о , ч т о д л я п о л у ч е н и я та*
к о г о р о д а д а н н ы х н е о б х о д и м о , с т р о г о г о в о р я , о с у щ е с т в и т ь одно*
в р е м е н н ы е а к т и н о м е т р и ч е с к и е и з м е р е н и я н а р а з л и ч н ы х уров*
нях в атмосфере над данной подстилающей поверхностью. При
э т о м р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с B(z)
определяется по формуле
B(z) = F*(z) — F*{z).
(3.9)
Л у ч и с т ы й приток тепла q рассчитывается д а л е е по соотношению
Я=
(ЗЛО)
п о л у ч е н н о м у в п р е д п о л о ж е н и и г о р и з о н т а л ь н о й оптической однородности атмосферы и подстилающей поверхности.
В действительности условие горизонтальной оптической однородности может нарушаться, а одновременные
измерения
потоков р а д и а ц и и на р а з л и ч н ы х у р о в н я х п р а к т и ч е с к и неосуществимы. Это выдвигает необходимость решения следующих двух
задач.
При решении первой задачи необходимо оценить погрешности, к о т о р ы е м о г у т в о з н и к н у т ь и з - з а в л и я н и я г о р и з о н т а л ь н о й
оптической неоднородности. П р и б л и ж е н н ы е оценки такого рода;
166-
б ы л и п о л у ч е н ы В. Г. К а с т р о в ы м [8]. П р е д п о л о ж и м , ч т о п р о и з водятся измерения потоков р а д и а ц и и над п л о щ а д к о й в виде
к р у г а с а л ь б е д о А, к о т о р а я о к р у ж е н а п о в е р х н о с т ь ю с а л ь б е д о А'. П у с т ь с р е д а м е ж д у п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т ь ю и
р а с с м а т р и в а е м ы м уровнем я в л я е т с я оптически пустой. Обозначая через # угол, под которым с данного уровня z виден радиус г площадки, получим следующую связь м е ж д у восходящим и нисходящим потоками радиации:
F+ (г) = F* (г) A s i n 2 & + F^ (z) Л ' c o s 2 &.
(3.11)
Л е г к о видеть д а л е е , что р а з н о с т ь р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а
н а у р о в н я х Zi и z 2 , о б у с л о в л е н н а я п а р а з и т н ы м в л и я н и е м г о р и зонтальной неоднородности подстилающей поверхности, будет
равна
(3.12)
В е л и ч и н а A ( z b z2) и п р е д с т а в л я е т с о б о й и с к о м у ю п о г р е ш ность. П о с к о л ь к у т р а н с ф о р м а ц и я и з л у ч е н и я
промежуточным
слоем может только сгладить оптические контрасты подстилающ е й п о в е р х н о с т и , ф о р м у л а (3.12) д а е т в е р х н и й п р е д е л р а с с м а т р и в а е м о й п о г р е ш н о с т и . К а с т р о в в ы п о л н и л с п о м о щ ь ю (3.12)
оценки погрешностей, в о з н и к а ю щ и х при измерениях б а л а н с а
коротковолновой радиации в таком случае, когда блестящий
снежный покров на поверхности Рыбинского в о д о х р а н и л и щ а
(Л = 0,82) б ы л о к р у ж е н п о в е р х н о с т ь ю с п о ч т и п о л н о с т ь ю с т а я в шим снегом
(Л'=0,27).
Э т и в ы ч и с л е н и я п о к а з а л и , ч т о в л и я н и е г о р и з о н т а л ь н о й оптической неоднородности подстилающей поверхности следует
п р и н и м а т ь во в н и м а н и е в особенности при о б р а б о т к е результ а т о в и з м е р е н и й на в ы с о т а х более 1 км. Н е с у щ е с т в е н н ы м оказалось, однако, влияние горизонтальной неоднородности в таком случае, когда альбедо исследуемой площадки ниже альбедо
окружающей территории (водохранилище в летнее время года).
В реальных условиях горизонтальная оптическая неоднородность п о д с т и л а ю щ е й поверхности и атмосферы м о ж е т быть
о ч е н ь « п е с т р о й » , и п о э т о м у ее в л и я н и е т р у д н о у ч е с т ь п р и о б р а ботке результатов измерений. Следует, таким образом, сделать
вывод, что н а и б о л е е н а д е ж н ы й путь р е ш е н и я з а д а ч и о вертикальном профиле радиационного баланса и лучистого притока
тепла состоит в осуществлении измерений при ясном небе н а д
однородной подстилающей поверхностью. П р и измерениях рад и а ц и о н н о г о б а л а н с а с п о м о щ ь ю а э р о с т а т о в н е о б х о д и м о осущ е с т в л я т ь контроль горизонтальной однородности путем фотографирования территории под аэростатом. Если горизонтальная
оптическая однородность отсутствует, результаты
измерений
,167
радиационного баланса имеют лишь узко локальный смысл, а
о п р е д е л е н и е л у ч и с т о г о п р и т о к а т е п л а п о ф о р м у л е (3.10) с о п р я жено с более или менее существенными погрешностями, количественная оценка которых весьма трудна.
Вторая задача, которую необходимо решить при построении
в е р т и к а л ь н о г о п р о ф и л я р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а по д а н н ы м сам о л е т н ы х или а э р о с т а т н ы х измерений, состоит в приведении результатов измерений к заданному моменту времени.
В случае измерений потоков коротковолновой радиации эта
задача решается путем использования приближенных эмпирических формул, в ы р а ж а ю щ и х зависимость потоков коротковолн о в о й р а д и а ц и и от в ы с о т ы С о л н ц а . Т а к , н а п р и м е р , Г. П . Ф а р а п о н о в а и В. Г. К а с т р о в [21] и с п о л ь з о в а л и с л е д у ю щ у ю ф о р м у л у :
(ЗЛЗ)
где S 0 — солнечная постоянная д л я д а н н о г о дня,
— высота
С о л н ц а , т — а т м о с ф е р н а я масса в н а п р а в л е н и и на Солнце, а и
b — п о с т о я н н ы е , п р и ч е м Ь > 0 в с л у ч а е н и с х о д я щ е г о п о т о к а коротковолновой радиации и 6 < 0 д л я восходящего потока радиации.
Вопрос о приведении результатов измерений радиационного
баланса или потоков длинноволновой радиации к заданному
моменту времени является менее ясным. В случае измерений
радиационного б а л а н с а в дневное в р е м я могут быть, по-видимому, п р и м е н и м ы эмпирические ф о р м у л ы , аналогичные (3.13).
Ч т о ж е к а с а е т с я п о т о к о в д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ц и и , их и з м е н чивость в течение 1,5—2 час. о б ы ч н о с ч и т а е т с я несущественной.
I Корректное решение з а д а ч и на основе теоретических расчетов
1 требует отсутствующих пока что д а н н ы х о т р а н с ф о р м а ц и и вер\ тикальных профилей температуры и влажности за сравнительно
[короткие промежутки времени (порядка нескольких часов).
В е с ь м а в а ж н ы м ф а к т о р о м , к о т о р ы й н а д о у ч и т ы в а т ь п р и обработке показаний стандартных актинометрических приборов
(пиранометров, балансомеров), используемых д л я измерений на
с а м о л е т а х или аэростатах, я в л я е т с я зависимость п о к а з а н и й
э т и х п р и б о р о в от т е м п е р а т у р ы и д а в л е н и я .
Наиболее простой и надежной следует считать градуировку
приборов в термобарокамере в условиях,
соответствующих
реально изменяющимся с высотой значениям температуры и
д а в л е н и я . Очевидно, что п о д о б н ы й искусственный « п о д ъ е м » аппаратуры следует осуществлять применительно к условиям
с т а н д а р т н о й с т р а т и ф и к а ц и и а т м о с ф е р ы . И м е н н о т а к а я методика градуировки пиранометров и балансомеров была применена нами при предполетной подготовке аэростатной а п п а р а т у р ы , к о т о р а я б у д е т о п и с а н а д а л е е [24—29].
,168
2. Актинометрические радиозонды. Естественно, что практическое использование д а н н ы х о р а д и а ц и о н н о м б а л а н с е и лучистом притоке тепла в свободной а т м о с ф е р е в о з м о ж н о л и ш ь при
получении достаточного о б ъ е м а м а т е р и а л о в наблюдений. В связи с этим за последние годы были п р е д п р и н я т ы с р а в н и т е л ь н о
многочисленные попытки сконструировать простые и легкие
б а л а н с о м е р ы , п р и г о д н ы е д л я з а п у с к о в в м е с т е со с т а н д а р т н ы м и
р а д и о з о н д а м и . Т а к и е системы, состоящие из стандартного радиозонда и балансомера, получили название актинометрических
радиозондов. Поскольку проблема измерений
радиационного
б а л а н с а в д н е в н о е в р е м я в е с ь м а т р у д н а и не м о ж е т б ы т ь у д о влетворительно решена с помощью балансомеров, устанавлив а е м ы х на а к т и н о м е т р и ч е с к и х р а д и о з о н д а х , последние применяются в настоящее время только д л я ночных зондирований.
Наиболее широкое применение в актинометрических радиоз о н д а х п о л у ч и л т а к н а з ы в а е м ы й э к о н о м и ч н ы й р а д и о м е т р конс т р у к ц и и В . Е. С у о м и и П . М . К у н а [42—44, 47—49], к о т о р ы й
в д а л ь н е й ш е м мы будем н а з ы в а т ь балансомером Суоми. Этот
б а л а н с о м е р п р е д с т а в л я е т собой многослойную систему, схемат и ч е с к и и з о б р а ж е н н у ю н а р и с . 61. З д е с ь п о в е р х н о с т и , о б о з н а ченные буквой Р , я в л я ю т с я п о л и э т и л е н о в ы м и п л е н к а м и толщ и н о й 12,7 м к . В о в н у т р е н н е й ч а с т и б а л а н с о м е р а р а с п о л о ж е н ы
м а й л а р о в ы е п л е н к и М , и м е ю щ и е т о л щ и н у 6,4 м к . П о в е р х н о с т и
двух внутренних майларовых пленок алюминированы. Внешние
п л е н к и из м а й л а р а я в л я ю т с я п р и е м н ы м и п о в е р х н о с т я м и б а л а н сомера и поэтому с н а р у ж и они з а ч е р н е н ы , а изнутри алюминированы. Полиэтиленовые пленки Р с л у ж а т ветровой защитой.
Б а л а н с о м е р н е я в л я е т с я в а к у у м н ы м , и, с л е д о в а т е л ь н о , д а в л е ние внутри б а л а н с о м е р а всегда равно атмосферному д а в л е н и ю
на том ж е уровне, где находится прибор. К р и в а я Т и з о б р а ж а е т
профиль температуры внутри балансомера, характерный для
условий
измерений
в средней
части тропосферы.
Стенки
,169
б а л а н с о м е р а / с д е л а н ы из м а т е р и а л а , о б л а д а ю щ е г о х о р о ш и м и
теплоизолирующими свойствами.
Н а рис. 62 и з о б р а ж е н в н е ш н и й в и д а к т и н о м е т р и ч е с к о г о р а диозонда (как видно, балансомер имеет треугольную форму;
существенно отметить т а к ж е , что стенка р а д и о з о н д а , к которой
примыкает балансомер, покрыта алюминиевой пленкой). Вертик а л ь н ы й р а з м е р б а л а н с о м е р а (D + 2d) — 5,6 с м ( с л е д о в а т е л ь н о ,
п л е н к и Р и М р а с п о л о ж е н ы н а р а с с т о я н и и 0,7 с м ) , а с т о р о н а
т р е у г о л ь н и к а с о с т а в л я е т 30 см. Н е п о с р е д с т в е н н о и з м е р я е м ы м и
Рис. 62. Актинометрический радиозонд.
в е л и ч и н а м и я в л я ю т с я т е м п е р а т у р ы Tt и Ть п р и е м н ы х п о в е р х ностей, д л я чего и с п о л ь з у ю т с я т е р м и с т о р н ы е д а т ч и к и т е м п е р а т у р ы . П о к а з а н и я э т и х д а т ч и к о в п е р е д а ю т с я на З е м л ю т а к и м ж е
образом, как и показания стандартного датчика температуры
воздуха, входящего в систему радиозонда. Д л я характеристики
п о л и э т и л е н о в ы х с в е т о ф и л ь т р о в - м о ж н о у к а з а т ь , что они пропус к а ю т от 8 0 д о 9 0 % и н т е г р а л ь н о й д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ц и и .
Из остальной радиации (10—20%) примерно 90% отражается
и т о л ь к о 10% п о г л о щ а е т с я п о л и э т и л е н о в о й пленкой. П о с л е д н е е
означает, что п о г л о щ е н и е р а д и а ц и и пленкой м о ж н о практически
не п р и н и м а т ь в о в н и м а н и е .
Э л е м е н т а р н а я т е о р и я б а л а н с о м е р а [47], и с х о д я щ а я и з п р и ближенных уравнений теплового баланса приемных поверхностей, п р и в о д и т к с л е д у ю щ е м у в ы р а ж е н и ю д л я р а д и а ц и о н н о г о
баланса (эффективного
излучения):
F — F^ —
,170
— о{т\— Tf)-\-K
[4Сг +
^{Tb-Tt)
+
Еп]
.(3.14)
Здесь
а — постоянная
Стефана — Больцмана;
К =
а
^ __
( а = 0,85 — п о г л о щ а т е л ь н а я
способность приемных
поверхностей,
г = 0,16 — о т р а ж а т е л ь н а я
способность
полиэтиленовых
j
j
п л е н о к ) ; C l = kt — ^ — - — поток т е п л а за счет м о л е к у л я р н о й
т е п л о п р о в о д н о с т и в о з д у х а ; о ц е н к и п о к а з ы в а ю т , что в л и я н и е конвекции в данном случае несущественно; Я = 5 • Ю-3 кал/см2град.—
т е п л о е м к о с т ь п р и е м н ы х п о в е р х н о с т е й ; Еп — о с т а т о ч н ы й ч л е н ,
характеризующий влияние второстепенных погрешностей.
З н а я п р и в е д е н н ы е з н а ч е н и я констант п р и б о р а , м о ж н о без
т р у д а о п р е д е л и т ь с п о м о щ ь ю ф о р м у л ы (3.14) п о и з м е р е н н ы м
з н а ч е н и я м Ть и Tt и с к о м у ю в е л и ч и н у р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а .
Поскольку приемные поверхности в б а л а н с о м е р е Суоми отдел е н ы д р у г от д р у г а т е п л о и з о л и р у ю щ и м и п р о с л о й к а м и в о з д у х а ,
т о е с т е с т в е н н о , ч т о р а з н о с т ь т е м п е р а т у р Тъ — Tt в е с ь м а з н а ч и т е л ь н а и и з м е н я е т с я от н е с к о л ь к и х г р а д у с о в ( в б л и з и з е м н о й
п о в е р х н о с т и ) д о н е с к о л ь к и х д е с я т к о в г р а д у с о в (в с т р а т о с ф е р е ) .
П р и в ы в о д е (3.14) н е у ч т е н ц е л ы й р я д и с т о ч н и к о в о ш и б о к :
излучение полиэтиленовых светофильтров и оболочки радиозонда, в ы т е к а н и е воздуха изнутри б а л а н с о м е р а при подъеме,
о с а ж д е н и е инея или в л а г и на в н е ш н и х п о в е р х н о с т я х и внутри
б а л а н с о м е р а , а д и а б а т и ч е с к о е о х л а ж д е н и е воздуха внутри бал а н с о м е р а при п о д ъ е м е и др. О ц е н к и п о к а з ы в а ю т , однако, что
п е р в ы е д в а с л а г а е м ы х (3.14) п р и м е р н о о д и н а к о в ы п о в е л и ч и н е
и значительно превосходят остальные члены в правой части
( 3 . 1 4 ) , в е л и ч и н а к о т о р ы х с о с т а в л я е т н е б о л е е 10% п о о т н о ш е нию к основным с л а г а е м ы м . Существенно отметить при этом,
что почти все в т о р о с т е п е н н ы е ф а к т о р ы о б у с л о в л и в а ю т уменьш е н и е р а з н о с т и т е м п е р а т у р Ть — Tt; э т о п р и в о д и т к н е б о л ь шому систематическому преуменьшению измеряемой величины
радиационного баланса. Н а з е м н ы е испытания и сравнения бал а н с о м е р а С у о м и [50] п о к а з а л и , ч т о э т о т п р и б о р м о ж н о считать вполне н а д е ж н ы м д л я ночных измерений радиационного
баланса.
'
.
З а м е т и м , однако, что многослойная структура б а л а н с о м е р а
Существенно о с л о ж н я е т интерпретацию результатов измерений
С п о м о щ ь ю этого п р и б о р а в п е р в у ю очередь по с л е д у ю щ и м
двум причинам. Во-первых, к а к видно из (3.14), при обработке
р е з у л ь т а т о в и з м е р е н и й н е о б х о д и м о з н а т ь в е л и ч и н у С{, х а р а к т е р и з у ю щ у ю п о т о к т е п л а от о д н о й п р и е м н о й п о в е р х н о с т и к д р у гой з а с ч е т м о л е к у л я р н о й т е п л о п р о в о д н о с т и . В ф о р м у л е (3.14)
этот п о т о к т е п л а у ч т е н в р а м к а х « о д н о м е р н о й » т е о р и и т е п л о проводности. Очевидно, однако, что известное влияние могут
о к а з ы в а т ь т а к ж е «боковые» потоки тепла в горизонтальном
н а п р а в л е н и и . Н е с о м н е н н о т а к ж е , ч т о не в с е г д а м о ж н о п р е небречь влиянием конвекции внутри балансомера. М е ж д у тем
,171
количественный учет в л и я н и я конвекции и с к л ю ч и т е л ь н о труден.
В о - в т о р ы х , я с н о , что м н о г о с л о й н о с т ь б а л а н с о м е р а с у щ е с т в е н н о
увеличивает его инерцию, что я в л я е т с я н е ж е л а т е л ь н ы м . О б а
указанных неблагоприятных фактора практически устраняются
в балаисомере дискового типа, снабженном ветровой защитой в
виде п о л у с ф е р и ч е с к и х к о л п а к о в из п о л и э т и л е н а . Известно, что
для балансомера дискового типа (например, балансомера Яниш е в с к о г о [1. 1]) в х о р о ш е м п р и б л и ж е н и и и м е е т м е с т о п р я м а я
пропорциональность между величиной радиационного баланса
и разностью температур приемных поверхностей, а постоянная
времени прибора
может
быть сделана достаточно
малой.
С этой точки зрения использование б а л а н с о м е р о в дискового
типа является предпочтительным.
З а м е т и м , однако, что эти с о о б р а ж е н и я имеют скорее принципиальное, чем практическое значение. О п и с а н н ы й в работе
[52] о д н о в р е м е н н ы й а э р о с т а т н ы й п о д ъ е м б а л а н с о м е р о в С у о м и
и дискового типа п о к а з а л , что р а с х о ж д е н и я р е з у л ь т а т о в измерений не п р е в ы ш а л и 2 % .
Наземные сравнения балансомеров Суоми и вентилируемого дискового б а л а н с о м е р а конструкции того ж е автора обнар у ж и л и , что отношение п о к а з а н и й первого к п о к а з а н и я м втор о г о с о с т а в л я е т 1,01029, п р и ч е м с р е д н е е к в а д р а т и ч е с к о е отк л о н е н и е от э т о г о с р е д н е г о з н а ч е н и я р а в н о 0,02017. О ц е н к и
случайных ошибок измерений радиационного баланса, обусловленных о ш и б к а м и определения температуры приемных поверхн о с т е й б а л а н с о м е р а С у о м и ( п р е д п о л а г а е т с я , ч т о п о с л е д н и е сос т а в л я ю т 0 , 2 ° С ) , п р и в е л и к в е л и ч и н а м 0,0027 к а л / с м 2 м и н . д л я
условий
верхней
части
тропосферы
и
стратосферы
и
0,0041 к а л / с м 2 м и н . д л я н и ж н е й ч а с т и т р о п о с ф е р ы . Э т о с о о т в е т ствует ошибкам определения радиационных изменений т е м п е р а '
т у р ы в с л о я х т о л щ и н о й 50 м б , р а в н ы м 0 , 4 5 и 0,68 г р а д / д е н ь со-*
о т в е т с т в е н н о . Д л я с л о е в т о л щ и н о й 100 м б э т и о ш и б к и у м е н ь ш а ю т с я в д в о е . Т а к и м о б р а з о м , с у д я по в с е м э т и м д а н н ы м ,
точность измерений с помощью балансомера Суоми является
достаточно удовлетворительной.
В р я д е исследований были п р е д л о ж е н ы различные модифи*
к а ц и и б а л а н с о м е р а С у о м и . Т а к , н а п р и м е р , в р а б о т е [2] опис а н а а н а л о г и ч н а я к о н с т р у к ц и я б а л а н с о м е р а , с д е л а н н о г о по
типу п и р г е о м е т р а («односторонний» б а л а н с о м е р ) .
Г. Н . К о с т я н о й [33—35] и с п о л ь з о в а л п р и н ц и п « м н о г о с л о й *
ного» б а л а н с о м е р а при р а з р а б о т к е а к т и н о м е т р и ч е с к о г о радиозонда.
Л . Д . Ф р и ц ш е н и В. Р . В а н В и й к [53, 54] с к о н с т р у и р о в а л и
миниатюрный балансомер, в котором приемной частью служит
с т а н д а р т н а я термобатарея, з а к р ы т а я с обеих сторон сдвоенными с в е т о ф и л ь т р а м и из листков слюды толщиной 5 мк. Этот
,172
б а л а н с о м е р п р е д с т а в л я е т с о б о й ц и л и н д р д и а м е т р о м 2,54 с м и
в ы с о т о й о к о л о 0,5 см.
Выбор в качестве светофильтра слюды вместо полиэтилена
определяется
стремлением
использовать
ветровую
защиту,
и м е ю щ у ю стойкие в о д о о т т а л к и в а ю щ и е свойства. Следует заметить, однако, что с л ю д а о б л а д а е т сильной полосой поглощения в интервале 8,8—10,3 мк (здесь пропускание светофильтра
равно нулю) и имеет весьма малое пропускание в промежутке
10,3—15 мк. В связи с этим
Нисходящий поток радиации
J1. Д . Ф р и ц ш е н [53] п р и ш е л к
выводу,
что
более подходящим материалом для
светофильтра является полимерная
пленка
Саран Рэп
(химический с о с т а в п л е н к и не у к а зан).
В . П о л ь и Г . Г. М ю л л е р
[45, 4 6 , 55, 56] п р и м е н и л и д л я
измерений эффективного излучения
миниатюрный
обогреваемый термисторный
балансомер, з а м е н и в им д а т ч и к температуры в стандартном американском радиозонде.
Изменение сопротивления термисторов, обусловленное изменением
эффективного
излучения,
используется
для
модуляции
Рис. 63. Схема балансомера В.Поля.
по ч а с т о т е п е р е д а в а е м о г о радиопередатчиком сигнала. Это
и позволяет регистрировать- изменение эффективного излучения
с высотой во в р е м я п о д ъ е м а радиозонда.
Н а рис. 63 и з о б р а ж е н а с х е м а б а л а н с о м е р а В. П о л я . К а к
видно, этот прибор состоит из двух б а л а н с о м е р о в дискового
типа, температура приемных поверхностей которых измеряется
с п о м о щ ь ю т е р м и с т о р о в / , 2, 3, 4. Д и а м е т р п р и е м н ы х п о в е р х н о с т е й с о с т а в л я е т 3,9 с м . В е р х н я я п р и е м н а я п л а с т и н а о д н о г о
балансомера и н и ж н я я другого имеют электрический подогрев,
за счет которого в этих п л а с т и н а х в ы д е л я е т с я количество тепла,
равное Н. Д л я того чтобы обеспечить одинаковый теплообмен
всех п р и е м н ы х п о в е р х н о с т е й с в о з д у х о м , во в р е м я п о д ъ е м а осущ е с т в л я е т с я в р а щ е н и е б а л а н с о м е р а в о к р у г в е р т и к а л ь н о й оси.
Э л е м е н т а р н а я т е о р и я п р и б о р а ( с м . [58]) д а е т с л е д у ю щ е е в ы р а жение для радиационного баланса (эффективного излучения):
,173
г д е Ти Т2, Т3, Г 4 — т е м п е р а т у р ы п р и е м н ы х п о в е р х н о с т е й ; Nr—
п о п р а в о ч н ы й член, у ч и т ы в а ю щ и й с е л е к т и в н о с т ь п р и е м н ы х поверхностей, различие в вентиляции верхних и нижних приемных поверхностей, а т а к ж е влияние негоризонтальности приемных поверхностей.
В е л и ч и н а N' не п р е в ы ш а е т 10% от F. П о с к о л ь к у н е п о с р е д ственно и з м е р я е м ы м и величинами я в л я ю т с я значения темпер а т у р ы приемных поверхностей и силы тока в к а т у ш к а х подог р е в а , т о ч н о с т ь и з м е р е н и й с у щ е с т в е н н о з а в и с и т от н а д е ж н о с т и
определения этих величин. При точности измерения разностей
т е м п е р а т у р , с о с т а в л я ю щ е й 0,2°, и о ш и б к е о п р е д е л е н и я с и л ы
т о к а , не п р е в ы ш а ю щ е й 2 % , с у м м а р н а я о ш и б к а и з м е р е н и й э ф фективного излучения равна примерно 15%.
Интересная конструкция балансомера для актинометричес к о г о р а д и о з о н д а р а з р а б о т а н а P . J1. О г а р д о м [59, 60]. Б а л а н с о мер Огарда, названный автором двойным радиометром, предс т а в л я е т с о б о й д в а д и с к а ( п р и е м н и к и А и В) д и а м е т р о м 4 с м
и т о л щ и н о й 0,5 м м , п о л у ч е н н ы е п у т е м п л о т н о г о с в е р т ы в а н и я
спирали из константановой проволоки, изолированной эпоксидной с м о л о й . П о в е р х н о с т и д и с к о в , о б р а щ е н н ы е в в е р х , з а ч е р н е н ы ,
а н и ж н и е а л ю м и н и р о в а н ы и п о к р ы т ы т о н к о й к в а р ц е в о й защи-той. Н и ж н я я п р и е м н а я п о в е р х н о с т ь о д н о г о и з д и с к о в з а э к р а н и р о в а н а а л ю м и н и е в о й п л е н к о й , н а х о д я щ е й с я от нее н а р а с с т о я нии 2 м м . П р и е м н и к А р а б о т а е т в р е ж и м е п и р г е о м е т р а и с л у жит для измерения нисходящего потока радиации. Показания
другого ( н е з а э к р а н и р о в а н н о г о ) п р и е м н и к а В о п р е д е л я ю т с я сумм о й в о с х о д я щ е г о и н и с х о д я щ е г о п о т о к о в р а д и а ц и и . Н и ж н я я поверхность этого приемника покрыта полосками черной краски
с таким расчетом, чтобы она о х л а ж д а л а с ь д а ж е в том случае,
когда лучистый приток тепла положителен. Зимой эта приемная поверхность зачерняется целиком.
О б а п р и е м н и к а р а д и а ц и и я в л я ю т с я к о м п е н с а ц и о н н ы м и : путем пропускания электрического тока через константановую
спираль достигается равенство температур дисков и воздуха
(процесс выравнивания температур осуществляется автоматически). З н а я количество д ж о у л е в а тепла, выделяющегося в дисках, и температуру воздуха, м о ж н о определить величины нисход я щ е г о и восходящего потоков радиации, а т а к ж е разность этих
потоков (радиационный б а л а н с ) . П р и б л и ж е н н а я теория прибора дает следующее выражение для радиационного баланса
(эффективного излучения):
=
+
+
(3.16)
З д е с ь НА, Нв — к о л и ч е с т в о т е п л а , в ы д е л я ю щ е е с я в п р и е м н и к а х
Л и В з а с ч е т п о д о г р е в а ; а0, а\ — и з л у ч а т е л ь н ы е с п о с о б н о с т и
верхних приемных поверхностей, и нижней поверхности прием,174
н и к а В\ А1 — п л о щ а д ь п р и е м н ы х п о в е р х н о с т е й ; А, Г — т е п л о е м кость и температура приемников.
С о г л а с н о [59], т о ч н о с т ь и з м е р е н и й р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а
во в р е м я п о д ъ е м а с о с т а в л я е т о к о л о 2 0 % , а п р и г о р и з о н т а л ь н о м
дрейфе радиозонда ошибки уменьшаются до 3%.
Д . А. Б у з и н г е р и П . М . К у н [61] в ы п о л н и л и о д н о в р е м е н н ы е
измерения теплового излучения атмосферы с помощью следующих четырех приемников р а д и а ц и и , з а п у щ е н н ы х ночью на автом а т и ч е с к о м а э р о с т а т е д о в ы с о т ы о к о л о 25 км ( п о л е т о с у щ е с т в л е н 30 и ю л я 1958 г. в М э д и с о н е ) : 1) б а л а н с о м е р а С у о м и ,
2) р а д и о м е т р а в в и д е д и с к а , н и ж н и е и в е р х н и е п р и е м н ы е поверхности которого зачернены (термометр сопротивления, расположенный внутри диска, измеряет среднюю температуру верхней и н и ж н е й п о в е р х н о с т е й , к о т о р а я х а р а к т е р и з у е т
сумму
п о т о к о в р а д и а ц и и , п о г л о щ а е м ы х о б е и м и п о в е р х н о с т я м и ) ; 3) черн о г о ш а р а п о Г е р г е н у ; 4) з а ч е р н е н н о й с н а р у ж и с е р е б р я н о й
сферы. В последних двух случаях измеряемой величиной является температура черной сферы.
Все приемные поверхности перечисленных приемников защ и щ е н ы от в л и я н и я в е т р а с л о е м п о л и э т и л е н о в о й и л и м а й л а р о вой п л е н к и . Е с л и и н т е н с и в н о с т ь т е п л о в о г о и з л у ч е н и я а т м о с ф е р ы
как функцию угла между направлениями луча и вертикали
/(•&) з а м е н и т ь э ф ф е к т и в н о й т е м п е р а т у р о й ^ ( Ф ) , о п р е д е л я е м о й
по
соотношению
—- Т* (&) = ./(&) ( а — п о с т о я н н а я
Стефана—•
Б о л ь ц м а н а ) , то м о ж н о все н е п о с р е д с т в е н н о и з м е р я е м ы е зна*
ч е н и я т е м п е р а т у р ы ( ч е р н о й с ф е р ы , д и с к а и л и п р и е м н ы х пов е р х н о с т е й б а л а н с о м е р а ) в ы р а з и т ь ч е р е з Те($).
П о э т о м у результаты измерений представлены в виде кривых вертикального
р а с п р е д е л е н и я з н а ч е н и й т е м п е р а т у р ы . Е с л и Tt, Ть — т е м п е р а т у р ы в е р х н е й и н и ж н е й п о в е р х н о с т е й б а л а н с о м е р а , Td — т е м п е р а т у р а д и с к а , т о Td = -^(Tt -f- Ть). С о г л а с о в а н и е и з м е р е н н ы х
з н а ч е н и й Tt, Ть, Td п о к а з а л о , что они в п о л н е у д о в л е т в о р я ю т
э т о м у с о о т н о ш е н и ю и, с л е д о в а т е л ь н о , п о к а з а н и я б а л а н с о м е р а
и дискового радиометра согласуются. Температуры черного
шара и серебряной сферы оказались неодинаковыми: в нижней
части зондируемого слоя черный ш а р теплее, а в верхней знач и т е л ь н о х о л о д н е е , чем с е р е б р я н а я с ф е р а . А в т о р ы о б ъ я с н я ю т
это влиянием конвекции внутри черного ш а р а на п о к а з а н и я
термометра сопротивления, расположенного в центре ш а р а и
и з м е р я ю щ е г о его т е м п е р а т у р у .
П о п о к а з а н и я м б а л а н с о м е р а о п р е д е л е н о и з м е н е н и е с высотой в о с х о д я щ е г о , н и с х о д я щ е г о и э ф ф е к т и в н о г о п о т о к о в т е п л о вого и з л у ч е н и я . Э т и д а н н ы е и с п о л ь з о в а н ы д л я р а с ч е т а р а д и а ц и о н н ы х и з м е н е н и й т е м п е р а т у р ы на р а з л и ч н ы х в ы с о т а х . П о следние сопоставлены с разностями температур черного ш а р а и
,175
воздуха, а т а к ж е серебряной сферы и воздуха на соответствующих высотах. О б н а р у ж е н о подобие в ходе кривых вертикального р а с п р е д е л е н и я р а д и а ц и о н н ы х и з м е н е н и й т е м п е р а т у р ы (лучистого притока тепла) и разности температур черной сферы и
воздуха.
3. Специальная аппаратура для аэростатных и самолетных
измерений. П о с к о л ь к у с т а н д а р т н ы е п и р а н о м е т р ы и а к т и н о м е т р ы
зарекомендовали себя как достаточно надежные приборы для
измерений коротковолновой радиации в свободной атмосфере,
д о сих п о р н е в о з н и к а л о б о л ь ш о й н е о б х о д и м о с т и с о з д а в а т ь
для осуществления подобных измерений специальные конструкции п р и б о р о в . Совсем и н а ч е обстоит д е л о с б а л а н с о м е р а м и .
И з в е с т н о , что о ш и б к и н а з е м н ы х и з м е р е н и й р а д и а ц и о н н о г о б а ланса с помощью стандартных балансомеров
Янишевского
весьма значительны. Использование этих приборов д л я измерений р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а в с в о б о д н о й а т м о с ф е р е з а т р у д н и т е л ь н о в о с о б е н н о с т и п о т о м у , ч т о п р и о б р а б о т к е их п о к а з а н и й
н е о б х о д и м о в в о д и т ь п о п р а в к у н а с к о р о с т ь в е т р а и, с л е д о в а тельно, з н а т ь величину скорости ветра (существенно, что обдув
прибора ветром должен быть горизонтальным). Поэтому для
самолетных и аэростатных измерений радиационного баланса
(подчеркнем, что все эти и з м е р е н и я о с у щ е с т в л я л и с ь д о сих пор
только в ночное время) были созданы специальные конструкц и и б а л а н с о м е р о в , п о к а з а н и я к о т о р ы х с в о б о д н ы от в л и я н и я
ветра. Ч а с т ь подобных балансомеров, примененных в актином е т р и ч е с к и х р а д и о з о н д а х , б ы л а о п и с а н а в ы ш е . У п о м я н е м теперь о ряде других вариантов, использованных для измерений
н а с а м о л е т а х и с в о б о д н ы х а э р о с т а т а х (в о б о и х с л у ч а я х и з м е рения о с у щ е с т в л я л и с ь н а б л ю д а т е л я м и , н а х о д я щ и м и с я на борту
самолета или а э р о с т а т а ) .
В. И . Ш л я х о в [22] п р и м е н и л д л я и з м е р е н и й э ф ф е к т и в н о г о
и з л у ч е н и я ( р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а н о ч ь ю ) на с в о б о д н ы х а э р о с т а тах компенсационный балансомер Янишевского. Этот прибор
п о с т р о е н по т и п у с д в о е н н о г о п и р г е о м е т р а , в е р х н я я п р и е м н а я
пластина которого электрически подогревается до температуры,
при которой наступает нулевой баланс. В первом приближении
и з м е р я е м а я величина р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а однозначно определяется количеством джоулева тепла, выделяющимся в пластине (следовательно, силой тока, пропускаемого через пластину). Исследования компенсационного балансомера
показали,
что е г о п о к а з а н и я с у щ е с т в е н н о з а в и с я т от р е ж и м а о б д у в а . В
частности, может быть значительным влияние вертикального
обдува. Если, однако, в е р т и к а л ь н а я скорость подъема аэрос т а т а м а л а (не п р е в ы ш а е т 1 м / с е к . ) , п е р е в о д н ы й м н о ж и т е л ь
п р и б о р а и з м е н я е т с я не б о л е е ч е м н а ± 7 % .
Д л я устранения влияния переменного естественного обдува
н а п о к а з а н и я к о м п е н с а ц и о н н о г о б а л а н с о м е р а В. И . Ш л я х о в при,176
м е н и л в р я д е п о л е т о в и с к у с с т в е н н ы й о б д у в б а л а н с о м е р а потоком в о з д у х а , и м е ю щ и м скорость около 4 м/сек.
Д л я и з м е р е н и й п о т о к о в д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ц и и В. И . Ш л я •
х о в [22] п р и м е н и л т а к ж е с к о н с т р у и р о в а н н ы й и м к о м п е н с а ц и о н ный пиргеометр повышенной чувствительности типа черно-блес т я щ е г о п и р г е о м е т р а К- О н г с т р е м а ( с м . [1.1]). В з а в и с и м о с т и от
з н а к а р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а ч е р е з ч е р н ы е и л и б л е с т я щ и е (полированный константан) полоски пропускается электрический
т о к с ц е л ь ю у р а в н я т ь т е м п е р а т у р у п о л о с о к з а счет в ы д е л е н и я
д ж о у л е в а тепла. П р и б л и ж е н н а я теория п р и б о р а п о к а з ы в а е т , что
измеряемая величина радиационного баланса черных полосок
прямо пропорциональна выделяющемуся количеству джоулева тепла (квадрату силы тока). Поскольку показания компенсац и о н н о г о п и р г е о м е т р а з а в и с я т от р е ж и м а о б д у в а , д л я с т а б и л и зации влияния обдува применялась принудительная вентиляция
п р и б о р а . И с с л е д о в а н и я п и р г е о м е т р а п о к а з а л и , что п р и г о р и з о н т а л ь н о м п р и н у д и т е л ь н о м о б д у в е с о с к о р о с т ь ю 3,8 м / с е к . и в е р т и к а л ь н ы х с к о р о с т я х п о д ъ е м а .не б о л е е 1,5 с м / с е к . п о с л е д н и е не
в л и я ю т н а р е з у л ь т а т ы и з м е р е н и й . О п ы т ы о б н а р у ж и л и , что п р и
о'бдуве п и р г е о м е т р а н е о б х о д и м о у в е л и ч и в а т ь с и л у к о м п е н с а ц и онного тока. Это означает, что т е м п е р а т у р а б л е с т я щ и х полосок
п о в ы ш а е т с я сильнее, чем т е м п е р а т у р а черных полосок. П о э т о м у
д л я у с т р а н е н и я в л и я н и я в е т р а В. И . Ш л я х о в п р и м е н и л в р а з личных в а р и а н т а х пиргеометра т а к ж е метод увеличения термич е с к о г о с о п р о т и в л е н и я м е ж д у б л е с т я щ и м и п о л о с к а м и и присоединенными к н и м т е р м о с п а я м и . Эмпирический подбор теплои з о л и р у ю щ и х п р о с л о е к п о з в о л я е т п р а к т и ч е с к и п о л н о с т ь ю иск л ю ч и т ь в л и я н и е в е р т и к а л ь н о г о о б д у в а на п о к а з а н и я п р и б о р а .
Оценки ошибок измерений потоков длинноволновой радиации с
помощью компенсационных балансомера и пиргеометра показал и , ч т о о ш и б к и н и к о г д а не п р е в ы ш а ю т н е с к о л ь к и х п р о ц е н т о в .
В р а б о т а х В. J1. Г а е в с к о г о [1—4] д л я с а м о л е т н ы х и з м е р е н и й
потоков длинноволновой радиации в дневное время в качестве
приемника радиации был применен линейный термостолбик,
смонтированный.в толстостенном латунном корпусе и снабженный с в е т о ф и л ь т р а м и из фтористого к а л ь ц и я или К Р С - 5 .
О с н о в н ы е х а р а к т е р и с т и к и т е р м о с т о л б и к а т а к о в ы [1]: ч у в с т в и т е л ь н о с т ь 0,7 в/вт, и н е р ц и я 3 сек., д и а м е т р п р и е м н о й п о в е р х н о сти 10 м м , с о п р о т и в л е н и е 22 о м , у г о л з р е н и я ( а п е р т у р а ) 90°
( б о л е е п о з д н и й в а р и а н т п р и б о р а [2] и м е л п о ч т и п о л у с ф е р и ч е ский угол з р е н и я и несколько иные п а р а м е т р ы ) . П о л е в ы е и л а б о р а т о р н ы е и с п ы т а н и я п о к а з а л и , что. о ш и б к и и з м е р е н и й с пом о щ ь ю - э т о г о п р и б о р а н е п р е в ы ш а ю т 0,01 к а л / с м 2 м и н .
П р и б о р ы устанавливались в кабине самолета перед отверстиями в потолке и полу кабины. П о с к о л ь к у светофильтр пропускает часть коротковолновой радиации, к п о к а з а н и я м приборов вводились специальные поправки с целью исключить п а р а J2 Зав. 359
177
зитное влияние коротковолновой радиации. Д л я этого в дневное
в р е м я «производились и з м е р е н и я с д о п о л н и т е л ь н ы м с в е т о ф и л ь т ром из стекла. Влияние обдува полностью исключалось благод а р я н а л и ч и ю с в е т о ф и л ь т р а . М н о г о к р а т н ы е г р а д у и р о в к и приб о р а по ч е р н о м у т е л у о б н а р у ж и л и , ч т о в ш и р о к о м д и а п а з о н е
температуры имеет место линейность ш к а л ы прибора.
Д . Т. Х о т о н и А. У. Б р у е р [62, 63] с к о н с т р у и р о в а л и д л я самолетных измерений потоков теплового излучения вакуумный
б о л о м е т р со с в е т о ф и л ь т р о м из К Р С - 5 . И с с л е д о в а н и я п р и б о р а
о б н а р у ж и л и , что его п о к а з а н и я з а м е т н о и з м е н я ю т с я в з а в и с и м о с т и от т е м п е р а т у р ы с в е т о ф и л ь т р а . О д н а к о н а н е б о л ь ш и х в ы с о т а х э т о т и с т о ч н и к о ш и б о к не я в л я е т с я с у щ е с т в е н н ы м . С у м м а р н а я ошибка измерений колеблется от нескольких до десяти
процентов.
И з л о ж е н н о е в ы ш е п о к а з ы в а е т , что т о л ь к о методику измерений к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и и п о т о к о в т е п л о в о г о и з л у ч е н и я
м о ж н о считать более или менее р а з р а б о т а н н о й . Что ж е касается р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а , т о д о сих п о р не б ы л о п р е д п р и н я т о
п о п ы т о к и з м е р е н и я его в с в о б о д н о й а т м о с ф е р е в д н е в н о е в р е м я .
Почти таково ж е положение и в отношении п р я м о й солнечной
радиации. В связи с этим за последнее время была предпринята попытка создать комплекс автоматической а п п а р а т у р ы д л я
д н е в н ы х а э р о с т а т н ы х и з м е р е н и й р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а и его
с о с т а в л я ю щ и х [24—29]. Н а п е р в о м э т а п е и с с л е д о в а н и й о с н о в у
этого комплекса а п п а р а т у р ы составили стандартные актинометрические приборы.
4. Комплекс автоматической аппаратуры для аэростатных
измерений радиационного баланса и его составляющих. О бщ а я х а р а к т е р и с т и к а а п п а р а т у р ы . Комплекс аппаратуры позволяет проводить непрерывные измерения.и регистрацию величин суммарной, прямой солнечной и отраженной радиации, р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а и п о л н о г о в о с х о д я щ е г о и нисходящего потоков радиации, а т а к ж е температуры, влажности и
•давления воздуха, температуры актинометрических и регистрирующих приборов и общего содержания озона.
Д л я измерения с у м м а р н о й и о т р а ж е н н о й р а д и а ц и й используются два стандартных пиранометра Янишевского.
П р я м а я солнечная радиация измеряется термоэлектрическим
а к т и н о м е т р о м , а в т о м а т и ч е с к и н а в о д я щ и м с я п а С о л н ц е с пом о щ ь ю ф о т о э л е к т р и ч е с к о й с и с т е м ы [64].
П о л н ы й восходящий и нисходящий потоки и радиационный
баланс измеряются с помощью балансомера Янишевского и
сдвоенного балансомера, имеющих специальную ветровую защиту.
Температура воздуха измеряется платиновым термометром
сопротивления, температура приборов — т а к ж е с помощью платиновых термометров сопротивления.
,178
Д л я измерения д а в л е н и я и в л а ж н о с т и используются соответствующие датчики радиозонда A-22-III.
С о д е р ж а н и е озона о п р е д е л я е т с я спектроскопическим метод о м по п о л о с а м п о г л о щ е н и я о з о н а в у л ь т р а ф и о л е т о в о й ч а с т и
спектра.
Конструкция приборов.
И з м е р е н и е прямой солнечн о й р а д и а ц и и в с в о б о д н о й а т м о с ф е р е в о з м о ж н о л и ш ь п р и использовании устройства, непре}
рывно
следящего за Солнцем.
Основные х а р а к т е р и с т и к и фотоэлектрической
следящей
системы
таковы:
система
обладает
круговым
обзором для
поиска
С о л н ц а и т р е м я с т у п е н я м и точности н а в е д е н и я на С о л н ц е . Точ\
/
ность
непрерывного
слежения
составляет пять угловых минут.
В е с с и с т е м ы б е з и с т о ч н и к о в пи7
Г J
— S —
т а н и я 8 кг, п о т р е б л я е м а я
мощность 20 вт, д и а п а з о н р а б о ч и х
т е м п е р а т у р от — 7 0 д о + 4 0 ° С.
В системе используются усилители переменного тока на полупроводниках.
Использование
стандартного
балансомера д л я измерений на
аэростате стало возможным лишь
после с о з д а н и я с п е ц и а л ь н о й ветровой защиты. Конструкция защ и т ы п о к а з а н а н а рис. 64. П р и емные
поверхности
балансомер а 4, 5 з а к р ы в а ю т с я д в у м я п о лусферическими
полиэтиленовым и к о л п а ч к а м и 2, о п о р а м и к о т о рым служат проволочные каркасы
3.
Колпачки
прижимаются
кольцами 1 к основаниям каркасов. И с с л е д о в а н и я
балансомера
показали,
что б л а г о д а р я налиРис. 64. Конструкция ветровой
ч и ю з а щ и т ы п о ч т и п о л н о с т ь ю исзащиты балансомеров.
к л ю ч а е т с я в л и я н и е ветра, н а пок а з а н и я п р и б о р а , п р и ч е м с и с т е м а п р и е м н а я п о в е р х н о с т ь • за-щита удовлетворяет закону Ламберта.
Восходящий и нисходящий потоки радиации
измеряются
с д в о е н н ы м б а л а н с о м е р о м , с о с т о я щ и м из д в у х п а р а л л е л ь н о р а с положенных балансомеров. Пространство между баланеомерами р а з д е л е н о на т р и полости. С р е д н я я п о л о с т ь п р е д н а з н а ч е н а
11*
179
для радиационного разделения верхнего и нижнего балансомер о в . К р а й н и е п о л о с т и з а ч е р н е н ы в н у т р и , а т е м п е р а т у р а д н а измеряется платиновым термометром сопротивления. Балансомер ы и г р а ю т р о л ь к р ы ш е к , з а к р ы в а ю щ и х эти п о л о с т и . Н а р у ж н ы е
приемные поверхности балансомеров з а щ и щ е н ы полиэтиленовыми фильтрами. Конструкция защиты аналогична представл е н н о й н а р и с . 64.
Р е г и с т р а ц и я д а н н ы х и з м е р е н и й . К а к у ж е упоминалось, измерение радиационных потоков ведется непрерывно в
т е ч е н и е в с е г о п о л е т а . Д л я к а ж д о г о из д а т ч и к о в р е г у л я р н о (чер е з 36 сек.) п р о и з в о д и т с я ' о т с ч е т н у л я п о с р е д с т в о м р а з м ы к а н и я
цепи д а т ч и к а . Н е п р е р ы в н о и з м е р я е т с я и т е м п е р а т у р а о к р у ж а ю щего воздуха. Платиновый термометр сопротивления, предназначенный для измерения температуры, включается в мостовую
с х е м у с а м о п и с ц а С Т - 2 3 . О с т а л ь н ы е п а р а м е т р ы и з м е р я ю т с я пер и о д и ч е с к и ч е р е з 36 сек.
В с е д а н н ы е , к р о м е т е м п е р а т у р ы в о з д у х а , р е г и с т р и р у ю т с я на
л е н т е 1 3 - ш л е й ф н о т о о с ц и л л о г р а ф а H-7G0. О т м е т к и в р е м е н и наносятся на ленту через одну минуту. Д а в л е н и е и в л а ж н о с т ь записываются в з а к о д и р о в а н н о м виде. Н а ленте т а к ж е записываются показания ш л е й ф о в при проверке эталонного н а п р я ж е ния и ч у в с т в и т е л ь н о с т и ш л е й ф о в .
Размещение
актинометрических
приборов,
р е г и с т р и р у ю щ е й и в с п о м о г а т е л ь н о й а п п а р а т ур ы. О с н о в о й д л я р а з м е щ е н и я п р и б о р о в с л у ж и т р а м а - п о д в е с к а ,
и з г о т о в л е н н а я из д ю р а л е в ы х труб. Р а м а п о д в е ш и в а е т с я к аэрос т а т у на с т а л ь н ы х т р о с а х и л я м к е , что п о з в о л я е т у в е л и ч и т ь р а с с т о я н и е от о б о л о ч к и д о ц е н т р а р а м ы д о 100 м и д е л а е т п р а к т и чески несущественным з а т е н я ю щ е е влияние а э р о с т а т а . Д л и н а
р а м ы - п о д в е с к и с о с т а в л я е т 8 м. ( р и с . 6 5 ) . П и р а н о м е т р ы , б а л а н с о м е р и п и р г е о м е т р р а с п о л о ж е н ы н а к о н ц а х р а м ы - п о д в е с к и , т. е.
в н а и б о л ь ш е м у д а л е н и и от к о н т е й н е р а с р е г и с т р и р у ю щ е й а п п а ратурой.
П и р а н о м е т р ы у с т а н а в л и в а ю т с я на концах корогкопериодного м а я т н и к а , з а к р е п л е н н о г о в к а р д а н о в о м п о д в е с е . О д и н из н и х
о б р а щ е н приемной поверхностью вниз, другой — вверх. П е р и о д
к о л е б а н и й м а я т н и к а с о с т а в л я е т о к о л о 0,3 сек. П о э т о м у д л я пир а н о м е т р о в с п о с т о я н н о й в р е м е н и п о р я д к а 20 сек. п о д о б н ы е кор о т к о п е р и о д н ы е к о л е б а н и я м а л о й а м п л и т у д ы не и м е ю т з н а ч е н и я . Б а л а н с о м е р и п и р г е о м е т р - з а к р е п л я ю т с я ж е с т к о на р а м е п о д в е с к е , к о т о р а я п е р е д п о л е т о м в ы в е ш и в а е т с я по у р о в н ю .
С л е д я щ а я система с актинометром и озонометром крепится
на к р ы ш к е т е п л о и з о л и р у ю щ е г о контейнера, который у с т а н а в л и в а е т с я в ц е н т р е р а м ы - п о д в е с к и (рис. 6 5 ) .
Вне контейнера расположены датчики температуры, давления и в л а ж н о с т и воздуха, а т а к ж е прибор, позволяющий судить
о горизонтальности рамы-подвески, угловой высоте и располо,180
ж е н и и С о л н ц а относительно п р о д о л ь н о й оси р а м ы . Необходимость в последнем приборе была о б н а р у ж е н а после просмотра
з а п и с и п о к а з а н и й а к т и н о м е т р и ч е с к и х п р и б о р о в на л е н т е осцилл о г р а ф а . Н а м е д л е н н о и з м е н я ю щ и е с я (в з а в и с и м о с т и от в ы с о ты) величины с у м м а р н о й р а д и а ц и и и радиационного б а л а н с а
накладываются периодические возмущения с переменной
амп л и т у д о й и п е р и о д а м и о к о л о 10 и 7 2 с е к . П о к а з а н и я п р и б о р а
Рис. 65. Расположение приборов на раме-подвеске.
1 — верхний пиранометр, 2 —нижний пиранометр, 3 —фоторегистратор облаков,
4 — озонометр, о —актинометр, 6 — прибор ориентации, 7 —радиозонд, S — датчик
температуры воздуха, 9— балансомеры, 10—озонометр, И — следящая система.
п о з в о л я ю т не т о л ь к о о п р е д е л и т ь п р и ч и н у п о я в л е н и я в о з м у щ е ний, но и внести п о п р а в к и в п о к а з а н и я в е р х н е г о п и р а н о м е т р а и
балансомера.
Внутри теплоизолирующего контейнера располагается регистрирующая аппаратура, программно-командный блок, усилители следящей системы и источники питания (анодные батареи,
аккумуляторы).
5, Вертикальный профиль потоков радиации в свободной атмосфере. О б р а т и м с я теперь к краткой характеристике результатов измерений потоков, р а д и а ц и и в свободной атмосфере. Начнем с рассмотрения наиболее многочисленной группы данных
по т е п л о в о м у излучению.
Тепловое' излучение.
О б ш и р н а я серия ночных аэростатных полетов с.целью изучения закономерностей вертикального п р о ф и л я радиационного б а л а н с а в ночное время (разности
восходящего и нисходящего потоков теплового излучения) была
п р е д п р и н я т а в 1 9 5 2 — 1 9 5 4 гг. В . И . Ш л и х о в ы м [22]. Э т и и з м е р е ния были осуществлены с помощью термоэлектрических балан,181
сомера и пиргеометра, специально сконструированных Шляховым д л я аэростатных подъемов ( к р а т к а я характеристика этих
приборов д а н а выше). Н а б л ю д е н и я проводились на «площадк а х » . В т е ч е н и е ночи а э р о с т а т д е л а л от ч е т ы р е х д о ш е с т и п л о щ а д о к на в ы с о т а х о к о л о 1, 2, 4, 6 и 8 к м . О д н о в р е м е н н о с а к т и нометричеекими осуществлялись т а к ж е метеорологические наблюдения и измерения содержания пыли с помощью кониметра.
Согласно данным Шляхова, радиационный баланс
—F*
в о з р а с т а е т с в ы с о т о й и н а м а к с и м а л ь н о й в ы с о т е (8 к м ) д о с т и г а е т 0,346 к а л / с м 2 м и н . Э ф ф е к т и в н о е и з л у ч е н и е з а ч е р н е н н о й п р и е м н о й п о в е р х н о с т и п и р г е о м е т р а F ^ o T 4 — F ^ (Т — т е м п е р а т у р а
приемной поверхности пиргеометра) возрастает до некоторого
уровня (5—6 к м ) , а з а т е м н а ч и н а е т убывать. С р а в н е н и е измер е н н ы х в е л и ч и н э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я с в ы ч и с л е н н ы м и по
р а д и а ц и о н н о й н о м о г р а м м е Ф. Н . Ш е х т е р о б н а р у ж и в а е т у д о в летворительное совпадение в том случае, когда эффективная
масса водяного пара, необходимая для вычисления радиационн ы х п о т о к о в по н о м о г р а м м е , р а с с ч и т ы в а е т с я п о ф о р м у л е
z
•®.=
/
о
9wf(P)dz,
г д е f(p) = ~]/ ~тг '< Р™> Р — а б с о л ю т н а я в л а ж н о с т ь
'
Ра
и
атмосфер-
ное д а в л е н и е н а у р о в н е г, / з 0 = 1000 м б .
Д а н н ы е н а б л ю д е н и й п о к а з ы в а ю т , что у ч е т з а в и с и м о с т и пог л о щ е н и я от д а в л е н и я , о с у щ е с т в л я е м ы й п о с р е д с т в о м в в е д е н и я
эффективной массы водяного пара, имеет в условиях свободной
а т м о с ф е р ы очень в а ж н о е значение. З а м е т и м , однако, что самол е т н ы е и з м е р е н и я В. Л . Г а е в с к о г о [2] о б н а р у ж и л и , ч т о н а выс о т а х б о л е е 1—2 к м н а б л ю д е н н ы е з н а ч е н и я п о т о к о в д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ц и и о к а з ы в а ю т с я в с р е д н е м н а 15% б о л ь ш е , чем
в ы ч и с л е н н ы е по н о м о г р а м м е Ф. Н , Ш е х т е р с и с п о л ь з о в а н и е м
п о п р а в к и н а д а в л е н и е f(p) — ~{/""Jr > п р и ч е м о т к л о н е н и е выч и с л е н н ы х з н а ч е н и й от н а б л ю д е н н ы х в о з р а с т а е т . с в ы с о т о й .
К такому же'выводу привели результаты запусков актинометрич е с к и х р а д и о з о н д о в , п о л у ч е н н ы е Г. Н . К о с т я н ы м [33]. В о з м о ж но п о э т о м у , ч т о р е з у л ь т а т , п о л у ч е н н ы й В. И . Ш л я х о в ы м , о б ъ я с няется компенсацией систематических ошибок при вычислениях
нисходящих и восходящих потоков теплового излучения. Таким
о б р а з о м , в о п р о с о н а и б о л е е о п р а в д а н н о й ф о р м е в в е д е н и я поп р а в к и на д а в л е н и е н е л ь з я считать достаточно ясным. Д а н н ы е
н а б л ю д е н и й В. Л . Г а е в с к о г о н а г л я д н о п о к а з ы в а ю т , ч т о п р и ч и ной в о з р а с т а н и я э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я с в ы с о т о й я в л я е т с я
более быстрое уменьшение с высотой нисходящего потока длинноволновой р а д и а ц и и , чем восходящего. Аналогичные резуль,182
т а т ы с о д е р ж а т с я в р а б о т е Е . А. Л о п у х и н а [14]. П р и в е д е м , н а пример, в качестве иллюстрации величины отношения нисходящего потока р а д и а ц и и к восходящему при безоблачном небе по'
д а н н ы м [14]:
Давление, мб
966
965
950
900
814
800
748
697
600
505
422
0,82
0,87
0,81
0,75
0,59
0,69
0,64
0,60
0,53
0,41
0,38
Д л я величин р а д и а ц и о н н о г о о х л а ж д е н и я в о з д у х а В. И. Ш л я хов п о л у ч и л з н а ч е н и я от н е с к о л ь к и х с о т ы х д о 0,25 г р а д / ч а с и
у с т а н о в и л , ч т о с о о т в е т с т в у ю щ и е з н а ч е н и я , р а с с ч и т а н н ы е п о ном о г р а м м е Ф. Н. Ш е х т е р , х о р о ш о с о г л а с у ю т с я с э к с п е р и м е н тальными данными.
И з м е р е н и я с о д е р ж а н и я пыли на р а з л и ч н ы х высотах, осущес т в л е н н ы е Ш л я х о в ы м [22], п о к а з а л и , ч т о в о в с е х с л у ч а я х о н о
б ы л о н е з н а ч и т е л ь н ы м . П о э т о м у не у д а л о с ь о б н а р у ж и т ь з а м е т ного влияния пыли на поглощение длинноволновой радиации.
Теоретические оценки т а к ж е п р и в е л и к выводу, что влияние
п ы л и в у с л о в и я х н о ч н ы х н а б л ю д е н и й н е д о л ж н о б ы л о б ы т ь существенным.
Упомянутые выше наблюдения относятся к условиям ясного
неба. Естественно, что при н а л и ч и и облачности в е р т и к а л ь н ы й
профиль потоков теплового излучения существенно трансформируется. Так, например, по д а н н ы м с а м о л е т н ы х измерений
Е . А . Л о п у х и н а [15], в о з р а с т а н и е р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а в н о ч ное в р е м я с высотой в ы р а ж е н о п р и о б л а ч н о м небе не т а к отчетливо, к а к в ясную ночь. Внутри плотного облачного покрова
н и ж н е г о я р у с а , к а к п р а в и л о , п р и б л и ж е н н о и м е е т м е с т о лучи^
стое равновесие: р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с очень м а л или практически равен нулю. Последний вывод п о д т в е р ж д а е т с я результатами самолетных измерений потоков длинноволновой радиации,
о с у щ е с т в л е н н ы х В . Л . Г а е в с к и м [1,4].
Вследствие того, что в б л и з и г р а н и ц о б л а ч н о с т и н а б л ю д а ю т с я
большие вертикальные градиенты потоков длинноволновой радиации, здесь имеют место более значительные, чем при отсутствии облаков, р а д и а ц и о н н ы е изменения температуры, особенно
над о б л а к а м и . Т а к к а к в области нижней границы о б л а к о в происходит уменьшение радиационного баланса, здесь наблюдается
радиационное нагревание. В районе верхней границы облачности имеет место сильное р а д и а ц и о н н о е в ы х о л а ж и в а н и е . Так,
н а п р и м е р , п о д а н н ы м Е . А . Л о п у х и н а [15], п о д н и ж н е й г р а н и цей слоистых о б л а к о в р а д и а ц и о н н о е н а г р е в а н и е
составляло
0,06 г р а д / ч а с , а н а д в е р х н е й г р а н и ц е й о б л а ч н о с т и н а б л ю д а л о с ь
выхолаживание, составляющее —0,28 град/час.
Рассмотренные выше результаты аэростатных и самолетных
измерений потоков длинноволновой радиации относятся к сравнительно н е б о л ь ш и м в ы с о т а м . Это не п о з в о л я е т и с п о л ь з о в а т ь
,183
их д л я о ц е н к и в е л и ч и н ы у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я ( т е п л о в о г о и з л у чения системы земная поверхность—атмосфера в космос), представляющего большой интерес в связи с проблемой радиационного б а л а н с а З е м л и к а к планеты.
З а последние годы в ряде исследований выполнены измерен и я п о т о к о в т е п л о в о г о и з л у ч е н и я н а р а з л и ч н ы х в ы с о т а х в атмосфере, включая стратосферу. Эти исследования осуществлены
главным образом с помощью актинометрических радиозондов.
Данные, относящиеся к стратосфере, позволяют располагать
некоторой и н ф о р м а ц и е й об у х о д я щ е м излучении на основе эксп е р и м е н т а . Т а к , н а п р и м е р , П . М . К у н , В. Е. С у о м и , Д . Л . Д а р к о в [65] п о л у ч и л и в у с л о в и я х я с н о й л е т н е й н о ч и н а в ы с о т е о к о л о 20 к м с л е д у ю щ и е в е л и ч и н ы п о т о к о в т е п л о в о г о и з л у ч е н и я :
F * = 0,36 к а л / с м 2 м и н . , / ^ = 0 , 0 4 к а л / с м 2 м и н . В я с н у ю з и м н ю ю
н о ч ь н а в ы с о т е о к о л о 12 к м п о л у ч е н ы F * = 0,27 к а л / с м 2 м и н . и
F j t = 0,08 к а л / с м 2 м и н .
А в т о р ы [65] и с х о д я т из п р е д п о л о ж е н и я , что у х о д я щ е е и з л у чение F ^ — F * — F ^ . П р и т а к о м п р е д п о л о ж е н и и э к с п е р и м е н т а л ь ные д а н н ы е об у х о д я щ е м излучении существенно, расходятся
с р е з у л ь т а т а м и теоретических р а с ч е т о в в о с х о д я щ е г о потока теплового и з л у ч е н и я на у р о в н е т р о п о п а у з ы . П о - в и д и м о м у , предположение
F ? , г д е F r — восходящий поток теплового излучения на уровне тропопаузы, следует считать более обоснованн ы м , ч е м о т о ж д е с т в л е н и е у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я с р а з н о с т ь ю потоков F * — F О б этом с в и д е т е л ь с т в у ю т не т о л ь к о р е з у л ь т а т ы
т е о р е т и ч е с к и х р а с ч е т о в , но и э к с п е р и м е н т а л ь н ы е д а н н ы е . Д е й с т в и т е л ь н о , с о г л а с н о [65], во в с е х с л у ч а я х
Э т о и озн а ч а е т , ч т о в о с х о д я щ и й п о т о к т е п л о в о г о и з л у ч е н и я л и ш ь нез н а ч и т е л ь н о т р а н с ф о р м и р у е т с я с т р а т о с ф е р о й , причем ясно, что
р а з н о с т ь Fm—
д о л ж н а быть существенно меньше F + . По
д а н н ы м р а с ч е т о в Р . Л . К а г а н а [92], у х о д я щ е е д л и н н о в о л н о в о е
излучение можно отождествлять с восходящим потоком излуч е н и я н а у р о в н е 100 м б .
С о г л а с н о [65], п р и б е з о б л а ч н о м н е б е в п л о т ь д о с т р а т о с ф е р ы
н а б л ю д а е т с я увеличение эффективного излучения с высотой.
О д н а к о естественно, что в е р т и к а л ь н ы й г р а д и е н т э ф ф е к т и в н о г о
и з л у ч е н и я у м е н ь ш а е т с я по м е р е р о с т а в ы с о т ы , о с о б е н н о з и м о й .
Т а к , н а п р и м е р , з а п у с к а к т и н о м е т р и ч е с к о г о р а д и о з о н д а 17 ф е в р а л я 1958 г. п о к а з а л , ч т о у ж е в с л о е 2 0 0 — 3 0 0 м б и м е е т м е с т о
л у ч и с т о е р а в н о в е с и е ( в е р т и к а л ь н ы й г р а д и е н т э ф ф е к т и в н о г о излучения равен нулю).
В р а б о т е П . М . К у н а и В. Е. С у о м и [66] с о о б щ е н ы р е з у л ь т а - '
т ы 15 о д н о в р е м е н н ы х з а п у с к о в а к т и н о м е т р и ч е с к и х р а д и о з о н д о в ,
о с у щ е с т в л е н н ы х в р а з л и ч н ы х п у н к т а х на т е р р и т о р и и ц е н т р а л ь н о й и з а п а д н о й ч а с т е й С Ш А 29 и ю л я 1959 г. Э т а р а б о т а п о з в о лила получить первые экспериментальные данные, характеризующие географическую изменчивость уходящего излучения. Не,184
Сколько
позднее
аналогичные
результаты
были
получены
Г. Н . К о с т я н ы м и J1. А. П а х о м о в о й [34], а т а к ж е Г. Н . К о с т я н ы м [51, 70]. А в т о р ы [66] п о с т р о и л и д в а в е р т и к а л ь н ы х с е ч е н и я ,
Рис. 66. Вертикальный разрез поля эффективного излучения
( Ю - 2 кал/см2 мин.) от Лас-Вегаса до Интернейшнл-Фоллс (Миннесота), 29 июля 1959 г., 06 час.
характеризующие пространственное распределение эффективного п о т о к а и з л у ч е н и я F * — F + в с л о е о т з е м н о й п о в е р х н о с т и д о
в ы с о т п о р я д к а 3 0 КМ:
Н а рис. 66 и з о б р а ж е н в е р т и к а л ь н ы й р а з р е з п о л я э ф ф е к т и в ного излучения (выраженного в сотых долях кал/см2мин.) д л я
,185
06 ч а с , 29 и ю л я 1959 г. от Л а с - В е г а с а д о И н т е р н е й ш н л - Ф о л л с
(Миннесота).
А н а л и з в е р т и к а л ь н ы х р а з р е з о в п о к а з ы в а е т , что распределен и е э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я в б л и з и п о т о л к а з о н д и р о в а н и я под о б н о п о л ю р а д и а ц и и в т р о п о с ф е р е , т. е. к о н т р о л и р у е т с я в п е р вую очередь метеорологическим р е ж и м о м тропосферы. Так, например, минимальные значения эффективного излучения имеют
место в области фронтов. О б н а р у ж е н а существенная изменчивость поля р а д и а ц и и на в ы с о т а х около 25—30 км в з а в и с и м о с т и
от т и п о в в о з д у ш н ы х м а с с . В с л у ч а е м о р с к о г о т р о п и ч е с к о г о возд у х а с р е д н я я в е л и ч и н а э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я н а у р о в н е 25 км
с о с т а в л я е т 0,35 к а л / с м 2 м и н . , т о г д а к а к д л я м о р с к о г о п о л я р н о г о
в о з д у х а о н а р а в н а 0,27 к а л / с м 2 м и н . В у с л о в и я х с л а б о в ы р а ж е н ного ф р о н т а и з м е р е н и я о б н а р у ж и в а ю т изменение э ф ф е к т и в н о г о
и з л у ч е н и я н а 2 2 % п р и п е р е х о д е от о д н о й в о з д у ш н о й м а с с ы к
Другой.
М а к с и м а л ь н ы й п р и т о к т е п л а з а счет д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ции имеет место в н и ж н е й половине т р о п о с ф е р ы . Т а к , н а п р и м е р ,
д л я слоя, расположенного м е ж д у земной поверхностью и уровнем 400 мб, с р е д н я я р а з н о с т ь э ф ф е к т и в н о г о излучения на гран и ц а х с л о я с о с т а в л я е т 0,20 к а л / с м 2 м и н . , т о г д а к а к с о о т в е т с т в у ю щ а я в е л и ч и н а д л я с л о я от 4 0 0 д о 15 м б р а в н а в с е г о
0,07 к а л / с м 2 м и н . Т а к и м о б р а з о м , п р и м е р н о 3 / 4 в с е г о п р и т о к а
тепла приходится на слой тропосферы н и ж е 7 км.
Р и с у н о к 67 и л л ю с т р и р у е т д а н н ы е , х а р а к т е р и з у ю щ и е в е р т и кальный
разрез
величин
лучистого
притока
тепла
(в
Ю - 2 к а л / с м 2 м и н . д л я с л о я т о л щ и н о й 100 м б ) , и о т ч е т л и в о показывает, насколько сложна пространственная структура поля
лучистого притока тепла. Здесь области радиационного охлажд е н и я о б о з н а ч е н ы б у к в о й С, а н а г р е в а н и я — W.
Д . О. С т а л е й и П . М . К у н [52] о с у щ е с т в и л и д в а п о д ъ е м а а к тинометрического радиозонда в области интенсивных бароклинн ы х з о н в с р е д н е й т р о п о с ф е р е . О д и н и з э т и х п о д ъ е м о в (5 а п р е л я 1958 г., ю г о - з а п а д С Ш А ) п о з в о л и л о б н а р у ж и т ь а н о м а л ь н ы й
вертикальный профиль эффективного излучения и восходящего
п о т о к а д л и н н о в о л н о в о й р а д и а ц и и . Н а ч и н а я от в е р х н е й г р а н и ц ы
инверсии температуры в области бароклинной зоны до потолка
р а д и о з о н д а ( о к о л о 125 м б ) в о с х о д я щ и й п о т о к у в е л и ч и в а е т с я
с высотой, н е с м о т р я на монотонное у м е н ь ш е н и е т е м п е р а т у р ы
в о з д у х а . А н а л и з в о з м о ж н ы х ф а к т о р о в п о д о б н о й а н о м а л и и пок а з ы в а е т , ч т о н а и б о л е е в е р о я т н о й ее п р и ч и н о й я в л я е т с я перемещение радиозонда с территории, закрытой облаками, в области б е з о б л а ч н о й а т м о с ф е р ы с р а с п о л о ж е н н о й в н и з у т е п л о й подстилающей поверхностью. Это подтверждает большое значение
учета горизонтальной неоднородности атмосферы и подстилающ е й п о в е р х н о с т и п р и и н т е р п р е т а ц и и р е з у л ь т а т о в и з м е р е н и й потоков р а д и а ц и и в свободной атмосфере. П о этой причине м о ж н о
,186
о ж и д а т ь , в частности, р а з л и ч и й в р е з у л ь т а т а х измерений восход я щ и х п о т о к о в р а д и а ц и и со с п у т н и к о в и а э р о с т а т о в .
Расчет вертикальных профилей радиационных
изменений
т е м п е р а т у р ы в о б о и х с л у ч а я х . д а л к а ч е с т в е н н о а н а л о г и ч н ы е результаты. Получены резко немонотонные высотные зависимости
т
мб
Пункты зондирования
Рис. 67. Вертикальный разрез поля лучистого притока тепла для
слоев толщиной 100 мб ( Ю - 2 кал/см2 мин.) для тех же условий,
что и на рис. 66.
радиационных изменений температуры, причем в бароклинных
з о н а х н а б л ю д а е т с я п е р е х о д от р а д и а ц и о н н о г о в ы х о л а ж и в а н и я
к н а г р е в а н и ю . Р а д и а ц и о н н о е о х л а ж д е н и е в ы ш е и н и ж е этих
зон к о л е б л е т с я в п р е д е л а х от 0 д о 4 — 5 г р а д / с у т к и . Р а д и а ц и о н ное нагревание в области б а р о к л и н н ы х зон несколько меньше
по величине, но м а к с и м а л ь н о е его з н а ч е н и е т а к ж е д о с т и г а е т
,187
4 град/сутки. Ход кривых вертикального распределения радиац и о н н ы х и з м е н е н и й т е м п е р а т у р ы н а м а к с и м а л ь н ы х в ы с о т а х поз в о л я е т считать, что в о б л а с т и т р о п о п а у з ы , по-видимому, имеет
место радиационное нагревание. Качественное сравнение рассмотренных экспериментальных данных с р е з у л ь т а т а м и теоретических расчетов о б н а р у ж и в а е т удовлетворительное согласов а н и е , з а и с к л ю ч е н и е м того, ч т о и з м е р е н и я не д а ю т п р е д с к а з ы в а е м о г о теорией р а д и а ц и о н н о г о о х л а ж д е н и я на у р о в н е верхней
г р а н и ц ы инверсионного слоя. В о з м о ж н о , что это о б ъ я с н я е т с я
м а л о й р а з р е ш а ю щ е й способностью а п п а р а т у р ы , не п о з в о л я ю щей обнаруживать радиационные изменения температуры в
сравнительно тонких слоях атмосферы.
П о д а н н ы м 50 п о д ъ е м о в а к т и н о м е т р и ч е с к и х
радиозондов
(с б а л а н с о м е р о м В. П о л я ) , о с у щ е с т в л е н н ы х Г. Р ё н и к е [57] в
Сан-Сальвадоре (Центральная Америка) в различное время
года, средние значения восходящего потока длинноволновой радиации в нижней стратосфере составляют в бездождный период
0,35 к а л / с м 2 м и н . , в п е р е х о д н ы й п е р и о д 0,32 к а л / с м 2 м и н . и в пер и о д д о ж д е й 0,29 к а л / с м 2 м и н . В о в с е х с л у ч а я х н а б л ю д а л с я р о с т
эффективного излучения п р и м е р н о до у р о в н я т р о п о п а у з ы и слабое у м е н ь ш е н и е с высотой в н и ж н е й стратосфере.
П о д а н н ы м и з м е р е н и й Р . В. Ф е н н а и X. К- В е й к м а н а [58] в
Т у л е ( Г р е н л а н д и я ) 14 ф е в р а л я 1959 г., э ф ф е к т и в н ы й п о т о к излучения
на
высоте
около
30
км
составляет
примерно
0,16 к а л / с м 2 м и н . В е р т и к а л ь н ы й п р о ф и л ь э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я
х а р а к т е р и з у е т с я у в е л и ч е н и е м е г о с в ы с о т о й от 0,05 к а л / с м 2 м и н .
н а у р о в н е з е м н о й п о в е р х н о с т и д о 0,2 к а л / с м 2 м и н . в д и а п а з о н е
в ы с о т 1 5 — 2 0 к м . В ы ш е 20 к м з а р е г и с т р и р о в а н о у м е н ь ш е н и е э ф фективного излучения с высотой. Сравнение результатов этих
измерений с приведенными в ы ш е д а н н ы м и д л я умеренных широт п о к а з ы в а е т , что в Арктике имеют место значительно меньшие величины э ф ф е к т и в н о г о излучения. Очевидно, что это объясняется главным образом низкой температурой подстилающей
поверхности в течение п о л я р н о й ночи.
Подъемы актинометрического радиозонда, осуществленные
Г. Г. М ю л л е р о м [45] п р е и м у щ е с т в е н н о в у с л о в и я х б е з о б л а ч н о й
п о г о д ы , п о к а з а л и , что, н а п р и м е р , 4 м а я 1959 г. ( 1 8 ч а с . 21 м и н , —
20 ч а с . 20 м и н . п о г р и н в и ч с к о м у в р е м е н и ) д л и н н о в о л н о в ы й б а л а н с в о з р а с т а е т от 0,075 к а л / с м 2 м и н . н а у р о в н е з е м н о й п о в е р х н о с т и д о 0,315 к а л / с м 2 м и н . н а в ы с о т е 10,2 к м (этот у р о в е н ь н е
совпадает с уровнем минимума температуры на тропопаузе),
з а т е м у м е н ь ш а е т с я д о 0,195 к а л / с м 2 м и н . н а в ы с о т е 13,75 к м и
п о с л е э т о г о у в е л и ч и в а е т с я к 24 к м д о 0,210 к а л / с м 2 м и н . С р а в н е н и е с р е з у л ь т а т а м и р а с ч е т о в по р а д и а ц и о н н о й н о м о г р а м м е
Ф. М ё л л е р а п о к а з ы в а е т , ч т о в т р о п о с ф е р е с о г л а с и е я в л я е т с я
х о р о ш и м , но р а с ч е т ы н е о б н а р у ж и в а ю т и н в е р с и и х о д а , д л и н н о в о л н о в о г о р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а в с т р а т о с ф е р е . С р е д н и й (по
,188
46 п о д ъ е м а м ) в е р т и к а л ь н ы й п р о ф и л ь б а л а н с а отчетливо демонстрирует наличие упомянутой выше инверсии хода радиационного баланса в стратосфере. Анализ осредненных профилей
длинноволнового б а л а н с а , относящихся к р а з л и ч н ы м т и п а м циркуляции, показал, что м и н и м а л ь н ы е величины уходящего излучения наблюдаются в условиях зональной циркуляции, а макс и м а л ь н ы е величины с в я з а н ы с наличием м е р и д и о н а л ь н о й циркуляции.
Г. Т. М э н т и с [67] и с с л е д о в а л з а к о н о м е р н о с т и и з м е н ч и в о с т и
у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я по д а н н ы м и з м е р е н и й т е м п е р а т у р ы черн о г о ш а р а TR. П р е д с т а в л е н н ы е в [67] р е з у л ь т а т ы з о н д и р о в а н и я
с применением метода черного ш а р а п о к а з а л и , что в ы ш е уровня
60 м б т е м п е р а т у р а TR н е и з м е н я е т с я с в ы с о т о й ( п о - в и д и м о м у ,
в стратосфере уменьшение с высотой нисходящего потока длинноволновой радиации компенсируется возрастанием восходящего п о т о к а р а д и а ц и и ) . П о э т о м у д л я о п р е д е л е н и я у х о д я щ е г о излучения о к а з а л о с ь в о з м о ж н ы м использовать следующую эмпирическую формулу:
^00 = 2,1207^(50 мб),
(3.17)
г д е а— п о с т о я н н а я С т е ф а н а — Б о л ь ц м а н а , TR (50 м б ) — з н а ч е н и е т е м п е р а т у р ы ч е р н о г о ш а р а н а у р о в н е 50 м б .
П р и м е н и в э т у ф о р м у л у д л я р а с ч е т а Fa0, М э н т и с о б н а р у ж и л
с и л ь н о е у м е н ь ш е н и е у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я с у в е л и ч е н и е м степени о б л а ч н о с т и в е р х н е г о я р у с а .
Поскольку перистая облачность сравнительно мало изменяет
п р и х о д к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и , то отсюда вытекает, что при
наличии облаков верхнего яруса д о л ж н о иметь место увеличен и е р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а с и с т е м ы з е м н а я п о в е р х н о с т ь — атм о с ф е р а . В у с л о в и я х б е з о б л а ч н о г о н е б а у х о д я щ е е и з л у ч е н и е изменялось незначительно, хотя имели место большие изменения
общего с о д е р ж а н и я водяного пара в вертикальном столбе атмосферы. С л а б о в ы р а ж е н а т а к ж е зависимость уходящего излучен и я от т е м п е р а т у р ы . П о д а н н ы м т р е х н о ч н ы х з о н д и р о в а н и й в
р я д е пунктов были построены к а р т ы изолиний у х о д я щ е г о излуч е н и я н а в о с т о ч н о й п о л о в и н е т е р р и т о р и и С Ш А . Э т и к а р т ы отчетливо п о к а з ы в а ю т , что о б л а ч н о с т ь я в л я е т с я г л а в н ы м ф а к т о ром, определяющим изменчивость излучения.
Широтная зависимость уходящего излучения характеризуетс я у м е н ь ш е н и е м его к с е в е р у . П р и э т о м п о л у ч а ю т с я в е л и ч и н ы
у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я , н а х о д я щ и е с я в у д о в л е т в о р и т е л ь н о м согласии с д а н н ы м и теоретических расчетов. Осреднение всех данных наблюдений дало величину уходящего излучения, равную
0 , 3 4 5 к а л / с м 2 м и н . С р е д н е е э ф ф е к т и в н о е и з л у ч е н и е з е м н о й пов е р х н о с т и с о с т а в л я е т 0,064 к а л / с м 2 м и н . Т а к и м о б р а з о м , п о т е р я
т е п л а з а счет р а д и а ц и о н н о г о в ы х о л а ж и в а н и я всей т о л щ и атмо,189
с ф е р ы р а в н а 0,281 к а л / с м 2 м и н . Э т и в е л и ч и н ы о п р е д е л е н ы с т о ч ностью около 5 % .
К о р о т к о в о л н о в а я р а д и а ц и я . Хотя м а т е р и а л ы измерений потоков коротковолновой радиации в свободной атмосфере относительно многочисленны, почти все они относятся к сравнительно малым высотам.
Н а ч и н а я с 1 9 4 6 — 1 9 4 7 гг. в Ц е н т р а л ь н о й а э р о л о г и ч е с к о й обсерватории ( Ц А О ) , а затем в Ташкентской геофизической обсерватории (ТГО) и ряде других местных геофизических обсерват о р и й С С С Р ( К и е в с к о й , М и н с к о й , О д е с с к о й ) р а з в е р н у л и с ь исс л е д о в а н и я р а з л и ч н ы х э л е м е н т о в р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а в свободной атмосфере и в первую очередь потоков коротковолновой
радиации. Крупный в к л а д в развитие этих исследований внес
в ы д а ю щ и й с я советский специалист в области актинометрии и
а т м о с ф е р н о й о п т и к и В. Г. К а с т р о в , м н о г о с д е л а в ш и й в о т н о ш е нии р а з р а б о т к и методики измерений и решения р я д а в а ж н ы х
з а д а ч а к т и н о м е т р и и 'в с в о б о д н о й а т м о с ф е р е .
Основными подъемными средствами при проведении упомянутых исследований служили свободные аэростаты, автоматические стратостаты и самолеты. Главное внимание на первом этапе и с с л е д о в а н и й б ы л о у д е л е н о изучению в е р т и к а л ь н ы х п р о ф и л е й
коротковолновой радиации (суммарной и отраженной). К а к
п р а в и л о , н а б л ю д е н и я п р о и з в о д и л и с ь только в ясные или почти
ясные дни. Ц е л ь исследований состояла в том, чтобы изучить
факторы ослабления коротковолновой радиации в атмосфере,
а т а к ж е получить информацию о величине лучистого притока
т е п л а за счет к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и на р а з л и ч н ы х в ы с о т а х
в атмосфере.
Во всех исследованиях потоков коротковолновой р а д и а ц и и
в свободной атмосфере применялась стандартная актинометрическая аппаратура, используемая в практике наземных измерений (пиранометры, актинометры, пиргелиометры).
П р и и з м е р е н и и на свободных а э р о с т а т а х п и р а н о м е т р ы крепились на к а р д а н о в ы х подвесах и спускались на тросе н и ж е
к о р з и н ы а э р о с т а т а н а 5 0 — 7 0 м. О б ы ч н о а э р о с т а т д о с т и г а л в ы с о т ы 7 — 9 к м . П о т о л о к с а м о л е т н ы х и з м е р е н и й к о л е б а л с я от
3 д о 6 к м . В о в с е х с л у ч а я х не т о л ь к о о с у щ е с т в л я л и с ь а к т и н о метрические измерения, но т а к ж е р е г и с т р и р о в а л и с ь т е м п е р а т у ра, давление и влажность воздуха.
Н . П . П я т о в с к а я [17, 18] п р о в е л а в 1 9 5 3 — 1 9 5 4 гг. с а м о л е т ные измерения потоков коротковолновой р а д и а ц и и на высотах
до 3 км над различными однородными поверхностями в Ленинг р а д с к о й о б л а с т и в б е з о б л а ч н ы е д н и и л и п р и о б л а ч н о с т и не
более 2 баллов. Наблюдения суммарной радиации осуществлены с помощью стандартного пиранометра Янишевского.
Д л я измерений отраженной радиации применялся специальный пиранометр повышенной чувствительности. Отсчеты пока,190
|
з а н и й п и р а н о м е т р о в п р о и з в о д и л и с ь н а в ы с о т а х 200, 500, 1000,
1500, 2 0 0 0 , 2 5 0 0 и 3 0 0 0 м. О б р а б о т к а п о к а з а н и й п р и б о р о в осущ е с т в л я л а с ь по о б ы ч н о й м е т о д и к е в с о ч е т а н и и с м е т о д и к о й
В. Г. К а с т р о в а , о т р а ж а ю щ е й о с о б е н н о с т и с а м о л е т н ы х а к т и н о м е т р и ч е с к и х и з м е р е н и й . П о д а н н ы м [17], с у м м а р н а я р а д и а ц и я
(нисходящий поток) почти всегда увеличивается с высотой.
Уменьшение суммарной р а д и а ц и и имело место л и ш ь в тех
с л у ч а я х , к о г д а С о л н ц е б ы л о з а к р ы т о н е в и д и м ы м и н а г л а з перистыми облаками. Градиент возрастания суммарной радиации
во в с е х с л у ч а я х у м е н ь ш а е т с я с в ы с о т о й , о с о б е н н о в ы ш е 2 к м .
Т а к , н а п р и м е р , е с л и в с л о е 0 — 1 к м он с о с т а в л я е т в с р е д н е м
0,076 к а л / с м 2 м и н . к м , т о в д и а п а з о н е в ы с о т 2 — 3 к м он у м е н ь ш а е т с я д о 0,034 к а л / с м 2 м и н . к м .
З а в и с и м о с т ь потоков с у м м а р н о й р а д и а ц и и на всех исследов а н н ы х у р о в н я х от в ы с о т ы С о л н ц а я в л я е т с я н е л и н е й н о й . О с л а б ление суммарной р а д и а ц и и в слое 0—3 км составляет в среднем
з а г о д 0,18 к а л / с м 2 м и н . И з м е р е н и я о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и (восх о д я щ е г о п о т о к а ) п р о и з в о д и л и с ь н а д Л а д о ж с к и м о з е р о м (в теч е н и е в с е х с е з о н о в г о д а ) и о д н о р о д н ы м п о л е м с п о с е в а м и (зимой н а д ровным с н е ж н ы м п о л е м ) . О т р а ж е н н а я р а д и а ц и я почти
в с е г д а у в е л и ч и в а е т с я с в ы с о т о й , п р и ч е м х а р а к т е р ее в е р т и к а л ь н о г о п р о ф и л я з а в и с и т от т и п а п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и . О т раженная радиация, как и суммарная, заметно увеличивается
с в ы с о т о й т о л ь к о в с л о е т о л щ и н о й 1,5—2 к м , в ы ш е к о т о р о г о р о с т
отраженной р а д и а ц и и либо сильно замедляется, либо совсем
прекращается. Вертикальный градиент отраженной радиации
весьма изменчив. М а к с и м а л ь н ы е значения градиента наблюд а ю т с я в с л о е 1—2 к м . Т а к , н а п р и м е р , в с р е д н е м з а г о д в е р т и кальный градиент отраженной радиации в этом слое равен
0 , 0 1 8 к а л / с м 2 м и н . к м , в н и ж е л е ж а щ е м с л о е 0 — 1 к м он с о с т а в ляет
0,009 к а л / с м 2 м и н . к м ,
а
для
слоя
2—3 км
равен
0,008 к а л / с м 2 м и н . к м .
Расчеты баланса коротковолновой радиации как разности
с у м м а р н о й и о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и дают, к а к правило, возр а с т а н и е б а л а н с а с высотой. П о разности значений б а л а н с а на
двух уровнях вычислены величины поглощения коротковолновой радиации слоями километровой толщины. Поглощенная
р а д и а ц и я з н а ч и т е л ь н о и з м е н я е т с я в з а в и с и м о с т и от в р е м е н и
года и уменьшается с высотой. В среднем за год д л я всего
слоя 0 — 3 км величина поглощенной р а д и а ц и и
составляет
0,135 к а л / с м 2 м и н . Р а с ч е т ы п о г л о щ е н и я к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ции в о д я н ы м п а р о м по ф о р м у л а м М ё л л е р а и К а с т р о в а п о к а з а л и , ч т о п о г л о щ е н и е у б ы в а е т с в ы с о т о й м а к с и м а л ь н о л е т о м и минимально зимой. В среднем за год д л я слоя 0—3 км поглощение
р а д и а ц и и в о д я н ы м п а р о м с о с т а в л я е т 0,042 к а л / с м 2 м и н .
Отношение измеренной поглощенной радиации к вычисленной с учетом поглощения только водяным паром у м е н ь ш а е т с я
,191
с в ы с о т о й . С р е д н и е д л я с л о я 0 — 3 км з н а ч е н и я э т о й в е л и ч и н ы
м а л о и з м е н я ю т с я в з а в и с и м о с т и от с е з о н а и в с р е д н е м з а г о д
у п о м я н у т о е о т н о ш е н и е р а в н о 3,2. П о д а н н ы м о в е л и ч и н а х п о г л о щенной радиации было рассчитано радиационное нагревание.
Единичные значения радиационного нагревания изменяются в
ш и р о к и х п р е д е л а х от с о т ы х д о л е й д о 0,3 г р а д / ч а с . В с р е д н е м з а
г о д д л я с л о я 0 — З к м р а д и а ц и о н н о е н а г р е в а н и е р а в н о 0,1 г р а д / ч а с .
Аналогичное значение, вычисленное с учетом только поглощен и я р а д и а ц и и в о д я н ы м п а р о м , с о с т а в л я е т 0,03 г р а д / ч а с .
Интересные самолетные измерения потоков коротковолновой
р а д и а ц и и д о с р а в н и т е л ь н о б о л ь ш и х в ы с о т ( о к о л о 13 к м ) в ы п о л н е н ы У. Т. Р о ч е м [68]. Д а н н ы е э т и х н а б л ю д е н и й б ы л и о б р а ботаны с целью получить величины альбедо и лучистого притока тепла за счет п о г л о щ е н и я коротковолновой р а д и а ц и и . К а к
и в р а с с м о т р е н н ы х в ы ш е с о в е т с к и х и с с л е д о в а н и я х , У. Т. Р о ч
обнаружил значительное остаточное поглощение коротковолновой радиации, обусловленное аэрозолями. В слоях атмосферы,
сильно з а г р я з н е н н ы х а э р о з о л я м и , р а д и а ц и о н н о е н а г р е в а н и е возд у х а м о ж е т п р е в ы ш а т ь 10 г р а д / с у т к и . J1. И . Ч а п у р с к и й [81]
впервые осуществил самолетные спектральные измерения радиации в близкой инфракрасной области спектра.
Радиационный
бала н е й
его
с о с т а в л я ю щ и е .
Выше был описан комплекс автоматической аэростатной аппаратуры, предназначенной для дневных измерений радиационного б а л а н с а и его с о с т а в л я ю щ и х . Р а с с м о т р и м теперь некотор ы е р е з у л ь т а т ы а э р о с т а т н ы х п о д ъ е м о в [24—29].
• Аэростатное актинометрическое зондирование атмосферы до
в ы с о т 2 5 — 3 2 к м в д н е в н о е в р е м я б ы л о н а ч а т о в 1961 г. Д а н н ы е
о п р о ф и л я х р а д и а ц и о н н ы х п о т о к о в , п о л у ч е н н ы е в 1961 — 1 9 6 2 гг.,
о п у б л и к о в а н ы в р а б о т а х [12, 25]. З д е с ь б у д у т р а с с м о т р е н ы рез у л ь т а т ы п о л е т о в в 1963 и 1964 гг. [28]. И з у ч е н и е п р о ф и л е й р а диационных потоков позволяет судить о т р а н с ф о р м а ц и и энергии в а т м о с ф е р е , в ы я в и т ь с е з о н н ы е о с о б е н н о с т и в и з м е н е н и и
радиационных потоков, получить д а н н ы е о потоках уходящего
излучения. П о градиентам радиационных потоков рассчитываются лучистые притоки тепла, причем можно выяснить роль
каждой компоненты атмосферы в тепловом режиме.
О д и н из п о д ъ е м о в а к т и н о м е т р и ч е с к о г о к о м п л е к с а а п п а р а т у р ы б ы л о с у щ е с т в л е н 2 3 о к т я б р я 1964 г. П о д ъ е м п р о д о л ж а л с я
2 ч а с а 30 м и н . И з м е н е н и е в ы с о т ы С о л н ц а з а в р е м я п о д ъ е м а
с о с т а в и л о 4° (от 2 6 ° 2 1 ' д о 2 2 ° 3 6 / ) . Р а й о н п у с к а а п п а р а т у р ы н а ходился под влиянием гребня высокого давления, распростран я ю щ е г о с я на восточную часть ETC, в . з о н е р а з м ы т о г о п о л я р - ,
ного ф р о н т а , к о т о р ы й р а з д е л я е т к У В от к Т В . В е т в ь а р к т и ч е с к о г о ф р о н т а о ч е н ь б л и з к о п о д х о д и т к п о л я р н о й . П о э т о м у на
в ы с о т е н а б л ю д а е т с я з о н а с и л ь н о г о с г у щ е н и я и з о г и п с . Е й соотв е т с т в у е т с т р у й н о е т е ч е н и е , к о т о р о е п р о х о д и т от Ц е л и н о г р а д а
,192
на Ю ж н ы й У р а л — К у й б ы ш е в — С ы к т ы в к а р . Р а й о н з а п у с к а располагается на антициклонической периферии струйного течения.
Р а д и а ц и о н н ы е потоки. П р я м а я с о л н е ч н а я
рад и а ц и я
S (рис. 6 8 ) . П о с л е в ы х о д а а п п а р а т у р ы из о б л а к о в
н а в ы с о т е 1,9 к м а к т и н о м е т р а в т о м а т и ч е с к и н а в е д е н н а С о л н ц е .
З н а ч е н и е S н а э т о й в ы с о т е с о с т а в и л о 1,22 к а л / с м 2 м и н . В с л о е о т
2 до 5 км с о л н е ч н а я р а д и а ц и я у в е л и ч и л а с ь на величину A S =
= 0,35 к а л / с м 2 м и н . З а т е м рост S з а м е д л я е т с я , но п р о д о л ж а е т с я
д о в ы с о т ы 2 2 к м , г д е 5 = 1,94 к а л / с м 2 м и н . В ы ш е 2 2 к м п о т о к
солнечной р а д и а ц и и практически не изменяется.
Рис. 68. Вертикальные профили радиационного баланса и его составляющих
по данным подъема 23 октября 1964 г.
О т р а ж е н н а я р а д и а ц и я Rk ( р и с . 6 8 ) . Н а з е м н а я в е л и чина п о т о к а о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и с о с т а в л я е т 0,035 к а л / с м 2 . До.
у р о в н я н и ж н е й г р а н и ц ы с п л о ш н о й о б л а ч н о с т и (1 к м ) о т р а ж е н н а я р а д и а ц и я не о т л и ч а е т с я от н а з е м н о г о з н а ч е н и я . В о б л а ч н о м
с л о е Rh в о з р а с т а е т , п р и ч е м в н и ж н е й п о л о в и н е с л о я с г р а д и е н том
0,086 к а л / с м 2 м и н . км, в средней
части
с
градиентом
1,87 к а л / с м 2 м и н . к м , а в в е р х н е й — 0 , 1 6 к а л / с м 2 м и н . к м . М а к с и мальное
значение
для
рассматриваемого
полета
равно
0,5 к а л / с м 2 м и н . П о м е р е п о д ъ е м а а э р о с т а т а н а д о б л а к о м поток
о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и у м е н ь ш а е т с я д о 0,3 к а л / с м 2 м и н . на высот а х б о л е е 24 к м [ h Q = 2 3 ° ) . С п а д н а 0 , 0 5 к а л / с м 2 м и н . в с а м о м
конце подъема связан с появлением разрывов в облачности,
расположенной под аэростатом.
Р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с В (рис. 68). В р а с с м а т р и в а е мом полете для измерения В использовались два типа балансо13 Зак. 359
193
мерой с полиэтиленовой ветровой защитой: обычный балансомер
Я н и ш е в с к о г о и сдвоенный б а л а н с о м е р . Ход в е р т и к а л ь н ы х проф и л е й р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а по э т и м д в у м п р и б о р а м полностью с о в п а д а е т , но а м п л и т у д а к о л е б а н и й В в с л у ч а е сдвоенного б а л а н с о м е р а меньше, т а к к а к он у с т а н о в л е н в к а р д а н о в о м
п о д в е с е . М е ж д у з н а ч е н и я м и р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а по д в у м
п р и б о р а м имеет место систематическое р а с х о ж д е н и е в пределах 15—20%. Показания обычного балансомера принимаются
за основу, т а к к а к этот . б а л а н с о м е р г р а д у и р о в а л с я в трубе, тогд а к а к с д в о е н н ы й б а л а н с о м е р к а л и б р о в а л с я п о С о л н ц у п р и гор и з о н т а л ь н о м п о л о ж е н и и п р и е м н о й п о в е р х н о с т и . Н а з е м н а я вел и ч и н а р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а р а в н а 0,125 к а л / с м 2 м и н . и не
Рис. 69. Вертикальные профили альбедо.
1, 2 —для безоблачной погоды, 3 —для облачной погоды.
и з м е н я е т с я в п о д о б л а ч н о м слое и д а ж е до у р о в н я середины обл а ч н о г о слоя. Н а в ы с о т е о к о л о 7 к м и м е е т место н е б о л ь ш о й мин и м у м В (0,1 к а л / с м 2 м и н . ) , а в ы ш е н а б л ю д а е т с я п о с т е п е н н ы й
рост д о з н а ч е н и я 0,24 к а л / с м 2 м и н . н а у р о в н е 28,5 км, что о б ъ я с н я е т с я г л а в н ы м о б р а з о м и з м е н е н и е м с в о й с т в п о д с т и л а ю щ е й поверхности.
А л ь б е д о А ( р и с . 69, к р и в а я 3). В п о д о б л а ч н о м с л о е а л ь б е д о и з м е н я е т с я о т 18 д о 2 0 % . « П и к о в о е » з н а ч е н и е а л ь б е д о в
о б л а к е достигает 8 5 % , после чего происходит монотонный спад
а л ь б е д о . Н а в ы с о т е 20 к м а л ь б е д о с о с т а в л я е т у ж е 4 2 % . Э т о
з н а ч е н и е с о х р а н я е т с я до высоты 27 км, а з а т е м медленно уменьш а е т с я (с у м е н ь ш е н и е м R k ) д о 35%) н а у р о в н е 3 1 , 5 к м . У м е н ь ш е н и е в е л и ч и н ы а л ь б е д о в ы ш е 2 7 к м я в л я е т с я с л е д с т в и е м изменения свойств подстилающей поверхности (появление облачности).
,194
С у м м а р н а я р а д и а ц и я Q (рис. 6 8 ) . Н а з е м н о е з н а ч е н и е
р а в н о 0,2 к а л / с м 2 м и н . В п о д о б л а ч н о м с л о е и в н и ж н е й п о л о в и н е
о б л а ч н о г о слоя Q п р а к т и ч е с к и о с т а е т с я п о с т о я н н ы м . П р и подходе к верхней границе облачного слоя суммарная радиация
в о з р а с т а е т д о 0,66 к а л / с м 2 м и н . , а при в ы х о д е из него с о с т а в л я е т
0,65 к а л / с м 2 м и н . И з м е н е н и е потока с у м м а р н о й р а д и а ц и и в слое
от 2 до 6 км р а в н о п р и м е р н о 0,12 к а л / с м 2 м и н . В д и а п а з о н е высот от 8 д о 20 к м р о с т с о с т а в л я е т в с е г о 0,03 к а л / с м 2 м и н . , что
объясняется увеличением S и уменьшением рассеянной радиации с высотой. В ы ш е 26 км Q м е д л е н н о у в е л и ч и в а е т с я . Величина с у м м а р н о й
р а д и а ц и и jia у р о в н е потолка
зондирования
( 3 1 , 5 к м ) ц е л и к о м о п р е д е л я е т с я з н а ч е н и е м S ' = S s i n Iiq, т . е. в к л а д
рассеянной радиации ничтожно мал.
В кал/см2мин
0
2
~4
6
8
W
~12
14
16
18
20
22
24
26
28
30Ним
Рис. 70. Вертикальные профили радиационного баланса для летнего и
осеннего периодов.
1, 2 — лето, л 0 = 2 6 ч - 3 0 ° ; 3 —осень, ItQ— 26°; 4 — лето, й 0 = 58°.
К о р о т к о в о л н о в ы й р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с Q—Rk
(рис. 68). В е л и ч и н а этого р а д и а ц и о н н о г о потока р а с с ч и т а н а по
п р о ф и л я м Q и Rh и х а р а к т е р и з у е т п е р е н о с к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и . З н а ч е н и я Q — R h н и ж е о б л а ч н о г о с л о я и в о б л а к а х кол е б л ю т с я в б л и з и 0,15 к а л / с м 2 м и н . М и н и м а л ь н а я в е л и ч и н а Q—Ru
в о б л а ч н о м с л о е ( с е р е д и н а с л о я ) р а в н а 0,08 к а л / с м 2 м и н . В верхней п о л о в и н е с л о я Q — R k д о с т и г а е т 0,18 к а л / с м 2 м и н . , а при подх о д е к в е р х н е й г р а н и ц е у м е н ь ш а е т с я д о 0,14 к а л / с м 2 м и н . В ы ш е
облачного слоя изменение коротковолнового баланса определ я е т с я р о с т о м Q ( д о 10 к м ) и у м е н ь ш е н и е м Rk (в с л о е 1 0 — 2 1 к м ) .
Н а основе анализа данных за ряд подъемов можно выявить
некоторые общие закономерности трансформации
радиационных потоков и полей метеорологических элементов в летний и
осенний периоды. Рассмотрим наиболее типичные для летнего
и осеннего сезонов п р о ф и л и р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а и его основных составляющих, используя результаты подъемов
1963—
1 9 6 4 гг.
Р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с в летний период при наличии
однородной подстилающей поверхности т р а н с ф о р м и р у е т с я преим у щ е с т в е н н о в слое т р о п о с ф е р ы (рис. 70). Состояние, б л и з к о е
к радиационному равновесию, наблюдалось в утренние часы при
высоте Солнца
fto=25^-30°
( к р и в ы е 1, 2). П у н к т и р о м з д е с ь у к а з а н в е р о я т н ы й ход р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а д л я однородной подстилающей поверхности. Осенью профиль радиационного баланса
11*
195
т а к ж е малоизменчив (кривая 3). П р и высотах Солнца 25—30°
изменение радиационного баланса обычно происходит только
в н и ж н е м 5 - к и л о м е т р о в о м слое. И с к л ю ч е н и е м я в л я ю т с я данн ы е , с о о т в е т с т в у ю щ и е к р и в о й 3. В о з р а с т а н и е р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а в с л о е 8 — 2 1 к м о т 0,1 д о 0,24 к а л / с м 2 м й н . с в я з а н о в э т о м
с л у ч а е с у м е н ь ш е н и е м п о т о к а о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и (см. рис. 6 8 ) .
С л е д у е т з а м е т и т ь , что п р о ф и л и 1 — 3 п р и в е д е н ы к ф и к с и р о в а н ным в ы с о т а м С о л н ц а . Так, н а п р и м е р , п р о ф и л ь 3 приведен к высоте С о л н ц а 26°32'. М и н и м а л ь н ы е з н а ч е н и я р а д и а ц и о н н о г о баланса получены при малой высоте Солнца и снежном покрове
в н о я б р е м е с я ц е ( В = 0,07 к а л / с м 2 м р н . ) .
Рис. 71. Вертикальные профили прямой солнечной радиации для летнего
и осеннего периодов.
1, 2 — лето, Aq = 60°; 5 —лето, A q = 3 5 ° ; 4 — осень, Аф = 25°.
П р я м а я с о л н е ч н а я р а д и а ц и я (рис. 71) п р е т е р п е в а е т
и з м е н е н и я вплоть до высот о к о л о 15—22 км. В е р т и к а л ь н ы й проф и л ь п р я м о й солнечной р а д и а ц и и з а в и с и т от с о д е р ж а н и я и расп р е д е л е н и я по в ы с о т е о с л а б л я ю щ и х к о м п о н е н т о в : в о д я н о г о п а р а
и а э р о з о л ь н ы х ч а с т и ц . Н а р и с . 71 п р и в е д е н ы ч е т ы р е п р о ф и л я
п р я м о й солнечной р а д и а ц и и , п о л у ч е н н ы е по д а н н ы м , относящ и м с я к л е т н е м у ( к р и в ы е 1, 2, 3) и о с е н н е м у ( к р и в а я 4) п е р и о дам. Воздушные массы, ослабляющие свойства которых характеризуются рассматриваемыми профилями, существенно различны в отношении содержания водяного пара и аэрозольных
частиц. К р и в а я 1 получена при средней величине в л а г о с о д е р ж а - н и я а т м о с ф е р ы , р а в н о й 2,4 с м о с а ж д е н н о й в о д ы . П р о ф и л ь 2 отн о с и т с я к в о з д у ш н о й м а с с е т и п а м Т В с в л а г о с о д е р ж а н и е м 4,7 см
о с а ж д е н н о й в о д ы . П р о ф и л ю 3 с о о т в е т с т в у е т 3,5 см о с а ж д е н н о й
воды, п р о ф и л ю 4 • — 1 , 7 8 см о с а ж д е н н о й воды. З н а ч и т е л ь н а я замутненность тропосферы является почти постоянной
особенностью места зондирования.
Исключением
является случай,
,196
когда выше слоя сплошной облачности нижнего яруса расположена воздушная масса с высокой прозрачностью (профиль / ) .
Аэрозольные слои в нижних слоях атмосферы обычно располож е н ы на в ы с о т а х 1—2 и 3 — 5 км, на что у к а з ы в а е т и з м е н е н и е
н а к л о н а п р о ф и л е й потока солнечной р а д и а ц и и на этих высотах.
П р о ф и л и 1—3 получены при различных высотах Солнца в июле
1 9 6 3 — 1 9 6 4 гг. С л е д у е т о т м е т и т ь , ч т о р а з л и ч и я м е ж д у о т д е л ь н ы м и п р о ф и л я м и и с ч е з а ю т в ы ш е 21 к м . Р а з л и ч и е в е л и ч и н ы потока солнечной радиации вблизи потолка зондирований д л я летних и осенних п о д ъ е м о в о п р е д е л я е т с я и з м е н е н и е м р а с с т о я н и я
Рис. 72. Вертикальные профили суммарной радиации для летнего и осеннего периодов.
/ — лето, й
0
= 6О°; 2, 3 — лето, Л. 0 = 26
30°; 4 — осень, Л 0 = 2 6 ° .
м е ж д у З е м л е й и Солнцем. Х а р а к т е р н ы м д л я профилей солнечной р а д и а ц и и , полученных при высотах С о л н ц а 55—60q, является изменчивость величин S только в пределах тропосферы (крив ы е 1,2).
З а м е т н ы й рост прямой солнечной р а д и а ц и и при
hQ=
= 25-г-30° п р о д о л ж а е т с я д о в ы с о т ы 21 к м . В ы ш е п р и р а щ е н и е 5
н е в е л и к о (около 0,007 к а л / с м 2 м и н . к м ) . И з м е р е н н ы е з н а ч е н и я S
в в е р х н е й т о ч к е з о н д и р о в а н и я л е т о м с о с т а в л я ю т 1,87 к а л / с м 2 м и н . ,
а о с е н ь ю 1,97 к а л / с м 2 м и н . Р е д у ц и р у я э т и в е л и ч и н ы к с р е д н е м у
расстоянию между Землей и Солнцем, получим соответственно
1,93 и 1,94 к а л / с м 2 м и н . П р и в е д е н н ы е п р о ф и л и 5 п о л у ч е н ы с и с пользованием новых поправок, учитывающих влияние температуры среды на п о к а з а н и я актинометра. Л а б о р а т о р н ы е исследов а н и я о б н а р у ж и л и , что основное з н а ч е н и е имеет т е м п е р а т у р н а я
п о п р а в к а и что п о п р а в к а , у ч и т ы в а ю щ а я совместное влияние темп е р а т у р ы и д а в л е н и я , не м о ж е т б ы т ь о п р е д е л е н а с д о с т а т о ч н о й
точностью. В е л и ч и н а с р е д н е й т е м п е р а т у р н о й п о п р а в к и к чувствительности актинометра равна 0,0875%/град.
С у м м а р н а я р а д и а ц и я Q (рис. 7 2 ) . П о т о к и с у м м а р н о й
р а д и а ц и и , п о л у ч е н н ы е п р и в ы с о т а х С о л н ц а , б л и з к и х к 30°
,197
( к р и в ы е 2, 3, 4), т р а н с ф о р м и р у ю т с я п р а к т и ч е с к и т о л ь к о в н и ж нем 10-километровом с л о е . ' В слое 10—15 км уменьшение рассеянной р а д и а ц и и компенсируется в о з р а с т а н и е м прямой солнечн о й р а д и а ц и и , и Q в э т о м с л о е о с т а е т с я п о с т о я н н ы м . В ы ш е 15 к м
с у м м а р н а я р а д и а ц и я м е д л е н н о р а с т е т по м е р е у м е н ь ш е н и я ослабляющей массы воздуха. Вкладом рассеянной радиации выше
16 к м м о ж н о п р е н е б р е ч ь . В е р т и к а л ь н ы е п р о ф и л и с у м м а р н о й
р а д и а ц и и 2, 3 и 4 п р и в е д е н ы к ф и к с и р о в а н н ы м в ы с о т а м С о л н ц а .
Т а к , н а п р и м е р , п р о ф и л ь 2 п р и в е д е н к ho = 3 0 ° , д р у г и е д в а — к
hQ = 2 6 ° 1 0 / . Р а з л и ч и е в в е л и ч и н а х п о т о к о в с у м м а р н о й р а д и а ц и и
R кал/см2мин.
Щ
Рис. 73. Вертикальные профили отраженной коротковолновой радиации.
1 — лето, й © = 5 8 ° , 10 баллов, Sc; 2—лето, / z q = 5 5 ° , безоблачно; 3 — лето, /Zq = 53°, трехслойная облачность; 4 — лето, ft0=:3O°, безоблачно; 5 —лето, й д = 2 5 ° , безоблачно; 6— осень,
A q = 26°, 10 баллов, Sc.
в с т р а т о с ф е р е о т р а ж а е т н е о д и н а к о в о с т ь высот С о л н ц а при измерениях. П р о ф и л и 1 и 4 получены при сплошной облачности
на в ы с о т а х 2 — 3 и 1—2 км соответственно.
О т р а ж е н н а я р а д и а ц и я Rk ( р и с . 7 3 ) . П о т о к и о т р а ж е н н о й р а д и а ц и и п р и б е з о б л а ч н о й п о г о д е з а в и с я т от в ы с о т ы С о л н ца в меньшей степени, чем в присутствии о б л а ч н ы х слоев. Так,
н а п р и м е р , д о в о л ь н о б л и з к о с о в п а д а ю щ и е п р о ф и л и 2, 4 я 5 п о л у ч е н ы в б е з о б л а ч н у ю п о г о д у , н о п р о ф и л ь 2 с о о т в е т с т в у е т /г 0 =
= 5 6 - ^ 6 0 ° , а п р о ф и л и 4 и 5 с о о т в е т с т в у ю т h0 = 3 0 - г - 3 5 ° . П р о ф и л и 1, 3 и 6, о т н о с я щ и е с я к у с л о в и я м о б л а ч н о г о н е б а , з а м е т н о
различаются, так как профили 1 и 3 соответствуют большим
в ы с о т а м С о л н ц а , ч е м п р о ф и л ь 6. С у в е л и ч е н и е м в ы с о т ы Rh д л я
б е з о б л а ч н ы х условий в о з р а с т а е т в слое з о н д и р о в а н и я на 20—
2 5 % , а при наличии облачности уменьшается выше облаков на
3 0 — 4 0 % . В б л и з и в е р х н е й г р а н и ц ы о б л а ч н о г о с л о я Rh д о с т и г а е т
0,9 к а л / с м 2 м и н . В е р о я т н о , э т о з н а ч е н и е я в л я е т с я м а к с и м а л ь н о
в о з м о ж н ы м д л я с р е д н и х ш и р о т . У з е м н о й п о в е р х н о с т и Rh и з м е н я л о с ь о т 0 , 0 4 д о 0,2 к а л / с м 2 м и н . П р о ф и л ь 3 х а р а к т е р и з у е т х о д
Rk в у с л о в и я х т р е х с л о й н о й о б л а ч н о с т и . У м е н ь ш е н и е в е л и ч и н ы Rh в ы ш е 10 к м с в я з а н о с и з м е н е н и е м о б л а ч н о с т и п о д а э р о ,198
с т а т о м . Т а к а я ж е п р и ч и н а с к а з а л а с ь н а х о д е Rh в б л и з и в е р ш и н ы п о д ъ е м а в с л у ч а е к р и в ы х 5 и 6.
А л ь б е д о (рис. 69). И з м е н е н и е а л ь б е д о с в ы с о т о й п р е д с т а в лено т о л ь к о т р е м я п р о ф и л я м и , причем все три получены при
й© = 2 5 - ^ 3 5 ° . П р о ф и л ь 1 я в л я е т с я т и п и ч н ы м д л я л е т н е г о с е з о н а ,
хотя величины альбедо в этом подъеме несколько выше средних д л я сезона. Ч т о к а с а е т с я сильной изменчивости а л ь б е д о ,
х а р а к т е р и з у е м о й к р и в о й 3, то, к а к у ж е о т м е ч а л о с ь , э т о о б у с ловлено влиянием облачного слоя.
Л у ч и с т . ы й п р и т о к т е п л а . Комплексные измерения рад и а ц и о н н о г о б а л а н с а и его с о с т а в л я ю щ и х п о з в о л и л и получить
Рис. 74. Радиационные изменения температуры для слоев толщиной 50 мб
по данным измерений полного радиационного баланса.
1, 2—лето, 3—осень.
детальные профили коротковолновых и длинноволновых радиационных потоков. П о вертикальным п р о ф и л я м полного, коротковолнового и длинноволнового балансов были
рассчитаны
лучистые притоки тепла, а т а к ж е радиационные изменения темп е р а т у р ы д л я слоев т о л щ и н о й 50 мб. П р и этом н е к о т о р ы е д е т а л и п р о ф и л е й р а д и а ц и о н н ы х п о т о к о в , с в я з а н н ы е с в л и я н и е м горизонтальной неоднородности подстилающей поверхности, были
с к о р р е к т и р о в а н ы . Н а рис. 74 п р е д с т а в л е н ы в е р т и к а л ь н ы е проф и л и р а д и а ц и о н н ы х и з м е н е н и й т е м п е р а т у р ы , р а с с ч и т а н н ы е по
полному радиационному балансу. П р о ф и л и 1 и 2 определяют.
д л я у т р е н н и х ч а с о в (ft© = 2 5 - н 35°) в б е з о б л а ч н ы й и ю л ь \ ot /рад
с к и й д е н ь . П р о ф и л ь 3 о т н о с и т с я к п о л у д е н н о м у в р е м е н и (h0 —
= 2 5 ° ) 2 3 о к т я б р я 1964 г. К а к в и д н о , п р о ф и л и р а д и а ц и о н н ы х
изменений температуры в рассматриваемых случаях
весьма
р а з л и ч н ы , но м о ж н о н а й т и у них и о б щ и е черты, в ы р а ж а ю щ и е ся в п е р е х о д е о т з о н р а д и а ц и о н н о г о н а г р е в а н и я к з о н а м о х л а ж дения. Так как вертикальный профиль радиационного баланса
малоизменчив,
то
величины
- 0s1 r
невелики
(исключая
\
/рад
,199
п р о ф и л ь 3, п о л у ч е н н ы й по п р о ф и л ю б а л а н с а , и м е ю щ е м у а н о мальный ход) и колеблются около нуля (лучистое равновесие).
П р и этом в слое 3—8 км имеет место незначительное охлажден и е , с о с т а в л я ю щ е е о к о л о 0,02 г р а д / ч а с , а в с л о е 8 — 2 8 к м н а б л ю д а е т с я т е н д е н ц и я к н а г р е в а н и ю . Н а рис. 75 и 76 и з о б р а ж е н ы
вертикальные профили радиационных изменений температуры,
р а с с ч и т а н н ы х по к о р о т к о в о л н о в о м у и д л и н н о в о л н о в о м у б а л а н й! град! час
dt
Рис. 75. Радиационное нагревание слоев толщиной 50 мб
за счет поглощения коротковолновой радиации.
1, 2—лето, 3 —осень.
сам. Здесь следует отметить резкие изменения ^ - j
филя
3, о т н о с я щ и е с я
большим
к облачному
изменениям
для
Заметим
рассчитанным
ветствуют значительные вариации
("с>г)рад'
слою.
по
Q—Rh,
противоположного
шинстве случаев
коротковолновую
соответствует
и большое
что
CQOT-
знака д л я '
в ы ч и с л е н н о г о по В д л . Т а к и м о б р а з о м , с л о я м
ры, сильно п о г л о щ а ю щ и м
про-
также,
радиацию,
атмосфев
радиационное
больвыхо-
л а ж и в а н и е з а счет д л и н н о в о л н о в о г о и з л у ч е н и я .
К а к у ж е упоминалось, величины полного радиационного бал а н с а м а л о и з м е н я ю т с я в слое з о н д и р о в а н и я , особенно при низких высотах С о л н ц а . П о э т о м у влияние неоднородности подстилающей
поверхности,
например
изменение облачности
под
аэростатом, приводит к значительному завышению или заниже,200
н и ю в е л и ч и н р а д и а ц и о н н ы х и з м е н е н и й т е м п е р а т у р ы . Т а к и е искажения, возможно, имеют место для случая, описываемого
п р о ф и л е м 3. Д л я п р о ф и л е й
(-^t^I
• р а с с ч и т а н н ы х по Q — R , в
\ ut j рад
н е к о т о р ы х с л у ч а я х п о л у ч е н ы о т р и ц а т е л ь н ы е з н а ч е н и я . Т а к , на' п р и м е р , при измерениях в о б л а ч н о м слое получены значительные о т р и ц а т е л ь н ы е в е л и ч и н ы , д о с т и г а ю щ и е —0,26 г р а д / ч а с (обл а ч н ы й слой отмечен штриховкой). Т а к и е результаты могут
at
граб/час
Рис. 76. Радиационные изменения температуры для слоев толщиной 50 мб за счет длинноволновой радиации.
1 — лето, 2 — осень.
быть объяснены д в у м я причинами: а) горизонтальной неоднор о д н о с т ь ю поля к о р о т к о в о л н о в о й р а д и а ц и и в о б л а к а х ; б) о с а ж д е н и е м в л а г и на з а щ и т н ы х к о л п а к а х п р и б о р о в при п р о х о ж д е нии о б л а ч н о с т и .
З а последние годы были предприняты первые шаги в направлении разработки ракетных методов исследований уходящего
и з л у ч е н и я . А. М . К а с а т к и н [69] о п и с а л к о н с т р у к ц и ю в ы с о т н о й
оптической станции, предназначенной для осуществления компл е к с н о г о и з у ч е н и я п о л я р а д и а ц и и на б о л ь ш и х в ы с о т а х в ш и р о кой области спектра. В комплект этой станции входит б о л ь ш а я
группа приборов: телефотометры, телерадиометры, телеспектром е т р ы , с п е к т р о а н а л и з а т о р ы , б а л а н с о м е р ы и д р . А. В. Л и в е н ц о в
и д р . [1.56] с о з д а л и р а к е т н ы й р а д и о м е т р д л я и з м е р е н и й и н т е г р а л ь н о г о д л и н н о в о л н о в о г о у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я . В этом приборе, о с н о в а н н о м на и с п о л ь з о в а н и и д и ф ф е р е н ц и а л ь н о г о прин,201
ципа (уходящее излучение измеряется как разность излучения
Земли и космоса), приемником радиации служит висмутовый
болометр.
В т а б л . 19 п р и в е д е н ы д а н н ы е и з м е р е н и й , в ы п о л н е н н ы х а в т о р а м и [1.56] в 1 9 5 8 — 1 9 6 1 гг. Д л я с р а в н е н и я ( к о т о р о е , о д н а к о ,
можно рассматривать лишь как условное) здесь указаны также
результаты некоторых теоретических расчетов.
Т а б л и ц а 19
Результаты ракетных измерений и теоретических расчетов
интегрального длинноволнового уходящего излучения
Условия
измерений
1
Безоблачно
3
облач-
Сплошная
ность
облач-
0,9-102
1,4.102
200
224
подъема,
470
200
200
20
16
15
Дата
Время московское
час. мин.
оф
Xк
о
2,2-10 2
Средняя приземная температура
км
4
1,2-10=
216
Средняя
ность
Высота
2
аз
о
о
с
5
6
Баур i
Филип
3"
са к
<У О
оэ
А
gs
Опыт
27 VIII 1958 10 VII 1959 15/VII 1960
5 42
8 06
4 12
250
2,1-10* 1,9-102 1,8-10
1,8-Ю2
238
100
248
242
238
15/11 1961
Около
полудня
§ 3. Климатология радиационного баланса
Л и ш ь за последние годы осуществлены первые измерения '
величин радиационного баланса атмосферы и системы земная
п о в е р х н о с т ь — а т м о с ф е р а (см. § 4 ) . П о э т о м у д л я о п р е д е л е н и я
этих величин ш и р о к о и с п о л ь з у ю т р а з л и ч н ы е способы их теоретического расчета, в особенности когда дело касается климатологии радиационного б а л а н с а . Д а л е е мы рассмотрим некоторые результаты таких теоретических расчетов, следуя главным
о б р а з о м " р а б о т а м [ 7 2 — 7 5 , 1.47, 80, 82, 8 3 , 107, 108].
1. Радиационный баланс атмосфер ы. В уравнении (3.2), опр е д е л я ю щ е м р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с атмосферы, с о д е р ж а т с я три
с о с т а в л я ю щ и е : э ф ф е к т и в н о е и з л у ч е н и е г о, у х о д я щ е е и з л у ч е н и е
Foo и п о г л о щ е н н а я а т м о с ф е р о й с о л н е ч н а я р а д и а ц и я q'. Р а с ч е т ы
и н а б л ю д е н и я показывают, что величина поглощенной атмосферой солнечной р а д и а ц и и существенно меньше других компонент
радиационного баланса. Поэтому радиационный баланс атмосферы определяется в основном притоком теплового излучения
Fo—Fco. Н е т р у д н о п о н я т ь , ч т о в с р е д н е м F0<Fи,
следовательн о , р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с а т м о с ф е р ы о т р и ц а т е л е н . Т а к о й ре«
,202
З у л ь т а Т я в л я е т с я с л е д с т в и е м того, что а т м о с ф е р а п о г л о щ а е т
т о л ь к о т е п л о в о е и з л у ч е н и е з е м н о й п о в е р х н о с т и (и в з н а ч и т е л ь но м е н ь ш е м количестве солнечную р а д и а ц и ю ) , а и з л у ч а е т как
в сторону земной поверхности, так и в мировое пространство.
К. Я. К о н д р а т ь е в и Л . Н . Д ь я ч е н к о [73] о с у щ е с т в и л и р а с ч е т ы д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы Fa — F0—F^, п о з в о л и в шие построить карты географического распределения
этой
компоненты р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы ( з а м е т и м , что
далее везде приведены абсолютные величины длинноволнового
баланса).
П р и п о с т р о е н и и к а р т и с п о л ь з о в а л и с ь д а н н ы е 260 п у н к т о в ,
р а в н о м е р н о р а з м е щ е н н ы х по поверхности земного ш а р а . В это
ч и с л о в х о д и т 165 с т а н ц и й , р а с п о л о ж е н н ы х н а с у ш е , и 95, р а с п о л о ж е н н ы х на море.
Р а й о н ы п о л я р н ы х ш и р о т ( в ы ш е 80° с. ш . и 70° ю. ш.) и в ы с о к о г о р н ы е о б л а с т и не р а с с м а т р и в а л и с ь в с в я з и с о т с у т с т в и е м
д о с т а т о ч н о г о о б ъ е м а н е о б х о д и м ы х д а н н ы х . О т м е т и м , что в ы с о к о г о р н ы е о б л а с т и на к а р т а х з а ш т р и х о в а н ы . О б щ а я п л о щ а д ь исс л е д о в а н н о й о б л а с т и с о с т а в л я е т 460,1 м л н . к м 2 , а в с я п л о щ а д ь
з е м н о г о ш а р а — 510 млн. км2.
Н а карте распределения годовых сумм длинноволнового бал а н с а а т м о с ф е р ы , и з о л и н и и п р о в е д е н ы ч е р е з 20 к к а л / с м 2 . Н а
м е с я ч н ы х к а р т а х они п р о в о д и л и с ь через 2 к к а л / с м 2 . В р а б о т е
[73] п р и в е д е н ы к а р т а р а с п р е д е л е н и я г о д о в ы х с у м м д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы ( р и с . 7 7 ) и 12 м е с я ч н ы х к а р т .
П р и р а с с м о т р е н и и п о с т р о е н н ы х к а р т л е г к о у б е д и т ь с я , что
поле длинноволнового баланса атмосферы довольно однородно
и диапазон изменения месячных и д а ж е годовых сумм невелик.
Н а всех к а р т а х имеет место монотонное в о з р а с т а н и е величин
от полюсов к экватору.
А н а л и з к а р т ы годовых сумм д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а атм о с ф е р ы ( р и с . 7 7 ) п о к а з ы в а е т , ч т о э т и с у м м ы и з м е н я ю т с я от
в е л и ч и н , м е н ь ш и х 100 к к а л / с м 2 г о д в п о л я р н ы х ш и р о т а х , д о
160 к к а л / с м 2 г о д в э к в а т о р и а л ь н ы х , И з о л и н и и б о л ь ш е й ч а с т ь ю
имеют широтную направленность. На границе суши и моря
имеют место разрывы изолиний, о т р а ж а ю щ и е горизонтальную
неоднородность поля температуры.
Некоторая незональность в ходе изолиний наблюдается над
холодными и теплыми океаническими течениями. С холодными
течениями с в я з а н о уменьшение длинноволнового б а л а н с а атм о с ф е р ы Fa. Э т о и м е е т м е с т о , н а п р и м е р , н а д х о л о д н ы м П е руанским течением или н а д ветвью течения з а п а д н ы х ветров
у ю г о - з а п а д н ы х б е р е г о в А в с т р а л и и и т. п. Т е п л ы м т е ч е н и я м
с о о т в е т с т в у е т у в е л и ч е н и е с у м м д л и н н о в о л н о в о г о " б а л а н с а атмосферы, как, например, над теплым течением Гольфстрим,
н а д в е т в ь ю С е в е р о - Т и х о о к е а н с к о г о т е ч е н и я и н а д т е п л ы м и течениями Индийского океана.
,203
Э т и д а н н ы е п о к а з ы в а ю т , что с у щ е с т в у е т В о з м о ж н о с т ь обн а р у ж е н и я м о р с к и х т е ч е н и й со с п у т н и к о в , п о с к о л ь к у п о л я уход я щ е г о излучения и лучистого п р и т о к а т е п л а в а т м о с ф е р е обн а р у ж и в а ю т присутствие этих течений.
Б о л ь ш а я океаничность южного п о л у ш а р и я и положение терм и ч е с к о г о э к в а т о р а к с е в е р у от г е о г р а ф и ч е с к о г о п р и в о д я т к
т о м у , что в с р е д н е м п р и т о к т е п л а к а т м о с ф е р е ю ж н о г о п о л у ш а р и я больше, чем к а т м о с ф е р е северного п о л у ш а р и я .
С л е д у е т о т м е т и т ь , что м а к с и м а л ь н ы е з н а ч е н и я д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а , р а в н ы е 1 4 0 — 1 6 0 к к а л / с м 2 год, и м е ю т м е с т о н а д '
о к е а н а м и в р а й о н е теплых э к в а т о р и а л ь н ы х течений, где в е л и к а
повторяемость пасмурного неба.
Абсолютный максимум длинноволнового лучистого п р и ю к а
тепла к атмосфере отмечен над Тихим океаном. Он равен
163 к к а л / с м 2 год.
Сравнение карт распределения годовых сумм длинноволнового б а л а н с а а т м о с ф е р ы г а по з е м н о м у ш а р у с а н а л о г и ч н ы м и
к а р т а м и д л я у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я Foo и д л я э ф ф е к т и в н о г о изл у ч е н и я п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и Fo п о к а з ы в а е т , ч т о н а д
океанами распределение длинноволнового баланса атмосферы
в существенной степени определяется влиянием
уходящего
излучения.
Над
континентами
величины
длинноволнового
б а л а н с а о п р е д е л я ю т с я э ф ф е к т и в н ы м и з л у ч е н и е м з е м н о й поверхности.
В связи с этим следует отметить, что м и н и м а л ь н ы е значения F a имеют место н а д пустынями, где н а б л ю д а ю т с я максим а л ь н ы е в е л и ч и н ы э ф ф е к т и в н о г о и з л у ч е н и я п о в е р х н о с т и F0,
вызванные высокими температурами, малым влагосодержанием
в атмосфере и малой облачностью.
Так, например, , в северном полушарии заметное уменьшение величин годовых сумм F a н а б л ю д а е т с я в р а й о н е пустынь
С е в е р н о й А ф р и к и и А р а в и и , г д е Fa С о с т а в л я е т в е л и ч и н ы , м е н ь ш и е 120 к к а л / с м 2 год. В ю ж н о м п о л у ш а р и и с у щ е с т в е н н о е у м е н ь шение величины длинноволнового баланса атмосферы наблюдается над Б о л ь ш о й песчаной пустыней Австралии и южноафриканскими пустынями. Абсолютный минимум отмечен в
районе пустыни К а л а х а р и в Ю ж н о й Африке, где F a меньше
100 к к а л / с м 2 г о д .
Средняя величина длинноволнового баланса атмосферы для
з е м н о г о ш а р а р а в н а 131,5 к к а л / с м 2 г о д ( т а б л . 2 0 ) . С р е д н е е з н а чение
длинноволнового
баланса
для
суши
составляет
119,0 к к а л / с м 2 г о д , а д л я м о р я 136,0 к к а л / с м 2 г о д . Р а с ч е т э т и х
в е л и ч и н п р о и з в е д е н с у ч е т о м того, ч т о п л о щ а д ь с у ш и с о с т а в л я е т 2 9 % , а м о р я — 7 1 % всей п л о щ а д и земного ш а р а .
В р а б о т е [73] п о л у ч е н ы т а к ж е г о д о в ы е с у м м ы д л и н н о в о л н о вого б а л а н с а а т м о с ф е р ы д л я р а з л и ч н ы х ш и р о т н ы х зон земного
ш а р а (табл. 20). Они находились с учетом «веса» суши и моря
,205
Таблица
20
Средние широтные значения F a ккал/см 2 год
Площадь, %
Широты,
град.
90—80
80—70
70—60
60—50
50—40
40—30
30—20
20—10
10-0
0—10
10—20
20—30
30-40
40—50
50—60
60—70
70—80
80—90
От 80° с. ш.
до 70° ю. ш.
Среднее F , икал/см2 год
Общая
площадь
пояса,
над
' над
пояса
млн. км2
морем
сушей
суши
моря
10
29
72
57
52
43
38
26
23
24
22
23
12
3
1
10
90
71
28
43
48
57
62
74
77
76
78
77
88
97
99
90
78
22
3,9
11,6
18,9
25,6
31,5
36,4
40,2
42,8
44,1
44,1
42,8
40,2
36,4
31,5
25,6
18,9
11,6
3,9
29
71
460,1
2F
а пояса
ккал/см2 год
111
115
114
112
110
119
126
132
131
131
113
111
114
118
118
121
120
129
139
150
150
151
147
135
127
125
120
116
117
116
121
131
144
146
146
144
130
125
124
120
119,0
136,0
131,5
21,9
30,0
36,6
4-4,1
52,7
61,7
64,5
64,5
61,7
52,3
45,6
39,1
30,8
1018
1018
1018
10<8
1018
1018
1018
1018
1018
1018
1018
1018
1018
д л я к а ж д о г о широтного пояса. С р е д н я я д л я пояса годовая сумма о п р е д е л я л а с ь по ф о р м у л е
( ^ а ) с р . пояса =
— (^а)с s ^ j f s ^ " +
(^а)м Sc + S„ '
г д е 5 — о б щ а я п л о щ а д ь п о я с а ; Sc и 5 М — п л о щ а д и с у ш и и м о р я
соответственно;
(Fa)c и
(Fa)w— с о о т в е т с т в у ю щ и е
величины
длинноволнового баланса атмосферы над сушей и над морем.
А н а л и з т а б л . 20 п о к а з ы в а е т , что д л и н н о в о л н о в ы й л у ч и с т ы й
приток т е п л а д л я всей т о л щ и а т м о с ф е р ы р а с т е т от полюсов к
экватору.
Отметим, что с р е д н я я величина б а л а н с а д л я ю ж н о г о полуш а р и я несколько выше, чем д л я северного. Это о б ъ я с н я е т с я
большей океаничностью южного полушария.
Охарактеризуем теперь результаты анализа месячных карт
р а с п р е д е л е н и я д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы (рис. 78
и 79).
Н а м е с я ч н ы х к а р т а х н а б л ю д а е т с я с и т у а ц и я , в некоторой степ е н и а н а л о г и ч н а я к а р т и н е р а с п р е д е л е н и я г о д о в ы х с у м м Fa. З и м о й в с е в е р н о м п о л у ш а р и и ч е т к и м м и н и м у м о м Fa в ы д е л я е т с я
район сибирского антициклона, тогда как в Северной Атланти206
л
а,
га
га
в
К
л
о.
о
S
н
я
я
га
ч
га
о
ю
о
я
ч
о
о
о
в
я
я
ч
ч
a
a
>>
CD
s
CD
Я
я
<u
ч
ЗА
g-
о
я
о.
а)
о
ьй
а
CL)
В"
Я
га
а,
о
я
а
ке теплое течение Гольфстрим несколько п о в ы ш а е т значения
притока тепла к атмосфере.
Положение тропических максимумов несколько изменяется
от с е з о н а к с е з о н у . Л е т о м о н и р а с п о л а г а ю т с я в б л и з и т р о п и к о в ,
зимой смещаются в направлении к экватору.
Рассмотрение построенных карт дает возможность установ и т ь , ч т о н а и б о л ь ш и е а б с о л ю т н ы е в е л и ч и н ы м е с я ч н ы х с у м м Fa
наблюдаются над океанами вблизи экватора. В июле максимум
притока тепла в а т м о с ф е р у несколько смещен к северу от экват о р а . О н с о с т а в л я е т б о л е е 12 к к а л / с м 2 м е с я ц (в Т и х о м о к е а н е
б о л ь ш е 13 к к а л / с м 2 м е с я ц ) . В я н в а р е н а б л ю д а е т с я о б р а т н а я
к а р т и н а . М а к с и м у м ы Fa с м е щ а ю т с я к ю г у от э к в а т о р а . О н и
превышают
величину
12 к к а л / с м 2 м е с я ц
(в Т и х о м
океане
13 к к а л / с м 2 м е с я ц ) .
Д а л ь н е й ш и й а н а л и з м е с я ч н ы х к а р т п о к а з ы в а е т , что м а к с и м у м ы з н а ч е н и й д л и н н о в о л н о в о г о л у ч и с т о г о п р и т о к а т е п л а к атм о с ф е р е в д а н н о м с л у ч а е т а к ж е с в я з а н ы с м а к с и м а л ь н ы м и вел и ч и н а м и у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я (.Poo ~ 16 к к а л / с м 2 м е с я ц ) и н а блюдаются над океанами.
Это видно при сравнении приведенных выше карт, а т а к ж е
из г р а ф и к а з а в и с и м о с т и д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы
от у х о д я щ е г о и з л у ч е н и я , - п о с т р о е н н о г о д л я о к е а н о в ( р и с . 8 0 ) .
С в я з ь получилась линейной и довольно тесной. Коэффициент
корреляции оказался равным г=0,94.
Эффективное излучение поверхности, по-видимому, оказывает
с л а б о е в л и я н и е на величину лучистого п р и т о к а т е п л а к атмос ф е р е н а д о к е а н а м и . Это о б ъ я с н я е т с я тем, что на море значен и я F0 и з м е н я ю т с я с л а б о и в е л и ч и н а их с р а в н и т е л ь н о н е в е л и к а ( 3 — 4 к к а л / с м 2 м е с я ц ) . О н и м а л ы по с р а в н е н и ю с Foo.
Н а д к о н т и н е н т а м и н а в е л и ч и н ы Fa с у щ е с т в е н н о е в л и я н и е
оказывает величина эффективного излучения земной поверхности и т о л ь к о п р и с п л о ш н о й н и з к о й о б л а ч н о с т и э т о в л и я н и е о с л а бевает. В этом случае происходит выравнивание температур
у поверхности З е м л и и на н и ж н е й г р а н и ц е о б л а к о в , что приводит к значениям эффективного излучения, близким к нулю.
Связь длинноволнового баланса атмосферы F a с уходящим
излучением F н а д континентами оказывается неоднозначной.
Рассмотрим с целью анализа годового хода длинноволнового
б а л а н с а а т м о с ф е р ы г р а ф и к и , и з о б р а ж е н н ы е н а р и с . 81. Н а э т о м
рисунке нанесены кривые годового хода F a в различных ландшафтно-климатических зонах. Д л я проведения непосредственн о г о с р а в н е н и я F a и F0 в т е ч е н и е г о д а в ы б и р а л и с ь п у н к т ы , совп а д а ю щ и е (или б л и з к и е ) в к л и м а т и ч е с к о м о т н о ш е н и и с пункт а м и , и с п о л ь з о в а н н ы м и в р а б о т е Н . А. Е ф и м о в о й и Л . А. С т р о к и н о й [77].
К а к п о к а з ы в а е т р а с с м о т р е н и е рис. 80 а, г о д о в о й х о д д л и н н о волнового баланса атмосферы в зоне тундры характеризуется
14 Зак, 359
209
наличием м а к с и м у м о в весной (май) и осенью (сентябрь). Вел и ч и н а м а к с и м у м о в р а в н а 10,5 к к а л / с м 2 м е с я ц в А м д е р м е и
9 , 5 к к а л / с м 2 м е с я ц н а м. Б а р р о у . Н а л и ч и е э т и х м а к с и м у м о в о б ъ я с н я е т с я з н а ч и т е л ь н о й о б л а ч н о с т ь ю и, с л е д о в а т е л ь н о , м а л ы м и
в е л и ч и н а м и Fa. В т е п л ы й п е р и о д и м е е т м е с т о д о в о л ь н о г л у б о кий м и н и м у м б а л а н с а (9,0—9,2 к к а л / с м 2 м е с я ц ) , о б у с л о в л е н н ы й
м а к с и м у м о м F0.
Foo кксхл / см
2
год
в
200 Г
изо
180
90®
170
8*1
в «
* <.
1В0
150
5 »
140
130.
100
110
120
130
ПО
150 Fa ккал/с м г год
Рис. 80- Зависимость между длинноволновым балансом и
уходящим излучением.
Н а р и с . 81 б и з о б р а ж е н г о д о в о й х о д д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н са д л я лесной зоны умеренных широт. К р и в ы е имеют довольно
плавный
ход
с
максимумом
в
летний
период
(10,2—
10,5 к к а л / с м 2 м е с я ц ) и м и н и м у м о м з и м о й ( 8 , 7 — 9 , 0 к к а л / с м 2 м е сяц).
Д л я годового хода длинноволнового баланса атмосферы в
зоне лесостепей и степей умеренных широт, показанного на
р и с . 81 в, х а р а к т е р е н г л у б о к и й м и н и м у м в е с н о й
(Ростов-наД о н у , 9,1 к к а л / с м 2 м е с я ц ; Э л ь - П а с о , 8 , 0 к к а л / с м 2 м е с я ц ) . Э т о т
период характеризуется большими величинами
эффективного
излучения. В начале лета (июнь — и ю л ь ) наблюдается макси,210
мум
F
a
баланса
(9,7—10,2
ккал/см2месяц).
атмосферы
месяц
а)
///
V
Величина
заметно
г
Fa ккал/см
I
к осени
длинноволнового
уменьшается.
Г 6}
VII
/X
XI
Р и с . 81. Г о д о в о й х о д д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а в р а з л и ч н ы х
л а н д ш а ф т н о - к л и м а т и ч е с к и х зонах,
а —тундра, / —Амдерма, 2 —м. Барроу; б —лесная зона умеренных широт,
1 — Свердловск, 2 — Форт-Нельсон; б —зона лесостепей и степей умеренных
широт, 1 — Ростов-на-Дону, 2 —Эль-Пасо; г —засушливые области умеренных широт и области со средиземноморским климатом, / — Ташкент, 2— Рим;
д — область приэкваториальных муссонов, 1 — Форт-Лами, 2 —Калькутта;
е — зона тропических пустынь, / — Вади-Хальфа, 2—Алис-Сирине; ж —область с экваториальным климатом тропических лесов, 1 — Сан-Габриель г
2 —Батавия, 3—Сингапур.
Н а рис. 81 г п р е д с т а в л е н ы к р и в ы е
сушливых областей умеренных широт
средиземноморским климатом
(Рим).
11*
г о д о в о г о х о д а Fа д л я з а (Ташкент) и областей со
В т е ч е н и е г о д а F&
изме211
няется здесь весьма существенно. Годовая амплитуда составл я е т в е л и ч и н у п о р я д к а *2 к к а л / с м 2 м е с я ц . М и н и м у м Fa и м е е т
место летом и определяется высокими значениями -эффективного и з л у ч е н и я з е м н о й п о в е р х н о с т и , к о т о р ы е я в л я ю т с я р е з у л ь т а том ж а р к о й и б е з о б л а ч н о й погоды. Б о л ь ш и е з н а ч е н и я месячных
с у м м Fa в е с н о й в с у х и х о б л а с т я х у м е р е н н ы х ш и р о т в ы з в а н ы
большими температурами и наличием облачности. Аналогичное
увеличение F a в районах средиземноморского к л и м а т а обусловлено значительной облачностью и повышенной влажностью в
зимний период.
В с у х о й у м е р е н н о й з о н е ( Т а ш к е н т ) м а к с и м у м Fa н а б л ю д а е т с я в е с н о й , к о г д а з н а ч е н и я F0 м а л ы , а
велики.
Л е т о м имеет место минимум Fа, определяющийся максимум о м Fо, х о т я в э т о в р е м я г о д а у х о д я щ е е и з л у ч е н и е F с о с т а в л я е т в е л и ч и н у , б о л ь ш у ю 16 к к а л / с м 2 м е с я ц .
Возвращаясь к анализу карт географического распределения
д л и н н о в о л н о в о г о б а л а н с а , о т м е т и м , , ч т о в п у с т ы н я х (в С а х а р е и
К а л а х а р и , А р а в и й с к о й ) в я н в а р е в е л и ч и н ы г а д о с т а т о ч н о вел и к и ( 6 — 8 к к а л / с м 2 м е с я ц ) , что м о ж н о о б ъ я с н и т ь в ы с о к и м и т е м п е р а т у р а м и и незначительной облачностью. З н а ч е н и я F а в этих
р а й о н а х н е в е л и к и , м и н и м а л ь н ы е з н а ч е н и я м е н ь ш е 10 к к а л / с м 2 месяц, а в А в с т р а л и и — меньше 8 ккал/см2месяц.
В северной части п о л у ш а р и я к а к в Америке, т а к и на евразийском материке величина длинноволнового баланса атмосферы в я н в а р е и з м е н я е т с я незначительно. О н а к о л е б л е т с я в пред е л а х 9—10 к к а л / с м 2 м е с я ц и только в районе сибирского антициклона, понижается до значений, порядка 8 ккал/см2месяц.
Э т о т м и н и м у м Fa в ы з в а н б о л ь ш и м в ы х о л а ж и в а н и е м п о д с т и л а ю щей поверхности, определяющим наличие минимума уходящего
и з л у ч е н и я , к о т о р о е с о с т а в л я е т в е л и ч и н у , м е н ь ш у ю 10 к к а л / с м 2 м е с .
В и ю л е на е в р а з и й с к о м м а т е р и к е имеет место р а з м ы т о е
поле длинноволнового баланса атмосферы. В высоких широтах
(за
полярным
кругом)
Fa
составляет
величину
порядка
9 ккал/см2месяц. Н а остальной части материка F а имеет знач е н и я , м е н ь ш и е 10 к к а л / с м 2 м е с я ц . В С е в е р н о й А м е р и к е на тех
ж е ш и р о т а х Fa п р и н и м а е т т а к и е ж е з н а ч е н и я . И с к л ю ч е н и е м я в л я ю т с я р а й о н ы з а п о л я р н ы м к р у г о м , в к о т о р ы х Fa с о с т а в л я е т
8—9 ккал/см2месяц.
В зоне пустынь и полупустынь в июле н а б л ю д а ю т с я миним а л ь н ы е з н а ч е н и я Fa, м е н ь ш и е 10 к к а л / с м 2 м е с я ц . Э т о о п р е д е ляется большими величинами эффективного излучения.
Годовой ход длинноволнового баланса атмосферы для облас т е й э к в а т о р и а л ь н ы х м у с с о н о в и з о б р а ж е н н а рис. 81 д. З д е с ь
и м е ю т м е с т о б о л ь ш и е а м п л и т у д ы г о д о в о г о х о д а Fa. М а к с и м у м ы Fa н а б л ю д а ю т с я о с е н ь ю ( 1 1 , 8 — 1 2 , 6 к к а л / с м 2 ) , а миниму-мы — зимой (9,2—9,6 к к а л / с м 2 ) .
,212
Н е б о л ь ш и е а м п л и т у д ы г о д о в о г о х о д а Fa н а б л ю д а ю т с я в з о н е
т р о п и ч е с к и х п у с т ы н ь (см. рис. 81 е). В а ф р и к а н с к и х п у с т ы н я х
F& имеет з н а ч е н и я 9,0—10,5 к к а л / с м 2 . В а в с т р а л и й с к и х пустын я х в е л и ч и н ы Fa н е с к о л ь к о н и ж е ( 8 , 5 — 9 , 0 к к а л / с м 2 ) .
Н а р и с . 81 ж п р е д с т а в л е н ы к р и в ы е г о д о в о г о х о д а д л и н н о в о л нового б а л а н с а атмосферы д л я областей с э к в а т о р и а л ь н ы м
к л и м а т о м тропических лесов. В этих о б л а с т я х высока в л а ж ность и весьма значительна облачность. Здесь в течение всего
г о д а н а б л ю д а ю т с я б о л ь ш и е з н а ч е н и я и р о в н ы й х о д Fa ( п о р я д к а
11,0 к к а л / с м 2 м е с я ц , С а н - Г а б р и е л ь ) .
Н а о с т р о в а х той ж е к л и м а т и ч е с к о й з о н ы ( Б а т а в и я , С и н г а п у р ) н а б л ю д а е т с я и з м е н ч и в о с т ь Fa с б о л ь ш о й а м п л и т у д о й —
п о р я д к а 1,0—1,5 к к а л / с м 2 м . е с я ц .
Расчеты коротковолновой (приходной) компоненты радиационного баланса атмосферы сравнительно немногочисленны.
Э т о о п р е д е л я е т и о г р а н и ч е н н о с т ь с в е д е н и й по п о л н о м у р а д и а ционному балансу атмосферы. Последняя, наиболее обстоятельн а я р а б о т а в э т о й о б л а с т и п р и н а д л е ж и т К. Я . В и н н и к о в у [108].
П о д а н н ы м М . И . Б у д ы к о [78], ш и р о т н о е р а с п р е д е л е н и е год о в ы х с у м м р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы в с е в е р н о м полушарии характеризуется следующими величинами:
Широта, град. 0—10 10—20 20—30 30—40 40—50 50—60 60—90 0—90
Я а ккал/см 2 год
—56 —54 —50 —59 —69 —76 —73 - 6 0
К а к видно, р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с атмосферы
несколько
у м е н ь ш а е т с я по а б с о л ю т н о й в е л и ч и н е в п р е д е л а х ш и р о т н о г о
п о я с а от э к в а т о р а д о ш и р о т ы п о р я д к а 25°, а з а т е м в о з р а с т а е т
в п л о т ь д о ш и р о т о к о л о 60°. К с е в е р у от э т и х ш и р о т в н о в ь н а б л ю д а е т с я у м е н ь ш е н и е абсолютной величины р а д и а ц и о н н о г о баланса атмосферы. Средний годовой радиационный баланс атмосферы северного полушария составляет —60 ккал/см2год: При
этом составляющие радиационного баланса имеют следующие
з н а ч е н и я (в к к а л / с м 2 г о д ) : / * , 0 = 5 0 ; F o o = 145; q'=35. П о з д н е е б ы л и
осуществлены т а к ж е вычисления составляющих радиационного
б а л а н с а а т м о с ф е р ы в ю ж н о м п о л у ш а р и и . Э т о п о з в о л и л о оценить с о с т а в л я ю щ и е годового радиационного б а л а н с а а т м о с ф е р ы
д л я З е м л и в целом, что привело к с л е д у ю щ и м р е з у л ь т а т а м :
F00 = 150; Fo—43; q'=39;
Ra = — 6 8 к к а л / с м 2 г о д . Р а с ч е т ы М . И . Б у д ы к о п о к а з а л и , что о т р и ц а т е л ь н ы й р а д и а ц и о н н ы й б а л а н с атмос ф е р ы п р и м е р н о н а 3 Д к о м п е н с и р у е т с я п р и х о д о м т е п л а от к о н д е н с а ц и и и н а 74 п р и х о д о м т е п л а з а с ч е т т у р б у л е н т н о й т е п л о отдачи подстилающей поверхности. .
Ф. М ё л л е р [79] и с с л е д о в а л з а к о н о м е р н о с т и г о д о в о г о х о д а р а диационного баланса атмосферы в различных климатических
зонах и нашел, что м а к с и м а л ь н ы е абсолютные значения баланса
всегда
имели
место
в
ноябре
и
составляли
250—
300 к к а л / с м 2 с у т к и . М и н и м а л ь н ы е з н а ч е н и я н а б л ю д а ю т с я в пер и о д с м а я п о и ю л ь и и з м е н я ю т с я в п р е д е л а х о т 140 д о
,213
190 к а л / с м 2 с у т к й . В т а б л . 21, с о с т а в л е н н о й М ё л л е р о м , приведены д л я сравнения результаты расчетов среднегодовых величин р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а а т м о с ф е р ы и его с о с т а в л я ю щ и х д л я
р а з л и ч н ы х ш и р о т н ы х зон, в ы п о л н е н н ы х р а з н ы м и а в т о р а м и .
Таблица
21
Сравнение результатов расчетов радиационного баланса
атмосферы и его составляющих (кал/см 2 сутки)
30—50° с. ш.
40—60° с. ш.
60—90° с. ш.
Баур и Филиппе (1934)
Я
itfal
90
217
127
82
233
151
81
227
146
99
333
234
59
287
228
83
280
197
56
230
165
79
291
212
55
262
207
Хотон (1954)
q'
121
359
238
Лондон (1957)
_
96
305
209
Мёллер (1959)
_
R&
92
300
208
Э т о с р а в н е н и е п о к а з ы в а е т , что д а н н ы е последних р а с ч е т о в
согласуются вполне удовлетворительно, тогда как ранее полученные величины радиационного баланса являются либо заниженными (Баур и Филиппе), либо завышенными (Хотон).
Наиболее полные расчеты составляющих радиационного и
теплового б а л а н с о в а т м о с ф е р ы о с у щ е с т в л е н ы К. Я. Винников ы м [75]. В т а б л . 2 2 п р и в е д е н ы д а н н ы е , х а р а к т е р и з у ю щ и е с р е д неширотное распределение годовых сумм компонент теплового
б а л а н с а д л я различных широтных поясов. Здесь, к а к обычно,
через Р о б о з н а ч е н ы величины т у р б у л е н т н о й т е п л о о т д а ч и от подс т и л а ю щ е й поверхности к а т м о с ф е р е , L r — п р и х о д т е п л а за счет
конденсации, С — адвективный перенос тепла, обусловленный
горизонтальными движениями в атмосфере.
К а к видно, д а н н ы е т а б л . 22 о б н а р у ж и в а ю т м а л у ю ш и р о т н у ю
изменчивость радиационного баланса атмосферы.
,214
Таблица
35
С о с т а в л я ю щ и е т е п л о в о г о баланса а т м о с ф е р ы
(ккал/см 2 г о д )
Широта
70—60° С
60—50
50—40
40-30
30—20
20—10
10-А
0—10° Ю
10—20
20—30
30—40
40—50
50—60
Земля в целом
1Яа 1
р
Lt
с
70
60
60
69
82
83
76
74
76
74
71
64
57
72
9
13
17
23
24
15
9
8
11
15
И
9
8
13
29
45
46
45
44
72
119
94
77
53
57
63
61
59
—32
—2
3
—1
—14
4
52
28
12
—6
- 3
8
12
0
Т. Г. Берлянд [80] построила месячные (для четырех сезонов)
и годовую карты географического распределения радиационного баланса атмосферы для северного полушария. Анализ э.тих
карт также указывает на сравнительно малую пространственную изменчивость радиационного баланса. Особенно сильно размыто поле радиационного баланса летом ввиду малых широтных изменений поглощенной солнечной радиации и уходящего излучения (величины баланса составляют от •—4 до
6 ккал/см 2 месяц). В декабре наблюдается более значительное
изменение радиационного баланса — от —10 ккал/см 2 месяц в
высоких широтах до —4 ккал/см 2 месяц в низких. Годовой радиационный баланс также обладает заметной географической
изменчивостью.
Аналогичные результаты получил К. Я. Винников для всей
территории земного шара. Годовые суммы радиационного баланса изменяются по всему земному шару примерно от —40 до
—100 ккал/см 2 год. Наименьшие (по абсолютной величине) суммы радиационного баланса имеют место летом в умеренных и
высоких широтах, где атмосфера поглощает большое количество
солнечной радиации.
2. Уходящее излучение. Расчеты уходящего излучения имеют
довольно длительную историю (см. [84]). Ограничимся рассмотрением здесь лишь наиболее полных и современных результатов, принадлежащих К. Я. Винникову [75]. Предложив приближенную методику расчетов длинноволнового уходящего излучения, Винников построил месячные и годовые карты планетарного распределения уходящего излучения. В качестве примера
215
на рис. 82 приведена карта распределения годовых сумм уходящего излучения по земному шару, заимствованная из работы [75].
Анализ- карт месячных и годовых сумм уходящего излучения
показывает, что поле уходящего излучения является достаточно
однородным. Величины, уходящего излучения изменяются в пределах сравнительно небольшого диапазона месячных и годовых
сумм. На всех картах наблюдается возрастание величины Foe,
от полюсов к тропикам. Это обстоятельство объясняется, вопервых, увеличением средней температуры тропосферы, а вовторых, уменьшением облачности в поясах высокого давления.
В районе экватора имеет место минимум уходящего излучения,
что объясняется увеличением здесь степени облачности.
Месячные суммы F в январе изменяются от 10 ккал/см 2 месяц в высоких широтах до 16 ккал/см 2 месяц в тропиках, а в
июле соответственно от 12 до 18 ккал/см 2 месяц.
Годовые
суммы
варьируют
от
величин,
меньших,
140 ккал/см 2 год в районе полярных широт, до величин, превосходящих 200 ккал/см 2 год в районе Северной Африки и Аравии.
Максимальные величины уходящего излучения наблюдаются
над пустынями низких широт, где имеют место высокие температуры воздуха при малом влагосодержании и незначительной
^облачности.
В местах со значительной облачностью и довольно высокой
влажностью воздуха (район экватора) величины уходящего излучения существенно меньше, но сплошного пояса пониженных
значений F00 не наблюдается. Колебания величин /\х> зависят
•от влагосодержания атмосферы и наличия облачности.
Зональное распределение уходящего излучения заметно нарушается под влиянием холодных и теплых морских течений.
В районах мощных морских течений наблюдаются сильные
изломы изолиний. С теплыми океаническими течениями связано
увеличение как месячных, так и годовых сумм уходящего излучения, с холодными — уменьшение. Наглядным примером может
служить теплое течение Гольфстрим и холодное Перуанское течение, которые -в течение всего года существенно влияют на ход
изолиний.
На распределении поля уходящего излучения сказывается
также и смещение термического экватора к северу от географического и большая океаничность южного полушария. Все это
приводит к тому, что в среднем тепловое излучение южного полушария меньше, чем северного.
3. Радиационный баланс системы земная поверхность — атмосфера. Как показывает уравнение (3.3), радиационный баланс системы земная поверхность — атмосфера складывается
из приходной части, определяемой величиной прямой солнечной
и рассеянной радиации, поглощенной атмосферой, и расходной
,216
;
!
i
;
'
!
;
i
j
'
!
;
части, определяемой уходящим излучением. Расчеты показывают, что радиационный баланс системы земная поверхность —
атмосфера может быть как положительным, так и отрицательным. В годовом ходе радиационный баланс системы земная поверхность — атмосфера в умеренных широтах положителен, в
течение летних месяцев и отрицателен все остальное время
года.
В табл. 23 приведены результаты расчетов К. Я. Винникова,
[107], отражающие особенности широтной и сезонной изменчивости радиационного баланса.
Т а б л и ц а 23
Среднее широтное распределение величин
р а д и а ц и о н н о г о баланса системы земная
поверхность — атмосфера (ккал/см 2 )
Широта
70—60° С
60—50
50—40
40—30
30—20
20—10
10—0
0—10° Ю
10—20
20-30
30-40
40—50
50-60
Январь
—10
—8,7
—6,8
—4,7
—2,6
—0,5
1,5
3,4
4,9
6,1
6,8
6,7
—
Июль
За год
3,9
4,4
4,9
4,8
4
3,2
2,4
-49
—30
—12
4
14
23
29
31
28
20
9
—8
—29
.
I
- 1
—3
—5,3
—7,3
—
Отсюда видно, что в среднем за год переход от положительных к отрицательным значениям радиационного баланса (при
движении к северу) происходит вблизи широты 40°. Интересный вывод из данных табл. 23 состоит в том, что радиационный баланс южного полушария больше, чем северного.
Поскольку не обнаружено никаких заметных изменений теплового режима земного шара в целом, то очевидно, что средний
годовой радиационный баланс (тождественный тепловому балансу) системы земная поверхность — атмосфера должен быть
равен нулю. К такому выводу приводят, в частности, результаты расчетов Д. Лондона [1.47], приведенные в табл. 24.
Эта таблица дает одновременно представление о соотношении составляющих радиационного баланса системы земная поверхность — атмосфера. В табл. 25 воспроизведены результаты
осуществленных Т. Г. Берлянд [80] расчетов среднеширотного
хода месячных величин радиационного баланса системы земная
поверхность — атмосфера и его составляющих.
,218
Таблица
35
С р е д н е г о д о в о е ш и р о т н о е р а с п р е д е л е н и е р а д и а ц и о н н о г о баланса системы
з е м н а я п о в е р х н о с т ь — а т м о с ф е р а и е г о с о с т а в л я ю щ и х (кал/см 2 мин.)
Составляющая
радиационного
баланса
Широтная зона, град. с. ш.
0—10 10—20 2 0 - 3 0 3 0 - 4 0
40—50
50—60
Поглощенная
солнечная
радиация . . 0,403 0,409 0,387 0,341
0,276 0,224
Уходящее излучение . . 0,347 0,354 0,353 0,327 0,306 0,287
Радиационный
баланс . . . 0,056 0,055 0,034 0,014 —0,030 -0,063
60—?0
70-80
Среднее
80-90
0,169
0,121 ),106 0,324
0,270
0,253 0,245 0,324
-0,101
-0,131 0,139 0,000
Сравнение с данными расчетов К. Я- Винникова (табл. 25)
показывает удовлетворительное согласование данных различных расчетов.
Таблица
25
Среднеширотный х о д м е с я ч н ы х величин р а д и а ц и о н н о г о б а л а н с а
системы з е м н а я п о в е р х н о с т ь — а т м о с ф е р а и е г о с о с т а в л я ю щ и х
(ккал/см 2 )
Декабрь
Июнь
Широта
70°
60
50
40
30
20
10
0
<Э0(1-Л)
Роо
*S
15.4
17.2
18.3
19.0
19.1
18.5
17.2
15,5
12,9
13,4
13,6
14.1
14.6
14.2
13.3
12.7
2,5
3.8
4.7
4.9
4,5
4,3
3,9
2.8
Q 0 (1—А)
•^со
0,0
0,7
2,6
5,7
9,6
12,8
15,5
16,9
11,4
11.7
12,3
13,1
14,3
14.8
14,1
13,1
—11,4
—11,0
—9,7
—7,4
-4,7
—2,0
1,4
3,8
Д. Лондон [1.47] осуществил также расчеты осредненных
для всего северного полушария сезонных и годовых величин
радиационного баланса системы земная поверхность —- атмосфера и его составляющих (табл. 26).
Рассмотрение табл. 26 позволяет проанализировать соотношение между различными составляющими радиационного баланса. Как видно, в приходную часть радиационного баланса
основной вклад вносит поглощение коротковолновой радиации
земной поверхностью. Значительно меньшая доля радиации поглощается атмосферой и еще меньшая — облаками. В соответствии с этим наибольшие потери коротковолновой радиации
219
Таблица
35
С е з о н н о е р а с п р е д е л е н и е с р е д н е г о р а д и а ц и о н н о г о баланса с е в е р н о г о
полушария и е г о с о с т а в л я ю щ и х при с р е д н и х у с л о в и я х о б л а ч н о с т и
(кал/см 2 мин.)
Составляющие радиационного баланса
Зима
Весна | Лето
Осень |
Год
I. Приходящая коротковолновая радиация
Инсоляция на верхней границе атмосферы 0 , 3 4 8
0,580
0,645
0,424
0,500
0,011
0,044
0,005
0,060
0,016
0,067
0,010
0,093
0,019
0,092
0,011
0,122
0,010
0,057
0,007
0,074
0,014
0,065
0,008
0,087
0,023
0,078
0,015
0,116
0,037
0,141
0,029
0,207
0,048
0,162
0,024
0,234
0,028
0,103
0,018
0,149
0,034
0,121
0,021
0,176
0,085
0,045
0,043
0,173
0,142
0,091
0,050
0,283
0,129
0,090
0,070
0,289
0,091
0,064
0,048
0,203
0,112
0,072
0,053
0,237
0,614
0,523
0,091
0,581
0,494
0,087
0,572
0,482
0,090
Поглощение радиации в атмосфере:
озоном
водяным паром и пылью
- облаками
Общее поглощение
Отражение и рассеяние радиации в мировое пространство:
атмосферой
облаками
земной поверхностью
Общее отражение
Поглощение
стью:
; .
радиации земной поверхно-
прямой солнечной
пропущенной облаками
» рассеянной
.
Общее поглощение земной поверхностью
II. Длинноволновая радиация
Эффективное
ности:
излучение
земной поверх-
тепловое излучение земной поверхности
противоизлучение атмосферы
. . . .
эффективное излучение
0,530
0.439
0,091
0,564
0,473
0,091
Тепловое излучение тропосферы:
-
тепловое излучение, поглощенное тропосферой
собственное тепловое излучение тропосферы . . .
Баланс длинноволновой радиации тропосферы
. .
0.501
0,535
0,588
0,555
0,545
0,716
0,749
0.817
0,778
0,765
0,215
0,214
0,229
0,223
0,220
0,029
0.277
0,011
0,317
0,029
0,276
0,016
0,321
0,026
0,294
0,019
0,339
0,026
0,283
0,010
0,319
0,027
0,283
0,014
0,324
Тепловое излучение в мировое простран. ство:
земной поверхности (в окнах
рачности)
тропосферы
стратосферы
О б щ е е уходящее излучение
220
проз-
обусловлены ее рассеянием в мировое пространство облаками
и атмосферой. Все компоненты поглощенной (соответственно отраженной) радиации имеют годовой ход. Так, например, поток
радиации, рассеянной облаками и атмосферой, максимален летом, что определяется максимумом внеземной инсоляции в это
время года и увеличением степени облачности. Что касается отражения радиации земной поверхностью, то оно максимально
весной. Хотя максимум альбедо имеет место зимой, минимум
инсоляции в это время приводит к тому, что отраженная радиация достигает максимума лишь весной, когда значительно увеличивается инсоляция и на большей части полушария еще сохраняется снежный покров.
Потери тепла системы земная поверхность — атмосфера в
первую очередь определяются тепловым излучением тропосферы, вносящим главный вклад в уходящее излучение. Излучение
земной поверхности (в окнах прозрачности атмосферы) составляет менее 1.0% уходящего излучения, а тепловое излучение
стратосферы в мировое пространство вносит еще меньший
вклад, не превышая 3—6% уходящего излучения. Обращает на
себя внимание очень малая сезонная изменчивость уходящего
излучения и его составляющих. Среднее для северного полушария уходящее излучение равно 0,324 кал/см 2 мин., что соответствует эффективной температуре —22°.
Отклонения сезонных значений уходящего излучения от среднегодового не превышают 2—5%. Малая изменчивость вклада
излучения земной поверхности объясняется взаимно компенсирующимися эффектами увеличения температуры земной поверхности от зимы к лету, с одной стороны, и возрастанием степени
облачности, а также уменьшением прозрачности атмосферы в
результате увеличения общего содержания водяного пара, с
другой. Важно отметить, однако, что вывод о малой изменчивости уходящего излучения справедлив только применительно
к величинам уходящего излучения, осредненным по всему северному полушарию.
Как видно из табл. 26, радиационный баланс системы земная поверхность —• атмосфера, осредненный по всему северному полушарию, положителен весной и летом, но отрицателен
осенью и зимой. Максимальная величина радиационного баланса летом составляет 0,072 кал/см 2 мин., а минимальное значение
зимой равно 0,084 кал/см 2 мин.
..
К- Я- Винников построил месячные (для всех месяцев) и годовую карты географического распределения радиационного
баланса системы земная поверхность — атмосфера. Наиболее
характерная черта географического распределения радиационного баланса — близость его к зональному, что свидетельствует о ведущей роли .астрономических факторов радиационного
режима. Наиболее значительны нарушения зональности в райо,221
нах пустынь. Отчетливо проявляется в поле радиационного баланса, как разрыв изолиний, неоднородность подстилающей поверхности на линии раздела океан — суша.
Радиационный баланс системы земная поверхность — атмосфера положителен в течение всего года только в узкой приэкваториальной зоне ± 1 0 ° широты. На всей остальной территории знак радиационного баланса изменяется дважды в течение
года. Около трех месяцев в году (летом) радиационный баланс
на всей поверхности каждого из полушарий положителен. Зона
отрицательного баланса возникает вблизи полюсов летом и затем постепенно распространяется к югу, находясь в течение пяти месяцев южнее тридцатых параллелей. Весной начинается
процесс «отступления» нулевой изолинии радиационного баланса к северу. Максимальные положительные величины баланса составляют 40 ккал/см 2 год, а отрицательные достигают 60 ккал/см 2
год.
Используя карты нового Атласа теплового баланса земного
шара [82], можно определить значения всех составляющих теплового и водного балансов для суши, Мирового океана и для
Земли в целом. Из такого расчета следует, что Земля как планета ежегодно поглощает 168 ккал. на каждый квадратный сантиметр поверхности. Из этого количества 112 ккал/см 2 год, или 2/3,
поглощается на земной поверхности, а 56 ккал/см 2 год, или 7з,—
в атмосфере. Земная поверхность в среднем теряет за год
40 ккал/см 2 длинноволновым эффективным излучением, в результате чего средний радиационный баланс земной поверхности оказывается равным 72 ккал/см 2 год. Из этого количества
59 ккал/см 2 год расходуется на испарение и 13 ккал/см 2 год отдается в атмосферу турбулентной теплоотдачей. Следует отметить, что если для всей Земли в целом расход тепла на испарение составляет 82% радиационного баланса, то на океанах
он доходит до 90%, а на суше в целом снижается почти до50%.
В соответствии с величиной затраты тепла на испарение средняя годовая сумма "испарения с поверхности Земли оказывается равной 100 см. Эта величина одновременно равна сумме
осадков, выпадающих за год на поверхность Земли.
Отметим, что значения основных членов теплового и водного балансов поверхности Земли, полученные в результате последних исследований, несколько увеличились по сравнению с
ранее найденными величинами. Так, в частности, в большинстве
ранее выполненных исследований годовые, величины осадков и
испарения для Земли в целом получались равными 80—90 см.
Увеличение этого значения до 100 см/год объясняется в основном значительным уточнением норм осадков на океанах, где
ранее они определялись недостаточно удовлетворительно.
Как известно, солнечная радиация является главным климатообразующим фактором. Интересно, однако, что, как показано
,222
в работе М. И. Будыко [83], уже сейчас количество энергий, используемое человеком, сопоставимо с величиной радиационного
баланса. По последним данным, средняя величина радиационного баланса всей поверхности суши равна 49 ккал/см 2 год, а
количество используемой человеком энергии составляет около
0,02 ккал/см 2 год, причем в отдельных странах на больших площадях эта величина достигает 1 ккал/см 2 год. Если предположить, что ежегодный прирост производства энергии равен 10%,
то уже менее чем через 100 лет общее количество энергии, вырабатываемое человеком, превзойдет величину радиационного
баланса. В таких условиях роль главного климатообразующего
фактора будет играть не солнечная радиация, а энергия, вырабатываемая человеком. Естественно,, что при таком положении
закономерности радиационного режима и климата существенно
изменятся.
Рассмотренные выше результаты расчетов, полученные различными авторами, в некоторых случаях заметно расходятся,
что свидетельствует о необходимости экспериментальных исследований радиационного баланса системы земная поверхность —
атмосфера. Важным шагом в этом направлении является использование данных измерений уходящего излучения, осуществленных при помощи метеорологических спутников. Обратимся
теперь к обсуждению этих данных.
§ 4. Результаты исследований радиационного баланса Земли
при помощи спутников
В монографии [84] описана аппаратура, применявшаяся на
американских метеорологических спутниках серий «Тайрос» и
«Нимбус» для измерений уходящего излучения в различных областях спектра, а также обсуждены первые результаты измерений. Монография [85] поовящена практическому использованию
данных метеорологических спутников. В главах 1 и 2 настоящей
книги упомянуты некоторые сведения об угловом распределении интенсивности уходящего излучения по данным спутниковых измерений. Здесь мы ограничимся лишь рассмотрением последних результатов исследований составляющих радиационного баланса системы, земная поверхность — атмосфера.
В соответствии с результатами теоретических расчетов, обсужденными в § 3, данные спутниковых измерений показали,
что уходящее длинноволновое излучение имеет минимум вблизи экватора, почти симметричные максимумы в зонах субтропиков, а затем монотонно уменьшается по направлению к полюсам. Подобного рода результаты были получены, например,
Д . С. Уинстоном и П. К. Рао [86, 87] («Тайрос-П», пятиканальный радиометр; см. рис. 83), В. Е. Суоми и Ф. Б. Хаусом [88]
,223
(«Тайрос-IV», полусферические датчики уходящего излучения;
рис. 84), В. Р. Бандином, М. Халевом и И. Стрэнджем [89] и
др. Интересная работа в этой области принадлежит Р. А. Ханелу и В. Г. Страуду [50].
Основными факторами упомянутых особенностей широтного
распределения уходящего излучения являются облачность и температура земной поверхности. Так, например, максимальные величины уходящего излучения в зонах субтропиков- обусловлены
кал/смгсутки
550
500
<ь
4:
%,4-SO
53
Сэ
300
' ш.ш
ш
Рис. 83. Среднеширотное распределение уходящей длинноволновой радиации по данным „Тайроса-11" за 26 суток в сравнении с данными
теоретических расчетов.
/ —Хотон (средние за год); 2 — Рэтьен (зима); 3 —Лондон (зима); 4— Дайрос-П"
(ноябрь — январь); 5— Симпсон (ноябрь —декабрь); 6 — Баур и Филиппе (январь).
высокими значениями температуры земной поверхности и сравнительно малой облачностью (субтропические зоны высокого
давления). Минимум уходящего излучения вблизи экватора
связан с уменьшением степени облачности в районе 'расположения-внутритропичес-кой. зоны конвергенции.. При рассмотрении
рис. 83 и 84 обращает на себя внимание довольно значительное
расхождение результатов измерений и расчетов.
П. К. Рао [90] исследовал по данным «Тайроса-П» и «Тайроса-Ш» годовой ход уходящего теплового излучения, обработав
результаты измерений, относящихся к полосе широт 55° ю. ш,—
55° с. ш. На рис. Б5 приведены данные, характеризующие полученные результаты. Как видно, в умеренных широтах северного
полушария уходящее излучение возрастает от зимы к лету, что
может быть обусловлено как уменьшением облачности, так и
увеличением температуры подстилающей поверхности. Проти,224
-воположная изменчивость уходящего излучения наблюдается в
умеренных широтах южного полушария. Привлекает внимание
наличие двух спадов уходящего излучения вблизи экватора по
нал/
см
мин.
ОАО
ч>
ч
4j
|
х:\ J/ .
r /
//
1:
Oj
а^ 0.35
/7
о
е
\\
>///
/
0.30
М/
\
3
0.25
90° 60
ю ш.
30
30
60 90
с.ш.
е
Рис. 84. И з м е н е н и е у х о д я щ е г о длинноволнового излучения с ш и р о т о й
п о данным «Тайроса-IV» ( п о л у с ф е р и ч е с к и е датчики).
Площадь осреднения 48° с. ш, —48° ю. ш. 7 — 8 февраля —10 апреля 1962 г., среднее
уходящее излучение 510 кал/см2 сутки; / / — 11 апреля —10 июня 1962 г., среднее
уходящее излучение 501 кал/см2 сутки.
кал/см2сутки
550
5 500
<
/
у
450
/
S
•
/
/
7
/
Рис.
85.
\ .
—\
• -«.
•
— У
\
N ' "\
; --
У
350
ю.ш. 50°
N
ч
\
\
•ч
- 1
— г
40
30
го
го
30
40
50с.ш.
Широтный х о д
длинноволнового у х о д я щ е г о излучения
з и м о й и летом.
/ — по данным «Тайроса-II» (ноябрь —декабрь I960 г., январь 1961.; всего за 26 суток); 2—по данным «Тайроса-ПЬ, июль 1961 г. (за 9 суток).
данным «Тайроса-П», что можно объяснить наличием здесь двух
зон повышенной облачности.
Наиболее полное исследование закономерностей изменчивости компонент радиационного баланса системы земная поверхность— атмосфера осуществлено в работе [89] по данным спут15 Зак. 359
225
ника «Тайрос-VH», охватывающим 14 месяцев непрерывных измерений. Методика обработки результатов измерений, использованная авторами [89], охарактеризована в монографии [85].
В табл. 27 приведены- сезонные суммы компонент радиационного баланса для Земли в целом. На рис. 86 и 87 изображены
кал/см 2 мин.
Рис. 86. Широтный ход среднегодовых величин уходящего излучения
(масштаб оси абсцисс пропорционален площади широтных поясов).
/ — данные «Тайроса-VII», (июнь 1963 г. —май 1964г.); 2—результаты
расчетов Д. Лондона.
кривые широтного хода среднегодовых значений длинноволнового уходящего излучения и альбедо в сравнении с результатами расчетов Д. Лондона [1. 47].
Таблица
27
Сезонные и годовые с у м м ы компонент р а д и а ц и о н н о г о
баланса Земли
Период
(месяцы)
VI—VIII
IX—XI
XII—II
III—V
Длинноволновое
уходящее
излучение,
10'5 кал/мин.
1725,2
1725,2
1712,2
1746,5
Солнечная радиация, 1015 кал/мин.
отраженная
падающая
699,0
922,2
859,7
796,0
2457,8
2574,8
2609,8
2544,2
Альбедо Земли,
%
28,4
35.8
32.9
31,3
Обращает на себя внимание (табл. 27) малая изменчивость
сезонных сумм длинноволнового уходящего излучения. Изученные в работе [89] сезонные вариации широтного профиля
уходящего излучения показывают, что тропический минимум в
течение всего года, за исключением периода с декабря по февраль, располагается в северном полушарии (именно это и опре,226
деляет положение минимума на рис. 86 вблизи параллели 5° с. ш.,
свидетельствующее о наличии асимметрии между полушариями). Также в северном полушарии расположен почти всегда
(кроме периода с июня по август) абсолютный максимум уходящего излучения (соответствующая асимметрия отчетливо выявляется на рис. 86). Как правило, в области внетропических
широт уходящее излучение в северном полушарии больше, чем
в южном, но в приэкваториальных зонах наблюдается обратное
соотношение, что приводит к сбалансированию потерь тепла на
излучение обоими полушариями.
Рис. 87. Широтный ход среднегодовых величин планетарного альбедо (масштаб оси абсцисс пропорционален величинам прихода
солнечной радиации за пределами атмосферы к соответствующим
широтным поясам).
1— данные «Тайроса-VII» (область спектра 0,55—0,75 мк, июнь 1963 г.— май 1964 г.);
2 —результаты расчетов Д. Лондона.
Широтный ход альбедо является почти зеркально противоположным изменчивости уходящего излучения, что определяется влиянием облачности (см. рис. 87, а также рис. 88 из работы
[88]). Пунктирные кривые на рис. 88 характеризуют возможное
влияние ошибок измерений. Максимум альбедо вблизи экватора располагается на широте около 5° с. ш. (рис. 87) и совпадает
с минимумом длинноволнового уходящего излучения. Однако
минимум альбедо наблюдается на 16° с. ш., т. е. сдвинут несколько к югу относительно максимума уходящего излучения.
Альбедо северного полушария больше, чем альбедо южного, в
диапазоне широт от экватора до 12°, но меньше в более высоких широтах.
15*
227
Анализ годового хода альбедо показывает, что минимальные
значения наблюдаются около июля, а максимальные — около
октября. Это отражается и в изменчивости средних сезонных
величин альбедо (табл. 27).
Среднеширотное распределение радиационного баланса системы земная поверхность — атмосфера асимметрично относительно экватора, и поэтому переход от положительного баланса
в низких широтах к отрицательному в высоких имеет место в
ео
\\
\\\
50
40
%
30
•OV
в
20
/
10
90° 60
ю.ш.
Рис.
30
30
60
с.ш
90°
Изменение
а л ь б е д о с ш и р о т о й п о данным « Т а й р о с а - I V »
(полусферические датчики).
Площадь осреднения 48° с. щ.--48° ю. ш. 1 — 8 фр.враля —10 апреля 1962 г., среднее альбедо 28,9%, отраженная радиация 598 кал/см2 сутки; II —11 апреля —10 июня
1962 г., среднее альбедо 37,2%, отраженная радиация 500 кал/см2 сутки.
различных широтных поясах северного и южного полушарий.
Это отчетливо видно на рис. 89 [88].
Е. Д. Астлинг и JT. X. Хорн [91] построили по данным измерений при помощи метеорологического спутника «Тайрос-П» за
27 суток между 26 ноября 1960 г. и 6 января 1961 г. среднеши.ротные распределения длинноволнового уходящего излучения
для всей земной поверхности и отдельно для континентов и океанов. Данные измерений достаточно полно охватывают полосу
широт от 50° ю. ш. до 50° с. ш., за исключением части Центральной Азии и северной части Южной Америки, включая прилегающие акватории Тихого и Атлантического океанов. Исходные
данные за каждые сутки осреднялись (с использованием не менее 10 значений) по квадратам, имевшим на экваторе сторону,
равную 2,5° широты, а затем использовались для построения
карт географического распределения уходящего излучения за
каждый из 27 дней. Все данные измерений относятся к углам
относительно надира не менее 56°, Осредненные меридиональ,228
ные профили уходящего излучения рассчитывались путем снятия величин уходящего излучения с упомянутых карт (число точек составляло 7269), причем среднеширотные величины излучения вычислены для широтных поясов шириной 5°.
Полученный по всем данным измерений меридиональный
профиль уходящего излучения отражает, как и в упомянутых
выше работах, наличие минимума вблизи экватора, максимумов в теплых и сравнительно безоблачных зонах субтропиков
и уменьшение уходящего излучения при дальнейшем росте широты.
кал/см2мин.
0,10
ъ 0,05
§
у
\
/ У
7 /
-
Щ-0,10
I
<5 -0,15
/
1
щ.ш. 90° 60•
-о,го
/
/
Vo
\
/
//
0
.. р
30
ч
0
0
0,?
»
30
3
1
60 SO с.ш
Рис. 89. Изменение радиационного баланса с широтой по данным
«Тайроса-IV» (полусферические датчики).
1 — Симпсон (1928), март, апрель, май; 2 —Лондон (1957), осень и весна; 3 — данные «Тайроса-IV», март, апрель, октябрь 1962 г.
Абсолютные величины уходящего излучения оказались меньшими (особенно в зоне от 5° с. ш. до 10° ю. ш.), чем найденные
ранее по данным измерений при помощи спутника «Эксплорер*
VII» и актиномет.рических радиозондов. Это расхождение следует объяснить, по-видимому, влиянием неточного учета эффекта потемнения к краю диска планеты при обработке данных
«Тайроса-II» (величины уходящего излучения, измеренные под
большим углом относительно надира, оказываются заниженными вследствие эффекта потемнения по сравнению с соответствующими подспутниковыми значениями). Такой вывод подтверждается тем, что сравнение осредненных по всем данным
измерений величин уходящего излучения со средними значениями, полученными по выборке данных, относящихся к надирным
углам менее 26°, обнаружило заниженность первых. Поскольку,:
однако, даже и подспутниковые величины уходящего излучения,
полученные по данным «Тайроса-II», меньше, чем по данным
«Эксплорера-VII», следует думать, что одной из причин расхождения является также различие в калибровках аппаратуры,
,829
установленной на упомянутых спутниках. По данным для надирных углов менее 26° величины уходящего излучения в зонах
субтропических максимумов (15—25° с. ш., 10—35° ю. ш.) составляют около 480 кал/см 2 сутки.
Авторы [91] обнаружили значительное различие меридиональных профилей уходящего излучения, относящихся к континентам и океанам. Если над континентами наблюдается резкий
минимум уходящего излучения в полосе широт 5° с. ш.—15° ю. ш.,
то над океанами этот минимум выражен слабее и смещается
в интервал широт 5—10° с. ш. По-видимому, смещение области минимума над континентами к югу обусловлено влиянием
облачности, связанной с внутрит.ропической зоной конвергенции.
Другое важное различие имеет место в районах субтропиков и
связано с влиянием температуры подстилающей поверхности в
этих относительно безоблачных районах: над океанами (малая
изменчивость температуры) величины уходящего излучения в
обоих полушариях составляют в субтропических зонах примерно 500 кал/см 2 сутки; соответствующие значения над континентами равны 540 кал/см 2 сутки (летнее полушарие, высокие температуры) и 475 кал/см 2 сутки (зимнее полушарие, низкие температуры).
Полученные в [91] данные об изменчивости величины уходящего излучения относительно средних значений показывают, что
изменчивость более резко выражена над континентами. За последнее время были предприняты попытки исследовать суточный ход длинноволнового уходящего излучения. Так, например,
Е. Д. Астлинг и J1. X. Хорн [105], обработав данные «ТайросаII» за 26 избранных дней периода от 26 ноября 1960 г. до 6 января 1961 г., обнаружили заметный суточный ход как над континентами, так и над океанами. В случае континентов дневные
значения превышали среднесуточные на 0,04 кал/см 2 мин., а
ночные оказались систематически ниже на 0,02 кал/см 2 мин. Над
океанами суточный ход уходящего излучения оказался слабее
выраженным, но вполне заметным. Существование суточного
хода уходящего излучения над океанами, температура поверхности которых достаточно стабильна, явилось весьма неожиданным и потребовало' тщательного анализа ошибок измерений. До
сих пор влияние ошибок измерений не могло быть учтено достаточно надежно. Это не позволяет считать упомянутые выводы
о суточном ходе уходящего излучения вполне достоверными.
Выше было отмечено, что основными факторами, определяющими длинноволновое уходящее излучение, являются условия
облачности и стратификация атмосферы. За последнее время
были сделаны расчеты и измерения, свидетельствующие о существенном влиянии аэрозольных слоев на уходящее излучение
(см. [99]). Однако экспериментальные данные по этому вопросу
пока что противоречивы. Так, например, М. Г. Гупта [93] про,230
анализировал осредненные за пять суток величины суточных
сумм длинноволнового уходящего излучения для различных
пунктов на территории Индии по данным метеорологического
спутника «Тайрос-IV» за апрель, май и июнь 1962 г. Эти значения были сопоставлены с результатами расчетов уходящего
излучения для безоблачного неба по осредненным данным аэрологических зондирований при помощи радиационной номограммы Эльзассера. Показано, что расхождение измеренных и вычисленных значений уходящей радиации не превышает 10%.
Столь хорошее совпадение свидетельствует, в частности, о малом влиянии аэрозольных пылевых частиц на перенос длинноволнового излучения. Это не изменяет, однако, выводов из
данных измерений и расчетов радиационных изменений температуры за счет длинноволновой радиации, показывающих, что
влияние аэрозолей на лучистый приток тепла должно быть
вполне заметным.
Попытка оценить по данным «Тайроса-II» среднее значение
уходящего излучения и альбедо для Земли в целом с использованием для высоких широт расчетных величин привела к планетарному среднему значению уходящего излучения, равному
0,311 кал/см 2 мин., и альбедо, равному 0,38 [91]. Следует заметить, что обычно принимаемая величина альбедо составляет
0,34, а по данным «Эксплорера-VII» она получилась равной 0,33.
Эти расхождения следует приписать ограниченному (по промежутку времени) объему использования данных, а также ошибкам измерений.
Обработав данные «Тайроса-Ш», Р. Векслер [1.51] получил
величины альбедо от 4—10% (при безоблачном небе) до примерно 30% при наличии сплошной облачности (следует, однако, отметить, что в районе Сахары альбедо в ясную погоду
достигает 20%). Лишь для первых пяти витков получились величины альбедо, составляющие 54% для канала 5 и 47% для
канала 3. Среднее значение альбедо по всем данным для первых пяти витков равно 20%. Если учесть, что, по данным самолетных измерений, среднее альбедо облаков составляет 50%, а
единичные значения достигают 80%, то ясно, что результаты
спутниковых измерений следует считать заниженными.
Д. Т. Коновер [100] разработал методику определения альбедо системы земная поверхность — атмосфера на основе использования телевизионной информации (фотографий облачного покрова и земной поверхности), полученной при помощи метеорологических спутников. Эта методика была применена для
обработки как спутниковых фотографий, так и одновременных
фотографий с борта самолета «У-2>>, летевшего на высоте 20 км.
Спектральные чувствительности спутниковой телекамеры и аэросъемочного аппарата примерно одинаковы. Градуировка системы телекамеры (включая видеомагнитофон) осуществлена
,231
путем последовательного облучения экрана телекамеры радиацией от. трех вольфрамовых ламп накаливания (использование
нескольких источников' обусловлено необходимостью моделировать широкий диапазон яркостей). Определение абсолютных
величин яркости облаков (выраженных в энергетических единицах) по значениям сигнала, зафиксированного на видеомагнитофон^ наземной приемной станции, осуществлено-, путем сравнения с амплитудой сигналов, зарегистрированной при облучении телекамеры в процессе предполетной градуировки.
Как показано в [100], при фотометрической обработке пленки необходимо учитывать влияние следующих факторов: 1) изменения экспозиции от кадра к кадру; 2) влияния изменений
температуры на работу телевизионной системы; 3) неоднородности распределения плотности почернения даже при использовании однородной засветки; 4) неоднородности пленки.
При вычислении альбедо по величинам яркости облаков
предполагается, что облака отражают радиацию изотропно, а
влияние расположенного выше облаков слоя атмосферы учтено
лишь посредством расчета вклада релеевского рассеяния для
надирного угла, равного 22° (угловая зависимость многократно
рассеянного света не принимается во внимание), и поглощения
озоном, общее содержание которого составляет 0,28 «см». Величины яркости облаков и земной поверхности по данным спутниковых и самолетных измерений согласуются удовлетворительно.
Измеренные со спутника осредненные значения альбедо колеблются от 7% (Тихий океан, безоблачно) до 92% (протяженные
и плотные кучево-дождевые облака). Обнаружено уменьшение
альбедо снежного покрова с 70 до 51% по прошествии четырех
суток. Для района пустыни Уайт Сэндс (Нью-Мексико, США)
зарегистрировано альбедо, равное 68% при высоте Солнца 78°
и надирных углах от 17 до 28°. Сравнение с данными по альбедо, известными из литературы, показывает, что как спутниковые, так и самолетные измерения описанного, типа приводят к
- завышенным величинам.
В. Нордберг, В. Р. Бандин, В. Д. Конрат, В. К у н д е и П . Персано [2.98] проанализировали результаты определения эффективной температуры и альбедо по данным измерений уходящей
радиации на спутнике «Тайрос-III», используя полученные одновременно широкоугольные фотографии распределения облач• ности.
Рассмотренные в работе [2.98] три типичных случая относятся к Атлантическому океану и Северной Африке (два примера
для условий безоблачной атмосферы), а также к восточной части США (облачное небо). Все данные получены для о колол о• луденного местного времени. Существенно .при этом, что во
всех трех упомянутых случаях телевизионные камеры и широкоугольный радиометру-были направлены почти точно в надир.
,232
Надирный угол визирования для пятиканального радиометра
изменялся от 0 до 45°. Полученные авторами [2.98] результаты
обсуждены в монографиях [84, 85].
С. Расул и К. Прабхакара [94] впервые осуществили климатологическую обработку данных спутников «Тайрос» за 1962—
1963 гг. с целью получить сведения об осредненном планетарном распределении составляющих радиационного баланса системы земная поверхность — атмосфера
>в полосе широт
60° ю. ш. — 60° с. ш. Для повышения точности результатов обработки данных измерений при помощи пятиканального радиометра были использованы лишь показания прибора, относящиеся к зенитным углам Солнца менее 60° и надирным углам визирования менее 45°.
По данным «Тайроса-IV» с февраля по июнь 1962 г., осредненным для квадратов размером 5° широты на 5° долготы, авторы [94] построили карту планетарного альбедо. При построении этой карты приняты во внимание лишь такие точки, которым соответствовало не менее 100 единичных значений альбедо
(чаще всего это число составляло около 500). Вычисления альбедо сделаны по показаниям пятиканального радиометра для
канала 3 (область спектра 0,2—5 мк) в предположении изотропности отражения солнечной радиации Землей. При обработке
результатов измерений учтено изменение чувствительности радиометра со временем.
Наиболее характерные черты географического распределения альбедо могут быть охарактеризованы следующим образом.
Альбедо океанов, особенно в субтропиках, составляет около 20%.
Альбедо континентов изменяется в пределах от 30 до 40%.
В среднем альбедо океанов равно 26%, а континентов — 34%.
Среднее альбедо системы земная поверхность — атмосфера в
исследованной полосе широт равно 31%. Изолинии альбедо повторяют очертания океанов, а вблизи береговой черты наблюдаются большие градиенты альбедо. Для южного полушария
характерна слабая долготная изменчивость альбедо, за исключением субтропической зоны, где имеют место три области минимума альбедо над океанами.
В течение всего периода измерений альбедо Сахары и Аравийской пустыни составляет около 45% и сравнимо с альбедо
районов Центральной Африки и Южной Америки, где наблюдается интенсивная облачность (эти данные подтверждаются и
результатами измерений на «Тайросе-Ш» и «Тайросе-VII»).
Столь высокое значение альбедо свидетельствует о том, что выполненные ранее оценки поглощенной солнечной радиации для
районов пустынь являются, по-видимому, завышенными. Поскольку уходящее длинноволновое излучение в данном случае
весьма велико, оказывается, что в условиях Сахары радиационный баланс системы земная поверхность — атмосфера близок
,233
к нулю, что противоречит известным результатам расчетов, дающих положительный баланс.
На рис. 90 приведены изоплеты поглощенной радиации q',
построенные С. Расулом и К. Прабхакара [94] по данным «Тайроса-IV» и «Тайроса-VII» и рассматриваемые как средние за
год. Как видно из этого рисунка, необычно высокие значения q'
имеют место в средних и субтропических широтах северного по-
Рис. 90. Изоплеты суточных сумм поглощенной солнечной радиации (кал/см 2 сутки).
лушария в июне и июле. Обращает на себя внимание зона максимума поглощенной радиации, наблюдаемая в субтропических
широтах южного полушария летом. Обе отмеченные особенности изменчивости поглощенной радиации обусловлены главным
образом влиянием низкого альбедо океанов.
Рисунок 91 характеризует широтный и годовой ход уходящего длинноволнового излучения. Как видно из рисунка, широтная изменчивость среднегодовых величин уходящего излучения проявляется очень слабо. Еще менее выражен годовой ход
уходящего излучения. Все ж е эти данные, как и рассмотренные
выше результаты, свидетельствуют о наличии двух слабых субтропических максимумов уходящего излучения по обе стороны
от экватора, наблюдаемых в августе, сентябре и октябре (одни
и те ж е месяцы, несмотря на противоположные фазы сезонов).
Экваториальный минимум уходящего излучения отмечает суще,234
ствование здесь внутритропической зоны конвергенции с повышенной облачностью.
На рис. 92 изображены изоплеты радиационного баланса
системы земная поверхность — атмосфера. Поскольку поле уходящего длинноволнового излучения является очень размытым,
изоплеты рис.92 подобны изоплетам поглощенной солнечной радиации (рис. 90). Рисунок 92 показывает, что зоны максимума
радиационного баланса занимают полосы широт 20—40° в обоих
Рис. 91. Изоплеты суточных сумм уходящего длинноволнового излучения (кал/см 2 сутки).
полушариях летом. В пределах широт 20° с. ш.— 15° ю. ш. радиационный баланс положителен в течение всего года.
Сделанные С. Расулом и К- Прабхакара [106] оценки радиационного баланса Земли в целом дали практически нулевое
значение. В северном полушарии радиационный баланс к северу
и югу от параллели 50° равен соответственно
• 1018 и
+ 81 • 1018 кал/сутки. Для южного полушария аналогичные величины составляют —92,5-Ю 1 8 и + 94,0-Ю 1 8 кал/сутки.
Е. Фовинкель и С. Орвиг [109] получили по данным расчетов
поглощенной атмосферой солнечной радиации и уходящего
длинноволнового излучения, а также известным величинам радиационного баланса подстилающей поверхности и его компонент значения радиационного баланса атмосферы и системы
земная поверхность — атмосфера.
,235
Экстремальные оценки влияния ошибок определения влагосодержания безоблачной атмосферы на результаты расчета поглощения коротковолновой радиации дали значения, не превышающие 4%. Учет поглощения слоистыми облаками осуществлен
путем введения поправок, определенных на основе использования данных, известных из литературы. Относительно перистых
облаков предполагается, что они не изменяют величин поглощения.
Рис. 92. Изоплеты суточных сумм радиационного
баланса земная поверхность — атмосфера
(кал/см 2 сутки).
Уходящее длинноволновое излучение вычислено по радиационной номограмме Эльзассера с учетом лишь водяного пара и
в предположении об идентичности уходящего излучения и восходящего потока длинноволновой радиации на уровне 300 мб.
Высоты облаков нижнего, среднего и верхнего ярусов приняты
равными соответственно 1,2; 4,0 и 5,5 км.
Рассмотрение результатов вычислений годового хода радиационного баланса атмосферы и его компонент для различных
пунктов при ясном небе и реальных условиях облачности показало, что основное отличие от годового хода радиационного
баланса подстилающей поверхности состоит в гораздо меньшей
его амплитуде, что объясняется малостью коротковолновой составляющей баланса по сравнению с устойчивой длинноволновой компонентой. Во всех случаях радиационный баланс атмо-,236
сферы отрицателен, причем наибольшие отрицательные величины
наблюдаются поздним летом и осенью, а наименьшие — весной и ранним, летом. Все составляющие баланса имеют максимальные величины летом. Наиболее характерной особенностью
является исключительное постоянство в течение года длинноволнового уходящего излучения. Как правило, при наличии облачности отрицательный радиационный баланс атмосферы возрастает, так как увеличивающееся при появлении облаков
излучение в сторону земной поверхности не компенсируется воз*
растанием поглощенной коротковолновой радиации (противоположная ситуация может иметь место только в условиях очень
сухой атмосферы). Необычной особенностью Арктики по сравнению с умеренными широтами является обусловленное инверсиями увеличение уходящего излучения при появлении облаков
и, следовательно, возрастание радиационного выхолаживания
всей толщи атмосферы. Приходную часть радиационного баланса атмосферы составляет главным образом излучение подстилающей поверхности.
Зональные и меридиональные разрезы величин радиацион*
ного баланса системы земная поверхность — атмосфера в основных чертах аналогичны соответствующим разрезам для подстилающей поверхности. Месячные карты географического распре*
деления радиационного баланса системы обнаруживают весьма
малую широтную изменчивость баланса зимой. Наиболее велики различия для континентов и океанов. В середине зимы
максимум радиационного баланса располагается в районе Норвежского моря, к весне он передвигается в зону паковых льдов.
Только поздним летом район максимального выхолаживания
оказывается над полюсом. Заметное возрастание меридиональ*
ных градиентов радиационного баланса (под влиянием неодно*
родности альбедо) наблюдается весной. Летом исчезает типичный для зимы контраст между океаном и континентом. В середине лета и в начале осени региональная и широтная
изменчивость баланса сильно сглаживается. В августе и сен*
тябре наблюдается довольно простая картина распределения
радиационного баланса, отрицательные величины которого убывают от полюса с уменьшением широты.
Наряду с климатологическими данными о радиационном балансе системы земная поверхность — атмосфера и его состав*
ляющих представляет интерес получить сведения об изменчивости этих величин. Такого рода сведения, основанные как на
обработке данных за четыре витка спутника «Тайрос-Ш» (середина июля 1961 г.), так и на использовании результатов теоретических расчетов, получены П. А. Дэвисом [95]. Отметим, что
в этой и других работах (например, [110, 111]) содержатся также интересные данные о радиации как факторе энергетики
атмосферы.
,237
В табл. 28 приведены полученные в [95] значения радиационного баланса атмосферы (суммарного лучистого притока тепла
ко всей толще атмосферы) и его компонент (длинноволнового
лучистого притока тепла и поглощенной солнечной радиации),
а также уходящего длинноволнового излучения и отраженной
солнечной радиации. Рассмотрение этой таблицы показывает,
что изменчивость упомянутых величин сравнительно невелика.
Исключение составляет, однако, отраженная солнечная радиация (уходящее коротковолновое излучение). Ее большая изменчивость обусловлена влиянием неоднородности
облачного
покрова.
Таблица
28
С р е д н и е з н а ч е н и я и с т а н д а р т н ы е отклонения компонент л у ч и с т о г о притока тепла для всей толщи а т м о с ф е р ы , у х о д я щ е г о д л и н н о в о л н о в о г о
излучения и о т р а ж е н н о й солнечной р а д и а ц и и
Суммарный лучистый
приток тепла,
кал/см 2 мин
0,1347 0,0277
Длинноволновый лучистый
приток
тепла, кал/см 2 мин. 0,2436 0,0258
Поглощенная солнечная
радиация,
кал/см 2 мин
0,1090 0,0155
Уходящее
длинноволновое
излучение, кал/см 2 мин.
0,3580 0,0513
Отраженная солнечная радиация (канал 3), вт/м 2 . . . 94,4
46,7
29-виток
44-й виток
стандартное отклонение
среднее
стандартно е отклонение
среднее
стандартное отклонение
j
4-й виток
среднее
стандарт- ;
ное отклонение j
среднее
1
j
3-й виток
0,1408 0,0228 0,1394 0,0262 0,1451 0,0233
0,2551 0,0219 0,2578 0,0231 0,2535 0,0327
0,1143 0,0187 0,1183 0,0128 0,1084 0,0192
0,3633 0,0481 0,3359 0,0360 0,3846 0,0494
29,6
62,2
—
Значительно большая изменчивость уходящего длинноволнового излучения, чем найденная в работе [95], обнаружена
Д. Л. Гергеном [97] по данным подъемов актинометрического
радиозонда в 25 точках на территории США в период 26—
30 мая 1959 г. Согласно [97], уходящее длинноволновое излучение изменялось от 15,6 до 26,6 мвт/см 2 , т. е. почти вдвое,
что определялось главным образом влиянием неоднородности
облачного покрова. Интересный пример пространственной изменчивости уходящего излучения в окне прозрачности атмосферы 8—12 мк по данным «Тайроса-III» для 16 июля 1961 г.
рассмотрен авторами работы [98]. Согласно этим данным,
,238
эффективная температура (измеренная в окне прозрачности)
изменяется в полосе широт 55° с. ш. — 55° ю. ш. от 225 до 300° К
и более.
Отрывочность данных, характеризующих изменчивость компонент радиационного баланса системы земная поверхность —
атмосфера, определяет необходимость дальнейших исследований
в этом направлении.
§ 5. Статистические характеристики радиационного баланса системы земная поверхность — атмосфера
Уже сейчас объем данных измерений уходящего излучения
при помощи спутников настолько велик, что их полный анализ
на «индивидуальной» основе оказывается неосуществимым д а ж е
при использовании быстродействующих электронных вычислительных машин. В_связи с этим возникает очень важная проблема поисков статистических методов анализа, которые позволили бы представить и обобщить материалы наблюдений в
достаточно компактной форме. Разработка подобных методов
представляет интерес и в силу самой сути вопроса, сводящегося
к использованию данных об уходящем излучении как поле случайных величин.
В направлении разработки статистических методов анализа
спутниковой метеорологической информации пока что предприняты лишь самые первые шаги [2.100, 2.101, 112—114]. Ниже рассматриваются некоторые результаты, заимствованные из работ
Е. П. Борисенкова, Ю. П. Доронина и К. Я. Кондратьева [2.100,
2.101], в которых для анализа полей уходящего излучения были
применены методы статистической теории турбулентности с
целью изучить структуру поля уходящего теплового, излучения.
Стремление исследовать структуру поля теплового излучения
Земли определялось, в частности, тем, что строгое решение некоторых вопросов методики наблюдений и объективного анализа поля радиации возможно лишь при знании структурных
характеристик исследуемых полей. По данным о структурных
характеристиках можно, например, получить суждение о рациональной частоте измерений уходящей радиации с метеорологического спутника. Эти данные могут быть использованы при
объективном анализе поля радиации, сопоставлении радиационного поля с полем другого метеорологического элемента, например температуры, и в ряде других задач.
Уже первые опубликованные результаты измерений уходящей радиации, проведенных при помощи метеорологических
спутников, дают возможность получить некоторые сведения о
структурных характеристиках полей излучения. Несомненно, что
эти сведения будут полезны при дальнейшем совершенствовании
,239
методики измерений уходящей радиации со спутников и ана*
лизе некоторых метеорологических полей.
В работе [2.100] рассматриваются статистические характеристики полей уходящего излучения по данным американского
метеорологического спутника «Тайрос-П». В качестве исходных
материалов использовались данные измерений радиации со
спутника, приведенные в Атласе карт [101].
Метеорологический спутник «Тайрос-П», запущенный 23 ноября 1960 г., был снабжен двумя телекамерами для регистрации облачности, льдов и других наземных объектов и приемниками радиации, предназначенными для измерения уходящей
радиации Земли в различных областях спектра. Два широкоугольных приемника использовались для измерения интегральных потоков длинноволновой и коротковолновой радиации в.
пределах угла зрения 50°. Для спектральных измерений применялся пятиканальный радиометр с углом зрения 5°, снабженный светофильтрами для выделения определенных областей
спектра. Ширина участков спектра по каждому из пяти каналов следующая:
Канал
Участок спектра
1
2
3
4
5
6—6,5 (полоса поглощения водяного пара)
8—12 мк (окно прозрачности атмосферы)
0,2—6 мк (область спектра отраженной солнечной радиации)
8—30 мк (интегральное тепловое излучение)
0,55—0,75 мк (область спектральной чувствительности телевизионной камеры)
В указанном выше Атласе карт приведены результаты измерений радиации по каждому из пяти каналов для 52 орбит при
интерполировании в узлы .сетки с шагом 40 миль. Кроме того,
данные канала 2 картированы на полярных стереографических
картах масштаба 1 :50 000 000 в узлы сетки с шагом 200 миль.
После опубликования данных по радиации были определены
добавочные ограничения на использование этих материалов [102].
Из-за неточного определения момента времени измерения радиации и ошибки в определении угла сканирования как функции
времени возникает ошибка в географической привязке данных.
Кроме того, имеются ошибки в расшифровке сигналов передач
из-за радиотехнических шумов. Особенно сильны искажения
сигналов в каналах 3 и 5. Поэтому рекомендовалось данными
канала 5 вообще не пользоваться, а данные канала 3 использовать с большой осторожностью. В силу указанных причин
в работе [12.100] рассматривались только результаты измерений
для каналов 1, 2 и 4. Но и для оставшихся трех каналов ошибки
измерений величин уходящего излучения со спутников даже без
учета ошибок привязки достаточно велики. Так, по данным дополнения к Атласу [102], средняя ошибка определения величины
уходящего излучения в области 6—6,5 мк составляет±0,06 вт/м 2 ,
,240
что соответствует ошибке определения эффективной температуры ± 2 ° (при 7=240° К). Для излучения в диапазоне канала 2
эта ошибка составляет ±1,6 вт/м 2 ( ± 2 ° при 7 = 2 7 0 ° К ) . Ошибка определения радиации по каналу 4 равна ±1,7 вт/м 2 ( ± 2 °
при 7 = 260°К). Предельные ошибки определения величины радиации по каналам 1, 2 и 4 соответственно равны ±0,18 вт/м2
( ± 6 ° при 7=240° К), ± 4 вт/м2 ( ± 5 ° при 7=270° К) и ±5,6 вт/м 2
( ± 6 ° при 7 = 2 6 0 ° К ) . При этом отмечается, что ошибки измерения радиации в полосе поглощения водяного пара (канал 1)
могут быть усилены еще некоторыми эффектами, в результате
чего предельная ошибка может достигать ±0,2425 вт/м 2 ( ± 8 °
при 7 = 240° К).
Все же, несмотря на целый ряд недостатков в материалах
наблюдений, приведенных в Атласе, они позволяют сделать некоторые предварительные заключения о структуре поля радиации.
Обработка материала осуществлена на основе следующих
соображений. Выберем на картах Атласа, содержащих данные
наблюдений, прямоугольные участки площади с небольшим
широтным протяжением, проходящие своими сторонами по узлам регулярной сетки. Для каждого такого поля зафиксируем
число столбцов т и строк п, определяющих число узлов, из
которых выбирались значения радиации. Если обозначить величину радиации в узле сетки г через F(r), то средняя величина
радиации для некоторого поля из т столбцов и п строк будет
ш Ъ ^ ) .
(3.18)
В таком случае для определения пространственной структурной функции элемента f можно использовать формулу
sn
W
(/•; + ' ) - / ( о ) ] 2 ,
=
(3.19)
г=1
7TL
где f(ri)=F(ri)-F,s
— -(округление
в меньшую сторону).
Автокорреляционный момент rtif{l) и нормированный авто*
корреляционный момент (коэффициент автокорреляции) kf{l)
для элемента f определялись по формулам:
sn
—
Щ
k 'f (l) =
1 6 Зак. 359
=
1
V
2 / ( О + /)/(/-,•).
i=1
sn
S ' f f a + Offa)
/ sn^
sn
1 / 2 if(ri+w
2
ifinw
(3-20)
(3.21)
241;
Величина сдвига I между узлами сетки с коррелируемыми
элементами менялась от h до sh (h — шаг сетки, в данном случае
миль).
Поскольку, как уже отмечалось выше, измерения радиации
произведены со значительными ошибками, то целесообразно попытаться оценить надежность получения структурных и корреляционных функций с учетом этих ошибок. Пусть f{ri) содержит случайную ошибку е. В этом случае
f f o - H / W f a +
O+
efa +
Q.
f(ri) = f'(ri) + E(ri),
(3.22)
где f — истинное значение величины f .
Если предположить, что ошибки измерения никак статистически не связаны с истинными значениями / ' и в различных точках поля статистически независимы друг от друга, то нетрудно
получить из формул (3.19) и (3.22)
2е2,
bj (1) = b'f (I)
где
sn
sn
г-1
г-i
(3.23)
Если подставить (3.22) в формулу (3.21), то с учетом сделанных предположений в числителе получим
sn
i
Е If' fo +
1-1
+
е
^ + w If' М +
6
=
sn
о
при
1ф
при
1= 0
1-1
sn
+ ^
г =1
где
В знаменателе формулы
(3.21)
sn
при этом будет (а') 2 + е2,
sn
( ^ I S r s I n ^ ^ - E l n r l + w
i=l
1=1
В таком случае
Щ
,242
(/) =
k
' f ( l ) (a02 + s2
1
П И
Р
при
1=0
Здесь kf — истинное значение коэффициента автокорреляции,
а (о') 2 — истинное значение дисперсии. Поскольку в данном
случае между вычисленной дисперсией и ее истинной величиной
выполняется соотношение
о2 = (а')2 -(- г2,
то выражение для kf можно переписать следующим образом:
kf
(/) =
(l-l-)^(O
при
1ф0
1
при
1— 0
(3.24)
Из (3.24) нетрудно видеть, что за счет ошибок наблюдений
истинное значение автокорреляционного момента всегда больше kf, полученного на основе данных, содержащих случайную
ошибку 8.
Из последней формулы также следует, что при малой величине ошибки е2 по сравнению с дисперсией о2 истинное значение
коэффициента автокорреляции мало отличается от рассчитанного. Так, например, для давления на уровне моря s составляет
величину порядка 0,1 мб, а а — 10 мб. Естественно, что считаться с такой ошибкой при получении коэффициента автокорреляции не следует. При исследовании же корреляционных моментов полей излучения с этим нельзя не считаться, так как
g
в лучшем случае отношение — составляет 0,4—0,5, а для отдельных полей е и а сравнимы между собой.
Полученные формулы позволяют несколько исправить структурные и автокорреляционные функции. Заметим, что при данном е с большим доверием следует относиться к тем коэффициентам автокорреляции, которые получены для орбит, имеющих большие величины а, поскольку в этом случае рассчитанные kf(l) ближе к истинным.
Ниже приводятся рассчитанные структурные характеристики
полей излучения для каналов 1, 2 и 4, при анализе которых
следует учитывать сделанные замечания. Всего был произведен
расчет структурных и корреляционных функций по 50 полям излучения, принадлежащим каналу 1, по 56 полям радиации канала 2 и по 62 полям радиации канала 4. Здесь число случаев
превышает число орбит, поскольку поля радиации для нескольких орбит разбивались на два района. На рис. 93—95 приведены для указанных полей средние, максимальные и минимальные значения структурных функций и коэффициентов автокорреляции. Все рассматриваемые расчеты выполнены на ЭЦВМ
«Урал-2».
Для получения структурных и корреляционных функций на
графики наносились значения всех функций для каждого /, под15*
243
счйтывалйсь средние значения и по ним проводились линии
средних b(l) и k(l). Максимальными, и минимальными Ь{1) и
k{l) были просто огибающие полученного поля точек, причем
отдельные большие отклонения вычисленных функций в данном
поле точек во внимание не принимались.
Для проверки изотропности отмеченных функций были проведены аналогичные расчеты при выборе величин излучения в
Рис. 93. Структурные функции (а) и коэффициенты автокорреляции {б) поля излучения;
канал 1.
Т — максимальные, 2 —средние, 3—минимальные.
узлах, расположенных перпендикулярно к первоначальному направлению. Если первоначально вычислялись структурные функции и автокорреляционные моменты по узлам сетки, расположенным по строкам, то затем эти расчеты проводились по узлам,
расположенным по столбцам. Значения полученных функций
При расчете по строкам нанесены на рисунках сплошными линиями, при расчете по столбцам —пунктиром. Поскольку в
столбце было меньше узлов, чем в строке, результаты последних вычислений обрывались при меньших I. Из рисунков видно,
что в среднем изотропность лучше всего выполняется для интегрального излучения и хуже — для излучения в полосе поглощения водяного пара. Для отдельно выбранных полей излучения, как будет видно . в дальнейшем, изотропности излучения
может не быть и в области 8—30 мк.
,244
Из рисунков видно, что изменение структурных функций сначала происходит быстро, затем при некоторых I функции практически перестают расти. Будем в дальнейшем обозначать расстояние, начиная с которого Ь} достигает «насыщения», через d.
В среднем для полей излучения по каждому из трех каналов
Поток радиации в области 6—6,5 мк практически определяется излучением водяного пара атмосферы с максимумом
примерно на уровне 400 мб. Поэтому структурные функции по-^
тока радиации в этой области спектра будут характеризовать
пространственную структуру распределения водяного пара и его
температуру. Полученные со спутника «Тайрос-П» величины
излучения в области канала 1, как указывалось выше, имеют
значительно большие относительные ошибки, чем для радиации
каналов 2 и 4. По этой причине к данным канала 1 следует относиться как к весьма ориентировочным. Вероятно, большой
разброс точек для поля k\(I) и сравнительно большие отклонения от условий изотропности могут отчасти объясняться малой
точностью данных по этому каналу.
Полученные ненормализованные значения структурной функции для каждого I в данном случае, естественно, меньше, чем
,245
b2(l) и bi{l) из-за малой абсолютной величины излучения для
участка спектра 6—6,5 мк по сравнению с излучением в областях 8—12 и 8—30 мк. Но поле точек Ь\_{1) получается более
тесным, чем b 2 (l) и
Так, если здесь отношение максимальной величины структурной функции к минимальной (по огибающим линиям) на расстояниях, близких к предельным, составляет величину порядка 7—8, то для b2(d) и Ь^(й) это отношение имеет величину порядка 20. Данный факт может, очевидно,
ь<
а)
Рис. 95. Структурные функции (а) и коэффициенты
автокорреляции (б) поля излучения; канал 4.
Усл. обозначения см. рис. 93.
объясняться тем, что водяной пар более равномерно распределен в пространстве, чем облачность, сильно влияющая на величину и характер структурных функций b2(l) и bi(l). Если рассматривать изменение коэффициента автокорреляции ki[l) с
расстоянием, то можно заметить его более медленное убывание,
чем для остальных двух каналов. Однако на начальном участке
(для /<3/г) убывание k\(I) происходит быстрее, чем k2(l) и
ki(l). Кроме того, различие между максимальной и минимальной огибающими поля k\(I) значительно больше, чем для каналов 2 и 4. Вероятно, здесь сказывается малая точность полученных значений радиации в этой области спектра.
Из определения структурной функции следует by (0) = 0 , поэтому на основании формулы (3.23) получаем
bt (0) = 2е 2 .
,246
:
Если проэкстраполировать среднее значение Ьх{1) на рис.93а
до / = 0 , то получим 2е 2 ~0,006 вт2/м4. Как видно, определенная
путем экстраполяции на нуль осредненная ошибка равна средней ошибке измерений излучения, приведенной в дополнении к
Атласу [102].
В настоящее время из всех перечисленных пяти участков
спектра наибольшее внимание привлекает участок 8—12 мк —
атмосферное окно. Фиксируемая спутником радиация в этом
участке спектра примерно на 75% обусловливается излучением
подстилающей поверхности Земли либо облаками. Таким образом, по этой радиации можно определять температуру поверхности Земли или облаков. Поскольку температура поверхности
облачного слоя обычно заметно ниже температуры подстилающей поверхности Земли, то по полю излучения в полосе 8—
12 мк можно судить о распределении облачности и получать
представление о барических системах, которые сопровождаются
значительной облачностью. Поэтому структурные функции радиации для этой части спектра будут существенным образом
зависеть от характера поля облачности. Такая же зависимость
должна бы быть и для канала 4. Если сравнить структурные и
корреляционные функции излучения по каналам 2 и 4, то видно,
что они очень близки друг к другу. Особенно близки между собой средние b 2 (l) и
хотя изотропность среднего поля излучения для окна 8—12 мк выполняется несколько хуже, чем для
области спектра 8—30 мк. Сравнивая коэффициенты автокорреляции, легко видеть, что связь между излучением в различных
точках поля для каналов 2 и 4 затухает примерно одинаково.
Такая согласованность структурных и корреляционных функций
излучения по каналам 2 и 4 позволяет сделать попытку перехода
от структурных и корреляционных функций полей излучения
одного канала к b(l) и k(l) полей излучения другого канала.
На рис. 96 представлен график соотношения между величинами
структурных функций этих полей излучения для одного выбранного значения /=10А. Связь оказалась линейной, лредставимой
уравнением регрессии
М*1О) = 0,71М*1О) + 4,67
(3.25)
со сравнительно высоким коэффициентом корреляции, равным
0,89. Это подтверждает большую тесноту связи.
Поскольку в среднем поля излучения можно считать изотропными, то на основании формул (3.19) и (3.21) между структурной функцией и коэффициентом автокорреляции при выполнении условия однородности устанавливается однозначная связь
bf{l) = 2a)\\-kf(t)\
(3.23)
Из выражения (3.26) следует, что усиление связи между значениями исследуемых характеристик приводит к уменьшению
,247
структурной функции, а ослабление связи — к ее увеличению.
В частности, если выбрать такие расстояния L, для которых
kf(L)~0,
то
д л я проверки выполнимости этого со{
W
80г
во
40
20
п\
1
1
20
1
1
40
1
1
' 60
1
' ,
80 Ъ2
Рис. .96. Связь между величинами структурных
функций полей излучения (каналы 2 и 4 , 1 — 10 К).
отношения по данным рис. 93—95 определялись L, для которых
k t = 0 , и со средней кривой снимались значения 6 / ( L ) = 2 a 2 .
Кроме того, проводилось неТ а б л и ц а 29
посредственное определение
Дисперсия поля излучения
дисперсии величины f для
каждого поля и последуюа 2 , осреднен2
щее осреднение. ВычисленОбласть
ное
по
о,
спектра,
отдельным
по рисунку
ные этими способами значемк
ния е2 приведены в табл. 29.
Из таблицы видно, что
0,0118
6—6,5
0,0126
совпадение полученных о 2
8—12
. 20,0
21,90
вполне удовлетворительное,
17,5
8-30
16,85
что подтверждает справедливость положения об изотропности и однородности среднего поля излучения в указанных
интервалах спектра.
Рассмотрим далее некоторые приложения полученных структурных характеристик. Поскольку данные наблюдений при картировании интерполируются в узлы регулярной сетки, то естественно встает вопрос об оптимальной частоте измерений радиации со спутника, при которых ошибка интерполяции не
превосходила бы заданной. В принятой в США схеме анализа
метеорологических полей, вообще, и полей радиации, в частПОЛЯМ
248.
ности, до самого последнего времени не учитывалась структура
анализируемых полей. Интерполированное значение элемента/
в каждом узле регулярной сетки определялось как средневзвешенное между несколькими величинами, причем весовой множитель без достаточных оснований принимался обратно пропорциональным квадрату расстояния между узлом сетки и точкой, с которой производится интерполяция. Именно такая методика была
использована в США при обработке данных о радиации, приведенных в альбоме [101]. При учете структурных или корреляционных функций эта интерполяция могла бы быть более точной.
Если проводить линейную интерполяцию, то, согласно
О. А. Дроздову и А. А. Шепелевскому, средний квадрат ошибки
интерполяции может быть определен по формуле, приведенной
в работе J1. С. Гандина [103]:
S
1 = ' Т bt
г
-
[1 -
) +
т)
b
f (г) -
7 (1 - т )
b
f Ю-
<3'27)
Подставив в эту формулу выражение (3.26), получим
=
б — 2 у [1 — kf(l
г)] - f - 2 f l — - j j [1
kt (г)] —
j)n-kf(t)}.
(3.28)
На концах отрезка l ошибка 6 определяется ошибкой kf.
Если интерполяция производится на середину отрезка 1{г=1/2),
то
+
(3.29)
Очевидно, зная структурные характеристики поля радиации,
легко установить предельные расстояния, далее которых б ста*
новится больше заданной ошибки.
Л. С. Гандин [103] предложил при выборе интерполяционной
формулы исходить из условия минимума ошибки интерполяции.
Он ищет интерполированное значение / 0 в виде линейной ком*
бинации:
• Л > =i=1
ЕАЬ
( / = 1 , 2 , . . . , л),
(3.30)
в которой веса pi выбираются такими, чтобы значение среднего
квадрата ошибки интерполяции по формуле (3.30) было минимальным:
2
ее
2
о —
/о- 2 Ptfi
г=1
= min.
(3.31)
249
Переходя в этой формуле от величины f к коэффициентам
автокорреляции, JI. С. Гандин получает уравнения для определения коэффициентов P i через структурные характеристики поля f. При этом ошибка интерполяции б находится по формуле
6= 1 - 2 hiPl.
(3.32)
i=1
Здесь k0i — коэффициенты автокорреляции между элементом fo
и известными значениями элементов /г в точках г. В случае интерполяции по двум точкам на середину отрезка I
где
< 3 - 33 )
6=1—2/>Af.(4)'
_
Р
~
k
f 2"
1 + ftf (/) '
Ошибка, рассчитанная по формуле (3.33), при прочих равных условиях несколько меньше ошибки линейной интерполяции. Поэтому допустимая частота измерений во втором случае
окажется несколько меньшей, чем в первом. Однако для небольших расстояний обе формулы дают близкие результаты. Например, чтобы ошибка интерполяции интегрального излучения не
превышала средней ошибки ±1,7 вт/м2, расстояние между точками, в которых произведены измерения, не должны превышать
60—70 миль. Такая же оценка получается и согласно формуле
(3.29). Естественно, ошибки измерения радиации сказываются
как на величине коэффициента автокорреляции, так и на величине ошибки интерполяции. Поэтому более точные оценки допустимых I можно получить, приняв во внимание ошибки опреде*
ления kf. Ошибку интерполяции в зависимости от расположения опорных точек можно оценить и до того, как получены ве«
совые коэффициенты рц, пользуясь нормализованными значениями корреляционной функции kf(l).
Пусть по аналогии с (3.30) имеем
h = Pnh + Аз/з +
• • • + Pinfn>
(3-34)
где индекс 1 указывает номер точки, в которой вычисляется
интерполированное значение /.
Для нахождения весовых коэффициентов рц методом наименьших квадратов получим следующую систему нормальных
уравнений:
Pl2<J2 + A3a3^23 4" • • • +
PvPih3 + Л3СГ3 +
= о&2>
... - f plnonk3n = axkn,
я —~ °ФЫ>
,250
(3.35)
где а —дисперсия, причем для однородных полей <Ti = <r2 = ... = a n ,
kij — значения корреляционной функции (парных коэффициентов корреляции), которые будут зависеть лишь от взаимного
расположения опорных точек.
Средняя квадратическая ошибка такого представления определится следующей формулой:
(3.36)
сг,
где
k\2
CO
1
• ^ln
1
^23 •
• ^2 n
D =
CO
kn2
kn\
.
(3.37)
1
—определитель, составленный из парных коэффициентов корреляции, a Di — соответствующий минор.
•На основе (3.36) по данным о значениях корреляционной
функции можно заранее оценить ошибку интерполяции и рациональную частоту измерений без предварительного нахождения весовых коэффициентов р^. Значения корреляционной
функции предварительно следует исправить с учетом сделанных выше замечаний.
Пространственную структуру радиации необходимо знать
при расчетах средних величин радиации по некоторому участку
орбиты спутника и оценках точности вычислений этой средней
величины. Д. JI. Лайхтман и P. J1. Каган [104] получили формулы для вычисления погрешности определения средней величины для бесконечно большого маршрута по данным измерений
на конечном участке г этого маршрута
L
е2_
1
Л (со) -\~nr\rbf
I
L
(г) d r - j j b , (г) dr.
(3.38)
Кроме того, если на этом участке производится конечное
число измерений п в точках г4 (/=1,2, . . . , п), то, согласно работе [104], возникает дополнительная ошибка за счет конечности
числа измерений
я-1
_2_
nL
2
J b[(r)dr+^
/=1 о
j rbf(r)drо
L
и—i
(3.39)
,251
Если существует несколько параллельных маршрутов на расстояниях d или больших друг от друга, то можно считать, что
измерения на одном маршруте не зависят от измерений на другом и общая длина будет равна сумме длин этих маршрутов.
Очевидно, если расстояние между маршрутами будет меньше'с?,
то второй и последующие маршруты должны войти в сумму с
весами, пропорциональными b(r)jb(d),
где в данном случае
130°
(20 е
120°
110°
100°
(10°
90°
80°
га'б*
90°
Рис. 97. Карта абсолютной топографии изобарической поверхности 500 мб, 13 декабря 1960 г.
г — расстояние от первого маршрута до последующих. Воспользовавшись приведенными выше структурными функциями и задавшись допустимыми ошибками определения средней величины,
при помощи формул (3.38) и (3.39) легко найти рациональные
размеры площади, по которой следует проводить осреднение.
Представив, например, структурную функцию излучения в области 8—30 мк в виде
( г ) » (d) [ 1 — ехр (— 0,0758г4/з)]
и подставив ее в формулу (3.38), найдем, что для прямоугольной области длиной 20 h и шириной 16 h ошибка определения
средней величины излучения примерно равна ошибке единичного
измерения.
В перечисленных примерах использовались средние структурные характеристики полей радиации. Однако и структурные характеристики отдельных полей могут быть полезны
,252
при некоторых исследованиях. При анализе структурных функций полей излучения была замечена их изменчивость во времени и от района к району. Мы попытались, хотя бы качественно, исследовать зависимость такой изменчивости
от
состояния термобарического поля атмосферы. При этом предполагалось, что в среднем тип и характер распределения облачности и влажности будут учитываться характером термобарического поля. Чтобы провести такой анализ, районы, для которых
вычислялись структурные функции излучения, наносились на
карты абсолютной топографии изобарической поверхности
500 мб. Затем проводилось сравнение характера барического
рельефа со структурной функцией излучения для данного района. В качестве примера на рис. 97 и 98 приведены барическое
поле на поверхности 500 мб 13 декабря 1960 г. и структурные
функции излучения для трех районов этого поля. Оказывается,
что, чем больше горизонтальная однородность поля, тем меньше
величина b^(d) и тем лучше выполняется изотропность излучения. В районе 3 наблюдается наиболее спокойное состояние
термобарического поля и ему соответствуют сравнительно малые
6 4 (<i)~ 10. Изотропность поля излучения здесь выполняется удовлетворительно. В районах же 2 и 1 термическое поле и барический рельеф неоднородны по горизонтали. Возможно, что этим
объясняются большие величины и анизотропность структурных
характеристик поля излучения. Особенно велика анизотропность
в районе 2. Но здесь, кроме физических причин, возможно, сказывается большая разница в числе узлов по столбцам и строкам
рассматриваемой площади. Аналогичное сопоставление структурных функций излучения с термобарическими полями было
проведено для пяти дней. В общем, картина получается подобной
,253
приведенной выше при анализе как структурных, так и корреляционных функций. Таким образом, даже величина и характер изменения структурных (корреляционных) функций с' расстоянием и выполнимость условий изотропности могут служить
в какой-то мере показателем состояния термобарического поля.
Дальнейшие исследования в этом направлении позволят проверить и конкретизировать данное положение.
Значительный интерес представляет определение спектральной плотности полей уходящего излучения, определяющей масштабы наиболее энергетически значимых возмущений. Величины
400 то 2000 2800 3600 4000 5200 400 то 2000 2800 38001км
В)
0,3
0,2
0,1
о
400
ii
| 1
| i
•2
/
3)
то 2000
2800
аР.,./'. У , .
х
\s
/
400 WO 2000 2800 3600 5200
400
то
2000 2800 30001км
Рие. 99. Спектральная плотность поля радиации при использовании данных
радиации, выбранных из узлов сетки с шагом 40 миль (/), 1,25° (2) и
2,5° (5).
а —канал 1, б —канал 2, в — канал — 3, г —канал 4, 5 —канал 5.
спектральной плотности S(со), рассчитанной в работе [100] по
формуле
со
5 (со) = — J k (т) cos сот dx,
(3.40)
где k(x) — корреляционная функция, представлены на рис. 99
(исходными материалами для расчета послужили данные измерений при помощи спутников «Тайрос-П» и «Тайрос-III»). На
ЭЦВМ «Урал-2» были рассчитаны спектральные плотности с
использованием корреляционных функций полей излучения для
различных участков спектра. Значения спектральных функций
получены для со, соответствующих l=h, 2h, . . . , причем h для
различных спутников различное.
Необходимо при этом заметить, что, поскольку корреляционная функция при / > 1 0 h определяется недостаточно надежно,
не следует относиться с большим доверием к значениям S{1)
при / > 1 0 .
,254
На рис. 99 г представлены три кривые, характеризующие
спектральные плотности поля интегрального уходящего излучения для трех видов корреляционных функций, вычисленных с
шагами между узлами сетки, равными 40 милям, 1,25 и 2,5°
дуги меридиана. Из этого рисунка следует, что наиболее' вероятные масштабы возмущений поля интегрального уходящего
излучения при h = 4 0 милям составляют 350 и 800 км. С учетом
пределов колебаний корреляционной функции минимальный
масштаб возмущений находится в интервале 200—500 км, а
максимальный — в промежутке 600—800 км. Возмущения таких
масштабов наблюдаются и в полях других метеорологических
элементов, в частности в полях давления и геопотенциала.
Если данные о радиации выбираются из узлов сетки с ша*
гом /г = 1,25°, то на рассчитанных с использованием этих данных
спектральных функциях (кривая 2) также выявляются два
масштаба возмущений, размеры которых составляют 400 и 700 км.
С учетом возможных отклонений корреляционной функции
от средних значений масштаб малых возмущений колеблется в
пределах 250—500 км, а для крупных — в пределах 700—900 км.
Кроме того, здесь выявляются еще более крупные возмущения,
масштаб которых порядка 1100—1700 км.
Нетрудно заметить, что, несмотря на существенное расхождение данных канала 4 для «Тайроса-II» и «Тайроса-Ш»,
спектральные характеристики возмущений получились довольно
близкими между собой. На этом же рисунке приведена кривая,
характеризующая спектральную плотность для поля уходящего
излучения по данным канала 4 спутника «Тайрос-III» при шаге
сетки 2,5°.
Вполне естественно, что в данном случае мы не могли получить спектр возмущений, размеры которых составляют 200 —
500 км, но зато здесь более детально выявляются возмущения,
масштаб которых составляет 800—1000 км, и еще более крупные возмущения планетарного масштаба. Размер последних от
1600—2000 до 2500—3500 км.
Поток радиации в области 6—6,5 мк практически определяется излучением водяного пара атмосферы с максимумом на
высоте 7—8 км. Поэтому по спектральной плотности этих полей
излучения (рис. 99 а) можно судить о том, что масштабы энергетически значимых возмущений имеют порядок величин 400,
700 км, а также 1100—1700 км (кривая 2). Однако кривая 3,
характеризующая спектральную плотность излучения по данным «Тайроса-III» при h = 2,5°, имеет только один совпадающий
с аналогичной кривой рис. 99 г максимум при / = 8 0 0 км. Далее
две кривые почти зеркальны по отношению друг к другу. Весьма странным является отсутствие каких-либо возмущений на
кривой спектральной плотности, полученной по данным «Тайроса-II», Зато на кривой 1 рис, 99 6 исключительно четко выяв,255
ляются максимумы на расстояниях порядка 356 и &00 км. Кроме
того, появляются возмущения поля излучения в области атмосферного окна с масштабом около 1500 км. Однако при расчете
по данным об излучении с 1г= 1,25° спектральная плотность имеет
очень слабое возмущение лишь для
800 км.
Согласно кривой 3, в этом участке спектра несколько выделяются возмущения, имеющие масштаб 1200—1600 км. Вообще
на кривой 3 возмущения менее заметны, чем для полей интегрального излучения и излучения водяного пара. Возможно, что
это объясняется очень большим влиянием облачных полей, которые должны обусловливать масштаб возмущений в области
атмосферного окна. Крупные же возмущения планетарного
масштаба наиболее заметны по полям излучения, которые в значительной мере формируются всей толщей тропосферы, т. е. в
областях спектра, выделяемых каналами 1 и 4 радиометров.
В области интегральной коротковолновой радиации (рис. 99 в)
на кривой 2 заметны возмущения двух масштабов: 500—1000 и
1200—1500 км.
Таков же порядок величин возмущений поля радиации в области канала 5 при использовании данных, выбранных из узлов
сетки с шагом 2,5° (кривая 3, рис. 99 5). На этой же кривой выделяется и еще один максимум при
2400 км. По двум другим
кривым (кривой 3 на рис. 99 в и кривой 2 на рис. 99 д) выделить
масштабы возмущений труднее. На первой заметно выделяются
лишь возмущения с
5004-1300 км и с
1500-^-2100 км, а на
второй нельзя практически выделить никаких возмущений. Поскольку ошибки в исходных данных измерений радиации для
этих двух каналов особенно велики, то естественно было ожидать больших ошибок и в рассчитанной спектральной плотности.
Т а к , например, кривые спектральной плотности для канала 3
при h = 2,5° и канала 5 при h= 1,25°, рассчитанные по максимальной и минимальной огибающим поля коэффициентов автокорреляции, почти зеркальны между собой. Поэтому спектральная плотность, вычисленная по средним k, имеет очень плавный
характер.
Подобный спектральный анализ может оказаться весьма
полезным при сопоставлении полей излучения, построенных по
данным спутника, с полями основных метеорологических элементов, и в частности с полями давления и температуры.
ГЛABA
4
ПОТОКИ У Х О Д Я Щ Е Г О ИЗЛУЧЕНИЯ
НА П О В Е Р Х Н О С Т И Р А З Л И Ч Н Ы Х О Р И Е Н Т А Ц И Я
§ 1. Постановка задачи и методика расчета
Задачу настоящей главы составляет исследование прихода
радиации от Солнца, Земли и атмосферы на различно ориентированные поверхности, находящиеся на заданной высоте в атмосфере. Эта проблема возникла в связи с появлением искусственных спутников Земли. При решении многих задач, связанных с проектированием искусственных спутников, требуются
сведения о приходе излучения от Солнца, Земли и атмосферы
на поверхность космического аппарата. Например, проблема
теплового баланса искусственных спутников включает задачу
определения потоков лучистой энергии, падающих, на поверхность заданной ориентации. Как известно, солнечная энергия является единственно важным внешним источником энергии, опре-'
деляющим температуру искусственного спутника [1]. Потоки
энергии от Солнца имеют порядок 1000 вт/м 2 , энергия от соударения с разными частицами порядка Ю -6 вт/м 2 , энергия от метеоритов и метеорной пыли порядка 2 • Ю -5 вт/м 2 и аэродинамическое нагревание на высоте 100 км составляет примерно
Ю -4 вт/м 2 . В связи с отмеченными обстоятельствами определение величин потоков уходящего излучения на различно ориентированные поверхности, расположенные на определенной высоте в атмосфере, представляет большой интерес.
Решение указанной задачи имеет также большое значение
для интерпретации спутниковых измерений уходящего излучения с помощью широкоугольных приемников. Интерпретация
спутниковых измерений уходящего излучения является одним из
основных моментов в исследовании поля излучения Земли и
атмосферы. Одной из задач интерпретации спутниковых измерений является оценка влияния негоризонтальности приемной поверхности приборов на величины измеряемых потоков лучистой
энергии.
Расчеты потоков прямой солнечной радиации на различно
ориентированные плоские поверхности в атмосфере представляют интерес в связи с использованием гелиоустановок на
J 7 Ззк. 359
257
искусственных спутниках. Потоки прямой солнечной радиации
на поверхности различных ориентаций вычислять довольно просто, если поверхность находится достаточно высоко над земной
поверхностью и можно не учитывать влияние атмосферы на поток солнечной радиации. В таком случае достаточно знать величину солнечной постоянной и угол падения прямых солнечных
лучей на заданную поверхность.
Расчеты потоков уходящего длинноволнового и коротковолнового излучения системы Земля — атмосфера могут быть выполнены по данным об угловом распределении интенсивности
уходящего излучения. Угловая структура поля уходящего излучения, как длинноволнового, так и коротковолнового, в большинстве случаев существенно неизотропна (см. гл. 1 и 2). Поэтому ясно, что величины потоков уходящего излучения, падающего на плоские поверхности в атмосфере, должны зависеть не
только от угла наклона этих поверхностей, но и от их азимута.
В связи с этим необходимо оценить, насколько существенно учитывать азимутальную ориентацию приемной поверхности при
различных условиях в атмосфере и на земной поверхности.
Кроме того, поскольку данных об угловом распределении интегральной интенсивности уходящего излучения для реальных
условий до настоящего времени еще недостаточно, то представляет интерес определить границы применимости изотропного
приближения в поставленной задаче.
Как уже отмечалось выше, в данной главе на основании теоретических расчетов исследуются закономерности изменения величины потока уходящего излучения в зависимости от ориентации приемной поверхности. При этом рассматривается открытая
плоская поверхность, соответствующая приемной поверхности
прибора с углом зрения, равным 2л. Потоки уходящего излучения рассчитывались для поверхности, находящейся в атмосфере
на высоте 300 км над Землей. Ориентация приемной поверхности в пространстве определяется углом поворота (угол между
земной вертикалью и нормалью к облучаемой поверхности) и
азимутальным углом, отсчитываемым от направления на Солнце.
На высоте 300 км угловой размер Земли составляет 145°30',
однако расчеты потоков уходящего излучения проводились в
пределах угла, равного 150°, с учетом направлений, соответствующих нижним слоям атмосферы. Видимая с высоты 300 км
поверхность Земли по площади составляет около 10 млн. км2.
На такой площади может оказаться весьма значительной горизонтальная неоднородность атмосферы и подстилающей поверхности и, следовательно, угловая структура поля уходящего излучения будет довольно сложной. Поэтому точные величины потоков уходящего излучения на поверхности различных ориентаций
могут быть вычислены только по заданному угловому распределению интенсивности уходящего излучения.
,258
Как известно [1.1], поток излучения связан с интенсивностью
излучения следующим соотношением:
2я
F=
Я/2
J aty J f{§, ф) cos / sin
о
ft
rf»,
(4.1)
0
где /('буф)—интенсивность излучения в направлении, определяемом координатами
(вертикальный угол по отношению к
надиру) и г|з (азимутальный угол в горизонтальной плоскости);
i — угол падения излучения из направления (Ф, if) на заданную
поверхность. Косинус угла падения радиации определяется соотношением
cos i — cos a cos & -f- sin a sin & cos cp,
(4.2)
где a — угол поворота поверхности, отсчитываемый от надира;
Ф — угол на горизонтальной плоскости между азимутом луча и
азимутом приемной поверхности. При а = 0 ° приемная поверхность ориентирована горизонтально и нормаль к поверхности
направлена к Земле.
Основная трудность вычислений по формуле (4.1) заключена
в том, что угловое распределение интенсивности уходящего излучения является существенно неизотропным. Потоки уходящего излучения на различно ориентированные поверхности рассчитывались путем численного интегрирования по следующей
формуле, вытекающей из формулы (4.1) :
^ =
k
Ф)С08/ Й Д0 Й .
(4.3)
Здесь fh{$, ф)—интенсивность излучения в направлении, определяемом координатами
и ар, являющимися центральными для
k-roro участка подстилающей поверхности, который «виден» под
углом, равным телесному углу AQ^. Число k определяется заданным угловым распределением интенсивности уходящего излучения и равно числу направлений, для которых определена
величина интенсивности. Расчеты по формуле (4.3) не представляют принципиальных трудностей, но практически очень громоздки и требуют большого количества времени, поэтому большинство вычислений выполнено на ЭВМ М-20.
По поводу облучения искусственных спутников отраженной
от Земли радиацией выполнено несколько теоретических работ [2—5], дающих общие формулы для расчета потока радиации, достигающего поверхности искусственного спутника сферической формы. В упомянутых работах формулы даны для определения потока радиации на всю поверхность сферического
спутника. При этом во всех случаях Земля считается правильной сферой, отражающей по закону Ламберта, и планетарное
альбедо Земли принимается постоянным. Все упомянутые ра15*
259
боты посвящены термическому состоянию искусственных спутников и не дают результатов или методов расчета потоков уходящего излучения на поверхности различных ориентаций. Лишь
в работе [5] исследуется освещенность различно ориентированных плоских поверхностей отраженным от Земли
солнечным
светом. Результаты этой работы будут обсуждены ниже.
§ 2. Потоки уходящего длинноволнового излучения
Потоки уходящего длинноволнового излучения могут быть
вычислены по данным об угловом распределении интенсивности
уходящего излучения. Угловая структура поля уходящего длинноволнового излучения для реальной атмосферы может быть довольно сложной. Как показано в главе 1, характер углового
распределения интенсивности уходящего длинноволнового излучения зависит от поля температуры на уровне земной поверхности, от количества и распределения облаков, а также от распределения температуры, влажности и поглощающих субстанций в атмосфере. Поэтому угловое распределение интенсивности
уходящего излучения является, как правило, немонотонным и
значительно изменяется в зависимости от конкретных условий.
В связи с этим потоки уходящего длинноволнового излучения на
поверхности, находящиеся на заданной высоте в атмосфере,
зависят от ориентации этих поверхностей.
В настоящей работе потоки уходящего длинноволнового излучения вычислены для двух стратификаций атмосферы на широтах 0 и 65° с. ш., причем на 65° с. ш. расчеты выполнены для
летнего и зимнего периодов. Кроме того, вычисления проведены
-для безоблачной атмосферы и для условий сплошной облачности с верхней границей на высотах 3 и 9 км. Соответствующие
данные об угловом распределении интегральной интенсивности
уходящей длинноволновой радиации получены путем вычислений по радиационным номограммам [1.14; 1.15].
Потоки уходящего излучения вычислены для поверхностей с
углом поворота относительно земной вертикали от 0 до 180°
через каждые 10°. Ориентация по азимуту в этом случае не
рассматривалась, поскольку угловая структура поля уходящей
длинноволновой радиации для рассмотренных стратификаций
горизонтально однородной атмосферы не имеет азимутальной
зависимости. Результаты расчетов потоков (в ваттах на 1 см 2 )
и относительных величин потоков уходящего длинноволнового
излучения для интервала длин волн 4,88—120 мк представлены
в табл. 30—32, где F& — потоки излучения на поверхности с углом наклона а (угол между нормалью к поверхности и земной
вертикалью), F о — поток излучения на горизонтальную поверхность (а = 0), обращенную к Земле. На рис. 100—102 графиче-,260
Ски представлены результаты расчетов потоков интегрального
уходящего излучения для всех длин волн без учета поглощения
озоном. Относительные величины потоков уходящего излучения
определялись как отношение потока на наклонную поверхность
к потоку на горизонтальную поверхность. Относительные величины представляют интерес в том смысле, что они более отчетливо и наглядно показывают, насколько радиационный режим
различно ориентированных поверхностей отличается от радиационного режима горизонтальной поверхности. Кроме того, относительные величины позволяют провести сравнение между
расчетами для реального поля и для изотропного поля уходящего излучения. В табл. 30—32 приведены также относительные величины потоков, вычисленные для изотропного уходящего излучения. Некоторые результаты расчетов были ранее
опубликованы в работе авторов [6.]
Таблица
-2
30
2
Потоки у х о д я щ е г о длинноволнового излучения ( Ю
вт/см )
на поверхности разных ориентаций на высоте 300 км
4,88 мк < X < 120 мк, у = 0°, лето
Безоблачная
атмосфера
Сплошная облачность
Л = 3 км
А = 9 км
F/F„ %
2,42
2,39
2,28
2,12
1,93
1,72
1.49
1,26
1,03
0,801
0,613
0,432
0,282
0,163
0,0707
0,0209
0,00063
100,0
98,8
94.2
87,6
79,8
71,1
61,6
52.1
42,6
33,1
25.3
17,8
11,6
6,73
2,92
0,863
0,03
2,26
2,23
2,13
1,98
1,80
1,61
1,40
1,19
0,974
0,758
0,581
0,411
0,270
0,157
0,0686
0,0205
0,00068
100,0
98,7
94,2
87,6
79,6
71,2
61,9
52.6
43.1
33,5
25.7
18.2
11,9
6,94
3,04
0,91
0,03
F/F„ %
1,62
1,59
1,52
1,42
1,29
1,16
1,01
0,856
0,707
0,554
0,426
0,304
0,201
0,118
0,0526
0,0162
0,00058
100,0
98.1
93,8
87,6
79,6
71,6
62,3
52,8
43,6
34.2
26.3
18,8
12.4
7,28
- 3,25
1,00
0,04
Изотропное "
F/Fo %
100,0
98,5
94,0
87,8
80,2
72,0
63.0
53,8
44,7
35,2
28,1
21,0
14,3
8,8
4,3
1,7
0,3
Анализ полученных данных показывает, что для всех рассмотренных случаев безоблачной атмосферы и сплошной облачности наблюдается монотонное уменьшение величины потока уходящего излучения с увеличением угла поворота поверхности,
причем можно отметить, что при значении угла поворота поверх18 Зак. 359
261
Таблица
-2
31
2
Потоки у х о д я щ е г о д л и н н о в о л н о в о г о излучения ( Ю
вт/см )
на п о в е р х н о с т и р а з н ы х о р и е н т а ц и й на высоте 300 км
4,88 мк < к < 120 мк, <р = 65° с. ш., лето
Безоблачная
атмосфера
Сплошная облачность
F/F, %
о
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
110
120
130
140
150
160
2,26
2,22
2,12
1.98
1,80
1,61
1,40
1,19
0,977
0,762
0,585
0,414
0,273
0,159
0,0703
0,0213
0,00075
100,0
98,2
93.8
87,6
79,6
71,2
61.9
52.6
43.2
33.7
25,9
18.3
12,1
7,03
3,11
0,94
0,03
Р/Ря %
2,07
2,04
1,95
1,81
1,65
1,48
1,29
1,10
0.903
0,706
0,544
0,387
0,255
0,149
0,0667
0,0204
0,00074
Изотропное
Р/Ро %
Л = 9 км
й = 3 км
100,0
98.6
94.2
87.4
79.7
71.5
62.3
53,1
43.6
34,1 '
26,3
18.7
.12,3
7,19
3,22
1,00
0,04
F/F« %
1,45
1,43
1,36
1,27
1,16
1,04
0,912
0,777
0,644
0,507
0,392
0,281
0,187
0,111
0,0504
0,0159
0,00063
100,0
98,6
93.8
87.6
80,0
71.7
62.9
53,6
44,4
35,0
27,0
19,4
12,9
7,65
3,48
1,10
0,04
100,0
98,5
94,0
87,8
80,2
72,0
63,0
53,8
44,7
35,2
28,1
21,0
14,3
8,8
4,3
1,7
0,3
Таблица
32
Потоки у х о д я щ е г о д л и н н о в о л н о в о г о излучения (10
вт/см )
на п о в е р х н о с т и р а з н ы х о р и е н т а ц и й на высоте 300 км
4,88 мк < % < 120 мк, ф = 65° с. ш., зима
Безоблачная
атмосфера
Сплошная облачность
F/Fo %
P/Fo %
о
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
110
120
130
140
150
160
262-
1,68 '
1,66
1,58
1,47:
1,34
1,20
1,05
0,888
0,732
0,572
0,440
0,312
0,206
0,120
0,0333
0,0162
0,00055
100,0
98,8
94.2
87,5
79,8
71.4
62.5
52,8
43.6
34,0
26,2
18,6
12.3
7,14
1,98
1,0
0,03
h = 9 км
Л = 3 км
1,63
1,60
1,53
1,42
1,30
1,16
1,01
0,859
0,709
0,554
0,426
0,303
0,200
0,117
0,0519
0,0158
0,00054
100,0
98,2
93,9
87.1
79,8
71.2
62,0
52,7
43.5
34.0
26.1
18.6
12.3
7.17
3.18
1,0
0,03
W
1,16
1,15
1,09
1,02
0,931
0,836
0,730
0,621
0,514
0,404
0,312
0,223
0,148
0,0871
0,0394
0,0122
0,00045
Изотропное
Wo %
%
100,0
99.1
94.0
87,9
80.2
72.1
62,9
53,5
44,3
34.8
26.9
19.2
12,8
7,51
3,40
1,05
0,04
100,0
98,5
94,0
87,8
80,2
72,0
63.0
53,8
44,7
35.2
28.1
21,0
14.3
8,8
4,3
1,7
0,3
ности а = 9 0 ° кривая зависимость Fa от а имеет перегиб
(рис. 100). Для значений а от 40 до 90° наблюдается практически линейное и наиболее резкое убывание величины потока с
ростом угла поворота поверхности. Для всех рассмотренных
случаев безоблачной атмосферы величина потока уходящего
длинноволнового излучения изменяется при повороте поверхности от 0 до 160° в пределах от 2,50-Ю- 2 до 0,001 • 10"2 вт/см 2 .
Для' поверхностей с углом поворота а = 1 7 0 ° величина потока
уходящего излучения практически равна нулю. Напомним, что,
F-fO'2 вт/см2
Рис. 100. Потоки уходящего длинноволнового излучения в зависимости от угла поворота приемной
поверхности (экватор).
1 — безоблачная атмосфера; 2, 3 —сплошная облачность на высотах 3 и 9 км соответственно.
кроме уменьшения видимого участка земной поверхности с ростом угла поворота облучаемой поверхности, уменьшается интенсивность уходящего длинноволнового излучения с увеличением надирного угла. В результате величина потока уходящего
излучения довольно быстро уменьшается-с ростом угла поворота приемной поверхности.
При сплошной облачности величина уходящего потока радиации тем меньше, чем выше верхняя граница слоя облаков. Кроме того, при сплошной облачности уменьшение потока уходящего
излучения с увеличением угла наклона поверхности происходит
заметно медленнее, чем при безоблачной атмосфере, что можно
видеть из рассмотрения рис. 100. Из рис. 100 видно также, что
при сплошной облачности линейный участок кривой зависимости Fa от а меньше, чем при безоблачной атмосфере, причем он
уменьшается с ростом высоты, верхней границы облачности.
,263
Величина потока уходящего излучения при сплошной облачности при повороте приемной поверхности от 0 до 160° изменяется от 2,30 • 10~2 до 0,001 • Ю -2 вт/см 2 , когда слой облаков
на высоте 3 км, и от 1,70-Ю - 2 до 0,0005-Ю - 2 вт/см 2 , когда облака на высоте 9 км.
Что касается случая частичной облачности, то приближенно
можно считать, что поток уходящего излучения (в зависимости
Рис. 101. Потоки уходящего длинноволнового излучения в зависимости от угла поворота приемной
поверхности на разных широтах при безоблачной
атмосфере.
/) Ф = 0°, 2) ср = 65° с. ш. (лето), 3) ф = 6а° с. ш. (зима).
от характера распределения и высоты облаков) будет изменяться в промежутке между кривой 1 и кривыми 2 и 3 на
рис. 100.
Приведенные вычисления позволяют сделать некоторые общие оценки широтной и сезонной изменчивости величин потока
уходящего длинноволнового излучения. Можно отметить, что
на экваторе величины потоков уходящего излучения при любой
ориентации поверхности больше соответствующих величин на
65° с. ш. для безоблачного неба или для одинаковых условий
облачности. Как отмечалось выше, расчеты для разных сезонов
выполнены только для 65° с. ш. Для безоблачных условий сезонные изменения на. широте 65° оказываются значительно
больше широтных изменений в летнее время года. Это отчетливо видно из рассмотрения рис. 101 и 102. На рис. 101
представлены кривые, относящиеся к разным широтам (0 и
65° с. ш.) и к разным сезонам на 65° с. ш. для условий-безоб,264
Лачной атмосферы. На рис. 102 приведены подобные крйвЫё
для условий сплошной облачности на двух высотах. При сплошной облачности на высоте 3 км наблюдается такой же характер
сезонных и широтных изменений, как и для безоблачной атмосферы. При сплошной облачности на высоте 9 км сезонные и
широтные -изменения оказываются одинакового порядка. Полученные данные позволяют также заметить, что в летний период
облака оказывают большее влияние на величины потоков уходящего излучения по сравнению с зимним периодом.
F-W'2 вт/см2
Рис. 102. Потоки уходящего длинноволнового излучения
в зависимости от угла поворота приемной поверхности
на разных широтах при сплошной облачности.
1) ф = 0 ° , 2) ф = 6 5 ° с. ш. (лето), 3) <р=65° с. ш. (зима), а —высота облаков 3 км, б —высота облаков 9 км.
Из представленных в таблице данных можно видеть, что характер зависимости относительных величин потоков радиации
от угла поворота поверхности при безоблачной атмосфере оказывается таким же, как и для условий сплошной облачности, и,
кроме того, одинаков для всех рассмотренных случаев. Таким
образом, зависимость относительных величин потоков уходящего длинноволнового излучения от угла наклона поверхности
является практически универсальной и, как видно, мало отличается от такой же зависимости, вычисленной для изотропного
уходящего излучения. Заметные различия между реальными и
изотропными относительными потоками наблюдаются лишь в
тех случаях, когда угол поворота поверхности больше 90°. Поэтому для приближенных расчетов относительных величин потоков уходящего длинноволнового излучения на различно ори19 Зак. 359
265
ентированные поверхности в атмосфере можно пользоваться
изотропным приближением. Необходимо, однако, дополнительное исследование случая частичной, горизонтально неоднородно
распределенной облачности. Очевидно, что в этом случае зависимость относительных величин потоков от угла наклона поверхности будет значительно более изменчивой, чем в условиях
безоблачного неба или сплошной облачности. При частичной
облачности в определенных случаях относительные потоки могут быть больше единицы (FJF0>1,
если поверхность ориентирована в сторону открытого участка земной поверхности, а облака расположены под спутником).
Представляет интерес оценить влияние азимутальной ориентации приемной поверхности на приход длинноволнового излучения при наличии частичной облачности. Используя имеющиеся данные об угловом распределении интенсивности уходящего
длинноволнового излучения для безоблачной атмосферы и для
сплошной облачности, можно искусственно моделировать поле
уходящего излучения для случая частичной облачности, взяв
половину поля излучения по расчетам для безоблачной атмосферы и другую половину по расчетам для сплошной облачности. В реальных условиях может представиться и такой случай,
когда примерно половина видимого участка земной поверхности покрыта сплошным слоем облаков. При таком,распределении облачности влияние азимутальной ориентации приемной поверхности должно быть наиболее существенным. Интересно
оценить, насколько существенно будут различаться величины
потоков уходящего длинноволнового излучения, падающих на
поверхности с одинаковым углом наклона и противоположными
азимутами. В связи с этим были выполнены расчеты потоков
уходящего излучения на различно ориентированные поверхности по искусственно моделированному полю уходящего длинноволнового излучения при частичной облачности. Необходимо
помнить, что такие расчеты дают лишь приближенные качественные оценки. В реальных условиях присутствие частичной
облачности должно повлиять на стратификацию атмосферы в.
прилегающих безоблачных районах, так же как и наличие
больших просветов должно влиять на стратификацию атмосферы в надоблачном слое.
Результаты упомянутых модельных расчетов представлены
на рис. 103 и 104 и в табл. 33. Расчеты выполнены для двух
широт (0 и 65° с. ш.) при условии, когда половина видимого
участка земной поверхности покрыта слоем облаков на высотах 3 и 9 км. Поверхности с различным углом поворота ориентировались в сторону облачного покрова (а[) = 0°) и в противоположную сторону, к открытому участку земной поверхности
(о[з=180°). На рисунках схематически показано расположение
облачного покрова над видимым с высоты 300 км участком
,266
F/r 0 %
Рис. 103. Относительные величины потоков уходящего длинноволнового излучения на поверхности различных ориентаций при частичной облачности (ф == 0°).
1 — высота облаков 3 км, 2— высота облаков 9 км, 3 — изотропная кривая.
F/F0 %
Рис. 104. Относительные величины потоков уходящего длинноволнового излучения на поверхности различных ориентаций при частичной облачности (ф = 65° с. ш., лето).
Усл. обозначения см, рис. 103.
1355.
Т а б л и ц а 35
Потоки у х о д я щ е г о д л и н н о в о л н о в о г о и з л у ч е н и я
при частичной облачности
Ф = 65° с. ш., з и м а
а"
i=
F
a
Ф == 180°
0°
F
F
F
al о
a
Fа/IFо
Ф = 0°
F
a
i]) =180°
F F
Jо .
100,0
1,66
98,8
1,64
1,56
94.0
1,46
88,0
1,33
80.1
1,20
72.3
1,04
62.7
0,886
53.4
0,732
44,1
0,572
34,4
0,439
26,4
0,312
18.8
0,206
12,4
0,120
7,2
0,0533
3,2
0,0162
0,976
0,0005
0,0301
a
Изо-
тропное
| a/ o Fа/IFо
F
F
h = 9 км
h — 3 км
100,0
О 1,66
98,2
10 1,63
20
93.4
1,55
30 1 , 4 4
86.7
40
78,9
1,31
50
1,17
70.5
60
1,02
61,4
70 0,863
52,0
80 0,710 42.8
90 0,554
33,4
100 0,426
25,7
110 0,303
18,2
120 0,200
12,0
130 0,117
7,0
140 0,0519 - 3,1
150 0,0158
0,952
160 0.0005
0,0301
F
1,46
1,41
1,32
1,20
1,06
0,931
0,791
0,654
0,528
0,404
0,312
0,223
0,148
0,0869
0,0393
0,0122
0,0004
100,0
96,6
90,4
82,2
72.6
63,8
54,2
44,8
36.2
27.7
21,4
15.3
1.46
1.47
1,43
1,36
1,27
1,15
1,02
0,880
0,731
0,572
0,439
0,312
0.206
10,1
0,120
6,0
0,0533
2,7
0,836 0,0162
0,0274 0,0005
100,0
100,7
97,9
93.2
87.0
78.8
69.9
60.3
50.1
39.2
30,1
21.4
14,1
8,2
3,6
1Д
0,0342
100,0
98,5
94,0
87,8
80,2
72,0
63.0
53,8
44,7
35.2
28.1
21,0
14.3
8,8
4,3
1J
0,3
земной поверхности. Заштрихованная половина поля зрения соответствует облачному слою, расположенному на заданной высоте. Естественно ожидать, что приемные поверхности, обращенные в сторону облачного покрова, получат длинноволнового
излучения меньше, чем поверхности, обращенные к открытой
Земле. Как видно из полученных данных, при облаках на высоте 3 км азимутальная ориентация приемной поверхности незначительно влияет на приход длинноволнового излучения.
Различия между величинами потоков уходящего длинноволнового излучения на поверхности с одинаковым углом поворота
а и противоположными азимутами в такем случае достигают
3—5%. При облаках на высоте 9 км влияние азимутальной
ориентации оказывается более существенным. Различия между
величинами Fa для поверхностей с одинаковыми а и противоположными азимутами в этом случае достигают 20%. При этом
следует заметить, что упомянутые различия наблюдаются для
поверхностей с углом наклона от 40 до 90°.
Относительные величины потоков уходящего длинноволнового
излучения на различные поверхности для одинаковых условий
облачности на разных широтах оказываются очень близкими.
Результаты расчетов показывают, что для поверхностей с
углом поворота до 25° потоки уходящего излучения изменяются
268
не более чем на 10% по сравнению с потоком на горизонтальную поверхность. Начиная с угла поворота а = 30° относительные потоки уходящего излучения убывают с ростом угла поворота поверхности практически,линейно. Вертикально ориентированные поверхности получают около 34% потока излучения,
падающего на горизонтальную поверхность.
На основании выполненных расчетов потоков уходящего
длинноволнового излучения можно приближенно оценить угловой размер конуса (с вершиной на приемной поверхности), в
пределах которого заключена определенная часть потока излучения от Земли и атмосферы, падающего на заданную поверхность. Величина угла, в пределах которого заключено 90%
потока, падающего на поверхность различных ориентаций, составляет примерно 60°. Лишь для поверхностей с углом поворота от 70 до 90° угловой размер конуса (или так называемой
эффективной зоны) составляет примерно 70°. Величина эффективной зоны, в пределах которой заключено 50% потока уходящего длинноволнового излучения, составляет примерно 30°
для поверхностей с углом поворота а до 70° и 45—50° для поверхностей с углом поворота от 70 до 90°. Д л я поверхностей с
углом поворота ос>90° подобные оценки не производились, так
как такие поверхности уже не «видят» центрального участка
подстилающей поверхности, расположенной под спутником.
Основным результатом теоретических расчетов, представленных в этом параграфе, является определение зависимости величины потока уходящего длинноволнового излучения от угла
поворота приемной поверхности, расположенной в атмосфере
на высоте 300 км. Выполненные расчеты показали, что зависимость величины потока уходящего излучения от угла поворота
поверхности имеет качественно одинаковый характер как для
безоблачной атмосферы, так и для условий сплошной облачности при условии горизонтально однородной атмосферы. Очевидно, что при частичной и неравномерно распределенной облачности зависимость потока уходящего излучения от ориентации приемной поверхности будет значительно сложнее, поскольку приход излучения будет зависеть не только от угла поворота, но и от азимута поверхности. Полученные данные позволили
также установить возможность использования изотропного приближения для определения относительных величин потоков уходящего излучения при горизонтально однородной атмосфере.
§ 3. Потоки уходящего коротковолнового излучения
Потоки уходящего коротковолнового излучения, как и длинноволнового, рассчитываются по угловому распределению интенсивности излучения. Теоретические исследования угловой
,269
структуры поля уходящего коротковолнового излучения, рассмотренные в главе 2, показали, что для различных моделей
атмосферы это излучение существенно неизотропно. Для реальной атмосферы следует ожидать значительно большей неизотропности. Угловое распределение интенсивности уходящего
коротковолнового излучения может быть довольно сложным в
зависимости от распределения облаков .над рассматриваемым
участком земной поверхности, альбедо поверхности, от условий
освещения поверхности Земли и атмосферы прямой солнечной
радиацией, а также от оптических свойств атмосферы. Поэтому
величина потока уходящего излучения, падающего на поверхность, находящуюся в атмосфере, в значительной степени зависит от ориентации этой поверхности. Потоки уходящего коротковолнового излучения на поверхности различных ориентаций
рассчитывались по угловому распределению интенсивности излучения, определенному теоретически [2.63]. В упомянутой работе вычислено поле уходящего коротковолнового излучения
для плоскопараллельной, горизонтально однородной атмосферы. При этом предполагается, что земная поверхность отражает
по закону Ламберта. Коэффициент рассеяния и индикатриса
рассеяния считаются заданными. Атмосфера разбивается на
два слоя, в каждом из которых индикатриса рассеяния предполагается постоянной. Расчеты интенсивности радиации выполнены для разных значений зенитного расстояния Солнца,
альбедо подстилающей поверхности и оптической толщины атмосферы. Рассматриваемый участок земной поверхности и
атмосферы считается полностью освещенным, а альбедо поверхности — однородным.
Потоки уходящего излучения для различных поверхностей
вычислялись в пределах телесного угла, под которым видна
Земля и нижние слои атмосферы (до 40 км) с высоты 300 км.
Поэтому предельный надирный угол для крайнего луча, попадающего на поверхность, взят равным 73°50', как отмечалось
уже в § 1. Интенсивность излучения в направлениях с большим
надирным углом не учитывается, в результате чего несколько
уменьшается ошибка, возникающая при использовании плоской
модели атмосферы.
Потоки уходящего коротковолнового излучения при безоблачной атмосфере рассчитаны для поверхностей с различным
углом поворота от 0 до 180°, ориентированных в сторону Солнца и в противоположную сторону. Таким образом, получены
потоки излучения на поверхности при полном повороте от 0 до
360°. Для сравнительного анализа удобнее разделить поверхности на две группы с азимутами -ф = 0° и if)=180° относительно
Солнца. Значения*, основных оптических параметров выбраны
следующими: зенитное расстояние Солнца 2© =30, 60 и 75°; оп,270
тическая толщина атмосферы т = 0,2; 0,4 и 0,8; альбедо подстилающей поверхности Л = 0,1; 0,3 и 0,8. Потоки радиации рассчитывались при значении солнечной постоянной, равном
2,0 кал/см 2 мин. (0,1394 вт/см 2 ).
Таблица
-2
34
2
Потоки у х о д я щ е г о коротковолнового излучения ( Ю
вт/см )
на поверхности разных ориентаций на высоте 300 км
Оптическая толщина атмосферы т * = 0,8
Альбедо подстилающей поверхности А = 0,1
а°
Ч> =180°
ч>= 0°
о
D/D,, %
z
0
2,50
10
2,41
30
2,16
50 , 1,82
70
1,40
90
0,918
100
0,752
110
0,573
120
0,409
130
0,263
140
0,139
150
0,0582
160
0,0107
-
1
£>/D„ %
D
97,2
88,5
75,2
58,7
38,8
31,6
24,0
16,8
10,6
5,4
2,2
0,4
1,27
1,28
1,22
1,10
0,927
0,683
0,579
0,463
0,345
0,233
0,131
0,0578
0,0124
1
D/DB %
= 30°
100
96,4
86,2
73,0
56,9
36,7
30,1
22,9
16,4
10,5
5,6
2,3
0,4
ф = 180°
Ф= 0°
D
г
2,43
2,21
1,88
1,47
0,971
0,790
0,601
0,421
0,265
0,135
0,0537
0,0098
100
100.5
95,5
86,7
72,8
53,6
45,5
36,4
27,1
18,3
10,3
4,6
1,0
DID0
Изотропное
DID„
%
%
= 75°
1,22
1,08
0,934
0,755
0,530
0,444
0,349
0,255
0,168
0,0914
0,0390
0,0071
96,3
85,2
73,4
59,3
41,6
34,8
27,4
20,0.
13,2
7,2
3,1
0,6
100
98,5
87,8
72,0
53,8
35,2
28,1
21,0
14,3
8,8
4,3
1,7
0,3
Результаты расчетов потоков (в вт/см 2 ) и относительных величин потоков представлены в табл. 34—36 и на рис. 105, 106,
109 и 110, где через DA обозначены потоки уходящего коротковолнового излучения на поверхности с углом поворота а,
D0 — поток излучения на горизонтальную поверхность, азимут
поверхности обозначен буквой ф. Относительные величины потоков (DJDq) определялись так же, как и для потоков длинноволнового уходящего излучения (см. § 2). В таблицах даны также
относительные величины потоков, рассчитанные для изотропного уходящего излучения. Полученные данные позволяют оценить характер зависимости величины потока излучения от ориентации поверхности при различных условиях в атмосфере и на
земной поверхности. Анализ полученных результатов показывает, что изменчивость потоков уходящего коротковолнового излучения в зависимости от угла поворота поверхности имеет качественно такой же характер, как и в случае потоков длинноволнового излучения: величина потока плавно уменьшается при
увеличении угла поворота поверхности как в сторону Солнца
(ф = 0°), так и в противоположную сторону (г|э=180 о ). Из срав,271
Таблица
2
35
2
Потоки у х о д я щ е г о к о р о т к о в о л н о в о г о и з л у ч е н и я ( 1 0 ~ в т / с м )
на п о в е р х н о с т и р а з л и ч н ы х о р и е н т а ц и я на в ы с о т е 300 км
Оптическая т о л щ и н а а т м о с ф е р ы .т* = 0,8
А л ь б е д о п о д с т и л а ю щ е й п о в е р х н о с т и А = 0,8
ф = 0°
а°
D
ф= 180°
D/D„ % D
8,19
8,06
7,19
5.85
4,37
2,72
2,16
1,60
1,08
0,656
0,317
0,122
0,0218
100
98,4
87,7
71,4
53,4
33,2
26,4
19,5
13,2
8,0
3,9
1,5
0,3
8,08
7,24
5,96
4,45
2,77
2,19
1,62
1,09
0,658
0,314
0,118
0,0208
ф = 0°
D/D0 % D
98,6
88,4
72,8
54,3
33,8
26,8
19,8
13,3
8,0
3,8
1,4
0,3
ф = 18Э°
| D/D0 % D
100
2,23
2,21
2,06
1,78
1,43
0,984
0,815
0,634
0,456
0,296
0,162
0,0688
0,0142
|о/£>0
2,17
1,92
1,61
1,25
0,830
0,678
0,520
0,350
0,234
0,121
0,0497
0,0089
99,1
92.3
80,0
64.0
44.1
36,6
28.4
20.5
13,3
7,3
3,1
0,6
Изотропное
D/Do %
%
100
98,5
" 87,8
72.0
53,8
35.2
97,3
86.3
72.4
56,2
37.2
30.4
23.3
15,7
10.5
5,4
28.1
21,0
14.3
8,8
4,3
1,7
0,3
2,2
0,4
Таблица
2
36
2
Потоки у х о д я щ е г о к о р о т к о в о л н о в о г о и з л у ч е н и я (10 в т / с м )
на п о в е р х н о с т и различных ориентации при т = 0,4 и А = 0,3
ф = 180°
ф = 0°
D
D/D0 % . D
ф = 0°
D/Da % D
DjDa % D
:30°
3,92
3,85
3,67
3,42
3,12
2,81
2,45
2,08
1,70
1,28
1,03
0,781
0,537
0,336
0,170
0,069
0,013
272
100,0
98.2
93.7
87,4
79.8
71.7
62,6
53.3
43.3
32.8
26.4
19.9
13,7
8,6
4,3
1,8
0,3
ф = 180°
*
3,88
3,72
3,50
3,21
2,91
2,56
2,18
1,78
1,35
1,09
0,815
0,556
0,344
0,169
0,066
0,012
98,9
94,9
89,3
82,1
74,3
65,3
55,8
45.5
34.6
27.7
20.8
14,2
8,8
4,3
1,7
0,3
2,47
2.44
2,35
2,22
2,05
1,88
1,67
1.45
1,21
0,955
0,788
0,610
0,437
0,285
0,152
0,065
0,013
100,0
98.7
94,9
89.4
82.8
75,7
67.4
58,7
49,0
38.5
31,7
24.6
17.7
11,5
6.1
2,6
0,5
0
=
Изотропное
О/£>
DID„ % 0 %
6О°
2,43
2,33
2,19
2,03
1,85
1,64
1,42
1,18
0,920
0,753
0,574
0,404
0,256
0,132
0,054
0,010
98,3
94.1
88,6
81,9
74,8
66.5
57.6
47,8
37.2
30.3
23.2
16.3
10.4
5,3
2,2
0,4
100,0
98,5
94,0
87,8
80,2
72,0
63.0
53,8
44,7
35.2
28.1
21,0
14.3
8,8
4,3
1,7
0,3
нения полученных данных можно заметить, что потоки уходящего коротковолнового излучения уменьшаются с ростом угла
поворота при малых значениях альбедо несколько медленнее,
чем потоки длинноволнового излучения. Это, очевидно, связано
с тем, что интенсивность уходящего коротковолнового излучения в большинстве случаев увеличивается с ростом надирного
угла (т. е. к краю видимого участка Земли), тогда как интенсивность длинноволнового уходящего излучения уменьшается с
ростом надирного угла. Наиболее резко уменьшается поток
D-10'2
вт/см2
Рис. 105. Потоки уходящего коротковолнового излучения на поверхности различных ориентаций. т = 0,2; А = 0,1.
1) ф = 0°, 2) ф = 180°. ,
уходящего коротковолнового излучения с ростом угла а при
больших значениях альбедо земной поверхности и малых
зенитных расстояниях Солнца (см. рис. 106 и табл. 35). Быстрое уменьшение величины потока уходящего излучения с ростом а в этом случае связано с тем, что при больших значениях альбедо земной поверхности и малых зенитных расстояниях Солнца интенсивность уходящего коротковолнового излучения уменьшается с ростом надирного угла. Изменение азимутальной ориентации приемной поверхности наиболее существенно влияет на приход излучения при больших зенитных
расстояниях Солнца и при малых значениях альбедо подстилающей поверхности (см. рис. 105 и табл.34), т. е. в таких случаях, когда угловая структура поля уходящего коротковолнового излучения наиболее сильно отличается от изотропной. При
небольших зенитных расстояниях Солнца и больших значениях
альбедо поверхности ориентация поверхностей по различным
азимутам почти не влияет на приход излучения. Как показывают результаты вычислений, потоки уходящего излучения на
,273
поверхности различных ориентаций зависят от азимута в значительно меньшей степени, чем от угла наклона поверхности и
зенитного расстояния Солнца.
Из сопоставления всех полученных данных можно видеть^
что величины потоков уходящего коротковолнового излучения
О • Ю ~2 вт/см2
Рис. 106. Потоки уходящего коротковолнового
излучения на поверхности различных ориентаций.
т = 0.2; А = 0,8.
/) ф = 0°, 2) ф = 180°.
существенно изменяются в зависимости от зенитного расстояния
Солнца, оптической толщины атмосферы и альбедо подстилающей поверхности. С ростом оптической толщины атмосферы
(при неизменном зенитном расстоянии Солнца и небольших
значениях альбедо) потоки уходящего коротковолнового излучения увеличиваются. При больших значениях альбедо поверхности и неизменном зенитном расстоянии Солнца потоки уходящего излучения уменьшаются с ростом оптической толщины
атмосферы. Такие результаты объясняются влиянием атмосфер,274
ной дымки, увеличивающей альбедо системы земная поверхность— атмосфера при малом альбедо подстилающей поверхности и уменьшающей альбедо системы при большом альбедо
подстилающей поверхности. Как видно из приведенных данных,
при z o = 3 0 ° и постоянном значении т потоки уходящего коротковолнового излучения увеличиваются в 5—6 раз с ростом альбедо подстилающей поверхности от 0,1 до 0,8. При г© = 75° и поF
Рис. 107. Изменение коэффициента освещенности плоской поверхности
на высоте Н = 160 км в зависимости от ориентации поверхности и зенитного расстояния Солнца.
стоянном значении т за счет такого же роста альбедо потоки
увеличиваются в 2—3 раза, причем можно отметить, что влияние
альбедо тем заметнее, чем меньше оптическая толщина атмосферы. За счет увеличения зенитного расстояния от 30 до 75°
(при заданной оптической толщине атмосферы) потоки уходящего излучения уменьшаются в 3—4 раза при значении А = 0,8
и почти в 2 раза при Л = 0,1. Таким образом, наиболее существенные изменения величины потока уходящего коротковолнового излучения происходят за счет изменения альбедо земной
поверхности при небольших зенитных расстояниях Солнца.
Приведенные результаты расчетов качественно согласуются
с~расчетами освещенности поверхности космического аппарата
уходящим коротковолновым излучением [5]. Эти расчеты были
выполнены для плоской произвольно ориентированной поверхности, находящейся на различных высотах в атмосфере. При
расчетах предполагалось, что земная поверхность, освещенная
Солнцем, представляет собой полусферу и подобна излучателю,
,275
подчиняющемуся закону Ламберта. Альбедо земной поверхности принято постоянным. На рис. 107 и 108 приведены кривые
изменения коэффициента освещенности поверхности в зависимости от изменения угла поворота поверхности (угол между
земной вертикалью и нормалью к поверхности), зенитного рас-
-160
-ПО
Рис. 108. Изменение коэффициента освещенности плоской
поверхности, находящейся на высотах 1600 и 16000 км,
в зависимости от ориентации поверхности и зенитного расстояния Солнца.
стояния Солнца и высоты над земной поверхностью. Коэффициент освещенности F определялся из следующего выражения:
Е — aEsF,
где Е — освещенность поверхности космического аппарата,
Дз — освещенность земной поверхности в ближайшей к Солнцу
точке, а — альбедо Земли. Расчеты представлены для двух азимутов поверхностей (ф = 0° и 1|з=180°), причем величины освещенности для поверхностей с op = 180° нанесены для отрицательных значений угла поворота а (угол отсчитывается от надира).
Приведенные кривые показывают, что с увеличением угла поворота поверхности освещенность монотонно убывает. Наибольшие
величины освещенности наблюдаются при 2 о = 0 ° . Для поверхностей с азимутом ф = 0° освещенность несколько больше, чем
для поверхностей с ф=180°; с ростом зенитного расстояния
Солнца азимутальные различия увеличиваются. Азимутальная
ориентировка оказывает наименьшее влияние на освещенность
по сравнению с углом поворота, зенитным расстоянием Солнца
и высотой над земной поверхностью. Из графиков следует также, что освещенность является убывающей функцией высоты
,276
Относительные величины потоков уходящего коротковолнового излучения, полученные в настоящей работе, представлены,
как у ж е упоминалось, в табл. 34—36 и на рис. 109 и 110. На
основании результатов вычислений можно сделать вывод, что
при больших значениях альбедо земной поверхности и малых
зенитных расстояниях Солнца относительные величины потоков
О/D0 г
Рис. 109. Относительные величины потоков уходящего коротковолнового излучения для поверхностей различных ориентаций. т = 0,2;
А = 0,1.
1) ф = 0°, 2) ф = 180°, 3) изотропная кривая.
сравнительно мало отличаются от изотропных величин. Заметные различия наблюдаются при малых альбедо и больших зенитных расстояниях Солнца (рис. 109, табл. 34). Следовательно,
для расчета относительных величин потоков уходящего излучения на различно ориентированные поверхности изотропным
приближением можно пользоваться при 2 0 <;ЗО О и
0,8. Кроме того, необходимо помнить, что приведенные здесь расчеты
выполнены для плоскопараллельной, горизонтально однородной
аэрозольной атмосферы при однородной и равномерно освещенной подстилающей поверхности. Д л я реальной атмосферы в
большинстве случаев следует ожидать заметных различий между потоками, рассчитанными по угловому распределению интенсивности уходящего излучения и по изотропному приближению. Аналогичные расчеты потоков и относительных величин
потоков уходящего коротковолнового излучения на поверхности
различных ориентаций были выполнены т а к ж е для условий
релеевской атмосферы. Д а н н ы е об угловом
распределении
,277
интенсивности уходящего коротковолнового излучения Для релеевской плоскопараллельной атмосферы взяты из работы [2.24]. В
упомянутой работе выполнены обширные расчеты интенсивности уходящего коротковолнового излучения для различных значений зенитного расстояния Солнца, оптической толщины атмосферы и альбедо подстилающей поверхности. Относительные
величины потоков уходящего коротковолнового излучения, вы-
Рис. 110. Относительные величины потоков уходящего коротковолнового излучения для поверхностей различных ориентаций. т = 0,2;
Л =.0,8.
1) ф = 0 ° , 2) ф = 180°, 3) изотропная кривая.
численные по этим данным, представлены на рис. .111 — 114. К а к
видно из графиков, характер зависимости относительных величин потоков DJDo от угла наклона а и азимута
приемной поверхности получен в этом случае таким же, как и по данным
работы [2.63]. Можно видеть, что с ростом зенитного расстояния
Солнца и оптической толщины атмосферы влияние азимутальной ориентации становится более значительным. С увеличением
альбедо подстилающей поверхности влияние
азимутальной
ориентации на приход коротковолновой радиации уменьшается.
Пунктиром на рисунках нанесена кривая зависимости относительных величин потоков от угла наклона поверхности для изотропного излучения. Сравнение кривых показывает, что в большинстве случаев величины DJD0, рассчитанные по заданному
угловому распределению, заметно отличаются от соответствующих величин, рассчитанных для изотропного излучения.
Естественно ожидать, что при наличии в атмосфере облаков границы" применимости изотропного приближения будут
27.
Wo %
1) Z
= 8 4 ° 15', 2) г
= 5 3 ° 0 6 ' , 3) z
— 23°, 4) г
= 0 ° , 5) изотропная кривая.
о/Do %
Рис. 112. Относительные величины потоков уходящего коротковолнового
излучения для поверхностей различных ориентаций. т = 0,10;- А = 0,80.
Усл. обозначения см. рис, 111.
Усл. обозначений см. рис. 111.
О/D0
%
Рис. 114. Относительные величины потоков уходящего коротковолнового
излучения для поверхностей различных ориентаций. х = 1,00; А = 0,80.
Усл. обозначения см. рис. 111.
значительно более узкими. Очевидно, что при частичной облачности зависимость величины потока уходящего излучения от ориентации приемной поверхности будет значительно более сложной,
чем в условиях безоблачного неба или при сплошной облачности.
Д л я интерпретации спутниковых измерений радиации необходимо иметь сведения о влиянии частичной облачности и неоднородности альбедо подстилающей поверхности на облучение
уходящей радиацией различно ориентированных поверхностей
в атмосфере. Т а к а я задача решается в настоящей работе на
основе рассмотрения случая неоднородного альбедо поверхности,
находящейся в поле зрения прибора, расположенного в атмосфере на высоте 300 км. Видимая площадь земной поверхности составляет около 10 млн. км 2 . В поле зрения прибора может
наблюдаться разнообразное сочетание участков поверхностей с
различным альбедо. Д л я расчета потоков уходящего коротковолнового излучения от пестрой поверхности необходимо располагать данными об угловой структуре поля уходящего излучения при частичной облачности или при неоднородном альбедо
поверхности. Подобных данных до настоящего времени в литературе нет. Поэтому были использованы результаты теоретических расчетов [2.63], выполненных для разных условий в атмосфере при однородном альбедо подстилающей поверхности. Путем комбинации имеющихся данных можно моделировать поле
уходящего коротковолнового излучения для поверхности, состоящей из участков с различным альбедо. С точки зрения предельных оценок представляет интерес подобрать возможно более резкий контраст между ..отдельными участками земной
поверхности, попадающими одновременно в поле зрения прибора.
Расчеты потоков уходящего коротковолнового излучения выполнены для поверхности, отдельные участки которой имеют величины альбедо 0,1 и 0,8 (в долях единицы). Если считать, что
облака о т р а ж а ю т так же, как чистый снег, и принять альбедо
облаков равным 0,8, то можно думать, что такие данные позволяют приближенно оценить влияние частичной облачности на
облучение различно ориентированных плоских поверхностей
уходящей коротковолновой радиацией. В действительности ири
частичной облачности отражающие солнечную радиацию поверхности находятся на разных уровнях над земной поверхностью. Верхняя граница облачного слоя может достигать высоты
15 км. В таком случае реальное угловое распределение интенсивности коротковолновой уходящей радиации должно быть
более неравномерным, чем для выбранной модели, т а к к а к отр а ж е н н а я облаками солнечная радиация не ослабляется самым
нижним слоем атмосферы. Следовательно, в реальном случае
влияние ориентации поверхности на приход излучения от Земли и атмосферы будет еще более существенным.
,281
• При частичной облачности поток уходящего коротковолнового излучения на поверхность заданной ориентации зависит не
только от количества облаков, но и от их распределения над
рассматриваемым участком земной поверхности. Поэтому для
оценки влияния неоднородности альбедо поверхности или частичной облачности необходимо .иметь достаточно большое количество данных для различных конкретных ситуаций. В настоящей работе рассмотрено лишь семь различных случаев распределения отдельных участков земной поверхности с разным
Таблица
2
37
2
Потоки (10"" вт/см ) у х о д я щ е г о коротковолнового излучения
на поверхности различных ориентаций при частичной облачности
Облачная зона: 0° < в < 90°; 112,5° < f < 247,5°
а°
г©
* 0 == 30°
ф = 0°
ф = 180°
Ф=о°
= 75°
ф = 180°
ф = 0°
50
50
46
41
32
21
07
89
4,56
4,17
3.61
3,14
2.62
2,17
1,76
1,44
1,16
0,92
ф = 180°
4,25
3,72
3,18
2.59
2,04
4,61
3,84
4,93
4,93
4,76
4,49
4,13
3,61
3,02
1.60
1,21
0,94
0,73
0,57
ф = 0°
ф = 180°
т = 0,8
т — 0,2
0
10
20
30
40
,50
60
70
80
90
= 75°
= 30° ;
1,42
1,32
1,19
1,05
0,98
0,81
0,70
0,61
0,52
0,45
1,62
1,57
1,48
1,38
1,27
1,16
1,04
0,93
0,82
0,68
4.81
4.93
4.94
4.82
4,61
4,29
3,88
3,37
2,77
1,62
1,59
1,53
1,47
1,39
1,28
1,16
1,00
0,83
Таблица
38
Потоки (10 2 вт/см 2 ) у х о д я щ е г о коротковолнового излучения
на поверхности различных ориентаций при частичной облачности
Облачная зона: 0° < в < 90°; 0° < -ф < 112,5°; 247,5° < i|> < 360°
а"
2 © == 30°
ф = 0°
2
ф = 180°
ф = 0°
0
= 75°
ф = 180°
= 30°
ф = 0°
60
70
80
90
,282
6,16
6,48
6,61
6,55
6,32
5,93
5,39
4,70
3,88
2,97
5,66
5,01
4,29
3,55
2,88
2,23
1,64
1,12
0,61
ф = 180°
0 = 75°
ф = 0"
ф = 180°
т = 0,1
= 0,2.
0
10
20
30
40
50
г
1,87
1,96
1,99
1,98
1,92
1,83
1,68
1,49
1,27
1,00
1,72
1,54
1,34 1,15 '
0,98
0,79
0,63
0,48
0,33
6,08
6,29
6,32
6,20
5,92
5,51
4,98
4,32
3,56
2,72
5,69
5,14
4,52
3,85
3,23
2,61
2,04
1,49
0,97
1,87
1,92
1,92
1,89
1,82
1,72
1,58
1,41
1,21
0,98
1,77
1,69
1,46
1,30
1,16
1,00
0,85
0,69
0,53
альбедо. П р и этом Для каждого случая расчеты выполнены при
двух значениях зенитного расстояния Солнца (30 и 75°) и двух
значениях оптической толщины атмосферы (т = 0,2 и т = 0,8).
Потоки уходящего излучения вычислены для поверхностей с
углом наклона от 0 до 180° (через 10°), ориентированных по азимутам 0 и 180° относительно азимута Солнца. Результаты расчетов представлены на рис. 115—118 и в табл. 37—43. В табл.
37—40 даны величины потоков (в вт/см 2 ), для значений а до
Таблица
39
Потоки ( Ю - 2 вт/см 2 ) у х о д я щ е г о коротковолнового излучения
на поверхности различных ориентаций при частичной облачности
Облачная зона: 0° < 6 < 90°; 22,5° < -ф < 112,5°; 247,5° < 1|> < 337,5°
г
0
=30°
г
0
q = 30°
г
= 75°
2 0 = 75°
а°
ф = 180°
ф = 0°
ф = 0°
ф = 180°
ф = 0°
1,53
1,39
1,24
1,07
0,93
0.77
0,62
0,51
0,32
5,26
5,35
5,30
5,11
4,81
4,41
3,92
3,34
2,69
1,41
ф = 180°
5,14
5,30
5,30
5,16
4,89
4,51
4,01
3,42
2,83
1,98
4,82
4,36
3,85
3,25
2,69
2,12
1,59
1,04
0,61
ф = 180°
х — 0,8
т = 0,2
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
ф = 0°
1,62
1,68
1,69
1,66
1,59
1,49
1,36
1,19
1,00
0,77
5,00
4,62
4,04
3,59
3.07
2,52
1,99
1.47
0,97
1,73
1,77
1,76
1,71
1,64
1,54
1,41
1,25
1,07
0,70
1,65
1,53
1,37
1,27
1,13
0,99
0,86
0,69
0,53
Таблица
40
Потоки ( Ю - 2 вт/см 2 ) у х о д я щ е г о коротковолнового излучения
на поверхности различных ориентаций при частичной облачности
Облачная зона: 0° < 6 < 90°; 67,5° < г|> < 157,5°; 202,5° < 'ф < 2 9 2 , 5 °
г
= 75°
О == 30°
ф = 0°
ф = 180°
ф = 0°
.
г
ф = 180°
ф = 0°
1,64
1,61
1,56
1,48
1,37
1,23
1,06
0,87
5,26
4,98
4,58
4,08
3,53
2,98
2,44
1,91
1,41
0,93
т = 0,2
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
5,14
4,80
4,34
3,80
3,19.
2,63
2,06
1,53
1,04
0,57
5,31
5,31
5,21
4,95.
4,57
4,07
3,47
2,78
2,02
О = 30°
г
ф = 180°
О = 75°
ф = 0°
ф = 180°
т = 0,8
1,62
1,57
1,47
1,34
1,20
1,05
0,90
0,74
0,60
0,44
0,66
5,37
5,33
5,16
4,88
4,49
4,00
3,42
2,59
2,02
1,74
1,71
1,63
1,54
1,42
1,30
1,16
1,01
0,86
0,68
1,71
1,65
1,58
1,48,
1,37
1,23.
1,08
0,91
0,70.
,283
2
Потоки (10
г
а0
ZQ-= 75°
о = 30°
Ф == 180°
Ф= 0°
D
вт/см 2 ) и относительные величины
Облачная зона:
P/Dr
D
D
/
Ф= 0°
D
г
Ф =180°
D
г
D
D/Dr
1,78
1,78
1,72
1,65
1,56
1,47
1,37
1,25
1,09
0,91
1,00
1,00
0,97
0,93
0,88
0,82
0,77
0,70
0,61
0,51
1,74
1,64
1,53
1,44
1,34
1,24
1,12
0,94
0,79
0,98
0,92
0,86
0,81
0,76
0,70
0,63
0,53
0,45
т = 0,2
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
5,79
5,69
5,45
5,13
4,76
4,42
4,06
3,65
3,15
2,56
1,00
0,98
0,94
0,89
0,82
0,76
0,70
0,63
0,54
0,44
5,71
5,48
5,17
4,82
4,48
4,13
3,72
3,21
2,61
0,99
0,93
0,89
0,83
0,77
0,71
0,64
0,55
0,45
Потоки (10
2
вт/см 2 ) и относительные величины
Облачная зона:
Zg =30°
ф = 0°
D
D D
i г
20=75°
ф = 180°
D
D D
7 г
1|) = 180" ; •
ф = 0°
D
D D
l
г
D
D/Dr
т = 0,2
4,89
4,54
4,34
4,01
3,60
3,10
2,54
1,99
1,47
0,98
1,00
0,93
0,88
0,82
0,74
0,63
0,52
0,40
0,30
0,20
4,56
4,36
4,05
3,65
3,16
2,60
2,04
1,52
1,02
0,93
0,89
0,83
0,74
0,65
0,53
0,42
0,31
0,21
1,50
1,52
1,44
1,39
1,28
1,15
1,05
0,85
0,70
0,52
1,00
1,01
0,95
0,92
0,85
0,76
0,70
0,57
0,46
0,35
1,46
1,39
1,29
1,17
1,04
0,89
0,72
0,57
0,42
90°, соответствующие им относительные величины (DJD0) представлены графически на рис. 115—118. В табл. 41—43 даны потоки уходящего излучения и их относительные величины.
Облачная зона (или часть поверхности с альбедо, равным
0,8) задается по азимутам с дробными значениями градусов в
,284
Таблица
41
потоков коротковолновой у х о д я щ е й радиации
37,5° < в < 90°; 0° < -ф < 360°
= 30°
ф== 180°
ф = 0°
D/DR
- D
Q = 75°
Z
DJDT
D
D D
! г
D
D D
l г
изотропное
ф == 180°
Ф = 0°
D
D/DR
1.78
1,65
1,54
1,44
1,34
1,22
1,09
0,98
0,77
0,99
0,92
0,86
0,80
0,74
0,68
0,61
0,52
0,43
Т = 0,8
1,00
5,64
5,54
5,30
4,97
4,57
4,24
3,86
3,44
2,95
2,38
0,98
0,94
0,88
0,81
0,75
0,68
0,61
0,52
0,42
0,99
0,95
0,89
0,83
0,77
0,70
0,62
0,53
0,43
5,56
5,33
5,02
4,66
4,32
3,94
3,52
3,01
2,42
1,00
1,00
1,81
1,80
1,76
1,69
1,60
1,50
1,40
1,27
0,97
0,94
0,89
0,84
0,78
0,70
0,62
0,51
1,11
0,93
1,00
0,98
0,94
0,88'
0,80
0,72
0,63
0,54
0,45
0,35
Таблица
42
потоков коротковолновой у х о д я щ е й радиации
0° < 0 < 37,5°; 0° < aj) < 360°
Z q — 30°
ф = 0°
ф = 180°
D/DR
|) = 0 °
D/D r
DJDR
Изотропное
D/DR
ф = 180°
D
/
D
г
т = 0,8
1,00
0,98
0,94
0,87
0,79
0,69
0,58
0,46
0,36
0,25
5,01
4,92
4,70
4,36
4,94
3,44
2,88
2,32
1,78
1,25
4,94
4,73
4,42
4,00
3,53
2,96
2,39
1,85
1,31
0,99
0,94
0,88
0,80
0,70
0,59
0,48
0,37
0,26
1,69
1,70
1.66
1,58
1,49
1,37
1,22
1,08
0,92
0,74
1,00
1,00
0,98
0,93
0,88
0,82
0,72
0,64
0,54
0,44
1,64
1,55
1,45
1,33
1,20
1,06
0,91
0,75
0,58
0,97
0,92
0,86
0,79
0,71
0,62
0,54
0,44
0,35
1,00
0,98
0,94
0,88
0,80
0,72
0,63
0,54
0,45
0,35
связи с тем, что интенсивность уходящего излучения была рассчитана по направлениям с азимутами 0, 45, 90, 135 и 180°, а
границу между разными участками на земной ' поверхности
удобнее проводить между выбранными для интенсивностей азимутами.
20
З а к . 359
285
Потоки (10
2
zQ=30°
D
D
ф = 180°
/
D
г
D
D/DT
Х
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
5,27
5,06
4,94
4,57
4,18
3,80
3.32
2,83
2.33
1,39
2© = 75°
;
ф = 0-°
а°
вт/см 2 ) и относительные величины
Облачная зона: 0° < 9 < 7,5°;
1,00
0,96
0,94
0,87
0,79
0,72
0,63
0,54
0,44
0,26
5,19
4,90
4,62
4,23
3,86
3,44
2,90
2,38
1,83
ф = 0°
D
ф = 180°
D D
i
г
D
D/DT
1,62
1,53
1,42
1,31
1,20
1,07
0,91
0,81
0,61
0,97
0,92
0,86
0,79
0,72
0,64
0,55
0,49
0,37
= 0,2
0,99
0,93
0,88
0,80
0,73
0,65
0,55
0,45
0,35
1,66
1,65
1,60
1,52
1,42
1,32
1,19
1,05
0,90
0,75
1,00
1,00
0,97
0,92
0,86
0,80
0,72
0,64
0,54
0,45
К а к в и д н о из п р и в г д е н н ы х р е з у л !>татов в ы ч и с л е ! гий, пр и частичной облачности для приемных поверхностей, обращенных в
сторону расположения облаков, не наблюдается монотонного
убывания потока уходящего излучения с увеличением угла поворота поверхности. Д л я таких приемных поверхностей при некотором значении угла поворота а наблюдается максимум прихода радиации, отраженной от Земли и атмосферы. Д л я поверхностей, вращающихся в противоположную от облаков сторону,
имеем монотонное и довольно быстрое убывание величины потока уходящего излучения с увеличением угла поворота. Отмеченные обстоятельства отчетливо видны на рис. 115—118, где
представлена зависимость относительных величин потоков уходящего излучения от угла наклона и азимута поверхности при
различных значениях zo и т. На рисунках схематически изображено расположение поверхностей с разным альбедо, причем участок поверхности с альбедо, равным 0,8, заштрихован.
Приведенные графики показывают, что при наличии больших контрастов между отдельными участками на земной поверхности количество уходящей радиации, попадающей на заданную поверхность в атмосфере, зависит не только от угла поворота, но и очень существенно от азимута этой поверхности.
Наибольшее количество радиации получают поверхности, обращенные в сторону расположения облачного покрова. Можно
отметить, что с ростом зенитного расстояния Солнца и оптической толщины атмосферы влияние азимутальной ориентации
уменьшается. Как видно из рис. 115, при z© = 3 0 ° и т = 0 , 2 раз,286
Таблица
43
потоков коротковолновой у х о д я щ е й радиации
22,5° < 0 < 37,5°; 52,5° < 0 < 67,5°; 0° < ф < 360°
20=30°
2Q=75°
ф=
ф = 0°
D
D
/
D
г
D
180°
D/DT
ф = 0°
D
D/DR
ф = 180°
D
D/DT
1,70
1,61
1,50
1,38
1,28
1,18
1.00
0,85
0,68
0,96
0,91
.0,85
0,78
0,72
0,67
0,57
0,48
0,39
Изотропное
DJDR
т = 0,8
1,00
0,98
0,93
0,86
0,80
0,72
5,36
5,27
5,00
4,61
4,26
3,87
3,34
2.89
2,39
1,84
0,62
0,54
0,45
0,34
5.31
5,06
4,72
4,34
3,94
3,46
3,00
2.32
1,78
0,99
0,94
0,88
0,81
0,74
0,63
0,55
0,43
0,33
1,77
1,76
1,71
1,64
1,54
1,44
1,32
1,18
1,02
0,88
0,99
0,69
0,96
0,92
0,87
0,82
0,75
0,67
0,58
0,50
1,00
0,98
0,94
0,88
0,80
0,72
0,63
0,54
0,45
0,35
HOC1гь относ ительн ых пото ков дл я повер хносте? с о д ю1 3 К 0 В Ы М
углом наклона н противоположными а з и м у т а м и м о ж е т достигать 8 0 % ; при z o = 7 5 ° и т = 0 , 8 эта разность составляет около
15%. Это, очевидно, связано с тем, что при увеличении зенитного расстояния Солнца и оптической толщины атмосферы угловое распределение интенсивности уходящей р а д и а ц и и становится более равномерным. М а к с и м а л ь н а я разность в приходе
р а д и а ц и и на поверхности одинаковой крутизны и противопол о ж н ы х азимутов н а б л ю д а е т с я д л я углов наклона от 50 до 70°
во всех рассмотренных случаях.
Следует отметить, что во всех рассмотренных выше случаях относительные величины потоков уходящего
излучения
совершенно не согласуются с соответствующими, величинами, вычисленными д л я изотропного поля уходящего излучения.
Сопоставление всех полученных данных показывает, что по
мере того, к а к распределение о б л а к о в н а д видимым участком
земной поверхности п р и б л и ж а е т с я к симметричному, влияние
азимутальной ориентации на приход р а д и а ц и и уменьшается.
П р и симметричном относительно н а д и р а распределении участков
поверхности с различным альбедо (табл. 41—43) величины потоков уходящего излучения, п а д а ю щ е г о на различно ориентированные приемные поверхности, з а в и с я т практически только от
угла поворота этих поверхностей, а з и м у т а л ь н а я ориентация поверхностей влияет очень слабо. Почти все поверхности получ а ю т у х о д я щ е й р а д и а ц и и меньше, чем горизонтально ориенти20*
287
Рис. 115. Относительные потоки уходящего коротковолнового излучения на различно ориентированные поверхности при неоднородном альбедо.
1) Т = 0,20, z Q = 30°; 2) Т = 0,20, г
= 7 5 ° ; 3) t = 0,80, z Q = 3 0 ° ; 4) t = 0,80, Z
= 75°;
Q
5) изотропная кривая; 6) ф = 0°; 7) ф = 180°.
Рис. 116. Относительные потоки уходящего коротковолнового излучения на различно ориентированные поверхности при неоднородном альбедо.
Усл. обозначения см. рис, 115.
Рис. 117. Относительные потоки уходящего коротковолнового излучения на различно ориентированные поверхности при .неоднородном
альбедо.
Усл. обозначения см. рис. 115.
Рис. 118. Относительные потоки уходящего коротковолнового излучения на поверхности различных ориентаций при неоднородном
альбедо.
Усл. обозначения с ц . рис. 115.
рованная поверхность. Относительные величины потоков во
многих случаях оказываются довольно близкими к соответствующим величинам для изотропной уходящей радиации. На
основании данных вычислений можно сделать вывод, что при
симметрично распределенной частичной облачности для приближенных оценок относительных величин потоков уходящего
излучения можно пользоваться изотропной кривой при небольших зенитных расстояниях Солнца и для поверхностей с углом
поворота а < 5 0 ° . В случае несимметрично распределенной облачности необходимо учитывать как угол поворота, так и азимут приемной поверхности. Изотропное приближение при этом
совершенно неприменимо.
Некоторые результаты, изложенные в этом параграфе, опубликованы ранее в работах авторов [7, 8, 9].
§ 4. Суммарные потоки уходящей радиации
На поверхность космического аппарата может попадать одновременно прямая солнечная радиация, коротковолновая радиация, отраженная от земной поверхности и атмосферы, и
длинноволновое излучение земной поверхности и атмосферы.
Поэтому представляет интерес определить величину суммарного
потока уходящего излучения, падающего на различно ориентированные поверхности в атмосфере.
Потоки прямой солнечной радиации на различно ориентированные поверхности, расположенные в атмосфере на высоте
300 км, вычислены для различных зенитных расстояний Солнца
при значении солнечной постоянной, равной 0,1395 вт/см 2 . Д л я
поверхностей, находящихся на высоте 300 км, предельное зенитное расстояние Солнца, при котором прямые лучи еще попадают на приемную поверхность, составляет 107°. В настоящей работе рассчитаны внеатмосферные значения потоков прямой солнечной радиации. Если для зенитных расстояний Солнца, меньших 90°, это можно считать приемлемым, поскольку поверхность расположена на высоте 300 км, то для г© > 9 0 ° при
расчетах потоков солнечной радиации следовало бы учитывать
влияние атмосферы, так как при 2© > 9 0 ° лучи Солнца, попадающие на приемную поверхность, проходят через нижние слои
атмосферы. Но в данном случае это обстоятельство несущественно, поскольку в дальнейшем суммарные, потоки вычислялись лишь для z© <90°.
Расчеты потоков прямой солнечной радиации выполнены для
поверхностей с углом поворота от 0 до 180° (через 10°), ориентированных в сторону Солнца (я|5 = 0°) и в противоположную сторону (ф=180 й ), т. е. для полного оборота поверхности на 360°а
Напомним, что значение а = 0° соответствует горизонтально ори,290
ентированной поверхности, направленной к Земле приемной
частью. Угол поворота поверхности отсчитывается от вертикали. Результаты расчетов представлены на рис. 119, где потоки
Рис. 119. Прямая солнечная радиация на различно ориентированные поверхности.
1)
3^
=
30",
2)
z Q = 45°, 3)
' б) г
о
г
о
= 60°,
4)
*
g
= 75°, 5) . z q = 90°,
= 100°, 7 ) z Q = 1 0 7 ° . '
прямой солнечной радиации даны в вт/см 2 . Кривые зависимости
величины потока от угла поворота и азимута поверхности показывают, при каких ориентация* п р я м а я солнечная радиация не
попадает на приемную поверхность. Например, при zQ = 3 0 ° солнечную радиацию получают поверхности при а < 6 0 ° , ^ = 0° и
при а > 1 2 0 ° , г|з= 180°. Максимальное значение потока прямой
,291
солнечной р а д и а ц и и - и м е е т место д л я поверхностей, ориентированных перпендикулярно к солнечным лучам, и равно по величине принятой солнечной постоянной. Ориентация поверхности,
соответствующая м а к с и м а л ь н о м у приходу прямой солнечной радиации, определяется д л я принятой здесь систёмы отсчета сле0 вт/см2
Рис. 120. Суммарный поток уходящего излучения на различно ориентированные поверхности.
1) г
75°,. т = 0,80, .4 = 0,10; 2) z Q = 3 0 ° ,
т = 0,80; Л = 0 , 8 0 ;
3)
=
t = 0,80,
А = 0,80.
дующими значениями угла поворота и азимута: а Ш а х = 1 8 0 о —
—2©, г|) = 0°. Из рис. 119 м о ж н о видеть, к а к быстро в о з р а с т а е т
поток прямой солнечной р а д и а ц и и с уменьшением угла падения
лучей на приемную поверхность.
Используя данные вычислений потоков у х о д я щ е г о длинноволнового и коротковолнового излучения, а т а к ж е потоков прямой солнечной радиации, можем определить с у м м а р н ы е потоки
радиации, п а д а ю щ и е на различно ориентированные поверхности
в атмосфере. Поскольку внеатмосферные значения потоков прямой солнечной р а д и а ц и и не с в я з а н ы со с т р а т и ф и к а ц и е й атмосферы или ее оптическими свойствами, при суммировании пото-.
ков уходящего излучения с потоками солнечной р а д и а ц и и следует учитывать л и ш ь зенитное расстояние Солнца.
,292
Результаты вычислений суммарных потоков радиации на поверхности различных ориентаций при безоблачной атмосфере
представлены в табл. 44—48 и на рис. 120—121. К а к видно из
приведенных данных, для суммарного потока радиации не наблюдается монотонного убывания с ростом угла поворота поверхности, ориентированной как в сторону Солнца, так и в противоположную сторону. Д л я поверхностей с азимутом if = 0° кривая изменения величины суммарного потока в зависимости от
Рис. 121. Суммарный поток уходящего .излучения на различно
ориентированные поверхности.
1); Z
О
=30°,
Т = 0,20, Л = 0,10; 2) г = 75°, • т = 0,20, А = 0; 3)
' О
т = 0,20, Л = 0,80; 4) 2 Q = 7 5 ° , t = 0,20, Л = 0,80.
г =30°,.
О
угла поворота имеет минимум и максимум. Минимум наблюдается при таких значениях угла поворота, начиная с которых,
при их дальнейшем увеличении, на приемную поверхность попадает прямая солнечная радиация. Д а л е е с ростом а суммарный поток радиации резко увеличивается, достигая максимума
при значениях, а, близких к а т а х - Д л я поверхностей с азимутом
•ф=180° и при 2© > 7 5 ° наблюдается минимум суммарного потока
при таких ж е условиях, как и для поверхностей с азимутом
if = 0°. При зенитных расстояниях Солнца z © > 7 5 ° величина суммарного потока на.поверхности с азимутом if =180° монотонно
уменьшается с ростом угла поворота поверхности.
,293
Сравнение величин составляющих потоков показывает, что
почти во всех случаях, когда прямая радиация Солнца попадает на приемную поверхность, поток прямой радиации заметно
больше потоков уходящего длинноволнового и коротковолнового излучения. Лишь в случае больших значений альбедо, земной
поверхности и при малых значениях зенитного расстояния Солнца поток уходящего коротковолнового излучения может быть
больше потока прямой солнечной радиации для некоторых
ориентаций поверхностей при достаточно косом падении солнечных лучей (т. е. для небольших углов поворота).
Соотношение между величинами потоков, уходящего длинноволнового и коротковолнового излучения оказывается весьма
различным в зависимости от конкретных условий в атмосфере
и на земной поверхности, а т а к ж е от ориентации приемной поверхности. К а к было установлено ранее, потоки уходящего
длинноволнового излучения обладают значительно меньшей изменчивостью в зависимости от стратификации атмосферы по
сравнению с потоками коротковолнового излучения, изменяющимися весьма значительно в зависимости от величии оптических параметров в атмосфере. Сравнительный анализ полученных
данных показывает, что при малых значениях альбедо земной
поверхности и оптической толщины атмосферы длинноволновые потоки оказываются больше коротковолновых при любых
зенитных расстояниях Солнца и почти для всех ориентаций приемной поверхности (см. табл. 44 и 45). Лишь для поверхностей
Таблица
44
Суммарные потоки уходящего излучения на поверхности различных
ориентаций ( Ю - 2 вт/см 2 )
z Q = 30°; Т* = 0,2; Л = 0,1
ф п = 180°
>|>п== 0°
S
2,42
6,97
8,96
10,68
12,07
13,10
13,73
13,94
13,73
,294
D
F
S+ D+ F
1,59
1,-54
1,39
1,16
0,822
0,574
0,467
0,358
0,252
0,160
0,085
9,036
0,007
2,47
2,43
2,16
1,75
1,29
0,822
0,630
0,443
0,290
0,167
0,073
0,021
4,06
3,97
3,55
2,91
4,53
8,37
10,06
11,48
12,61
13,43
13,89
14,00
13,74
0,001
S
D
2,42
4,77
6,97
8,96
1,59
1,57
1,43
1,23
0,940
0,615
0,498
0,377
0,263
0,165
0,084
0,033
0,006
S+ D+ F
Т а б л и ц а 48
Суммарные
потоки
у х о д я щ е г о излучения на п о в е р х н о с т и р а з л и ч н ы х
ориентаций (10~2 вт/см2)
2 0 = 75°; X = 0,2; А = 0,1
ф == 0°
Ф = 180°
а"
S
0
10
30
50
70
90
100
110
120
130
140
150
160
D
0,800
3,61
7,99
11,42
13,46
13,89
13,89
13,46
12,63
11,42
9,86
7,99
F
2,25
0,803
0,773
0,704
2,22
0,443
0,377
0,304
0,230
0,157
0,091
0,042
0,009
0,761
0,584
0,414
0,273
0,159
0,070
0,600
1,98
1,61
1,18
0,021
0,001
S+ D+ F
3,05
3,02
6,36
10,30
13,20
14,66
14,85
14,61
13,96
12,95
11,58
9,92
8,00
D
0,800
0,780
0,674
0,580
0,468
0,361
0,270
0,216
0,152
0,105
0,057
0,024
0,006
F+D
3,05
3,00
2,65
2,19
1,65
1,12
0,854
0,630
0,425
0,264
0,127
0,045
0,006
с углом поворота а > 1 3 0 ° н а б л ю д а е т с я обратное соотношение,
потоки уходящего коротковолнового излучения о к а з ы в а ю т с я
больше. Это, очевидно, с в я з а н о с тем, что длинноволновое излучение убывает к к р а ю видимого диска Земли, тогда к а к интенсивность коротковолнового излучения д л я рассматриваемых,
условий увеличивается с ростом надирного угла. П р и углах
поворота а > 1 3 0 ° приемные поверхности получают р а д и а ц и ю от
узкой полосы на к р а ю видимого участка Земли.
Т а к о е ж е соотношение потоков н а б л ю д а е т с я при больших
значениях зенитного расстояния Солнца и оптической толщины
а т м о с ф е р ы и малых величинах альбедо.
П р и больших значениях альбедо подстилающей поверхности
и м а л ы х зенитных расстояниях Солнца величины потоков уходящего. коротковолнового излучения значительно больше потоков длинноволнового излучения при любой оптической толщине
атмосферы и д л я всех значений угла поворота приемной поверхности (см. т а б л . 46). Д л я больших значений зенитного расстояния Солнца и альбедо земной поверхности и при малой оптической толщине а т м о с ф е р ы т а к ж е н а б л ю д а е т с я п р е о б л а д а н и е ко-,
ротковолнового уходящего потока н а д длинноволнрВьШ, но не
в т а к о й значительной степени,, к а к в предыдущем случае
(табл. 47). При больших зенитных расстояниях Солнца, альбедо земной поверхности и оптической толщине атмосферы или
при м а л ы х зенитных расстояниях Солнца, альбедо • земной поверхности и большой оптической толщине атмосферы потоки
295
Т а б л и ц а 48
Суммарные потоки уходящего излучения на поверхности различных
ориентаций (10~ 2 вт/см 2 )
г я = 30°, т* = 0,2 А = 0,8
ф = 180°
Ф=о°
S + D + T1
о
10
30
50
70
90
100
110
120
130
140
150
160
2,42
6,97
8,96
10,68
12,07
13,10
13,73
13,94
13,73
11.14
10,96
9,78
8,02
8,39
10,72
11,92
12,86
13,54
13,99
14.15
14,10
13,76
2,31
2,27
2,02
1,64
1,21
0,774
0,594
0,420
0,276
0,160
0,070
0,021
0,001
8,83
8,69
7,76
6,38
4,76
2,98
2,37
1,76
1,19
0,729
0,354
0,137
0,024
•S + D + .F
2,42
4,77
6,97
8,96
8,83
8,70
7.81
6,44
4.82
3,02
2,38
1,78
1,20
0,732
0,352
0,135
0,024
11,14
10,97
9,83
8,08
6,03
3,79
2.97
2,20
1,48
3,31
5,19
7,13
8.98
Т а б л и ц а 47
Суммарные потоки уходящего излучения на поверхности различных
ориентаций ( Ю - 2 вт/см 2 )
2 0 = 75°; Т = 0,2; А = 0,8
ф== 0°
S
0
10
30
50
70
90
100
110
120'
130
140
150
160
3,61
7,99
11,42
13,46
13,89
13,89
13,46
12,63
11,42
9,86
7,99
D
2,49
2,48
2,27
1,93
1,51
1,01
0,824
0,634
0,450
0,290
0,154
0,066
0,013
Ф = 180°
F
2,08
2,05
1,82
1,49
1,10
0,708
0,545
0,387
0,255
0,149
0,066
0,020
0,001
S+
D+F
4,57
4,53
7,70
11,41
14,03
15,18
15,26"
14,91
14,16
13,07
11,64
9,45
8,00
D
2,49
2,44
2,17
1,81
1,38
0,892
0,720
0,546
0,378
0,238
0,120
0,047
0,010
D+ F
4,57
4,49
3,99
3,30
2,48
1,60
1,26
0,933
0,633
0,387
0,186
0,067
0,011
уходящего длинноволнового и коротковолнового излучения примерно одинаковы (см. табл. 48).
^
Суммарные потоки уходящего излучения обладают очень
большой изменчивостью в зависимости от ориентации облучае296
Таблица
Суммарные
потоки у х о д я щ е г о излучения на поверхности
ориентаций ( Ю - 2 вт/см 2 )
z G = 30°; т = 0,8; А = 0,1
Ф == 0°
а°
0
10
30
50
70
90
100
110
120
130
140
150
160
5
—
—
—
2,42
6,97
8,96
10,68
12,07
13,10
13,73
13,94
13,73
48
различных
Л|) = 180°
D
F
2,50
2,41
2,16
1,82
1,40
0,918
0,752
0,573
0,409
0,263
0,139
0,058
0,011
2,47
2,43
2,16
1,75
1.29
0,822
0,630
0,443
0,290
0,167
0,073
0,021
0,002
S+
D+F
4,97
4,84
4,32
3,57
5,11'
8,71
10,34
11,70
12,80
13,53
13,94
14,02
13,74
S
_
—
—
—
—
—
—
—
2,42
4,77
6,97
8,96
,,
D
S + D+ F
2,50
2,43
2,21
1,88
1,4-7
0,971
0,790
0,601
0,421
0,265
0,135
0,054
0,010
4,97
4,86
4,37
3,63
2,76
1,793
1,420
1,044
0,711
2,852
4,978
7,045
8,972
мой поверхности. Следовательно, д л я интерпретации спутниковых измерений суммарной р а д и а ц и и совершенно необходимо
знать ориентацию приемной поверхности прибора в к а ж д ы й момент измерений.
Р а с ч е т ы с у м м а р н ы х потоков излучения, п а д а ю щ и х на различно ориентированные поверхности в атмосфере, выполнены
здесь д л я однородной подстилающей поверхности и безоблачной
атмосферы. Следует о ж и д а т ь , что при частичной облачности и
д л я реальной подстилающей поверхности ориентация приемной
поверхности будет о к а з ы в а т ь еще более заметное влияние на
приход суммарного потока р а д и а ц и и .
Н а основании полученных результатов вычислений можно
сделать вывод, что во многих случаях приход р а д и а ц и и от Земли и атмосферы довольно сложно зависит от ориентации облучаемой поверхности.
Полученные в данной г л а в е результаты еще не позволяют
полностью решить поставленную здесь з а д а ч у . Необходимо дополнительно провести аналогичные расчеты д л я р а з л и ч н о ориентированных поверхностей, р а с п о л о ж е н н ы х в атмосфере на
разных высотах н а д земной поверхностью. Д л я интерпретации
спутниковых измерений уходящего излучения представляет такж е интерес выполнить расчеты потоков р а д и а ц и и д л я узкоугольных приемников радиации.
П р и исследовании теплового б а л а н с а искусственных спутников З е м л и интересно иметь д а н н ы е о потоках излучения от Солн297
ца, Земли и атмосферы на поверхности шара, цилиндра, конуса
и других геометрических тел, находящихся на разных высотах
в атмосфере и различно ориентированных в пространств^.
Следует еще раз отметить, что проведенные здесь расчеты
являются модельными. Почти во всех случаях рассматривалась
модель плоскопараллельной атмосферы. Важно оценить, насколько полученные данные будут близки к результатам для
сферической атмосферы. То же самое следует сказать и о расчетах, относящихся к условиям частичной облачности. Таким
образом, представленные здесь результаты расчетов следует
рассматривать как первый этап на пути решения поставленной
задачи.
ЛИТЕРАТУРА
К главе 1
1. К о н д р а т ь е в К. Я. Лучистый теплообмен в атмосфере. Гидрометеоиздат, 1956.
2. Ф е й г е л ь с о н Е. М. Спектральное отражение радиации облаками. Труды ГГО, вып. 166, 1964.
. '
3. Н о в о с е л ь ц е в Е . П., Т е р - М а р к а р я н ц Н. Е. Об отражении длинноволновой радиации водной поверхностью. Труды ГГО, вып. 125, 1962.
4. Б р а м с о н М. А., З е л ь м а н о в и ч И. Л., К у л е ш о в а Г. И. Излучательная способность воды в инфракрасной области спектра. Труды ГГО,
вып. 152, 1964.
5. М у л л а м а а Ю.-А. Р. Атлас оптических характеристик взволнованной
поверхности моря. Изд. АН ЭССР, Ин-т физики и астрономии, Тарту, 1964.
6. Я к у ш е в с к а я К. Е. О влиянии угловой зависимости отражательной
способности гладкой водной поверхности на угловое распределение тепловой уходящей радиации. Проблемы физики атмосферы, сб. 4. Изд. ЛГУ,
1966.
7. Н и й л и с к X. Ю. Новая радиационная номограмма. Изд. АН ЭССР,
т. X, сер. физ.-мат. и техн. наук, № 4, 1961.
8. Y a m a m o t o Q. and О п i s h i Q. Absorption coefficient of water vapour
in the far infrared region. The Science Reports of the Tohoku University,
ser. 5, v. I, No. I, 1949.
9. Y a m a m o t o G., S a s a m o r i T. Calculation of the absorption of the
15-micron carbori-dioxide band. The Science Reports of the Tohoku University, ser. 5, v. 10, No. 2, 1958.
10. S a s a m o r i T. The temperature effect on the absorption of the 15-micron
carbon-dioxide band. The Science Reports of the Tohoku University, ser. 5,
v. 11, No. 3, 1959.
11. W e x l e r R. Satellite observations of infrared radiation. Second SemiAnnual Technical Summary Report. Contract AF 19(604)—5968, 1960.
12. Н и й л и с к X. Ю. О зависимости функции пропускания атмосферы от
температуры. Исследования по физике атмосферы, ИФА АН ЭССР, № 4,
Тарту, 1963.
13. Н и й л и с к X. Ю. Оценка влияния температурной зависимости функции
пропускания атмосферы на результаты расчетов теплового излучения
в земной атмосфере. Исследования по физике атмосферы, ИФА АН
ЭССР, № 5, Тарту, 1963.
14. К о н д р а т ь е в К. Я., Я к у ш е в с к а я К. Е. Угловое распределение
уходящего теплового излучения в различных областях спектра. ЙСЗ, вып.
14, 1962.
15. К о и д р а т ь е в К. Я., Я к у ш е в с к а я К. Е. Угловое распределение
тепловой радиации системы Земля—атмосфера в различных областях
спектра. Труды ГГО, вып. 166, 1964.
16. К о н д р а т ь е в К. Я., Я к у ш е в с к а я К. Е. К вопросу о спектральном
распределении уходящего излучения. Проблемы физики атмосферы, сб. 2.
Изд. ЛГУ, 1963.
17. Я к у ш е в с к а я К. Е. Об угловой зависимости спектрального распределения тепловой уходящей радиации. Проблемы физики атмосферы, сб. 3.
Изд. ЛГУ, 1965.
18. К о н д р а т ь е в К. Я., Н и й л и с к X. Ю. Некоторые результаты теоретических расчетов углового распределения теплового излучения Земли как
планеты в реальных условиях Трулы ГГО, вып 166, 1964
19. L o n d o n J. The use of satellite observations for ' atmospheric radiation
studies. Archiv fur Metorologie, Geophysik und Bioklimatolopie Ser. В
Bd 12, H. 1, 1962..
20. К о п p о в а Л. И., M а л к e в и ч М. С. О тепловом излучении сферической атмосферы. Косм, иссл., т. II, вып. 6, 1964.
299
21. M c G e e R. A. An analytical infrared radiation model o! the Earth. Appl.
Opt., v. 1, No. 5, 1962.
22. M c G e e R. A. Far infrared radiation model of the Earth. AIAA (American
Institute of Aeronautics and Astronautics) Journal, v. 1, No. 9, 1963.
23. H a n e 1 R. А., В a n d e e n W. R., С о n r a t h B. J. The infrared horizon
of the planet Earth. J. Atm. Sci., v. 20, No. 2, 1963.
24. W a r k D. Q., Y a m a m o t o G , L i e n e s c h J. H. Methods of estimating infrared flux and surface temperature from meteorological satellites.
J. Atm. Sci., v. 19, No. 5, 1962.
25. W a г к D. Q., A 1 i s h о u s e J., Y a m a m o t o G. Variation of the infrared spectral radiance near the limb of the Earth. Appl. Opt., v. 3, No. 2,
1964.
26. W о e s t m a n J. W. Earth radiation model for infrared horizon sensor
applications. Infrared Physics, v. 3, No. 2, 1963.
27. H и й л и с к X. Ю. Об определении интенсивности длинноволновой радиации в атмосфере. Исследования по физике атмосферы, ИФА АН ЭССР,
№ 3, Тарту, 1962.
28. Я к у ш е в с к а я К. Е. Об одном приближении в расчетах тепловой радиации атмосферы. Вестник ЛГУ, № 10, сер. физики и химии, вып. 1, 1965.
29. G o d s o n W. L. Infrared transmission by water vapour. Part I.. The use
of spectroscopic data. Archiv fur Meteorologie, Geophysik und Bioklimatologie, Ser. B, Bd 12, H. 1, 1962.
30. E l s a s s e r W. M., G u l b e r t s o n M. F. Atmospheric radiation tables.
Meteorological Monographs, v. 4, No. 23, 1960.
31. G o o d y R. M. Atmospheric radiation. I. Theoretical Basis. Clarendon
Press, Oxford, 1964.
32. К о н д р а т ь е в К. Я. Актинометрия. Гидрометеоиздат, 1965.
' 33. G r y v n a k D. A., S h a w J. H. Study of the total absorption near, 4,7 jx
by two samples of CO as their total pressures and CO concentration were
independently varied. J. Opt. Soc. Am., v. 52, No. 5, 1962.
34. G o d s o n W. L., Infrared transmission by water vapour. Part II. The use
of laboratory data. Archiv fur Meteorologie, Geophysik und Bioklimatologie, Ser. B, Bd 12, H. 2, 1963.
35. К о н д р а т ь е в К. Я., Н и й л и с к X. Ю. О тепловом излучении 9,6 и
полосы поглощения озона в атмосфере. Проблемы физики атмосферы,
сб. 2. Изд. ЛГУ, J963.
36. W а 1 s h a w С. D. Infrared radiation in the atmosphere. Science Progress,
v. XLVII, No. 185, 1959.
37. В u г с h D., H o w a r d J. and W i l l i a m s D. Infrared transmission of
synthetic atmospheres. V. Absorption laws for overlapping bands. J. Opt.
Soc. Am., v. 46, No. 6, 1956.
•
38. G u t n i c k M. How dry is the sky? J. Geophys. Res., v. 66, No. 9, 1961.
39. М а л к е в и ч M. С., С а м с о н о в Ю. Б., К о п р о в а Л. И. Водяной пар
в стратосфере. Усп. физ. наук, т. LXXX, вып. 1, 1963.
40. G u t n i c k М. Mean moisture profiles to 31 km for middle latitudes. Appl.
Opt., v. 1, No. 5, 1962.
41. D o b s o n G. M. B.,^ B r e w e r A. W., H o u g h t o n J. T. The humidity
of stratosphere. J. Geophys. Res., v. 67, No. 2, 1962.
42. G u t n i с k M. Reply to preceding discussion. J. Geophys. Res., v. 67, No. 2,
1962.
43. M a s t e r b r o o k H. J. The status of water vapor observations above
20 km and some implications as to the general circulation. Trans. Am.
Geophys. Union, v. 44, No. 4, p. 951, 1963.
44. G u t n i c k M. An estimate of precipitable water along high altitude ray
paths. Air Force Surveys in Geophysics, 120, Air Force Cambridge Research Laboratories, Bedford, Mass., 1960.
45. Я к у ш е в с к а я К. E. Вклад земной поверхности, облаков и различных
слоев атмосферы в .„уходящее Излучение. Проблемы физики атмосферы,
сб. 3. Изд. ЛГУ, 1965,
,300
46. Ш е х т е р Ф. Н. К вычислению лучистых потоков тепла в атмосфере.
Труды ГГО, вып. 22, 1950.
47. L o n d o n J. A study of the atmospheric heat balance. Final report. Contract, No. AF 19(122)—165, 1957. .
48. Я к у ш е в с к а я К. Е. О сравнении экспериментальных и теоретически
рассчитанных значений интенсивности неизотропного теплового излучения
атмосферы. Проблемы физики атмосферы, сб. 3. Изд. ЛГУ, 1965.
49. С о n г a t h В. J. Earth scan analog signal relationships in the TIROS radiation experiment and their application to the problem of horizon sensing.
NASA Technical Note D-1341, Goddard Space Flight Center, Greenbelt,
Md., 1962.
50. H a n e l R. A., W a r k D. Q. TIROS II radiation experiment and its physical significance. J. Opt. Soc. Am., v. 51, No. 12, 1961.
51. W e x l e r R. Infrared and visual radiation measurements from TIROS III.
Appl. Opt., v. 3. No. 2„ 1964.
52. В a n d e e n W. R., С о n r a t h B. J., H a n e l R. A. Experimental confirmation from the TIROS VII meteorological satellite of the theoretically calculated radiance of the Earth within the 15-micron band of carbon dioxide.
J. Atm. Sci., v. 20, No. 6, 1963.
53. B u r n J. W. The application of the spectral and spatial characteristics of
the Earth's infrared horizon to horizon scanners. IEEE (Institute of Electrical and Electronics Engineers) Transactions on Aerospace, v. AS-1,
No. 2, 1963.
54. B l o c k L. C., Z а с h о r A. S. Inflight satellite measurements of infrared
spectral radiance of the Earth. Appl. Opt., v. 3, No. 2, 1964.
55. А в е р ь я н о в И. П., К а с а т к и н А. М., Л и в е н ц о в А. В., М а р к о в М. Н., М е р с о н Я. И., Ш а м и л е в М. Р., Ш е р в и н с к и й В. Е.
Измерение с высотной геофизической автоматической станции теплового
излучения Земли в космическое пространство во время полного солнечного затмения 15 февраля 1961 г. ИСЗ, вып. 14, 1962.
56. Л и в е н ц о в А. В., М а р к о в М. Я., М е р с о н Я. И., Ш а м и л е в М. Р. Экспериментальное определение уходящего излучения- Земли
в космическое пространство во время полного солнечного затмения, с вы; сотных геофизических ракет. Сб. «Актинометрия и оптика атмосферы».
Изд-во «Наука», 1964.
57. М и г с r a y D. G., B r o o k s J. N„ S i b l e N. J., W e s t d a l H . C. Optical measurements from high altitude balloons. Appl. Opt., v. 1, No. 2,
1962.
58. М а р к о в M. H., М е р с о н Я. И., Ш а м и л е в М. Р. Исследование поля
теплового излучения стратосферы и тропосферы в инфракрасной области
спектра с геофизических аэростатов. Косм, иссл., т. I, вып. 2, 1963.
59. М а р к о в М. Н., М е р с о н Я- И., Ш а м и л е в М. Р. Исследование углового распределения инфракрасного излучения Земли и атмосферы с геофизических аэростатов. Сб. «Актинометрия и оптика атмосферы». Изд-во
«Наука», 1964.
60. М а р к о в М. Н., M e р с о н Я. И., Ш а м и л е в М. Р. Сезонные вариации поля теплового излучения Земли и атмосферы в инфракрасной области спектра (по измерениям с геофизических аэростатов в 1962—
1963 гг.). Косм, иссл., т. III, вып. 2, 1965.
61. Л е б е д и н с к и й А. И., Г л о в а ц к и й Д. Н . , - Т у л у п о в В. И., X л о~ п о в Б. В., Ф о м и ч е в А. А., Ш у с т е р Г. И. Инфракрасная спектрофотометрия теплового излучения Земли. Сб. «Исследования космического
пространства». Изд-во «Наука»; 1965.
02. М а р к о в М. Н., М е р с о н Я. И., III а м и л е в М. Р. Исследование углового распределения излучения Земли и земной атмосферы с геофизических
ракет и аэростатов. Сб. «Исследования космического пространства».
Изд-во «Наука», 1965.
63. Б а ж у л и н П. . А., К а р т а ш е в А. В., М а р к о в М. Н. Угловое и
спектральное распределение излучения Земли в инфракрасной области
21
Зак. 359
301
64.
65.
66.
67.
68.
69.
70.
71.
72.
спектра. Сб. «Исследования космического пространства». Изд-во «Наука»,
1965.
М а р к о в М, Н., М е р с о н Я. И., Ш а м и л е в М. Р. Слои . верхней
атмосферы, излучающие в инфракрасной области спектра. Сб. «Исследования космического пространства». Изд-во-«Наука», 1965.
A d е 1 A. The atmospheric, windows at 6,3р. and 16 to 24 [x. Infrared Physics, v. 2, pp. 31—35, 1962.
Bandeen
W. R., C o n r a t h B. J., N o r d b e r g
W., T h o m p s o n H, P. A radiation view of hurricane Anna from the TIROS III meteorological satellite. Proceedings of the First Internationa] Symposium on
Rocket and Satellite Meteorology. Amsterdam, 1963.
R a s c h k e E., T a n n h a u s e r J. Investigation of atmospheric properties
based upon evaluation of infrared radiation data obtained from the TIROS
satellite. Part II. Influence of minor constituents on the outgoing radiation.
Final report, NASA Research Grant, NsG-305, May, 1965.
Л и в е н ц о в А. В., М а р к о в M. H., М е р с о н Я. И., LU а м и л е в М. Р.
Исследование углового распределения теплового излучения Земли в космическое пространство при пуске геофизической ракеты 27 августа 1958 г.
Косм, иссл., т. IV, вып. 4, 1966.
G i г а г d A. Analyse experimentale du contraste infrarouge entre la Terre
et l'espace. Office National d'Etudes et de Recherches Aerospatiales, tire
a part: T-. P. № 350, 1966.
Б а ж у л и н П. А., К а р т а ш е в А. В., М а р к о в М. Н. Исследование
углового и спектрального распределения излучения Земли в инфракрасной области спектра с ИСЗ «Космос-45». Косм, иссл., т. IV, вып. 4, 1966.
H a r n p s o n J . Photolysis of wet ozone and its significance to atmospheric
heating of the ozone layer. Int. Coun. Aeronaut. Sci. 3rd Cong. Stockholm—1962. Wash., Zdn, 1964.
H o u g h t o n Y. T. Infrared emission from stratosphere and mesosphere.
Proc. Roy. Soc., ser. A, y. 288, No. 1415, 1965.
К главе 2
1. Р о з е н б е р г Г. В. Рассеяние света в земной атмосфере. Усп. физ.
наук, т. 71, вып. 2, 1960.
2. S h u r . c l i f f W, A. Polarized light. Harvard Univ. Press, Cambr.—
Mass 1962
3. S h u r c l i f f W. A., B a l l a r d S. S._ Polarized light. Van Nostrand,
Princeton, Now Jersey, 1964.
4. В а н д е Х ю л с т Г . Рассеяние света малыми частицами. Изд-во иностр.
лит., М„ 1961.
5. Ч а н д р а с е к а р С. Перенос лучистой энергии. Изд-во иностр. лит.,
М„ 1953.
6. Г е р м.о г е н о в а Т. А. О влиянии поляризации на распределение интенсивности рассеянного излучения. Изв. АН СССР, сер. геофиз., № 6,
1962.
7. S t o k e s G. On tl\e composition and resolution of streams of polarized
light, from different sources. Trans. Cambr. Phil. Soc., v. 9, p. 399, 1852.
8. P о з e н б e р.гчГ. В. Вектор-параметр Стокса. УФН, т. 56, вып. 1. 1955.
9. С о б о л е в В..*В. Перенос лучистой энергии в атмосферах звезд и планет. Гостехиздат, М., 1956.
10. М а р ч у к Г. И. Методы расчета ядерных реакторов. Госатомиздат, 1961.
11. B u s b r i d g e I. W. The mathematics of radiative transfer. Cambridge
Univ. Press, 1960.
12. K o u r g a n o f f V., B u s b r i d g e I. W. Basic methods in transfer
problems. Clarendon Press, Oxford, 1952.
i
,302
13. P r e i ' s e n d o r f e r R. W., Radiative transfer on discrete spaces. Pergamon Press, Oxford, 1965.
14. С а в о с т ь я н о в а M. В. Спектральный состав дневного света при
фотосъемке. Изв. АН СССР, сер. геогр. и геофиз., № 4, 1942.
15. Ш и ф р и н К. С., А в а с т е О. А. Потоки коротковолновой радиации
в безоблачной атмосфере. Исследования по физике атмосферы, ИФА АН
ЭССР, № 2, 1960.
16. Ш и ф р и н К. С., Ш у б о в а Г. Л. Изменчивость вертикальной прозрачности, Труды ГГО, вып. 170, 1965.
17. Б а л а н о в с к и й И. А. Астрофизика. Под. ред. Б. М. Герасимовича.
Астрофотометрия, гл. 3. ОНТИ, 1934.
18. Ю д а л е в и ч Ф. Ф. О многократном рассеянии в инфракрасной области
спектра. Изв. АН СССР, сер. геофиз., № 7, 1956.
19. А в а с т е О. А. Интенсивности и потоки уходящей радиации при сферической Земле в близкой инфракрасной области спектра. Сб. «Актинометрия и атмосферная оптика». Изд-во «Наука», М., 1964.
20. J o h n s o n F. S. The solar constant. J. Meteorol., v. 11, No. 6, 1954.
21. Ф е й г е л ь с о н E. M. Радиационные процессы в слоистообразных облаках. Изд-во «Наука», М., 1964.
22. S e k e r a Z. Recent developments in the study of the polarization of sky
light. Advances in Geophysics. Ed. by L a n d s b e r g H. E., v. 3, p. 43—
104, Acad. Press, N. Y„ 1956.
23. L o r d R a y l e i g h (The Hon. J. W. Strutt). On the scattering of light
by small particles. Phil. Mag., v. 14, ser. 4, p. 447—454, 1871.
24. С о u 1 s о n K. L., D a v e J. V., S e k e r a Z. Tables related to radiation
emerging from a planetary atmosphere with Rayleigh scattering. Univ. of
California Press, Berkeley — Los Angeles, 1960.
25. C h a n d r a s e k h a r S., E l b e r t D. D. The illumination and polarization of the sunlit sky on Rayleigh scattering. Trans. Am. Phil. Soc., New
series, v. 44, pt 6, 1954.
26. C o u l s o n K. L. Characteristics of the radiation emerging from the top
of a Rayleigh atmosphere. I. Intensity and polarization. II. Total upward
flux and albedo. Planet. Space Sci., v. 1, No. 4, 1959.
27. F г a s e r R. S. Apparent contrasts of objects on the Earth's surface as
seen from above the Earth's atmosphere. J. Opt. Soc. Am., v. 54, No. 3,
1964.
28. H a m m a d A., C h a p m a n S. The primary and secondary scattering of
sunlight in a plane-stratified atmosphere of uniform composition. Phil.
Mag., ser. 7, v. 28, No. 186, 1939.
29. H a m m a d A. The primary and secondary scattering of sunlight in planestratified atmosphere of uniform composition. Astrophys. J., v. 108, No. 3,
1948.
30. V a n d e H u 1 s t H. C. Scattering in a planetary atmosphere. Astrophys.
J., v. 107, No. 2, 1948.
31. W a l t o n O. F. Atmosphere scattering and absorption of ultraviolet sunlight. Phil. Mag., ser. 7, v. 46, No. 374, 1955.
32. G 01 s t e i n J. S. The infrared reflectivity of a planetary atmosphere.
Astrophys. J., v. 132, No. 2, 1960.
33. V a n d e H u l s t H. C. I r v i n e W. M. General report on radiation
transfer in planets: scattering in model planetary atmospheres. Mem.
Soc. Roy. Sci. Liege, ser. 5, v. 7; No. 1, 1963.
34. I r v i n e . W . M. The formation of absorption bands and the distribution
of photon optical paths in scattering atmosphere. Bull. Astr. Inst. Netherlands, v. 17, No. 4, 1964.
35. Р о м а н о в а Л. M. Предельные случаи функции распределения по пробегам фотонов, выходящих из толстого светорассеивающего слоя. Изв.
АН СССР, серия физики атмосферы и океана, т. 1, № 6, 1965.
36. D a v e J. V. Importance of higher order scattering in a molecular atmosphere. J. Opt. Soc. Am., v. 54, No. 3, 1964.
21*
303
37. D e В а г у E., B u l l r i c h R. Effects of higher order scattering in a
molecular atmosphere. J. Opt. Soc. Am., v. 54, No. 12, 1964.
38. F r i e d m a n R. M„ R a w c l i f f e R. D„ M e l o y С. E. Radiance of the
upper atmosphere in the middle ultraviolet. J. Geophys. Soc., v. 68, No. 24,
1963.
39. G r e e n A. E. S. Attenuation by ozone and the Earth's albedo in the
middle ultraviolet. Appl. Opt., v. 3, No. 2, 1964.
40. S e k e r a Z., D a v e J. V. Determination of the vertical distribution of
ozone from the measurement of diffusely reflected ultraviolet solar radi. ation. Planet. Space Sci., v. 5, No. 2, 1961.
41. Г e p м о г e н о в а Т. A., M а л к e в и ч М. С. Поле отраженной радиации
земли в полосе поглощения озона 0,20—0,34 р. 1. Спектральное распределение. Изв. АН СССР, серия физики атмосферы и океана, т. 1, № 9,
1965.
42. Е 11 е г m a n L. A representative vertical ozone distribution for atmospheric transmission studies. Appl. Opt., v. 3, No. 5, 1964.
43. T o h m a t s u T. The Schuman-Runge day airglow. Rep. of Ionosphere
and Space Res., Japan, v. 17, No. 3, 1963.
44. J о h n s о n E. S., P u г с e 11 L. D. Direct measurement of the vertical
distribution of atmospheric ozone to 70km altitude. J. Geophys. Res.,
v. 57, No. 2, 1952.
45. Г е р м о г е н о в а Т. А. О характере решения уравнения переноса для
плоского слоя. Журн. вычисл. математики и математической физики,
т. 1, № 6, 1961.
46. J u n g e С. Е. Sulphur in the atmosphere. J. Geophys. Res., v. 65, No. 1, 1960.
47. J u n g e С. E., С h a g n о n C. W., M a n s o n J . E. A worldwide stratospheric aerosol layer. Science, v. 133, No. 3463, 1961.
48. С h a g n о n C. W., J u n g e С. E. The vertical distribution of submicron
particles in the stratosphere. J. Meteorol., v. 18, No. 6, 1961.
49. J u n g e С. E., M a n s о n J. E. Stratospheric aerosol studies. J. Geophys.
Res., v. 66, No. 7, 1961.
50. B i g g E. K., M i l e s С. Т., H e f f e r n a n K. J. Stratospheric ice nuclei.
J. Meteorol., v. 18, No. 6, 1961.
51. J u n g e С. E. Sulphur in the atmosphere. J. Geophys. Res., v. 68, No. 13,
1963.
52. R о s s 1 e r F., V a s s y E. Lumiere solaire difusee par l'atmosphere mesuree a bord d'une fusee Veronique: distribution verticale des aerosols.
Compt. Rend., t. 254, No. 11, 1962.
53. F r i e n d J. P., S h e r w o o d R. D„ S a b e l s В. E. High altitude
sampling program stratospheric particle studies. Bull. Am. Meteorol. Soc.,
v. 45, No. 1, 1964.
54. Р о з е н б е р г Г. В., Н и к о л а е в а - Т е р е ш к о в а ' В . В. Стратосферный аэрозоль. по измерениям с космического корабля. Изв. АН СССР,
Физика атмосферы и океана. Изв. АН СССР, т, I, № 4, 1965.
55. Ф а р а п о н о в а Г. П. Измерение ослабления солнечного света в свободной атмосфере. Труды ЦАО, вып. 32, 1959.
Б6. Ш и ф р и н К. С., М и н и н И. Н. К теории негоризонтальной видимости. Труды ГГО, вып. 68, 1957.
57. Р е n n d о г f R. The vertical distribution of Mie particles in the troposphere. J. Meteorol., v. 11, No. 3, 1954.
58. S с h m о 1 i n s k у F. Die Wellenlangenabhangikeit der Sichtweite und
des Koeffizienten der Dunstextinktion. Meteorol. Zeitschr., v. 61, No. 6,
1944.
59. F о i t z i k L., Z с h a e с k H. Messungen der spektralen Zerstreuungsfunktion bodennaher Luft bei guter Sicht, Dunst und Nebel. Zs. f. Meteorol.-,
v. 7, No. 1, 1953.
60. С о б о л е в В. В. Приближенное решение задачи о рассеянии света в
среде с произвольной индикатрисой рассеяния. Астр, ж., т. 20, № 5—6,
1943.
,304
61. Ш и ф р и н К. С., П я т о в с к а я Н. П. Таблицы наклонной дальности
видимости и яркости дневного неба. Гидрометеоиздат, Л., 1959.
62. А в а с т е О. А., А т р о ш е н к о В. С. О точности метода В. В. Соболева. Изв. АН СССР, сер. геогр., № 3, 1960.
63. Ф е й г е л ь с о н Е. М., М а л к е в и ч М. С. и др. Расчет яркости света
в атмосфере при анизотропном рассеянии, ч. I. Труды ИФА АН СССР,
№ 1, 1958.
64. А т р о ш е н к о В. С., Г л а з о в а К. С., М а л к е в и ч М. С., Ф е й г е л ь с о н Е. М. Расчет яркости света в атмосфере при анизотропном рассеянии. Часть 2. Труды ИФА АН СССР, № 3, 1962.
65. М а л к е в и ч М. С. Угловое и спектральное распределение радиации,
отраженной землей в мировое пространство. ИСЗ, вып. 14, 1962.
66. Ш и ф р и н К. С., К о л о м и й ц о в В. Ю., П я т о в с к а я Н. П. Определение потока уходящей коротковолновой радиации с помощью искусственного спутника Земли. Труды ГГО, вып. 166, 1964.
67. А в а с т е О., М у л л а м а а Ю.-А., III и ф р и н К. С. Поле уходящей
коротковолновой радиации в видимой и близкой инфракрасной областях
спектра при неортотропной подстилающей поверхности. Исследования по
физике атмосферы. ИФА АН ЭССР, № 6, 1964.
68. С h и С. М., L е а с о с k J. A., C h e n J. С., C h u r c h i l l S., W. Numerical
solutions for multiple anisotropic scattering. ICES Electromagnetic Scattering, 567—582, Pergamon Press, N. Y., 1963,
69. D e i r m e n d j i a n D. Exact theoretical scattering and polarization properties of polydispersed clouds. J. Geophys. Res., v. 67,' No. 4, 1962.
70. D e i r m e n d j i a n D. Scattering and polarization properties of polydispersed suspensions with partial absorption. ICES Electromagnetic Scattering, 171—189, Pergamon Press, N. Y., 1963.
71. С h a n d r a s e к h a r S. The radiative equlibrium of extended stellar
atmospheres. Monthly Notices Roy. Astro. Soc. London, v. 94, No. 5, 1934.
72. К о s i r e v N. A. Radiative equilibrium of the extended photosphere.
Monthly Notices Roy. Astro. Soc. London, v. 94, No. 5, 1934.
73. L e n o b l e J., S e k e r a Z. Equation of radiative transfer in a planetary
spherical atmosphere. Proc. Nat. Acad. Sci. U. S. A., v. 47, No. 3, 1961.
74. D e i r m e n d j i a n D. The optical thickness of the molecular atmosphere.
Arch. Meteorol. Geophys. u. Bioklimatol., Ser. B, v. 6, No. 4, 1955.
75. С a p m a n S. The absorption and dissociative or ionizing effect of monochromatic radiation in an atmosphere on a rotating Earth. Pt II. Grazing
incidence. Proc. Phys. Soc. London, v. 43, pt 5, No. 240, 1931.
76. C h a p m a n S. Note on a grazing incidence integral Ch (x, X) for monochromatic absorption in an exponential atmosphere. Proc. Phys. Soc. London, v. 66, pt 8, No. 404 B, 1953.
77. W i l k e s M. V. A table of Chapman's grazing incidence integral Ch
(x, X). Proc. Phys. Soc. London, ser. B, v. 67, pt 4, No. 412 B, 1954.
78. F i t z m a u e r i c e J. A. Simplification of the Cha-pman function for atmosphere attenuation. Appl. Opt., v. 3, No. 5, 1964.
79. S e n К. K. .A note on the problem of introducing sphericity correction to
conservative scattering stellar atmosphere model. Indian J. Phys., v. 35,
No. 3, 1961.
80. С о б о л е в В. В., М и н и н И. Н. Рассеяние света в сферической атмосфере. I. ИСЗ, вып. 14, 1962.
81. М и н и н И. Н., С о б о л е в В. В. Рассеяние света в сферической атмосфере. II. Косм, иссл., т. 1, № 2, 1963,
82. М и н и н И. Н., С о б о л е в В. В. Рассеяние света в сферической атмосфере. III. Косм, иссл., т. 2, № 4, 1965.
83. М и н и н И. Н., С о б о л е а В. В. К теории рассеяния света в планетных атмосферах. Астр, ж., т. 40, № 3, 1963.
84. А в а с т е О. А. Метод расчета интенсивностей и потоков уходящего
излучения при сферической Земле в близкой инфракрасной области
спектра. Труды ГТО, вып. 166, 1964.
,305
85. А в а с т е О. А. Результаты расчетов интенсивностей и потоков уходящего излучения при сферической Земле в близкой инфракрасной области
спектра. Труды ГГО, вып. 166, 1964.
86. В u l l r i c h К. Scattered radiation in the atmosphere and the natural
aerosol. Adv. in Geophys., v. 10, 1964.
87. F r i t z S. Solar radiation in the lower atmosphere. Proc. Nat. Acad Sci.,
Wash., v. 43, No. 1, 1957.
88. M i 1 e у A. H., С u 11 i n g t о n E. H., В e d i n g e r J. F. Day-sky brightness measured by rocketborne photoelectrical photometers. Trans. Am.
Geophys. Union, v. 34, No. 5, 1953.
89. М о р о з о в В. M. Измерение яркости дневного неба фотоэлектрическими
фотометрами, поднимаемыми на ракетах. Усп. физ. наук, т. 53, № 1,
1954.
90. D i г m h i г n J. Zur spektralen Verteilung der Reflexion natiirlichen Medien. Wetter und Leben, v. 9, No. 3—5, 1957.
91. F r i t z S. Absorption and scattering of solar energy in clouds of «lar?e
water drops». Pt II. J. Meteorol., v. 15, No. 1, 1958.
92. D u n 11 e у S. О., В о i 1 e a u A., G o r d o n J., H a r r i s J. L. Maps of
sky luminance at various altitudes. Geoph. Res. Directorate, Res. Notes,
No. 46, pp. 180—186, 1960.
93. M u г с г а у D. G., B r o o k s J. N„ S i b 1 e N. J., W e s t d a 1 С h. Infrared
background radiation as measured from 85,000 ft. University of Denver.
Contract AF (616)—5199, special report, No. 1, 1959.
94. A s t e n h e i m e r R. W., D e W a a r d R., J a c k s o n E. A. Infrared radiometric instruments on TIROS II. J. Opt. Soc. Am., v. 51, No. 12, 1961.
95. B a n d e e n W- R-, H a n e l R. A., L i c h t J., S t a m p f l R. A.,
S t r o u d W. G. Infrared and reflected solar radiation measurements from
the TIROS II meteorological satellite. J. Geophys. Res., v. 66, No. 10, 1961.
96. M o l l e r F. Einige vorlaufige Ausvertungen der Strahlungsmessung von
TIROS II. Arch. Met. Geoph. Biokl., Ser. B, v. 12, No. 1, 1961.
97. H a n e l R. A., S t r o u d W. G. The TIROS II radiation experiment.
Tellus, v. 13, No. 4, 1961.
98. N о r d b e r g W„ B a n d e e n W. R., С о n r a t h B. J., K u n d e V., P e r s a n о I. Preliminary results of radiation measurements from the
TIROS III meteorological satellite. J. Atm. Sci., v. 19, No. 1, 1962.
99. К о н д р а т ь е в К. Я., Ф е д о р о в а М. П. Опыт обработки и анализа
некоторых данных по измерению составляющих радиационного баланса
системы земная поверхность—атмосфера на спутнике «Тайрос-П». ИСЗ,
вып. 14, 1962.
100. Б о р и с е н к о в Е. П., Д о р о н и н Ю. П., К о н д р а т ь е в К. Я. Структурные характеристики поля измерения Земли как планеты. Косм, иссл.,
т. I, № 1, 1963.
101. Б о р и с е н к о в Е. П., Д о р о н и н Ю. П., К о н д р а т ь е в К. Я. Структурные характеристики полей уходящей радиации по данным искусственных спутников Земли «Тайрос-П» и «Тайрос-III» и их интерпретация.
Косм, иссл., т. III, № 3, 1965.
102. B a n d Н. Е., B l o c k L. С. Spectral radiance measurements of the Earth
from high altitudes. Appl. Opt., v. 4, No. 3, 1965.
103. E i s n e r L., B e l l E. E., Y o u n g J., O e t j e n R. A. Spectral radiance
of sky and terrain at wavelong between 1 and 20 p. Pt III. Terrain Measurements. J. Opt. Soc. Am., v. 52, No. 2, 1962.
104. S e k e r a Z. Radiative transfer in a planetary atmosphere with imperfect
scattering, R-413-PR. A report prepared for U. S. Air Force project RAND.
Contract, No. AF 49 (638)—700, June, 1963.
105. M o i l e r F. The influence of aerosols on atmospheric radiation fluxes.
New York University, Department of Meteorology and Oceanography,
Geophysical Sciences Laboratory Report. No. 65—5. Summary of the Conference on the optical properties of aerosols, 15—17 Oct. 1964, Onchiota
Conference Center, Sterling Forest, Tuxedo, New York, July, 1965.
106. R o b i n s o n G. D. Absorption of solar radiation by atmospheric aerosol,
as revealed by measurements at the ground. Arch. Met. Geoph. Biokl.,
Bdl2, No. 1, 1963.
107. S e к i h a г а К., M u r a i K. On the absorption properties of atmospheric
dust particles as considered from various kinds of ground-level observations. I. U. G. G. Monograph, No. 28, 1965.
108. L e u p о 11 A. Determination of aerosol absorption from spectroscopic sky
measurements (0,5 to 2,5 ц). I. U. G. G. Monograph, No. 28, 1965.
109. B u l l r i c h K-, d e В а г у E., D a n z e r K., E i d e n R„ H e g e r X
Research on atmospheric optical radiation transmission. Meteorologisch
Geophysikalisches Institut, Johannes Gutenberg Universitat, Mainz Germany, Sci. Rep., No. 3, January, 1965. Contract AF 68(052)—595.
110. S e k e r a Z., V i e z e e W. Distribution of the intensity and polarization
of the diffusely reflected light over a planetary disk, R-389-PR. A report
prepared for U . S . Air Force project RAND. Contract, No. AF 49(638)—700,
November, 1961.
111. Л е б е д и н с к и й
А. И., К p а с н о и о л ь с к и й В. А.,
Кузнец о в А. П., И о з е и а с В. А. Исследование излучения земной атмосферы
в видимой и ультрафиолетовой области. Сб. «Исследования космического
пространства». Изд-во «Наука», 1965.
112. S e k e r a Z. Distribution of light intensity and polarization over the
observed planetary disk. J. Geophys. Res., vol. 67, No. 4, 1962.
113. D e B a r y E., B r a u n В., B u l l r i c h K. Tables related to light scattering in a turbid atmosphere. Vol. 1—III, AFCRL-65-71 (I—III) special
reports, No. 33, U. S. Air Force, Office of Aerospace Research, 1965.
114. Ar k i n g A. Angular distribution of scattered radiation as measured
from TIROS, I. U. G. G. Monograph, No. 28, 33, 1965.
115. Г р о м о в а H. В., Ф е й г е л ь с о н E. M. Уходящая радиация в облачной
атмосфере, Изв. АН СССР, серия физики атмосферы и океана, т-. 1, № 9,
1965.
116. Л и в ш и ц Г. Ш., П а в л о в В. Е,, М и л ю т и н С. Н. О поглощении
света атмосферными аэрозолями. Труды Астрофизического института
КазССР, т. VII, 1966.
117. С о u 1 s о п К. L„ G r a y Е. L., В о u г i с i и s G. М. В. Effect of surface
reflection on planetary albedo. Icarus, vol. 5, No. 2, 1966.
118. С о и 1 s o n K. L. Effects of relation properties of natural surfaces in
aerial reconnaissance. Appl. Opt., vol. 5, No. 6, 1966.
119. К о з л о в В. П., Ф е д о р о в а Е. О, К вопросу о пространственном
распределении яркости облаков нижнего яруса. Изв. АН СССР, сер.
. геофиз., № 7, 1962.
120. V i e z e e W., D a v i s P. A. Evidence of the dependence of reflected solar
radiation on viewing geometry in TIROS IV radiation data sample. J. Appl.
Met., vol. 4, No. 5, 1965.
К главе 3
1. Г а е в с к и й В. Л. Измерение радиационных потоков в облаках. Труды
ГГО, вып. 46, 1955.
2. Г а е в с к и й В. Л. Исследование длинноволнового пзлучеиия атмосферы.
Труды ГГО, вып. 100, 1960.
3. Г а е в с к и й В. Л. Альбедо больших территорий. Труды ГГО, вып. 109, 1961.
4. Г а е в с к и й В. Л. Профиль потоков длинноволновой радиации в облаках. Исследование облаков, осадков и грозового электричества. Изд.
АН СССР, М„ 1961.
5. Г а е в с к а я Г. Н., Ф е д о р о в а М. П. Зависимость чувствительности
актинометрических приборов от температуры и давления. ИСЗ, вып. 14,
1962.
6. Г а й г е р о в С. С., К а с т р о в В. Г. Результаты научных наблюдений в
длительном полете свободного аэростата 25—28 октября 1950 г. Труды
ЦАО, вып. 10, 1953,
,307
7. Г о й с а Н. И. Поглощение солнечной радиации в свободной атмосфере
в районе Киева. Труды УкрНИГМИ, вып. 3, 1955.
8. К а с т р о в В. Г. Измерение поглощения солнечной радиации в свободной атмосфере до 3—5 км. Труды ЦАО, вып. 8, 1952.
9. К а с т р о в В. Г. Определение зависимости чувствительности пиранометров Янишевского от давления. Труды ЦАО, вып. 13, 1954.
10. К а с т р о в В. Г. Исследование некоторых погрешностей при определении поглощения солнечной радиации в атмосфере с помощью пиранометров. Труды ЦАО, вып. 32, 1959.
11. К а с т р о в В. Г. Поглощение солнечной радиации в нижней тропосфере. Труды ЦАО, вып. 32, 1959.
12. К о н д р а т ь е в К. Я., Г а е в с к а я Г. Н., Н и к о л ь с к и й Г. А. Вертикальный профиль радиационного баланса и его составляющих в свободной атмосфере в дневное время. ИСЗ, вып. 14, 1962.
13. Л о п у х и н Е. А. Исследование радиационного поля в нижней части
тропосферы для безоблачных дней над Ташкентом. Труды ИММ АН
УзбССР, вып. 14, 1955.
14. Л о п у х и н Е. А. Радиационные потоки в атмосфере над Ташкентом
при облачном небе. Труды ТГО, вып. 13, 1957.
15. Л о п у х и н Е. А. Радиационное нагревание или охлаждение воздуха
вблизи поверхности облаков. Труды САНИГМИ, вып. 2(17), 1959.
16. Л ь в о в а Е. М. Измерения суммарной радиации Солнца и альбедо
Земли до высоты 10—20 км. Труды ЦАО, вып. 16, 1956.
17. П я т о в с к а я Н. П. Потоки коротковолновой радиации в свободной
атмосфере. Труды ГГО, вып. 109, 1960.
18. П я т о в с к а я Н. П. Измерения альбедо с самолета. Труды ГГО,
вып. 109, 1960.
19. С а в и к о в с к и й И. А. Наблюдения над солнечной радиацией в свободной атмосфере в районе Минска. Труды ЦАО, вып. 23, 1957.
20. Ф а р а п о н о в а Г. П. Некоторые результаты актинометрических наблюдений на свободных аэростатах. Труды ЦАО, вып. 8, 1952.
21. Ф а р а п о н о в а Г. П., К а с т р о в В. Г. Актинометрические наблюдения в нижней тропосфере над Кызыл-Кумами (апрель—май 1951 г.).
Труды ЦАО, вып. 13, 1954.
22. Ш л я х о в В. И. Исследование баланса длинноволновой радиации в
тропосфере. Гидрометеоиздат, Л., 1956.
23. III л я х о в В. И. Некоторые особенности радиационных процессов в
нижней тропосфере Антарктиды. Труды ЦАО, вып. 32, 1959.
24. К о н д р а т ь е в К. Я., Г а е в с к а я Г. Н., Н и к о л ь с к и й Г. А. Экспериментальные исслед'ования радиационного баланса в свободной атмосфере. Проблемы физики атмосферы, вып. 1. Изд. ЛГУ, 1963.
25. К о н д р а т ь е в К. Я., Г а е в с к а я Г. Н., Н и к о л ь с к и й Т. А. Аэростатные исследования радиационного баланса системы земная поверхность— атмосфера. Косм. иссл. т. I, № 2, 1963.
26. К о n d г a t i е v К. Y. B a d i n o v I. Y., G a e v s k a y a G. N.. N ik o l s k y G. A., F e d o r o v a M. P. Balloon investigations of radiative
fluxes in the free atmosphere. Pure and Applied Geophysics, v. 58, 1964/11.
27. К о н д р а т ь е в К. Я., Г а е в с к а я Г. Н., Н и к о л ь с к и й Г. А. О радиационном балансе атмосферы. Проблемы физики атмосферы, вып. 3.
Изд. ЛГУ, 1965.
28. К о н д р а т ь е в К. Я- Н и к о л ь с к и й Г. А., Е в д о к и м о в а Н. М.
Вертикальные профили радиационного баланса и его составляющих
по данным измерений в 1963—1964 гг. Проблемы, физики атмосферы,
вып. 4. Изд. ЛГУ, 1966.
29. К о н д р а т ь е в К. Я., Н и к о л ь с к и й Г. А., Е с и п о в а Е. Н. Компоненты ослабления прямой солнечной радиации в тропосфере и нижней
стратосфере. Проблемы .физики атмосферы, вып. 4. Изд. ЛГУ, 1956.
30. Б е л о в В. Ф. Поглощение солнечной радиации в свободной атмосфере
над морем Дгйвиса и антарктическим склоном. Труды ЦАО вып. 45, 1962.
,308
31. Б е л я е в а И. П. Результаты измерений альбедо горного района с самолета, Труды САНИГМИ, выи, 18, 1964.
32. К о п т е в А. П. Альбедо облаков, воды и снежно-ледяной поверхности
(по данным «летающей, обсерватории»). Труды ААНИИ, выи. 229,. 1961.
33. К о с т я н о й Г. Н. Предварительные результаты актинометрического
зондирования атмосферы в 1961 г. в антициклональных условиях. Труды
ЦАО, вып. 49, 1963.
34. К о с т я н о й Г. Н., П а х о м о в а Л. А. Актинометрическое радиозондирование атмосферы над Тихим океаном. Метеорология и гидрология,
№ 11, 1964.
35. К о с т я н о й Г. Н. Актинометрический радиозонд. Метеорология и
гидрология, № 7, 1963.
36. Л о п у х и н Е. А. Исследование распределения составляющих радиационного баланса над Средней Азией. Труды САНИГМИ, вып. 16 (31),
1963.
37. Л о п у х и н Е. А. Вертикальные профили составляющих радиационного
баланса в Узбекистане. Труды САНИГМИ, вып. 11 (26), 1963.
38. К о н д р а т ь е в К. Я. Лучистая энергия Солнца. Гидрометеоиздат, Л.,
1954.
39. В а n е г К. G. a n d D u 11 о n J. A. Albedo variations measured from an
airplane over several types of surfaces. J. Geophys. Res., v. 67, No. 6,
1962.
40. G i г а и 11 P. Realisation d'une sonde de mesure du bilan radiatif de
I'atmosphere. Ann. des Telecommunications, t. 19, No. 9—10, 1964.
41. C l a r k e D. B. Radiation measurements with an airborne radiometer over
the ocean east of Trinidad. J. Geophys. Res., v. 68, No. 1, 1963.
42. К и h n P. M. Radiometersonde observations of infrared flux emissivity
of water vapor. J. Appl. Meteor., v. 2, No. 3, 1963.
43. K u h n P. M. Measured effective long-wave emissivity of clouds. Month.
Weath. Rev., v. 91, No. 10—12, 1963.
44. K u h n P. M. Soundings of observed and computed infrared flux. J.
Geophys. Res., v. 68, No. 5, 1963.
45. M u l l e r H.-G. Radiation measurements in the free atmosphere during
the IGY and IGC Ann. Intern. Geophys. Year, 1964,
46. Mil l l e r H.-G. Einige Radiosonde zur Messung der kurzwelligen
Strahlung und der Albedo in der freien Atmosphare. Beitr. z. Phys. der
freien Atm., Bd 34, H. 1/2, 1961.
47. S u o m i V. E., S t a 1 e у D. O., K u h n P. M. A direct measurement of
infrared radiation divergence to 160 mb. Quart. J. Roy. Met. Soc., v. 84,
No. 360, 1958.
48. S и о m i V. E. a n d К и h n P. M. An economical net radiometer. Tellus,
v. 10, No. 1, 1958.
49. T a n n e r С. В., В и s i n g e r J. A. and K u h n P. M. The economical
net radiometer. J. Geophys. Res., v. 65, No. 11, 1960.
50. H a n e 1 R. A., S t r o u d W. G. Infrared imaging from satellites.
J. Geophys. Res., v. 89, No. 8, Л961.
51. К о с т я н о Й Г. Н. О связи поля длинноволновой радиации с синоптическими условиями в летнее время. Метеорология и гидрология, № 10, 1965.
52. S t a l e y ' D. О. a n d K u h n P. М. Measurements of radiative cooling
through two intense baroclinic zones in the middle troposphere. J. Meteor.,
v. 18, No. 2, 1961.
53. F r i t s c h e n L. G. Construction and calibration details of the thermal
transducer-type net radiometer. Bull. Am. Meteor. Soc., v. 41, No. 4, 1960.
54. F r i t s c h e n L. G. a n d V a n W i j k W. R. Use of an economical
thermal transducer as a net radiometer. Bull. Am. Meteor. Soc., v. 40
No. 6, 1959.
55. M u 11 e г H. G., P о h 1 W. Messungen des ultraroten Strahlungsstromes
in der freien Atmosphare. Sitzb. Bayer, Akad. Wiss. Mathem. naturwiss.
Kl. 1955, Mtinchen, 1956.
,309
56. Р о h 1 W. Der ultrarot Strahlungsstrom in der freien Atmosphare
Umschau, Bd 5, No. 15, 1957.
57. R o n i c k e G. Ober Messungen des Verlaufs der Warmestrahlungs Bilanz
in der freien Atmosphare in San Salvador. C. A. Zeitschr. fur Meteorol
Bd 15, H. 1 - 6 , 1961.
58. F e n n R. W. a n d W e i c k m a n n H. K. Atmospheric net radiation flux
during winter in the Thule Area, Greenland. J. Geophvs. Res., v. 65,
No. 11, 1960.
59. A a g a r d R. L. Measurements of infrared radiation divergence in the
atmosphere with the double-radiometer and the black ball. J. Meteor,
v. 17, No. 9, I960.
60. A a g a r d R. L. Convection free instrument for measuring infrared
radiation in the atmosphere. Rev. Sci. Instr., v. 30, No. 11, 1958.
61. В u s i n g e r J. A. a n d K u l i n P. M. On the observation of total and
net atmospheric radiation. J. Meteor., v. 17, No. 4, 1960.
62. B r e w e r A. W., H o u g h t o n J. T. Some measurements of the flux of
infrared radiation in the atmosphere Proc. Roy. Soc. A, v. 236, No. 1205, 1956.
63. H o u g h t o n J. T. a n d B r e w e r A. W. A new radiometer. J: Sci.
Instr., v. 31, No. 5, 1954.
64. Б а д и н о в И. Я. Трехступенчатая фотоэлектрическая следящая си; стема на транзисторах. ИСЗ, вып. 14, 1962.
65. К u h n P. М., S и о m i V. Е. a n d D а г к о w G. L. Soundings of terrestrial radiation flux. Month. Weath. Rev., v. 87, No. 4, 1959.
66. К и h n P. M. a n d S и о m i V. E. Infrared radiometer soundings on
a synoptic scale. J. Geophys. Res., v. 65, No. 11, 1960.
67. M a n t i . s H. T. Observations of intrared cooling of a tropical airmass.
J. Geophys. Res., v. 66, No. 2, 1961.
68. R o a c h W. T. Some aircraft observations of fluxes of solar radiation in
the atmosphere. Quart. J. Roy. Met. Soc., v. 87, No. 373, 1961.
69. К а с а т к и н A. M. Высотная оптическая станция для исследования
атмосферы. ИСЗ, вып. 15, 1963.
70. К о с т я н о й Г. Н. Об изменении поля длинноволновой радиации в свободной атмосфере в зимний период. Изв. АН СССР, серия физики атмосферы и океана, т. 1, .№ 8, 1965.
71. К а т у л и н В. А., К о з ы р е в Б. П., М а л к е в и ч М. С., Р о з е н б е р г Г. В., Ф а р а п о н о в а Г. П. Самолетный прибор для измерений
радиационного баланса и некоторые результаты измерений. Актином, и
оптика атм. Изд. АН СССР, 1964.
72. Б у д ы к о М. И., К о н д р а т ь е в К. Я. Тепловой баланс Земли. Косм,
иссл., т. II, вып. 1, 1964.
73. К о н д р а т ь е в К. Я., Д ь я ч е н к о Л. Н. Распределение длинноволнового баланса атмосферы по земному шару.: Труды ГГО, вып. 170, 1965.
74. К о н д р а т ь е в К. Я., Д ь я ч е н к о Л. Н. Корреляционные связи
между величинами радиационного баланса атмосферы и уходящего излучения. Труды ГГО, вып. 184, 1966.
75. В и н н и к о в К. Я. Уходящее излучение системы Земля — атмосфера.
Труды ГГО, вып. 168, 1965.
76. Ш н е е р о в Б. Е. О расчете радиационного баланса системы земная
поверхность — атмосфера и его составляющих. Метеорология и гидрология, № 7, 1963.
77. Е ф и м о в а Н. А., С т р о к и н а Л. А. Распределение эффективного излучения на поверхности земного шара. Труды ГГО, вып. 139, 1963.
78. Б у д ы к о М. И. Тепловой баланс северного полушария. Труды ГГО,
вып. 18 (80), 1949.
79. М б 11 е г F. Der Strahlungshau'shalt der Troposphare. Meteor. Rund.,
Bd 13, H. 3, 1960.
80. Б e p л я н д Т. Т . Тепловой баланс атмосферы северного полушария.
А И. Воейков и современные проблемы климатологии. Гидрометеоиздат,
1956.
,310
81. 4 a n y р е к и й Л. И. Способ различения кристаллической и капельножидкой облачности. Инф. сб. ИИО ЛВИКА им. А. Ф. Можайского,
№ 78, 1965.
82. Атлас теплового баланса земного шара. Под ред. М. И. Б у д ы к о . МГК,
М„ 1963.
83. Б у д ы к о М. И. Некоторые пути воздействия на климат. Метеорология
и гидрология, № 2, 1962.
84. К о н д р а т ь е в К. Я. Метеорологические спутники. Гидрометеоиздат,
1963.
85. К о н д р а т ь е в К- Я., Б о р и с е н к о в Е. П., М о р о з к и н А. А. Практическое использование данных метеорологических спутников. Гидрометеоиздат, 1966.
86. W i n s t o n J. S. a n d R а о P. К. Preliminary study of planetary-scale
outgoing long-wave radiation as measured from TIROS II measurements.
Month. Weath. Rev., v. 90, No. 8, 1962.
87. W i n s t о n J. S. a n d R а о P. K. Variations in the planetary-scale outgoing long-wave radiation as derived from TIROS II measurements.
Month. Weath. Rev., v. 91, No. 10—12, 1963.
88. H o u s e F. B. The Earth's radiation heat budget as seen by TIROS IV
satellite. Radiation Symposium in Leningrad. August 5—12, 1964.
89. B a n d e e n W. R., H a l e v M., S t r a n g e J. A radiation climatology
in the visible and infrared from the TIROS meteorological satellites. Coddard Space Flight Center. NASA, X-651-64-218, August, 1964.
90. R a o P. K. Seasonal variations of outgoing long-wave radiation as observed by TIROS II and TIROS III satellites. Weather, v. XIX, No. 3,
1964.
91. A s t l i n g E. S. a n d H o r n L. H. Some geophysical variations of
terrestrial radiation measured by TIROS II. J. Atm. Sci., v. 21, No. 1,
1964.
92. К а г а н P. Л. О расчете потоков теплового излучения в безоблачной
атмосфере. Труды ГГО, вып. 174, 1965.
93. G u p t a М. G. Outgoing long-wave radiation from Indian stations. Nature, v. 207, No. 4999, 1965.
94. R a s o о 1 S. I. a n d P r a b h a k a r a C. Radiation studies from meteorological satellites. New York Univ., Geophys. Sci. Lab. Rep., No. 65—1.
Jan., 1965.
95. D a v i s P. A. Satellite radiation measurements and the atmospheric heat
balance. Stenford Res. Inst., NASA, Contr. NAS 5—2919, Fin. Rep., July,
1964.
96. К e n n e d у J. S. Energy generation through radiative processes in trie
lower stratosphere. Planet. Circul. Project. Rep., No. 11, December, 1964.
97. G e r g e n J. L. Atmospheric energy calculations related to radiation observations. J. Atm. Sci., v. 22, No. 2, 1965.
98. A l l i s o n L. J., G r a y T. Y. Jr., W a r n e c k e G. A. Quasi-global presentation of TIROS III radiation data. NASA, Goddard Space Flight Center, Washington, 1964.
99. Z d u n k o w s k i W., H e n d e r s o n D., H a l e s J. V e r n . The influence
of haze on infrared: radiation measurements detected by space vehicles.
Tellus, v. 17, No. 2, 1965.
100. C o n o v e r J. H. Cloud and terrestrial albedo determinations from TIROS
satellite pictures. J. Appl. Meteor., v. 4, No. 3, 1965.
101. TIROS II Radiation Data Catalogue. Pt I. Goddard Space Center. NASA
and U. S. Department of Commerce, Weather Bureau, 1961.
102. TIROS II Radiation Data Users' Manual Supplement. Goddard Space
Flight Center, Greenbelt, Maryland, May 15, 1962.
103. Г а н д и н Л. С. Об оптимальной интерполяции и экстраполяции метеорологических полей. Труды ГГО, вып. 114, 1960.
104. Л а й х т м а н Д. Л., К а г а н P. JI. Некоторые вопросы рационализации
снегосъемок. Труды ГГО, вып. 108, 1960.
,311
105. A s 11 i n g E. G., H o r n L. H. An analysis of diurnal variations in
TIROS II radiation data. Dept. of Meteor., the Univ. of Wisconsin, Annual
Rep., October, 1964.
106. R a s o o l S. J. a n d P r a b h a k a r a C. Heat budget of the southern
hemisphere. COSPAR Symposium, Argentina, May, 1965.
107. В и н н и к о в К. Я. Новый расчет теплового баланса системы Земля —
атмосфера. Метеорология и гидрология, № 8, 1965.
108. В и н н и к о в К. Я. Альбедо системы Земля — атмосфера и поле уходящей коротковолновой радиации. Труды ГГО, вып. 170, 1965.
109. V o w i n c k e l E . a n d O r v i g S . Energy balance of the Arctic. Pt III.
Radiation balance of the troposphere and of the earth-atmosphere system
in the Arctic. Archiv fiir Meteor., Geophys. and Biokl., Ser B, Bd 13, H. 4,
1965.
110. D a v i s P. A. TIROS III radiation measurements and some diabatic properties of the atmosphere. Monthly Weather Rev., v. 93, No. 9, 1965.
111. K r u e g e r A. F„ W i n s t o n J. S. a n d H a i n e s D. A. Computations
of atmospheric energy and its transformation for the Northern hemisphere
for a recent five-year period. Month. Weath. Rev., v. 93, No. 4, 1965.
112. Б а р ы ш е в В. А. Мезоструктура поля интегрального излучения Земли
как планеты. Изв. АН СССР, серия физики атмосферы и океана, № 8,
1965.
113. М а л к е в и ч М. С., М о н и н А. С., Р о з е н б е р г Г. В. Пространственная структура поля излучения как источник метеорологической информации. Изв. АН СССР, сер. геофиз., № 3, 1964.,
114. М а л к е в и ч М. С., М а л к о в И. П., П а х о м о в а Л. А., Р о з е н б е р г Г. В., Ф а р а п о н о в а Г. П. Определение статистических характеристик радиационных полей над облаками. Косм, иссл., т. II, вып. 2,
1964.
•
К главе 4
1 . - G o l d m a n D. Т., S i m g e r S. P. Studies of a minimum orbital unmanned
satellite of the Earth. Pt IV. Radiation equilibrium and temperature. Proc.
of the VII Internation Astronautical Congress, Roma, 1956.
2. К a p и e н к о А. Г., Л и д о в М. Л. О температурном режиме искусственного спутника Земли. Изв. АН СССР, серия геофиз., № 4, 1957.
3. C u n n i n g h a m F. G. Earth reflected solar radiation input to spherical
satellites. ARS Journal, v. 32, No. 7, 1962.
4. L e v i n E. Reflected radiation received by an earth satellite. ARS Journal,
v. 32, No. 9, 1962.,
5. D e n n i s о n H. I. Освещенность поверхности космического аппарата солнечным светом, отраженным от Земли. ARS Journal, v. 32, No. 4, 1962.
6. К о н д р а т ь е в К. Я., Ф е д о р о в а М. П. Потоки уходящей длинноволновой радиации на различно ориентированные поверхности. ИСЗ, вып. 14,
1962.
7. К о н д р а т ь е в К. Я., Ф е д о р о в а М. П. Потоки уходящего излучения
на различно ориентированные поверхности на высоте 300 км. Косм, иссл.,
т. I, вып. 3, 1963.
8. К о н д р а т ь е в К. Я., Ф е д о р о в а М. П. Приближенная оценка влияния
неоднородности альбедо на потоки уходящего коротковолнового излучения
Земли. Косм, иссл., т. III, вып. 5, 1965.
9. К о n d г a t i е v К., Y., F е d о г о v а М. P. The outgoing terrestrial radiation fluxes and the problem of satellite heat balance. Proceedings of the
15th International Astronautical Congress in Warsaw, v. 11, 1965.
ОГЛАВЛЕНИЕ
.Предисловие
'
Г л а в а 1. УГЛОВОЕ И СПЕКТРАЛЬНОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ДЛИННОВОЛНОВОГО УХОДЯЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 1. Приближенный способ расчета интенсивности собственного теплового излучения системы Земля —атмосфера для сферической Земли
1. Уравнение переноса лучистой энергии (6). 2. Граничные условия (7). 3. Решение уравнения переноса (8). 4. Приближенное
интегрирование в расчетах интенсивности излучения (14). 5. Функция пропускания для направленной инфракрасной радиации (17).
6. Геометрия переноса излучения (21)
§ 2. Угловое распределение длинноволновой уходящей радиации по данным теоретических расчетов . . . . . . . .
1. Угловое распределение интенсивности уходящей радиации при
ясном нёбе и различных условиях облачности. Изменчивость уходящего излучения в зависимости от условий облачности и стратификации атмосферы (26). 2. Азимутальная анизотропия углового
распределения длинноволнового уходящего излучения (48). 3. Некоторые результаты теоретических расчетов углового распределения
теплового излучения Земли как планеты в реальных условиях (52).
4. О влиянии угловой зависимости отражательной способности
земной поверхности на угловое распределение длинноволновой уходящей радиации (54). 5. Угловое распределение потоков длинноволновой уходящей радиации в пределах малого телесного угла
применительно к вопросу о сравнении экспериментальных и теоретически рассчитанных значений интенсивности неизотропного теплового излучения (56)
§ 3. Спектральное распределение интенсивности длинноволновой уходящей радиации по данным теоретических расчетов . . . . . . .
§ 4. Результаты экспериментальных исследований углового и спектрального распределения длинноволнового уходящего излучения . . . .
Г л а в а 2. УГЛОВОЕ И СПЕКТРАЛЬНОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ИНТЕНСИВНОСТИ УХОДЯЩЕЙ КОРОТКОВОЛНОВОЙ РАДИАЦИИ
§ 1. Методика расчетов интенсивности уходящей коротковолновой радиации
§ 2. Теоретические исследования углового распределения интенсивности
уходящей коротковолновой радиации
1. Релеевская атмосфера (97). 2. Плоскопараллельная реальная
3
5
5
25
60
70
89
89
97
,313
атмосфера (108). 3. Сферическая модель атмосферы (125). 4. Спектральная изменчивость уходящей коротковолновой радиации (144)
§ 3. Экспериментальные исследования углового и спектрального распределения уходящей коротковолновой радиации . . .
Г л а в а 3. РАДИАЦИОННЫЙ
151
БАЛАНС ЗЕМЛИ КАК ПЛАНЕТЫ. . 160
§ 1. Уравнения радиационного баланса
,
• .
§ 2. Самолетные, аэростатные и ракетные исследования . . . . . . . .
1. Особенности использования стандартной актинометрической аппаратуры (163). 2. Актинометрические радиозонды (169). 3. Специальная
аппаратура для аэростатных и самолетных измерений (176). 4. Комплекс автоматической аппаратуры для аэростатных измерений радиационного баланса и его составляющих (178). 5. Вертикальный профиль потоков радиации в свободной атмосфере (181)
§ 3. Климатология радиационного баланса Земли
1. Радиационный баланс атмосферы (202). 2. Уходящее излучение
(215). 3. Радиационный баланс системы земная поверхность—атмосфера (216).
§ 4.. Результаты исследований радиационного баланса Земли при помощи
спутников
§ 5. Статистические характеристики радиационного баланса системы земная поверхность — атмосфера
160
162
202
223
239
Г л а в а 4. ПОТОКИ УХОДЯЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ПОВЕРХНОСТИ РАЗЛИЧНЫХ ОРИЕНТАЦИЙ. .• . -
257
§ 1. Постановка задачи
§ 2. Потоки уходящего
§ 3. Потоки уходящего
§ 4. Суммарные потоки
Литература
257
260
269
290
299
и методика расчета
длинноволнового ^излучения
коротковолнового излучения
уходящей радиации