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| ミランコヴィッチメニューへ戻る 理論大気光学の基礎 トレーニングマニュアル ロシア語 １５２頁 Основы теоретической атмосферной оптики サンクトペテルブルグ大学 国家プロジェクト「古典大学の革新的な教育環境」 パイロットプロジェクトNo.22「開発と実施 革新的な教育プログラム「応用数学と物理学」 序章 第１章 第2章 第3章 第4章 第5章 第6章 第7章 第8章 参考文献 露英用語解説 第３章 大気中の分子吸収 3.1。地球大気中の分子吸収の一般的な特性前の章では、主に形式的に、放射線と媒体との相互作用のさまざまな特性を紹介しました。減衰、吸収と散乱の係数（および断面積）、散乱指標、放射率です。この章と次の章では、これらのプロセスを決定する特定の物理的メカニズムについて検討します。 これにより、温度、圧力、さまざまなガス成分の濃度、エアロゾル粒子の数など、媒体の物理的状態のパラメータに対するさまざまな相互作用特性の依存性を判断できます。これらの依存性は、のさまざまな特性を計算するために必要です。惑星の大気中の放射場。放射伝達方程式の解に基づいて、分子吸収を考慮することから始めます。まず、地球の大気の分子吸収スペクトルの一般的な特性を示しましょう。これは、さまざまな大気層の透過関数P（2.4.10）または吸収関数A = 1-Pのスペクトル挙動を意味します。 図では図3.1は、0.1μmから100μmまでの広範囲の波長における吸収関数のスペクトル挙動を示しています。図の上部（図3.1 a）は、T = 6000KとT = 250 Kの2つの温度での完全黒体放射の曲線を示しています。最初の温度は太陽の放射に対応し、2番目の温度は放射に対応します。地球の大気の。これらの曲線（B（ν、T）の最大値に正規化されている場合）は、太陽放射と大気放射の伝達のスペクトル領域を明確に示しています。 先に述べたように（セクション2）、地球の大気中の太陽放射のエネルギーは主にスペクトルのUV、可視およびNIR領域に集中しており、大気のそれ自体の放射のエネルギーは中IRにあります。領域。この場合、私たちは強度についてではなく、放射フラックスについて話していることを思い出します。 （太陽放射の強度は、任意のスペクトル領域で大気または表面のそれ自体の放射の強度よりも何倍も大きい）。  図3.1 雲ひとつない大気の場合の吸収関数のスペクトル挙動[43]。 a-2つの温度での完全な黒体放射の曲線。 b-40°の天頂角での大気全体の吸収関数。 c-大気層の上限から高度11kmまでの吸収関数。 図の中央部分（図3.1b）は、天頂角40°での大気の全厚の吸収関数（0-大気中での吸収なしから100％-放射の完全な吸収まで）を示しています。図の3.1c-上限から高度11kmまでの大気の層。上記の吸収関数は、雲ひとつない大気の場合を指していることを強調します。この図から、大気全体と対流圏界面の上の部分の両方が太陽の紫外線を完全に吸収していることがわかります。 これは、まず第一に、高エネルギー光子の放出からの生物圏の「シールド」の役割を果たし、温度の形成に重要な役割を果たしている酸素およびオゾン分子による吸収によるものです。成層圏と中間圏のプロファイル。地球の大気への太陽紫外線の浸透に関するより詳細な情報は、図に示されています。 3.2は、光学的厚さ（上限から）が1に等しい大気中の高さを示しています。図から、0.01〜0.18μmの波長の太陽放射のほとんどが大気の層に吸収されることがわかります。 100キロ以上。 0.2〜0.3μmの波長の場合、主な吸収は30〜40kmの下限を持つ大気層で発生します。図では3.2は、VUVスペクトル領域（O2、O、N2、N、NO、O3）での太陽放射の吸収に関与する主要なガス成分を示しています。 太陽放射は、0.3μmを超える波長から始まり、地表に到達し始めます（図.3.1 aおよび3.2）。ほぼこれらの波長から始めて、大気吸収は急速に減少し、0.3〜0.9μmの波長では、太陽放射の大部分が地球の表面に到達します（さらに高度11 kmで到達します）。大気吸収が小さいこのようなスペクトル領域は、通常、大気透過ウィンドウと呼ばれます。示されたスペクトル領域は、スペクトルの可視領域の透明ウィンドウに対応します。 この図から、0.01〜0.18μmの波長の太陽放射のほとんどは、100kmを超える大気の層に吸収されることがわかります。 0.2〜0.3μmの波長の場合、主な吸収は30〜40kmの下限を持つ大気層で発生します。図では3.2は、スペクトルのUV領域（О2、О、N2、N、NO、О3）での太陽放射の吸収に関与する主要なガス成分を示しています。太陽放射は、0.3ミクロンを超える波長から始まり、地球の表面に到達し始めます（図3.1aおよび3.2）。 ほぼこれらの波長から始めて、大気吸収は急速に減少し、0.3〜0.9μmの波長では、太陽放射の大部分が地球の表面に到達します（さらに高度11 kmで到達します）。大気吸収が低いこのようなスペクトル領域は、通常、大気透過ウィンドウと呼ばれます。示されたスペクトル領域は、スペクトルの可視領域の透明度ウィンドウに対応します。約1μmから始まり、大気吸収は平均して増加し、さまざまな大気ガスの個々の吸収帯で100％に達します（それらは図3.1に示されています）。これらの吸収帯は、特に図にはっきりと見られます。 3.1c。図の比較3.1bおよび図。 3.1cでは、IRスペクトル領域で、まず対流圏で大気吸収が観測されていることがわかります（吸収は、地球の表面よりも11 kmのレベルではるかに少ない）。これは、H2OやCO2などのIR放射を吸収する重要な分子のほとんどが対流圏に含まれているためです。吸収帯間のスペクトル領域は、IRスペクトル領域の大気の透明度ウィンドウを形成します。約13〜14μmから始まり、大気の厚さ全体の吸収関数は100％に近づきます。 完全な吸収が観察されます。これは主にCO2とH2O分子の吸収によるものです。 IRスペクトル領域における個々の大気ガスの吸収スペクトルを説明するために、図を示します。 3.3、ここで、透過関数は、CO、CH4、N2O、O3、CO2、HDO、H2Oなどのガスおよび多成分雰囲気全体に対して与えられます。 約1μmから始まり、平均大気吸収が増加し、さまざまな大気ガスの個々の吸収帯で100％に達します（図3.1に示されています）。これらの吸収帯は、図で特にはっきりと見えます。 3.1c。図の比較3.1bおよび図。 3.1cでは、IRスペクトル領域で、まず対流圏で大気吸収が観測されていることがわかります（吸収は、地球の表面よりも11 kmレベルで大幅に少なくなっています）。これは、H2OやCO2などの赤外線を吸収する重要な分子のほとんどが対流圏に含まれているためです。吸収帯間のスペクトル領域は、IRスペクトル領域に大気透過ウィンドウを形成します。約13〜14μmから始まり、大気の厚さ全体の吸収関数は100％に近づきます。 つまり、完全な吸収が観察されます。これは主にCO2およびH2O分子による吸収によるものです。スペクトルのIR領域における個々の大気ガスの吸収スペクトルを説明するために、図3.3を示します。 ここで、透過関数は、CO、CH4、N2O、O3、CO2、HDO、H2Oなどのガスおよび多成分雰囲気全体に対して与えられます。  図3.2 光学が対象となる大気中の高度。その光学的厚さ（上限から）は1[43]  図3.3 さまざまなガスおよび多成分大気全体の伝達機能。 セクション1で述べたように、さまざまな大気ガスの含有量は、空間的および時間的に大きく変動します。これは、地球の大気中の分子吸収の対応する変動につながります。水蒸気の吸収帯には、大気透過関数の特に大きな変動が見られます。これは、地球の大気中の含有量の大きな時空間変動に関連しています。 3.2。さまざまな種類の分子吸収分子吸収は、便宜上さまざまな種類に分類されます。 放射線の吸収が分子の解離（またはイオン化）につながる場合、対応する吸収スペクトルは光解離（または光イオン化）スペクトルと呼ばれます。これらのスペクトルの特徴は、対応する吸収係数の比較的弱いスペクトル依存性（いくつかの例外を除く）です。これは、電子的、振動的などの分子のエネルギーのタイプが離散的な値を持ち、並進運動のエネルギーが連続的であるという事実によるものです。その結果、分子の、たとえば電子（離散）状態から、任意のエネルギーレベルの並進運動への遷移が可能です。 したがって、光解離（または光イオン化）中の吸収は、これらのプロセスに必要な最小光子エネルギーによって決定される境界値よりも高い任意の周波数で観察できます。分子の電子、振動、回転エネルギーレベル間の遷移による放射線の吸収は、明確なスペクトル構造を持っています。エネルギー準位の離散性のために、そのような各遷移は、別個の吸収線の出現につながり、その中心は、よく知られている関係に対応します。  ここで、EiとEjは、分子の下部状態と上部状態のエネルギーです。吸収スペクトルは、放射線と分子の相互作用に関与する内部エネルギー状態に応じて、電子、振動、および回転に細分されます。実際、分子の電子状態は振動サブレベルに「分割」され、振動サブレベルは回転サブレベルに「分割」されるため、分子の電子状態の変化は、振動状態と回転状態の変化にもつながります。したがって、電子吸収スペクトルを電子-振動-回転と呼ぶ方が正しいですが、このような長期間は通常使用されません。したがって、振動吸収スペクトルを振動回転と呼ぶ方が正確であり、この用語は文献でよく使用されます。分子のさまざまなタイプの内部エネルギーと放射線と分子とのさまざまな相互作用、およびこれらの相互作用に対応するスペクトル領域の視覚的表現を図1に示します。 3.4  図3.4 分子のさまざまな種類の内部エネルギーと、さまざまなスペクトル領域の分子と放射線の相互作用。 この図は、次の特徴を示しています。1。電磁場と分子の間の最大のエネルギー交換は、原子と分子を構成する原子核の構成が変化したときに発生します。これは、γ線に対応する非常に高いエネルギーの光子によってのみ行うことができます。 49 2.異なるレベルの電子エネルギー間の遷移は、X線、紫外線、および可視光線の影響下で発生する可能性があります。非常に高エネルギーの光子を持つX線は、内部電子の位置を変える可能性があります。紫外線と可視光線の吸収は、分子と原子の外部電子の遷移につながります。 3.分子を構成する原子の振動は、振動エネルギーレベルと赤外線の吸収に関与します。 4.分子の向きの変化（分子の回転）は、遠赤外線とマイクロ波放射の吸収に関連しています。 5.最後に、分子の内部エネルギーのごくわずかな変化を伴う、原子核のスピンと分子の電子の向きの変化は、センチメートルとメートルの電波放射の吸収によるものです。分子の内部エネルギー（電子、振動、回転など）の特定の値は、その化学的性質（その構成原子）と構造に依存します。それらは、放射線の吸収（または放出）を伴う、ある状態から別の状態への分子の可能な遷移を決定します。分子の吸収（放射）スペクトル。各分子は特定の原子で構成され、特定の構造を持っているため、その吸収（および放出）のスペクトルは厳密に個別です。この機能は、分子の吸収（または発光）スペクトルを使用して、分子の化学的性質と構造を特定するための物理的基礎です。たとえば、図3.5では、仮想の二原子分子の内部エネルギーレベル（電子、振動、回転）を示しています。  図 3.5 理想的な二原子分子のエネルギー準位：（A）および（B）-電子; v 'とv' 'は振動します。 j 'とj' 'は回転します。 図の水平線AとBのセットは、分子の2つの電子状態を表しています。下付き文字vとjは、それぞれ振動エネルギーと回転エネルギーを特徴づけます。一般的な場合、吸収は、分子が状態A、v ''、j ''から状態B、v '、j' 'に遷移する間に発生します。そのような各遷移は、電子-振動-回転吸収線の出現につながります。エネルギーの異なる状態の間には、そのような遷移がたくさんある可能性があります（それらは特別な選択規則によって制限されます）。 2つの特定の電子レベルと多くの振動および回転サブレベルの間の遷移から生じる吸収線の全体が電子吸収帯を形成します。分子の電子状態が変化しない場合（光子エネルギーがこれに十分でない場合）、分子の振動エネルギーの変化が発生します。これは、振動吸収帯を示します。振動エネルギーレベルの回転エネルギーサブレベルへの分割を考慮に入れると、振動状態間の遷移は、分子の回転エネルギーの変化を伴います。これらの遷移はすべて、振動-回転吸収帯を構成する線を形成します。 3.3 大気ガスの吸収スペクトル大気成分による吸収は、分子吸収係数のスペクトル依存性を使用して特徴付けることができます。大気用途では、透過関数（または吸収関数）などの分子吸収特性を使用することをお勧めします。そのような機能の例を図1に示しました。 3.3有意なスペクトル平均化。このセクションでは、分子吸収の複雑なスペクトル特性を最も明確に特徴付ける単色関数について検討します。検討中のケースでは、大気中の分子吸収について話すとき、単色量を周波数νの関数として考慮すると便利です。また、吸収ガスの特性、たとえば密度を式に明示的に導入することもできます。 ρ。セクション3で正式に導入された体積吸収係数をκνρρρk（ν）= k（ν）=（）の形式で記述してみましょう。 係数κ（ν）= k（ν）/ρは質量吸収係数です。次に、伝達関数（2.4.10）の式は、（）exp [sec（、）（）]21∫=-zzPνθκνzρzdzと書き直されます。図では3.6は、30°の天頂角での大気中の（波数の関数としての）計算された単色水蒸気透過関数の例を示しています。図では3.6水蒸気のさまざまな吸収線に対応するP（ν）の値の明確に見える最小値。 この図は、波数に対するP（ν）の非常に強い依存性を示しています-放射線は線の中心近くで強く吸収され、それらの間で弱く吸収されます。分子吸収係数の大きな変動性による分子吸収のこのスペクトルの性質は、選択的吸収（つまり、選択的）という用語を使用する理由です。分子の光解離および光イオン化中の大気の吸収係数および透過関数のスペクトル挙動は、図1に示す例とは著しく異なります。  図 3.6 透過関数の計算されたスペクトルP（ν） 14.9μmの領域のH2O。 観測高度z = 10 km、天頂観測角度θ= 30° 3.6。それらは、周波数に対する吸収係数の依存性が比較的弱いことを特徴とし、非選択的（連続）吸収と呼ばれます。同じタイプのスペクトル依存性は、非常に多数の重なり合う（互いに重なり合う）スペクトル吸収線の存在下でも観察されます。この現象は、たとえば、スペクトルの紫外線および可視領域にあるさまざまな大気ガスの電子吸収帯に典型的です。 この場合、分子内に振動-回転サブレベルが存在するため、スペクトル吸収線が多数存在します。この場合、最初の近似では、かなり狭いスペクトル範囲では、UVおよび可視スペクトル領域の吸収係数のスペクトル依存性を無視できます。さまざまなガスのいわゆる分子誘導吸収（以下を参照）およびエアロゾル吸収も、吸収係数の同じタイプのスペクトル依存性を持っています。 3.4 分子吸収の定量的説明 あるエネルギー状態から別のエネルギー状態への分子の遷移中に発生する多数の個々の吸収線の分子吸収スペクトルの存在を考慮に入れると（図3.5を参照）、特定の分子の総吸収係数[10、14、43]と書くことができます.  ここで、ki（νは別のi番目のスペクトル線の吸収係数です。一見明らかな関係（3.4.1）は実際には近似的であることに注意してください。関係（3.4.1）の基礎は、個々のスペクトル吸収線は互いに独立して形成されます。 つまり、異なるエネルギー状態間の分子の遷移は独立して発生します。実際、対応する吸収線が大幅に重なる場合、加法性の原理（3.4.1）は特に明らかに違反します。分子分光法におけるこの効果は、スペクトル線の干渉と呼ばれます。地球などの惑星の大気には、さまざまな大気ガスが大量に存在することを考慮すると（セクション1を参照）、分子吸収係数が空気のは次のように書く必要があります.  ここで、合計インデックスkは空気を構成するさまざまなガスに対応し、インデックスiは各ガスの個々のラインに対応します。 したがって、惑星の大気中の全分子吸収係数は、最初の近似では、さまざまな大気ガスの別々の吸収線での吸収係数の合計です。 別のスペクトル線の分子吸収係数が取得されます  ここで、Sijは、分子の内部エネルギーのある状態（i）から別の状態（j）への遷移によって引き起こされる吸収スペクトル線の強度です。fijは、吸収係数のスペクトル（度数）分布を表す吸収線の輪郭です。 輝線の等高線も同様に導入できます。 この場合、線の輪郭は、正規化条件が満たされるように決定されます。  そこから、線の強度とその吸収係数の関係が続きます  この段落と次の段落では、スペクトル線における分子吸収のこれらの重要な特性を決定する方法を検討します。これを行うには、量子力学的アプローチを使用する必要があります（図3.7）。 52 2レベルの分子または原子の最も単純なモデルの量子力学的アプローチの観点から、分子の吸収と放出のプロセスを検討します（図3.7a）。 アインシュタインは、ある状態から別の状態への分子（原子）の遷移の確率の概念を導入しました。私たちの場合、これらは状態1と2の間の遷移です。つまり、エネルギーE1の基底状態とエネルギーE2の励起状態です。アインシュタインは、分子と放射線とのすべての相互作用は、自発的および誘導放出と吸収のプロセスを使用して説明できると仮定しました。時間dtの間に単位体積あたりの状態2から状態1への自発的（自発的）遷移の数は、NA dt 2 21、（3.4.6）に等しくなります。ここで、N2は状態2（状態2の母集団または母集団）の分子の数です。 ）、A21は自然放出のアインシュタイン係数です。 係数A21は、状態2の分子が単位時間あたりに自発的に状態1に移行する確率を表します。考慮される媒体の体積が、レベル1と2の間のエネルギー差に対応する周波数に近い放射密度ρ（ν）の放射場にあると仮定します-hν= E2-E1。時間dtで吸収された光子の数（状態1から状態2への遷移の数）は、次のように定義できます。  ここで、B12は吸収のアインシュタイン係数、N1は状態1の母集団です。誘導放出（媒体に入射する放射線の作用下）のイベント数は、次のように表すことができます。  ここで、B21は誘導放出のアインシュタイン係数です。アインシュタインは、導入された3つの係数A21、B12、およびB21は、原子および分子の特定の特性を反映し、外部条件（たとえば、温度や圧力）に依存しないと仮定しました。この場合、これらの係数間の関係は普遍的です。あらゆる条件に有効です。これらの関係は、3つの条件が満たされる媒体内の熱力学的（熱）平衡の場合を考慮することによって取得できます[37、38、44]。 1 詳細な釣り合い。遷移の数1→2は、遷移の数2→1と正確に等しいと想定されます 2 黒体放射の法則。 3 状態1と2の相対的な母集団を説明するボルツマンの法則。自然放出のアインシュタイン係数は、分子R21の双極子モーメントの行列要素を介して表されることが量子力学から知られています[10]。  したがって、分子の双極子モーメントの行列要素を知ることで、アインシュタイン係数と、以下に示すように、スペクトル線の強度を決定できます。 放射線と分子（原子）との相互作用の上記の基本的な光学プロセスに基づいて、量子力学的形式で放射線伝達の方程式を得ることができます（モノグラフの導出を参照[37、38、44]）。  2種類の放射伝達方程式（関係（2.4.1）と（3.4.10））を比較すると、量子力学の観点から吸収係数と放射係数の重要な式を書くことができます（減衰係数は吸収係数を考慮している場合）：  ここで、g1とg2は、縮退の程度を特徴付ける状態の統計的重みです（つまり、同じエネルギーを持つ分子のいくつかの内部状態の存在）。  さらに、ソース関数（2.4.13）の式を記述できます。  媒体が熱力学的平衡の状態にあると仮定し、ボルツマンの法則を使用すると、吸収係数について次のようになります。  式（3.4.11）は、吸収係数（および線強度（関係（3.4.3）を参照）がB12遷移の確率、放射周波数、および状態の母集団（N1およびN2）に依存することを直接意味します。 ）この遷移が発生する分子の熱力学的平衡の条件下では、この依存性は状態のエネルギーと媒体の温度の差によって決定されます。したがって、これらの条件下では、線の吸収係数は次のように決定されます。 B12遷移の確率、放射周波数、下位状態の母集団、2つの状態間のエネルギー差、および媒体の温度（3.4.14）。分子吸収、次の強度の式を取得できます。 2→1遷移に対応する行： ..。  同じ式は、アインシュタイン係数間の関係を使用して、異なる形式で書き直すことができます。  一般的な場合、分子（または原子）には多くの内部エネルギー状態（多くのレベル）があり、その間の遷移により、一連の吸収線または放射線が出現します（図3.7b）。 この状況を考慮に入れると、i番目からj番目の状態への遷移中の吸収線の強度は次のように書くことができます。  ボルツマンの法則によると  したがって、アインシュタイン係数間の関係を考慮に入れると、1つの吸収および放出分子あたりのスペクトル線の強度は次のように表すことができます。  ここで、= ∑ jN N jは、吸収分子と放出分子の総数です。 ボルツマンの法則を使用して、  ここに  統計的な合計（州の合計）があります。 エネルギーÅiは分子の基底状態から測定されることに注意してください。最後に、線の強度の式を書くことができます  式（3.4.22）の角括弧内の指数項は、誘導放射のメカニズムを考慮に入れることによって引き起こされ、数値推定が示すように、地球の大気条件に対しては非常に小さいことがよくあります。したがって、15μm（ν= 667 cm – 1）のCO2振動バンドの場合、この指数はT = 200 Kで0.0082、T = 300 Kで0.041です。 したがって、地球条件の多くの計算では、この項は無視されます。ただし、この単純化が常に正しいとは限らないことは明らかです。したがって、たとえば、温度が600〜700 Kに達する金星の大気での分子吸収を考慮すると、この指数項の寄与は重要になる可能性があります。分子分光法では、さまざまな分子モデルを使用して、線強度の温度S（T）への依存性を決定する統計的合計を研究します。 この依存性は、スペクトル線ごとに異なる可能性があります。地球の大気中のほとんどの分子では、最初の振動状態N1 / Nの相対的な集団は小さいです。ただし、多くのガスおよび対応する条件（比較的高い周囲温度）では、大気分子の振動励起を考慮に入れる必要があります。励起された振動レベル（たとえば、1と2の振動状態）間の遷移中に発生する吸収帯（および対応する吸収線）は、明らかに「ホット」吸収帯（「ホットバンド」）と呼ばれます。 高温でのガスの吸収スペクトル。したがって、たとえば、「ホット」COバンドは、太陽放射スペクトルに表示されます。 T = 5000 Kの温度では、第1および第2の振動レベルの相対的な母集団はそれぞれ0.29および0.18です。回転エネルギーによる分子の分布について話す場合、これらのエネルギーは振動エネルギーよりも大幅に小さいことを考慮する必要があります。この分布は、同じボルツマン方程式で記述されます。この場合、次のように表すことができます。  ここで、Nvはv番目の振動レベルの母集団、gjはj番目の回転レベル（縮退）の統計的重み、E0とEjは分子の基底および励起回転状態のエネルギーです。図では図3.8は、回転量子数jの関数として、さまざまな温度（T = 100、200、および300 K）でのCO分子の基底状態の回転レベルの相対平衡母集団の曲線を示しています。  図： 3.8。 異なる温度（T = 100、200、および300 K）でのCO分子の基底状態の回転レベルの相対平衡母集団の回転量子数jへの依存性。 この図から、CO分子は（振動状態での分布と比較して）励起された回転状態で「比較的均一に」分布し、回転数jとそれに対応するエネルギーレベルがあり、最大の母集団が観察されます。この最大値の位置は、媒体の温度と分子の回転定数に依存します.1つのスペクトル線内の吸収係数の度数分布を表す関数fji（ν-ν0）の特定の形式は、次の式で決定されます。線の輪郭の形成につながるプロセス。これらのプロセスは、スペクトル線拡幅プロセスと呼ばれることがよくあります。スペクトル線の自然な広がりは、量子力学から知られているハイゼンベルグの不確定性関係に基づいて説明できます[10、14、19、31]。 3.5 吸収スペクトル線の等高線 1つのスペクトル線内の吸収係数の度数分布を表す関数fji（ν-ν0）の特定の形式は、線の等高線の形成につながるプロセスによって決定されます。 これらのプロセスは、スペクトル線拡幅プロセスと呼ばれることがよくあります。 スペクトル線の自然な広がりは、量子力学から知られているハイゼンベルグの不確定性関係に基づいて説明できます[10、14、19、31]。  ここで、∆ Eと∆ tはエネルギーと時間の不確実性であり、h = h /2πです。 （3.5.1）を分子吸収に適用すると、次のようになります。ΔÅは、分子の上部Å2状態と下部Å1状態のエネルギーの差の不確実性であり、その遷移によって検討中の線が決まります。 tは、分子の励起状態の寿命です。エネルギーの不確実性から、放射（または吸収）の周波数が正確に決定されていないことがわかります（対応する制限内で異なる可能性があります）。次に、放射量子の関係（3.2.1）を使用すると、スペクトル線でのエネルギーの放射または吸収が発生する周波数間隔を簡単に取得できます。  （3.5.2）の量∆νは、スペクトル線の自然な広がりを特徴づけます。それは、惑星の大気における線の広がりの他のメカニズムと比較して、目立った役割を果たさず、通常は無視することができますが、それは重要です。惑星の大気中のスペクトル線の「狭まり」の下限を定義します。自然な広がりの吸収線の形状は、シュレディンガー方程式の解（量子力学的アプローチ）から、および古典的な考察に基づいて取得できます。 後者の場合、軌道上の電子の曲線加速運動が放射の原因であることが考慮されます。この場合、放出分子は継続的にその内部エネルギーを失います。エネルギー損失は、束縛された電子の運動方程式に、放射線ブレーキの効果を説明する項を導入する必要性につながります。これにより、電気強度のベクトルの振幅が時々変化（減少）します。ここでは、これをAと指定します（エネルギーEと混同しないようにするため）。次に、（）と書くことができます。  電磁波の方程式を複素数（2.7.3）で書き留め、放射の開始モーメントを時間基準点として、次のようになります。  ここで、ν0は放射周波数、τは励起状態の平均寿命です。 特定の量が時間に依存している場合、知られているように、周波数スペクトルはフーリエ変換によって決定されます.  周波数νで私たちが関心を持っている電磁波のエネルギーは、（2.7.5）によるとです。  値）（νEはν=ν0、つまり輝線の中心周波数で最大になります。式（3.5.6）は、放出中のエネルギー損失による分子の放出スペクトルであり、依存性を表します。放出エネルギーの周波数、すなわち自然広がりでの線輪郭放射と吸収の関係正規化関係（3.4.4）から（3.5.6）を適用すると、次のようになります。  スペクトル線の輪郭αlの半値幅、つまり、f（x）= 1/2 f（0）であるような値（）0 x = ν−νを導入しましょう。 （3.5.7）の場合、それを見つけるのは簡単です。  最後に、ローレンツ放射（または吸収）線の等高線（ローレンツまたは分散の等高線）は次の形式になります。  自然に広がるαl線の半値幅は、励起状態τの寿命に反比例します（関係（3.5.8））。自然な広がりプロセスによって引き起こされるスペクトル線の半値幅は非常に小さく、たとえば、IRスペクトル範囲の場合は10〜7 cm –1のオーダーです。 2番目のタイプの線の広がり（分子衝突による広がり）は、惑星の大気中の吸収線と輝線の輪郭の形成に重要な役割を果たします。衝突による線の広がりの詳細な理論はかなり複雑であり、発展と改善を続けており、その詳細な説明は多くのモノグラフで示されています[10、14]。 衝突による線の広がりの異なる理論は、輝線と吸収線の輪郭に異なる、しばしば非常に複雑な表現を与えます。たとえば、最も単純な理論の1つであるMichelson – Lorentz理論では、同じ分散式（3.5.9）が得られますが、Lorentzの半値幅αLが使用されます。 この理論では、分子（または原子）は固有振動数ν0の単純な調和振動子によってモデル化されます。分子の衝突により、放射が瞬時に停止（「遮断」）されます。この理論によれば、輝線と吸収線の輪郭は次のように書くことができます。  ここで、αL= 1 /2πτは、分子の衝突による線の半値幅です。 ご覧のとおり、この等高線は、自然な広がりの場合と同様に、ローレンツ（分散）ですが、その半値幅（ローレンツ半値幅）は、分子の衝突による励起状態の有限寿命によるものです。 線のローレンツ半幅の場合、式[10、14]を書くことができます。  ここで、ν〜は衝突頻度（単位時間あたりの平均衝突数）です。 地球の表面での圧力と温度での分子の衝突間の平均時間は約10〜10秒であり、これはLα= 0.05 cm –1の推定値を与えます。 ローレンツ半値幅は、圧力と温度に対する次の依存性に従います。  ここで、α0Lは、圧力p0および温度T0でのローレンツ半値幅です。ローレンツ線の半値幅の温度依存性に関する式（3.5.12）は概算であることに注意してください。したがって、式（3.5.12）では、線の半値幅の温度依存性は、係数mij（T / T）0を使用して、より一般的な形式で近似されます。ここで、指数mijは、ガスの種類、吸収帯に依存します。 および特定のスペクトル線。衝突によるスペクトル線の広がりの最新の理論に基づく実験と計算は、指数mijが0.5から1.0の範囲で変化することを示しています。多成分ガス混合物の一般的なケースでは、スペクトル線の広がりは、吸収（および放出）分子自体と「外部」分子（たとえば、窒素および酸素分子-地球の主要なガス成分）の間の衝突の両方が原因で発生します。 雰囲気）。前者の場合、自己拡大について話し、後者の場合、「外部」ガスによる拡大または拡大について話します。異なる分子の衝突の効率が異なる可能性があり、対応する半値幅も異なるガスによる広がりに対して異なることが重要です。したがって、同じ線の半値幅は、一般的に言えば、異なる惑星の大気では異なります。 一般的な場合、ローレンツの半値幅は全圧だけでなく、さまざまな大気ガスの分圧にも依存します。自己広がりと相互広がりの示された効果は、ローレンツ半値幅の吸収paと広がりpbガスの分圧への依存性を何らかの形で式（3.5.11）に導入することによって考慮に入れることができます。  ここで、αbとαaは、「外部」（相互拡大）分子と吸収（自己拡大）分子の衝突による線の半値幅です。Bは自己拡大係数です。 全圧p = pa + pbを考慮すると、次のようになります。  自己拡大係数Bは大きな値に達する可能性があります。たとえば、水蒸気のスペクトル線の場合、自己拡大係数は5〜20以上の値に達する可能性があります。この点で、惑星の大気中の自己拡散の影響を考慮することは、多くの大気ガス、たとえば地球の大気中の水蒸気にとって重要である可能性があります。 ローレンツ線の半値幅の大気圧への線形依存性に特に注意を払いましょう。これは、輪郭fL（ν-ν0）が59の圧力に強く依存するという事実につながります。図では3.9は、3つの異なる圧力でのローレンツ線の等高線を示しています。 この図から、気圧が下がる（大気中の高度が上がる）と、スペクトル吸収線が狭くなることがわかります。この場合、線の中心の吸収（または放射）係数の値は増加し、線の翼（中心から遠い領域）では減少します。この依存関係は、式（3.5.10）および（3.5.12）の単純な分析に基づいています。確かに、ν=ν0、LL f（ν）1 /πα0=の線の中心、およびL（ν-ν）>> α0、2 0 0（）（の線の翼）πνναν-= LLf。ローレンツ等高線の圧力依存性は、大気中の各高度で、吸収線と輝線が異なる等高線を持っていることを意味します。 これは、大気ガスの振動-回転および回転吸収帯における放射伝達の非常に重要な機能です。ローレンツの等高線は、中心付近のスペクトル線の等高線を非常によく表しています。この機能とローレンツ式の単純さは、大気光学で広く使用されている理由です。ただし、線の翼では、この輪郭が実験データとよく一致しないことがよくあります。 さらに、異なる分子の吸収線の場合、ローレンツ等高線は、スペクトル線の翼の吸収係数を過大評価または過小評価する可能性があります。大気光学におけるこれらの偏差を考慮に入れるために、補正関数χ（ν）がしばしば使用されます。これは、原則として、実験データからさまざまな分子および吸収帯に対して決定されます。 この場合、スペクトル線の吸収係数は、たとえば、式（）（）（）00ν= ν−νχν−ν L k Sfで近似されます。 （3.5.15）式（3.5.10）は、スペクトルのIR領域に対して有効です。回転吸収線の幅の大きさがν0の値に匹敵するスペクトルのマイクロ波領域の場合、式（3.5.10）を完全なローレンツ輪郭（Van Vleck – Weisskopf輪郭）に置き換える必要があります。 ：  式（3.5.16）がνとν0の大きな値で（3.5.10）に変わることは簡単にわかります。したがって、すでにν= 100 cm – 1では、それらの差は1％未満です。 リンドホルムのスペクトル線広がりの理論（断熱理論衝突）は、ローレンツ輪郭よりも一般的な表現を提供します。  ここで、パラメータβは圧力の関数としての線の中心のシフトを表します。このラインセンターシフトの現象は、多くのガスで観察されます。半値幅と同様に、シフトパラメータは分子の衝突頻度に比例し、したがって圧力に比例します。 スペクトル線シフト効果は、図の転送を検討するときに重要になる可能性があります。 3.9。 3つの異なる圧力でのローレンツラインの等高線。たとえば、レーザーの準単色放射を吸収する場合、狭いスペクトル間隔で60の放射。個々のスペクトル線の吸収係数の単純な合計が常に正しいとは限らないことを先に述べました。強く重なり合うスペクトル線の場合、線の「干渉」（相互影響）が観察されます。 スペクトル線の「干渉」の影響は、IRスペクトル領域のCO2、メタン、オゾンなどの吸収帯、NIRの酸素吸収帯の個々のスペクトル間隔の吸収係数の値に大きく影響しますスペクトル線間の距離が半値幅と比較して小さい場合、スペクトルのMQF領域。自然な広がりや衝突による広がりのような広がりのメカニズムがないと仮定しても、分子のセットの吸収線は無限に狭くなることはありません（単色）。 これは、分子の動きとよく知られているドップラー効果によるものです。分子が視線の方向に速度成分vを持ち、v << c（cは光速）の場合、静止している観測者の観点から、の放射（吸収）周波数分子ν0は周波数に置き換えられます。  サインイン式（3.5.18）は、分子の運動方向に依存します-プラスは観察者への動きに対応し、マイナスは観察者からの動きに対応します。 統計物理学から知られているように、熱力学的平衡の場合、速度成分がvからv + dvの範囲にある確率はマクスウェル分布で表されます。  ここで  ここで、Rは普遍的な気体定数、μは気体の分子量です。 式（3.5.18）に従って（3.5.19）は、放出する分子の相対数を示します。（吸収）周波数νで。 （3.5.18）から（3.5.19）にvを代入すると、ドップラー輪郭が得られます。  線のドップラー幅（半値幅と混同しないでください！）のパラメーターがあります。 （3.5.20）は、分散αDの正規（ガウス）分布であることに注意してください。したがって、正規化条件（3.4.4）が適用されます。 ドップラー等高線の半値幅は  図では 3.10は、線の同じ強度と半値幅でローレンツとドップラーの等高線を比較します。  図3.10 同じ線強度と半値幅でのローレンツとドップラーの等高線の比較。 線の中心でfD（ν）> fL（ν）の場合、線の翼で反対のパターンが観察されます：fD（ν）<fL（ν）。ドップラー幅の放射周波数ν0への依存性にも注意を払いましょう。これは、ドップラー幅がスペクトル全体で大きく変化するという事実につながります。 スペクトルの可視領域（20,000 cm – 1のオーダーのν0）からマイクロ波（10 cm – 1のオーダーのν0）に移行すると、αDは1000回以上変化します。たとえば、T = 300Kでのλ=5577Åでの原子状酸素線のドップラー半値幅は3.3・10–2 cm – 1であり、ν= 20 cm –1での水蒸気線の半値幅は同じ温度でわずか3.5・10– 5 cm –1です。したがって、ドップラー広がりは、可視および近赤外スペクトル領域で最も重要であり、マイクロ波範囲のスペクトル線の広がりにほとんど寄与しません。 また、ローレンツ半値幅とは対照的に、αDの値は気圧に依存しないため、成層圏以上ではドップラー広がりが顕著になり、ローレンツ半値幅が小さいために小さくなります。空気圧。惑星の大気では、吸収線と輝線は、スペクトル線の広がりの2つの最も重要なメカニズム、つまり分子の衝突による広がりとドップラー効果による広がりによって決定されます。これらのメカニズムは同時に動作し、特定の条件下では、一緒に考慮する必要があります。 この状況を考慮に入れるには、マクスウェル分布（3.5.19）の速度vを持つ各分子について、したがって、ドップラーループ（3.5.20）の各周波数νについて、ローレンツ輪郭（3.5.10）を記述する必要があります。 ）、ここで、νはすでにν0の役割で作用し、吸収線の全体の輪郭を見つけます。その結果、吸収（または放射）線の結合された（混合された）等高線、つまりVoigt等高線が得られます。  単純な変換の後、Voigtコンターは次のように記述できます。  ここに  Voigt輪郭の積分K（x、y）は、初等関数で表すことはできません。ただし、コンピュータでの計算は、現時点では問題ありません。 K（x、y）を計算するための効率的なアルゴリズムが開発されました。上に示したVoigt輪郭を導出するとき、スペクトル線の広がりの2つのメカニズムは独立していると仮定されました-衝突と図の効果のためです。 3.10。同じ線強度と半値幅でのローレンツとドップラーの等高線の比較。 62ドップラー、すなわち衝突中の分子の速度に変化はないと仮定されました。衝突中の分子の速度の変化を考慮に入れると、線の輪郭が狭くなり、特定の圧力範囲で線の中心での吸収が増加します。さらに、特定の条件下では、線幅がドップラー幅よりも小さくなる場合があります（ディッケ効果）。上で考慮された分子吸収は、いわゆる許容遷移によるものです。 それらは、一定の電気双極子モーメントを持つ分子、および双極子モーメントが発生する振動中に分子で観察されます。同じ原子からなる二原子分子、たとえばO2、N2、H2などは、一定の電気双極子モーメントを持たず、古典的な概念によれば、放射場と相互作用するべきではありません。実際、分子が一定の磁気双極子モーメントまたは異なる性質（電気または磁気）の四重極双極子モーメントを持っている場合、分子と放射場との相互作用も可能です。 一定の磁気双極子モーメントまたは電気双極子モーメントを持つ分子との放射の相互作用の強度が、電気双極子モーメントの場合よりもはるかに弱い（それぞれ105倍および108倍）ことは別の問題です。これらのタイプの相互作用によって引き起こされる遷移は、従来、禁止遷移と呼ばれています。これらの遷移は、さまざまな原子や分子の実際の線と吸収帯に対応します。 原則として、これらの線の強度は非常に小さいですが、惑星の大気中のこれらの分子の高濃度の場合（禁止されたO2およびN2線の場合のように）、それらは大気の吸収スペクトルに現れます地球の大気では、巨大惑星の大気中の禁止された水素線）。別のタイプの分子吸収があり、文献では圧力誘起吸収（または衝突誘起吸収）と呼ばれることがよくあります。 一定の双極子モーメントを持たない分子は、周囲の分子との衝突でそれを「獲得」する可能性があります。分子の構造が衝突によって乱されるこれらの短い期間の間に、それは電気双極子モーメントを有する可能性があり、したがって、放射場と相互作用する可能性があります。誘導吸収のもう1つの説明は、分子の相互作用（衝突）における二量体の形成と分子のより複雑な形成です。 この場合、誘導された電気モーメントもそのような地層で発生する可能性があり、したがって、それらの放射場との相互作用が可能である。 emの吸収と放出。エネルギー。考慮されるタイプの吸収の特徴は、通常のバンドとは対照的に、圧力によって誘発される吸収のバンドの強度が、ガス状媒体内の圧力に正比例することに依存することである。 したがって、このようなバンドの体積吸収係数は、吸収分子の濃度naと外部（広がり）ガスの濃度nbに比例します。吸収ガスからなる一成分混合物の場合、体積係数はこのガスの濃度の二乗に比例します。同じ依存性は、分子の衝突によるラインプロファイルのラインウィングの特徴であることに注意してください。したがって、通常、圧力誘起吸収を特徴づけるために2値吸収係数が導入されます。  2つのガスの混合物の場合、および  一成分混合物の場合。 係数の次元に注意してください  3.6 分子吸収特性 分子吸収の定量的特性は、実験的に、また特別な計算に基づいて取得されます。分子吸収の定量的特性の表示形式は異なる場合があります。-波長（または周波数）、温度、および一般的な場合は圧力の関数としての分子吸収係数の形式。 -さまざまな吸収帯およびさまざまな大気ガスのスペクトルの微細構造のパラメーターの形式（分光パラメーター）-個々のスペクトル線の位置、それらの強度、半値幅など。 -有限のスペクトル間隔（異なる幅）の透過関数が、吸収ガスの含有量、圧力（吸収ガスと外来ガスの圧力の場合もある）、温度、位置、およびスペクトル間隔の幅に依存する形で。分子吸収の定量的特性評価のための吸収係数の使用は、原則として、吸収係数のスペクトル依存性が比較的弱い吸収帯に使用されます。先に述べたように、大気光学におけるこのタイプの依存性は、一般に非選択的（または継続的）と呼ばれます。実際、選択的吸収タイプと非選択的吸収タイプの間に基本的な違いはありません。 したがって、選択的吸収（明確に定義されたスペクトル線での吸収）は、吸収または拡大するガスの圧力が増加すると、非選択的になります。実際、圧力が高くなると、ローレンツ線の半値幅（3.5.12）が大きくなり、個々の線がますます重なります。この場合、全吸収係数のスペクトル挙動はますます滑らかになり、非選択的吸収の場合が実現されます。 このように、地球と火星の大気で顕著な選択的特徴を持っている二酸化炭素の振動-回転バンドは、高圧と高温で金星の大気の下層で継続的な特徴を持っています。分子吸収係数のスペクトル挙動の非選択的な性質は、スペクトル線の間隔が非常に狭い吸収帯の場合、比較的低い大気圧（0.01〜1 atm）でも観察されます。 分子吸収の弱いスペクトル依存性は、光イオン化と光解離のプロセスによって引き起こされる吸収スペクトルで実現され、UV、可視およびNIRスペクトル領域の電子振動-回転吸収帯の個々のスペクトル線の強いオーバーラップがあります。圧力によって誘発された吸収帯における、クロロフルオロカーボン（CFC）、ハイドロフルオロカーボン（HCFC）、分子F6、N2O5などの「重い」分子の回転吸収スペクトル。たとえば、図では。 3.11は、多くの大気分子のUVおよび可視スペクトル領域における分子吸収の断面積を示しています[29]。   図3.11 波長λの関数としてのスペクトルのUVおよび可視領域における大気の気体成分の分子の吸収断面積。 グラフの左側の点は、ライマンα線の波長（121.5 nm）のセクションを示しています。 近年、さまざまな大気ガスの個々のスペクトル線のさまざまな特性を含む微細構造のパラメータに関する特別なデータバンクが作成され、分子吸収を定量的に記述するために使用される微細構造パラメータの数が増えています。スペクトル線の分子吸収を適切に説明するために必要なパラメータの数は、大気光学の1つまたは別の問題における対応する計算の精度の要件によって異なります。より高い精度が要求されるほど、選択的な分子吸収を決定するさまざまな物理的メカニズムをより詳細に考慮する必要があります。 さらに、スペクトル分解能の値（考慮されるスペクトル間隔の幅）は、必要な詳細レベルにある程度影響します。たとえば、放射電力工学の問題（広いスペクトル範囲の考慮）では、線の中心周波数の圧力依存性などの「細かい」効果を考慮することは不要ですが、たとえば、次の場合に必要です。大気中の準単色レーザー放射の吸収を研究する。個々のスペクトル線における分子吸収の規則性に関する上記の情報から、定量的な記述には、いくつかのパラメータを設定する必要があります。たとえば、HITRANデータバンクでは、このようなパラメータは次のとおりです。 -分子のインデックス -分子の同位体のインデックス -スペクトル線の中心周波数（線の中心の位置） -強度線の-遷移双極子モーメントのマトリックス要素 -圧力1気圧、温度296 Kでの空気の広がり（対応する地球の大気比率における分子N2とO2の混合）中のローレンツ半値幅、はp = 1atmおよびT = 296 Kでの自己広がりでのローレンツ半値幅、は対応する遷移の下部状態のエネルギー、は線半値幅（3.5 .12）の温度依存性です。 p = 1atmおよびT = 296 Kでの線中心シフトのパラメーターは、対応する遷移の上部状態と下部状態の量子数です。図の明確な図については。 3.12は、さまざまなガスの吸収線が配置されているスペクトル領域を示しています。 （O3、O、およびHO2のJPLインデックスは、対応する情報がJPLデータバンク（ジェット推進研究所、米国）から借用されたことを示します）。また、図では注意してください。 3.12は、日射スペクトルにおけるCO線の位置を示しています。 データバンク、たとえばHITRANバンクでは、微細構造パラメータに加えて、さまざまな分子の吸収係数の形での連続タイプの吸収の定量的特性（いわゆる「スペクトル的に未分解」の吸収帯）与えられます。たとえば、図では。図3.13は、700〜1800 cm –1のスペクトル範囲におけるこのタイプの吸収帯の位置を示しています。実験的に得られたこのような吸収係数は、原則として、惑星の大気の温度変化の範囲をカバーする、さまざまな温度のデータバンクに示されています。  ： 3.12 さまざまなガスの吸収線が配置されているスペクトル領域、および太陽放射スペクトルにおけるCO線の位置。  図3.13 HITRAN-96データバンクからの700–1800 cm –1のスペクトル領域における「スペクトル的に分解されていない」吸収帯の位置。 3.7 地球の大気中の分子吸収 地球の大気中の分子吸収の一般的な説明は、3.1項で説明しました。この情報をより具体的なデータで補足しましょう。図では3.11、スペクトルのUVおよび可視領域の多数の異なる大気成分の吸収係数が示されました。 同時に、たとえば太陽放射の伝達に対するこれらのコンポーネントの実際の影響は、地球の大気中のそれらの含有量によって決定されます。テーブル3.1は、スペクトルのUVおよび可視領域におけるさまざまな大気ガスの主な吸収帯を、それらの含有量を考慮して示しています。 表3.1。 UVおよび可視スペクトル領域における地球大気の主な吸収帯  以下は表に整理
<80 80-100 100〜140 イオン化連続体 田中-ウォーリー ライマン-ブルジャ- ホップフィールド 弱い とても強い 強い O2 <100 100〜125 125〜200 200-260 ホップフィールド シューマン-ルンゲ ハーズバーグ とても強い とても強い 強い 弱い 200-300 300-360 450〜700 ハートリー ハギンズ チャップイス 強い 平均 弱い 400-600弱い うまい 表3.2 大気ガスの吸収の最も重要なバンドと領域。  硬い紫外線の領域で。 O2およびN2分子は、100〜200nmのスペクトル範囲の太陽放射を強く吸収します。これらの成分はすべて、上層大気での太陽放射の吸収に重要な役割を果たし、その熱レジームと電離層の形成に関与しています。 オゾン分子は、太陽の紫外線の吸収に重要な役割を果たします。したがって、中間圏と成層圏の熱レジームの形成において非常に重要なのは、ハートリーとハギンズのバンドです（高度50 km（成層圏界面）付近の最高温度は、正確に放射加熱によって引き起こされます）。 地球の表面を紫外線から保護します。これは生物圏にとって危険です。そのため、オゾン層の破壊（成層圏のオゾン含有量の減少）は、地球の気候や生物圏の存在条件に深刻な影響を与える可能性があります。 ChappuisのO3およびNO2吸収帯は、地球の大気では比較的弱いですが、これらの帯とHartley – Huggins帯の測定値は、衛星からの大気のガス組成を研究するために使用されます。テーブルをあげましょう。 3.2、ここでは、IRスペクトル領域内のさまざまな大気ガスの主な吸収帯の位置と最大吸収強度の領域-帯の中心（そのような最大値を明確に区別できる場合）に関する情報が提供されます。 水蒸気の最も強い吸収は、6μmの領域と回転バンド（20〜150μm）の領域で観察されますが、回転線はマイクロ波スペクトル領域（λ= 1.35 cm）から「開始」し、 「透明度ウィンドウ」（低吸収領域）8〜2μmにあります。示された水蒸気の吸収帯は、放射熱伝達において重要な役割を果たします。これらの帯の測定値は、大気中のH2O蒸気含有量のリモート（地上および衛星）測定に使用されます。 CO2分子には、IRスペクトル領域に2つの強い吸収帯（4.3および15μm）があります。長波長吸収帯は、成層圏および大気の高層の放射レジームにおいて重要な役割を果たします。両方の帯域での放射放射測定は、宇宙からの大気温度プロファイル（大気の熱検知用）を決定するために使用されます。オゾン吸収帯は4.0、9.6、15ミクロンの近くにあります。これらの中で最も重要なのは、9.6μmの吸収帯です。 これは、成層圏と中間圏の放射熱伝達に重要な役割を果たし、垂直プロファイルと総O3含有量のリモート測定に使用されます。 CH4とN2Oの重要な吸収帯は7.6付近にあります。 3.3および7.8ミクロン。放射熱伝達へのそれらの寄与は大きくありませんが、それらの放射の測定値を使用して、これらのガスの総含有量を決定することができます。 かなり強いCOバンドが4.7μmの近くにあり、地球規模での一酸化炭素含有量の衛星マッピングにすでに使用されています。重要な温室効果ガスおよびオゾン層破壊ガスであるフレオンの吸収帯は、8〜12ミクロンの透明度ウィンドウにあります。 IRスペクトル領域のさまざまなガスの吸収帯に加えて、大気吸収が比較的小さいスペクトル間隔を指摘する必要があります。すでに述べた8〜12μmの非常に重要な透明度ウィンドウに加えて、3.8μm付近および近赤外（NIR）スペクトル範囲の透明度ウィンドウ68があります（多くの場合、可視スペクトル領域全体も透明度ウィンドウと見なされます） 。これらの透明度ウィンドウでの放射測定は、地球の表面と雲のリモートセンシングに使用されます。 8〜12μmの透明ウィンドウは、放射熱伝達において重要な役割を果たします。およそこのスペクトル範囲で、私たちの惑星で発生する大気温度での熱放射の最大値があります。世界空間への熱放射により、地球の表面と大気の冷却に大きく関与しているのは透明窓です。 8〜12μmの透明度ウィンドウにCH4、N2O、フレオンの吸収帯が存在し、人為的要因による地球大気中のそれらの含有量の増加は、追加の「温室効果」効果と地球の気候の変化につながります。追加の大気吸収の出現は、大気の放射冷却を減らします。また、NIRスペクトル領域でのO2、H2O、およびCO2の吸収帯についても説明します。 これらのバンドはかなり弱いですが、NIR領域の地球の表面に到達する太陽放射を吸収するため、大気と表面の放射エネルギーにも重要な役割を果たします。スペクトルのMCW領域の輻射は、波長λ>100μmの熱放射の割合が小さいため、輻射熱伝達のプロセスでは重要な役割を果たしませんが、この領域は、のパラメータのリモート測定に集中的に使用されます。大気と地表[53]。 この地域の主なシンクはO2とH2Oです。スペクトルのマイクロ波領域には、多くの大気ガス（たとえば、オゾン、ClO、NO、N2O、NO2、HNO3など）の多数の回転線も含まれています。それらは、地球の大気の吸収スペクトルでは比較的弱く見えますが、特定の測定ジオメトリと高感度の機器の存在下では、大気ガス組成の特性のリモート測定に使用されます。吸収が弱いスペクトル間隔での測定（マイクロ波透過ウィンドウ）は、地球の表面、雲、降水の特性を研究するために集中的に使用されます。 第4章につづく |