大气红外吸收机理和公式的探讨及

1、大气红外吸收机理和公式的探讨及    摘 要：本文作者本文构建了一个大气分子的红外电磁波吸收模型，其结论与根据量子力学谐振子的能量本征值得到了大气分子中氢原子谐振子的频率变化规律相同。同时，构造了一个大气电磁波吸收透射公式。该公式可以准确的反映大气窗口的电磁波吸收和透射规律。由此也证明，大气中对电磁波产生吸收的主要是水分子中的氢原子谐振子。同时还得出了大气中水分子中的氢原子谐振子的振动基频。利用振动学理论分析了水分子吸收带宽的产生机理。得到了大气水分子的瑞利散射公式。讨论了可降水量对透射的影响。关键词：红外辐射；大气吸收；简谐振动；大气窗口公式；水分子的

2、瑞利散射公式0. 引言由中国科技学会和中国物理学会共同编著的2007-2008物理学学科发展报告指出：“从20 世纪90 年代中期开始，全世界范围内掀起了太赫兹科学研究的热潮。“美国科学基金学会，国家航天局，国防部”等单位“将太赫兹技术列为重点学科”。欧盟也开展了大规模的研究。“在亚洲，2005 年1 月日本公布的未来十年科技战略规划中的10 项重大关键技术，将太赫兹技术列为首位”。所谓太赫兹是指波长介于0.003m到30m之间的电磁波，它基本处在红外光的区域附近，是电磁波谱中有待研究的最后一个频率窗口。太赫波位于宏观电子学与微观光子学的过渡区，具有很多独特的性质，比如低辐射能量，对无极化物质

3、有很强的穿透性，很多大分子的振动和转动频率均落于此波段等。这些特性决定了太赫兹波具有重要的学术价值和重大应用前景。然而，大气对太赫兹波有强烈的吸收，某些波段的太赫兹波在大气中无法远距离传输，限制了很多太赫兹应用。为此，研制高效率的太赫兹波导，是实现远距离太赫兹传播的关键部件。引入光子晶体概念及利用金属表面等离子激元进行太赫兹波导设计备受关注，世界上很多研究机构进行了此方面的实验和理论研究，预计在近几年能取得突破性进展(1) 。但是，这里要注意的是，作为太赫兹波的主要波段，红外光在大气中的透射规律和吸收机理的研究将是远距离太赫兹波导技术研究前提和关键。同时，对大气红外衰减问题的研究还涉及到卫星通

4、讯，航空遥感，雷达，红外辐射探测等诸多领域(28) 。20 世纪50 年代，军事红外技术获得了广泛的应用，其作为一种高科技术，与激光技术并驾齐驱，在军事上占有举足轻重的地位。红外大气的传输和辐射模型是红外成像制导系统仿真中的关键环节,在光电对抗系统、导引头及各种搜索、跟踪算法的开环测试中都有应用(9)。由于目标、背景、大气状态的复杂性,使得红外图像仿真难度很大。大气辐射、环境辐射和大气对辐射传输的衰减都对红外传感器成像有很大影响。由于辐射会与大气组分相互作用,发生吸收和散射而受到衰减,从而改变辐射的空间、时间和光谱分布特性。这些大气效应对于地球的热平衡、目标探测、地球资源遥感、大气参数遥测等领

5、域的研究,-2-具有极重要的影响(811) 。20 世纪70 年代，军事红外技术又转向民用，与雷达、电视一起构成当代三大传感系统。而红外辐射的传输过程中的衰减做为红外系统的重要部分，其研究意义不言而喻。1983 年，美国地球科学界和航空航天局明确提出以地球系统科学为今后20 年内的重大科学目标，大力发展地球观测系统（EOS）。EOS 计划还得到了欧洲空间局，日本空间发展局，加拿大政府和俄罗斯的支持(4) 。而这些项目，都与大气红外透射和吸收有着密切的关系。另外，大气分子对红外辐射的吸收机理和规律的研究还是基础光学的重要内容之一(1215) ，也牵扯到电磁波与原子电子的相互作用等物理学基础理论(

6、16) 。虽然，目前已经统计出了很多红外光在大气中的透射数据，也开发出了计算这些繁杂数据所需要的软件(2) ，但大气分子对红外辐射的吸收机理和规律的研究却并没有取得另人乐观的成果(221) 。1大气红外传输的研究现状1.1 20 世纪上半叶的经验性研究后文中大气电磁波吸收机理的讨论中用到的图3 给出了海平面上1830m 处的水平路程所测得的光谱透过率曲线。传统的研究将不同的吸收带理解为由不同的分子所产生。图3下面表示造成对应吸收带的分子(3) 。这张图最早由H.A.Gebbie 等在1951 年发表(11) 。经过半个多世纪的时间，这张图已经作为经典大气红外传输图而为大多数光学及遥感、红外等方

7、面的文献所引用(27,1214) 。而图3 中波长2.8m以下的波谱部分，早在1881 年就由Langley所测绘，其中就表现出了大气窗口。1900 年Langley 又测量到5.5 (3,15) m。1917 年F.E.Fowle将测量延伸到13m (3,16) ，1942 年A.Adel 又延伸到24 (3,17) m。文献（17）同时指出，在16-24m之间有一个吸收带。这一波带在地球热平衡的研究中是很重要的。然而，这些测量费用昂贵，耗费时间，也不可能把所有的气象状况都包罗进去。因此，理论模拟的研究就非常重要。通过本文的讨论，我们在后面可以看到，作者得到的大气窗口公式可以准确的预测出刚才

8、所论及的透射窗口和吸收带。而从上世纪40 年代开始，国外研究者们为了提高测量精度，减少信号噪声干扰，对探测器进行了大量改进。与此同时也进行了大量理论研究工作。1953 年，Elder 和Strong 发表的文章给出了将实验结果转换为有用的近似分析式的公式(3,18) 。他们考察了很多有用的野外测量。为了得到某种分析表达式，将频谱分成八个窗口，每个窗口位于两个相邻的吸收带中心之间，从而得到一个每个窗口都适用的表达式：0 = c logw + t （1）式中， 是窗口的有效透过率； w 是传输路程内可降水分的含量（mm）, c 和0 t 是常数。对于特定的系统，在选择光谱通带时，需要考虑许多因素。

9、大体上说，大多数工作在地球大气层的红外系统将采用三个光谱带中的一个， 这三个通带近似为2.0-2.5m,3.2-4.8m,8-13m。观察图3 可以发现，这三个通带位于它们所在窗口的中心，并且很窄，以致于仅包含了相邻吸收带的最小值。而Elder 和Strong 所定义的窗口和上述要-3-求的通带很不一致。因为他们的窗口过宽，并且每一边都包含一个半吸收带，所以推算出的透过率低于野外观察值。在此之后，又发现了利用辐射通量定律估算光吸收的整带法和光谱模型法。辐射通量定律首先由Bouguer 提出，后来又为Lambert 再次发现。其表达式为P = Peax 0 （2）式中，P 是x cm 长度路径后

10、所剩下的辐射通量； 0 P 是进入吸收层的辐射通量； 是吸收系数，以cm1 表示。如果吸收物体是固体或液体，部分通量则从表面反射中损失掉。故辐射通量定律只能用来说明吸收物体内部的情况。因而，内部光透过率e xPP ( )0 '( ) = = （3）是吸收层吸收特性的函数，不包括由于表面反射引起的任何损失。吸收层的吸收率是A( ) = 1 '( ) = 1 e ( ) x （4）或者用波数来表示A( ) = 1 '( ) = 1 e ( ) x （5）在应用整带法时，将曲线波动细节抹平再将辐射通量定律引入，考察整个吸收带的情况。在应用光谱模型法时，首先导出一些分析模型来表

11、示光谱，再应用辐射通量定律。现在讨论整带法，假定以单色辐射来讨论吸收定律。由于任何实际的单色仪无论分辨率多高，光谱带总是有限的，决不会为零。结果，吸收系数将随单色仪的通带而变化。故（4）（5）式计算的吸收率与用于测量吸收系数的单色仪性能有关。大多数分光计的通带取决于出射狭逢的宽度，通过出射狭逢的通量分布可用狭逢函数来表示。关于观察到的吸收带的形状和狭逢函数之间的关系，已经作过很多工作。Nielson 等分析了（4）（5）式计算的吸收率与狭逢函数无关的条件) 19 , 3 ( 。他们得出了介于波数为1 和2 界限间的全部吸收带为 A d 21'( ) = A d 21( ) =A (6)

12、这里，A'( ) 是用具有任意函数的分光计测到的光谱吸收率。左边的积分在物理上表示为吸收率对分光计记录的波函数的曲线下的面积。右边的积分是真正的吸收率，它是用理想的分光计测得的光谱吸收曲线下的面积称为总吸收率，其具有等效带宽的特性。吸收带用一简单的矩形等效了。在这个带内是完全吸收，带外吸收则为零。Harward 等人应用整带法做了实验。使红外波在氮气室反复穿射后，获得了各种条件下的数千条吸收光谱。这些记录长期以来成为这方面研究的最重要的数据来源(3,20) 。而对这些数据的分析却表明，总吸收率的变化并不遵守Elder 和Strong 的用于吸收物质各种浓度时的对数关系。而是出现强吸收带

13、和弱吸收带。他们遵循下列关系（弱带） A 2 A( )d cw1/ 2 (P p)q1= = + （7）（强带） ( ) log log( ) 21A = A d = C + D w + Q P + p （8）这里，c,q,C,D 和Q 全是常数，由经验给出。现在再看光谱法模型。假定把吸收带划分为一系列的间隔，每一间隔为一个波数宽度的-4-一部分。如果已知每一间隔的吸收系数值，在理论上，我们可以对每一间隔应用吸收定律，计算整个带的吸收。遗憾的是，无法准确的测出必要小的波数间隔上的吸收系数。我们必须转向区分并计算每个分子转换时所引起的吸收线上升的效应，考虑到每根吸收线的精确形状 

14、60;      和强度以及任何相互作用的影响。计算所包含的数字量高达天文数字一样。最后，采用简化模型才得到明显的答案。现在可采用计算机运算。综上所述，这一时期的研究只是给出了一个红外辐射吸收的框架性结论。整带法抹杀了频率细节而且矩形带的假设与实际相差太大。光谱法计算量太大，只能化减模型并采用计算机计算。化减模型的结果势必导致不可忽视的误差。1.2 20 世纪下半叶以来的理论性研究到了20 世纪中期，随着量子力学的发展和系统化，人们逐渐将其引入到大气辐射传输研究中来。试图解释辐射和吸收带的展宽问题，并由此建立辐射（吸收）的理论模型(2

15、,21) 。根据量子力学理论，吸收和发射谱线的分布函数是一致的。所以，下面的讨论同时适合大气分子的红外吸收和辐射。由量子力学可知，在理想情况下，分子的红外光谱只具有一个确定的频率。也就是说，某一光谱的轮廓只用一条没有宽度的几何线来表示。但在实际情况下，任何一条光谱线都不可能只具有一个确定的频率，而是以某一频率为中心的分布带。这个问题人们经过了长期的研究，应用了包括量子力学和经典力学在内的理论，建立了很多模型。但到目前为止，并没有得到一个与实际情况吻合较好的另人信服理论模型。下面简单介绍一下。121 光谱线展宽的理论探索(1) 光谱线的自然展宽原子和分子系统，即使在没有外界干扰的情况下，其吸收和

16、发射光谱也具有一定的宽度，并称为光线的自然展宽。由量子力学可知，在原子（分子）系统由高能级向低能级跃迁时，能产生一条谱线。粒子在即使没有外界影响的情况下也会自发的向低能级跃迁的现象称为自发低跃迁。由于留在高能级上的粒子数随时间作指数衰减，则粒子在能级停留的时间不一样，但是可以计算出其平均时间。即平均寿命。根据测不准原理，能级的不准确宽度m E 与粒子平均寿命m 成反比。有2E h m m = （9）同样，低能级平均寿命为l时也有宽度l E ，则分子从高能级向低能级自发低跃迁的总频带范围为hE Em l + = （10）如果l E 表示分子的基态能级，而m E 为激发能级，则因为热平衡条件下基态

17、寿命足够长，所以l E 趋于零。则光谱自然宽度为mmhE2 1 = （11）-5-激发态平均寿命为108 s 。计算下来的光谱自然宽度在107 数量级。与实际的红外吸收最小频率宽度1013 小5-6 个数量级。我们再应用经典电磁场理论分析自然展宽。将原子和分子看成带有等量异号电荷的谐振子。其由振动阻尼所产生的自然展宽的谱线宽度为mmce 122021.2 1032 = = × （12）式中，m 为电子质量， e 是电子电荷， c 为光速， 0 为真空电容率。这个结果也与实测红外吸收谱的高达107m的实际带宽也相距甚远。因此，有人又想到了光谱线的碰撞展宽。(2) 光谱线的碰撞展宽如果有

18、某种外界因素的作用促使激发态衰减变快，那么，势必会使光谱线的宽度进一步加大。在这个模型中，即便不完全使用理论方程而采用较为符合实际的经验公式，所计算的光谱线的压力展宽也在1010m 数量级。仍然不符合实际。因此，又有人作出以下分析。（3）光谱线的多普勒展宽在讨论光谱线的自然展宽时，实际上假设辐射发射体相对于接受装置是静止的。如果接受装置相对于发射体是运动的，则观察的谱线要变宽。并把它称为多普勒展宽。根据分析，多普勒展宽的宽度比自然展宽的宽度大约2 个数量级左右。总之，到目前为止，大气红外吸收波谱的研究仍然停留在理论不符合实际的阶段。为此，现在计算大气分子吸收的方法之一是对吸收线的逐线计算。用这

19、种方法计算大气分子的吸收需要知道吸收谱线的位置，线强度和半宽度等参数122 分子的单线吸收（1）分子单线吸收的普遍方程式如果在光谱间隔 内有N 条光谱线，则在此波段范围内的吸收率为 A a x x dx dNir1 exp i '( , ) ( ) 10 = = （13）要完成这个计算，就必须知道a.每条谱线的线型b.每条谱线的中心频率c.每条谱线的强度和半宽度，以及它们随压强和温度的变化d.路程上每一点的吸收分子的密度及气象条件。以上4 条是计算（13）式的严格条件。实际上现在只是对水蒸汽的2.7m带，及二氧化碳的15m的谱线参数是精确知道的。因此，一般不能严格计算，而且严格计算的工

20、作量极大。故而，一般采用下面的谱带模型法来计算吸收(2) 。（2）分子的带吸收模型当一个吸收带没有明显重叠时，一族光谱线的吸收率可以用上面所讨论的单线吸收法计算各条谱线的贡献，并对所有谱线求和。然而，在许多感兴趣的情况下，光谱线有明显的重叠，在计算吸收率时，必须考虑这些效应。而且，当谱线重叠时，吸收率总是小于同样数目-6-由于计算非常困难，就出现了以下几种简化的近似方法。Elasser 模型：假设光谱带由同等强度，同等光谱间隔和同等半宽度的光谱组成。统计（Goody）模型：假设谱线的位置和强度可以用一种几率函数来表示。随机模型：假设谱带中有几种Elasser 模型的谱带。准随机模型：先将需要计

21、算的光谱间隔分为若干个宽度为 的小间隔；再取一个包括几个小间隔的区段；计算 间隔内的透过率；将此区段的位置平移 / 2 ，重复上述计算，一直到将光谱间隔 都包括在内，再求这些区段的透过率平均值，就可以得到所研究光谱内的平均透过率。综合以上研究共出现了以下几种波带模型a.单线，洛伦兹线型（无重叠）；b.单线，洛伦兹线型（弱线）；c.单线，洛伦兹线型（强线）；e. Elasser 波带模型（无重叠）；f. Elasser 波带模型（弱线）；g. Elasser 波带模型（强线）；l. 统计模型（等强分布，无重叠）；m. 统计模型（等强分布，弱线）n. 统计模型（等强分布，强线）；o. 统计模型（指

22、数分布，无重叠）；p.统计模型（指数分布，弱线）q.统计模型（指数分布，强线）。上面介绍的波带模型方法，使大气吸收的计算比用单线吸收方法大为简化，但它们的应用是有局限性的，主要表现在以下几个方面(2) 。每一带模型只是实际谱线强度和分布的一种模型，无法用于别的气体。即使同一气体，也只在某些部位精确。除采用洛伦兹函数，谱带模型的计算比较简单外，其他线型函数都失去了其简单性；对于大多数带模型，光谱分辨率不高。通过上述介绍可以看出，前人在大气红外吸收和透射方面确实作大量艰苦的工作。也总结出了一些可用于近似计算的模型。同时也看到，由于理论分析与实际情况吻合的并不理想。理论模型陷入巨大的困难当中。为了弥

23、补理论的不足，实际上一直在用经验的方法以各种方式对吸收频谱进行数学模型分析，力求找到符合实际的计算方法。但效果并不理想。而实际上，通过本文的分析后发现。使这些研究陷入困境的主要原因是并没有搞清楚大气分子对电磁波的吸收机理，一旦这个问题搞清了。就会出现峰回路转，柳岸花明的崭新境界。传统的分析一直局限在对与波谱进行划分，既像积分那样，先求取局部的波段的透射谱线强度，再想办法进行综合。这是一种盲人摸象的方nF n n F t A A nt B nt （16）其中，T = 2 ，为了运算方便，设2 2n n n F = A + B ，nnn A = arctan B (17)n n n A = F c

24、os ， n n n B = F sin （18）将外力表示成复数形式-8-= 3( ) ( )nj n tF nF t F e n于是质点的振动方程为( )022j n t nnm m m nK F edtR ddtM d = + + = （19）设=n 3n （20）将其代入（17）(18）式并将等号两边做逐一比较可得( )22j n t nm m m nK F edtR ddtM d + + = （ n = 0,1,2,3K) （21）其解的形式为j(n t n )nnm ejn ZF = （22）式中， ( )nZ R jX R j n M Kmn n n m m = + = + 结合

25、式（20），则总位移为)2cos(3 =n nn nn n tn ZF（23）式中，2 ( )2nZ R n M Kmn m m = + ，mnn R = arctan X现在假设图2 所示周期性脉冲的力的表达式为F(t), kT t k )T2 ( + 1F (t) = F0， k T) t (k 1)T2( + 1 + （ k = 0,1,2,3K) （24）把此式代入（16）式得2( )0A = F t ， 0 1 2 3 A = A = A = K =2 ( )1 B F t= ， 0 2 B =( )322 B F t= ， 0 4 B = K2 F (t)n， n 为奇数即= n

26、B-9-0， n 为偶数将这些数据代入（17）式，并将计算结果代入（23）式可得2 ( ) cos( )2( )11 = + t ZF tKF tm+ cos(3 )92 ( )33 t ZF t+ K2 ( ) cos( )2 nnn tn ZF t（25）其中，T = 2 ， n 为奇数上式表示，在一个脉冲力的作用下，质点将产生一个静态位移，此外还将产生一系列的奇次谐频振动。即，这些谐频振动的频率将会以基频的奇数倍增加。需要说明的是，电磁波可以出现在原子分布空间的任何位置。但是，只有图3 所示的情况可能性较大。这是因为，图3 中的电场负极（图中电场纵坐标位置）应该与带正电荷的原子的位置最靠

27、近。而最容易产生的运动应该是水分子中一个氢原子和另外一个氢原子之间的运动。这是因为两个氢原子之间本身就有排斥力，此时，电场的斥力就很容易时其中一个氢原子产生运动。下面再根据量子简谐子理论对上述情况进行分析。根据原子物理学，用量子力学的薛定谔方程处理分子中原子运动的简谐振动时可以得到谐振子的能量本征值为(23)0 0 )2) ( 12E (n 1 n h s = + h = + （ n = 0,1,2,3,4L） （26）式中， E 为能量本征值，2h = h 为广义普朗克常数。(26)式表达的是单个原子的振动能量。而对于一个双原子组成的振子来说，其能量为单个原子的振动能量的两倍，即0 E (2

28、n 1)h d = + （ n = 0,1,2,3,4L） （27）观察（27）式可以发现，随着能量的增加，谐振子的频率将以奇数倍往上增加。3大气窗口波谱公式前面根据图1 的分析，分子中的原子振动，只对电磁波的单向振动产生吸收，即原子的振动只与奇数倍的电磁波波动频率发生共振。或者说，分子中谐振子的频率只以奇数倍往上增加。下面构建电磁波吸收和透射公式。设氢原子谐振子的振动基频波长为0 。要让电磁波的吸收频率以谐振子振动基频的奇数倍而增加，则必须构建一个余弦函数。其值为1 时出现电磁波的透射，其值为-1 时出现电磁波的吸收。图3 给出了基础光学文献和遥感科学文献共同引用的经典大气窗口红外透射波谱(

29、23,1314) 。将余弦函数增加一个附加项并进行修正后，总结出图3 的波谱公式为= 0.77cos( 0 ) + 0.23 T （28）式中，T 为电磁波透射率， 20.00m 0 = 与谐振子的振动基频相共振的光波波长，-10-电磁波的吸收。由上面方程可以计算出吸收峰波长值以及实测值的对比见表1。由表1 可见，实测值与公式计算结果吻合很好。而由（28）还可以计算出吸收峰对应的谐振子的振动频率（对应吸收最大值）为1.49×1013 , 4.49×1013 , 7.48×1013 , 10.49×1013 ,13.51×1013 , 16.48

30、×1013 ,19.48×1013,22.39×1013 上述频率的倍数关系为3，5，7，9，11，13，15。即只在电磁波的频率等于电振子基频的奇数倍发生吸收峰值。由此得出，大气中水分子中的氢原子谐振子的振动基频为1.4949632×1013 Hz。表1 大气红外吸收峰的理论计算和实测波长值(m)计算值 0-0.1 1频率带宽越大。再由（25）式，谐振子的总振幅是振幅静态位移基础上各次谐频振幅的累加。那么，电振子谐频频率越高，则振幅越大， m Q 越大，共振频率带宽越小。反之，电振子谐频频率越低，则振幅越小， m Q 越小，共振频率带宽越宽。在基频共振

31、时，频率带最宽。观察图3 和图4，图左侧对应的短波部分，由于频率高而吸收波段窄。图右侧对应的长波部分，由于频率低而吸收波段宽。从而证明前面的分析结论是符合实际的。因此，大气分子对红外辐射的吸收带宽，是由共振系统特有的性质所决定的。5.大气水分子的瑞利散射公式前面的讨论认为，大气中主要是水分子对红外光产生吸收和辐射。水分子的尺寸远小于红外波长。所以，适合与用瑞利散射公式描述其电磁波散射过程。瑞利散射公式为 23 2022 402sin32 c RI = e x式中，e 为原子电量， 是原子振动频率， 0 x 为其振幅，c 为光速， 0 为真空电容率，R 为观察点到分子的距离， 为观察角。现在我们

32、知道了水分子中氢原子的振幅为（25）式。由于产生吸收的主要是氢原子谐振子，那么产生散射的也就主要是氢原子谐振子。则在周期T 的电磁场力作用下大气水分子的散射公式可以写成2 ( ) cos( )2 ( )32sin113 2022 4 2 = + t ZF tK-13-2 ( ) cos( )2 nna n tn ZF t（30）式中，T = 2 ， n 为奇数6可降水量对透射的影响从刚才的讨论可以看出，大气分子对红外光有散射，波长越短散射强度越大，但同时在大气中传输时的损耗也大。而这种散射和损耗的大小与大气水分子的含量（可降水量）密切相关。图7 显示了大气可降水量对红外透射的影响。由图7 可以

33、看出，在短波长范围内，大气可降水量的大小对透射率的影响不明显。而而对长波长的范围内的透射影响很明显。说明红外光在散射后在大气中的传输损耗与波长的关系不大，而最主要影响透射率的还是瑞利散射，因为根据瑞利散射公式，长波的散射强度大大低于短波。随着大气可降水量的增加，整个透射曲线有向下移动的趋势，在长波处最明显。这样，式（25）中的常数项就是一个与波长和可降水量有关的函数。总结图7 中的规律后有: T = 0.77cos(0 ) + 0.3w0.03 （31）式中，w 为大气可降水量（mm）图7 大气可降水量对红外透射的影响（高度为4615m-15000 英尺可降水含量为.75 毫米/千英尺的水平路

34、程的大气透过率曲线）7讨论和结论本文构建了一个大气分子的红外电磁波吸收模型，其结论与根据量子力学谐振子的能量本征值得到了大气分子中氢原子谐振子的频率变化规律相同。同时，构造了一个大气电磁波吸收透射公式。该公式可以准确的反映大气窗口的电磁波吸收和透射规律。由此也证明，大气中对电磁波产生吸收的主要是水分子中的氢原子谐振子。同时还得出了大气中水分子中的氢原子谐振子的振动基频。利用振动学理论分析了水分子吸收带宽的产生机理。得到了大气水分子的瑞利散射公式。讨论了可降水量对透射的影响。-14-参考文献1 中国科学技术协会，中国物理协会编著，2007-2008物理学学科发展报告，北京：中国科学技术出版社，2

35、008，100-1032 张建奇，方小平，红外物理，西安：西安电子科技大学出版社，2004，126-2003 Richard D.Hudson,JR. Inferared system engineering,中译本，北京：国防工业出版社，1975，69-1014 李小文主编，遥感原理与应用，北京：科学出版社，2008，33-355 Sato, Daisuke，Komiyama, Tatsuhito; Sakagami, Takahide; Kubo, Shiro，Development of an inter atmosphericwindow wavelength (5-9m) infrared thermography with an advanced image-processing technique，Proceedings of SPIE - TheInternational Society for Optical Engineering, v 6205, 2006, Thermosense XXVIII6 Gúriaux, Vincent (Alcatel-Thales III-V Lab, Campus de Polyte