吳濤商景誠(chéng) 何興道 楊傳音

(南昌航空大學(xué),江西省光電檢測(cè)技術(shù)工程實(shí)驗(yàn)室,無損檢測(cè)與光電傳感技術(shù)及應(yīng)用國(guó)家地方聯(lián)合工程實(shí)驗(yàn)室,南昌 330063)

1 引 言

黏滯系數(shù)主要包括體黏滯系數(shù)和剪切黏滯系數(shù),是描述介質(zhì)內(nèi)摩擦力性質(zhì)的一個(gè)重要參數(shù).研究和測(cè)定介質(zhì)的黏滯系數(shù)不僅在材料科學(xué)研究方面,而且在工程技術(shù)及其他方領(lǐng)域有重要作用.黏滯系數(shù)(體黏滯系數(shù)和剪切黏滯系數(shù))也是氣體動(dòng)力學(xué)描述的重要參數(shù),其依賴于氣體分子內(nèi)部的自由度[1].體黏滯系數(shù)和剪切黏滯系數(shù)可以從更加微觀的角度去認(rèn)識(shí)氣體的黏滯性.剪切黏滯度可以直接由化學(xué)物理手冊(cè)查到或理論計(jì)算得出[2],但體黏滯系數(shù)通常需要實(shí)驗(yàn)測(cè)量.

布里淵散射是光波與聲波在傳播時(shí)相互作用產(chǎn)生的光散射過程.通過對(duì)布里淵光譜進(jìn)行分析,可以獲得液體或氣體的一些宏觀物理參數(shù),如溫度[3,4]、壓力(密度)等[5],也可以獲得一些微觀熱力學(xué)性能,如體黏滯系數(shù)、聲速、熱容比等.對(duì)液體體黏滯系數(shù)的研究,徐建峰等[6]利用受激布里淵散射測(cè)量了水的體黏滯系數(shù),并獲得了較好的測(cè)量結(jié)果;史久林[7]利用受激布里淵散射對(duì)水體的特征參數(shù)進(jìn)行了測(cè)量并做了相應(yīng)的基礎(chǔ)研究.對(duì)于氣體體黏滯系數(shù)測(cè)量的研究,早期主要采用聲波吸收的方法[8],然而兆赫茲聲頻范圍的聲波吸收方法的測(cè)量結(jié)果無法直接應(yīng)用于聲波弛豫效應(yīng)在千兆赫茲范圍的高頻領(lǐng)域的氣體實(shí)驗(yàn).如光散射實(shí)驗(yàn)中,Pan等[9]發(fā)現(xiàn)利用相干瑞利-布里淵散射測(cè)量的CO2的體黏滯系數(shù)比聲波測(cè)量值小1000倍.利用瑞利-布里淵散射則能夠測(cè)量聲波弛豫效應(yīng)在千兆赫茲的氣體體黏滯系數(shù).Gu和Ubachs[10]測(cè)量了403 nm激光激發(fā)的氮?dú)庠?50—330 K的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜,得到氮?dú)怏w黏滯系數(shù)為σηb=(0.8—2.1)×10?5kg…m?1…s?1;同時(shí)測(cè)量了366.8 nm激光與氮?dú)庀嗷プ饔迷?55—340 K下的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜,得到氮?dú)怏w黏滯系數(shù)為(0.7—2.0)×10?5kg…m?1…s?1[11], 并證明了366.8 nm和403 nm之間相隔40 nm激光波長(zhǎng)的變化不影響氣體體黏滯系數(shù).Vieitez等[12]和Meijer等[13]使用532 nm激光測(cè)量了室溫下相干瑞利-布里淵散射,得到氮?dú)怏w黏滯系數(shù)都為2.6×10?5kg…m?1…s?1,但相對(duì)于Gu等的測(cè)量結(jié)果明顯偏大.因而,準(zhǔn)確獲得532 nm激光測(cè)量的氮?dú)怏w黏滯系數(shù)對(duì)于利用532 nm激光雷達(dá)對(duì)大氣溫度廓線及超燃發(fā)動(dòng)機(jī)流場(chǎng)參數(shù)測(cè)量非常重要.

本文使用532 nm激光作為激發(fā)光源,測(cè)量了室溫299 K,壓強(qiáng)1—9 bar下N2的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜,并利用已知溫度和壓強(qiáng)的Tenti S6模型對(duì)測(cè)量光譜進(jìn)行了比較,獲得了準(zhǔn)確的散射角,同時(shí)根據(jù)χ2值最小原理對(duì)氮?dú)庠诓煌瑝簭?qiáng)下的體黏滯系數(shù)進(jìn)行了反演,對(duì)影響測(cè)量準(zhǔn)確性的因素進(jìn)行了分析和討論,最后利用反演的體黏滯系數(shù)值對(duì)實(shí)驗(yàn)氣體溫度進(jìn)行反演,來驗(yàn)證所得氮?dú)怏w黏滯系數(shù)的準(zhǔn)確性.

2 理論分析

布里淵散射是由氣體分子或原子運(yùn)動(dòng)引起的非彈性散射,散射光的頻率相對(duì)于入射光會(huì)發(fā)生變化,即產(chǎn)生布里淵頻移?vb,其可由下式來表達(dá):

式中n為氣體介質(zhì)的折射率,為聲速,γ為理想氣體比熱容,R是氣體常數(shù),T為氣體溫度,m為氣體分子質(zhì)量,θ為散射角,λ為入射激光波長(zhǎng).

發(fā)生頻移的布里淵峰與聲波阻尼有關(guān),并且依賴于氣體介質(zhì)的動(dòng)力學(xué)特性和光散射參數(shù).其中,剪切黏滯度與流體分子間的動(dòng)量交換有關(guān),熱導(dǎo)率為單位面積上的熱流動(dòng)與溫度梯度的比.在較為稀薄的氣體中,它們主要與氣體的溫度有關(guān),與壓強(qiáng)的相關(guān)性較小,可以忽略.比如壓強(qiáng)1—50 bar的變化僅引起剪切黏滯度10%的變化[14].理想氣體的剪切黏滯度ηs和熱導(dǎo)率k由Sutherland公式[2]給出:

對(duì)于氮?dú)?我們?nèi)ˇ?=1.663×10?5kg…m?1…s?1和k0=0.0242 W…K?1…m?1為T0=273 K時(shí)的參考值,Sutherland常數(shù)Sη=107 K,Sk=150 K.

另一個(gè)與瑞利-布里淵散射譜相關(guān)的重要參數(shù)是體黏滯系數(shù)ηb.在液體中布里淵散射產(chǎn)生的布里淵峰與瑞利峰完全分離,可以利用布里淵光譜的半高寬來計(jì)算獲得其體黏滯系數(shù)[6],布里淵線寬ΓB表達(dá)式為

ρ是密度,v為聲速,γ=Cp/Cv,Cp是等壓熱容,Cv是等容熱容.對(duì)于氣體而言,以上體黏滯系數(shù)的計(jì)算公式不再適用,因?yàn)闅怏w中產(chǎn)生的自發(fā)瑞利-布里淵散射的瑞利峰與布里淵峰不能明顯分開,無法精確獲得布里淵峰的半高寬,但氣體體黏滯系數(shù)可由自發(fā)或相干瑞利-布里淵散射實(shí)驗(yàn)獲得.相干瑞利-布里淵散射散是由兩個(gè)相交的激光束在氣體上通過光學(xué)偶極子力導(dǎo)致氣體密度產(chǎn)生波浪式的擾動(dòng)變化引起的,自發(fā)和相干瑞利-布里淵散射可以用相同的參量來描述,都可以用來測(cè)量聲波弛豫效應(yīng)在千兆赫茲范圍的氣體體黏滯系數(shù),但是這兩種測(cè)量方法又是獨(dú)立的.相干瑞利-布里淵散射信號(hào)要比自發(fā)散射的信號(hào)強(qiáng),而且前者散射光譜線型與后者相比具有明顯的不同.

3 實(shí)驗(yàn)和數(shù)據(jù)計(jì)算分析

測(cè)量氮?dú)庾园l(fā)瑞利-布里淵散射信號(hào)的實(shí)驗(yàn)裝置如圖1所示.激光器(Verdi V-10,Coherent)發(fā)出10 W的532 nm的激光(激光線寬小于5 MHz)被分光鏡M1按95/5的比例分成兩束光.95%的光束作為激發(fā)光,其經(jīng)過反射鏡M3被凸透鏡L1(焦距20 cm)聚焦(焦斑直徑約為60μm)到散射池的中心后與氣池中氣體相互作用產(chǎn)生瑞利-布里淵散射,在近似90?散射方向的信號(hào)經(jīng)過透鏡L2(焦距8 cm),L3(焦距5 cm)準(zhǔn)直,針孔濾波器S2(直徑100μm)的濾波,透鏡L4(焦距5 cm),L5(焦距10 cm)的再次準(zhǔn)直聚焦到Fabry-Perot(F-P)掃描干涉儀中,在掃描控制儀的控制下,F-P掃描干涉儀實(shí)現(xiàn)光譜掃描,掃描鑒頻后的信號(hào)經(jīng)光纖耦合器后被光子探測(cè)器(SPCM-AQRH-14,Perkin-Elmer)探測(cè),并經(jīng)過光子計(jì)數(shù)卡(P7882,Fast ComTech)傳輸?shù)接?jì)算機(jī)中進(jìn)行光譜采集分析.另一束5%的光束作為參考光用來校準(zhǔn)F-P掃描干涉儀和一系列光具組元件,在進(jìn)行光譜測(cè)量時(shí)要將該光束擋住.實(shí)驗(yàn)中使用的共焦腔式的F-P掃描干涉儀由掃描控制儀控制,其鏡面反射率為99.5%,自由光譜范圍(FSR)是10 GHz,半高寬(FWHM)為105 MHz.掃描控制儀的控制信號(hào)和光子計(jì)數(shù)卡的采集信號(hào)都可以在示波器上顯示.另外散射池被設(shè)計(jì)成了帶有布儒斯特窗的梯形形狀,散射池窗片雙面都鍍有增透膜,用來減少激光能量在散射池內(nèi)的損失.為了實(shí)現(xiàn)對(duì)氣池溫度的控制,氣池上裝有溫控系統(tǒng),實(shí)驗(yàn)溫度控制在299 K.

圖1 測(cè)量氮?dú)庾园l(fā)瑞利-布里淵散射光譜的實(shí)驗(yàn)裝置Fig.1.Experimental setup of spontaneous Rayleigh-Brillouin scattering(SRBS)spectra of Nitrogen.

在忽略激光線寬(該實(shí)驗(yàn)中的激光線寬小于5 MHz)下,實(shí)驗(yàn)測(cè)量的瑞利-布里淵散射光譜可認(rèn)為是理論光譜Smol(f)(Tenti S6模型)與儀器(F-P掃描干涉儀)傳遞函數(shù)w(f)卷積的結(jié)果,同時(shí)實(shí)際測(cè)量光譜中存在來自氣溶膠散射或散射池的光反射等引起的附加窄帶光譜結(jié)構(gòu).在考慮窄帶光譜結(jié)構(gòu)的情況下,測(cè)量光譜的表達(dá)式為[15]

式中S(f)mn是總的光譜結(jié)構(gòu),Smol(f)是Tenti S6模型描述瑞利-布里淵散射的歸一化的光譜線型,Snbss(f)是描述窄帶光譜結(jié)構(gòu)的狄拉克函數(shù),Imol和Inbss是各自對(duì)應(yīng)的光譜強(qiáng)度.當(dāng)Tenti S6模型中的其他參數(shù)固定時(shí),用來描述理論光譜與測(cè)量光譜擬合效果的χ2值可以看作是體黏滯系數(shù)的函數(shù).當(dāng)χ2值取得最小時(shí),對(duì)應(yīng)的體黏滯系數(shù)就是測(cè)量光譜體黏滯系數(shù)反演的最優(yōu)值.χ2值的計(jì)算公式為

式中Ie(fi)和Im(fi)分別為卷積后的Tenti S6模型的光譜強(qiáng)度和實(shí)驗(yàn)測(cè)量的瑞利-布里淵散射光譜強(qiáng)度;N為獨(dú)立頻率樣本數(shù);σi(fi)為實(shí)驗(yàn)的系統(tǒng)誤差,其包括背景噪聲和探測(cè)器的暗計(jì)數(shù).

圖2 對(duì)7 bar下的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜進(jìn)行散射角反演Fig.2.Retrieving of scattering angle from SRBS spectrum at 7 bar.

根據(jù)(1)式可知,散射角在90?附近微小的幾何不確定度會(huì)對(duì)布里淵頻移產(chǎn)生較明顯的影響.如果采用90?作為實(shí)際散射角對(duì)測(cè)量光譜進(jìn)行擬合來反演氣體參數(shù),不僅光譜擬合效果較差,而且會(huì)將誤差傳遞給待測(cè)參數(shù),對(duì)體黏滯系數(shù)以及溫度反演結(jié)果的準(zhǔn)確性產(chǎn)生一定的影響.因此在利用測(cè)量光譜對(duì)體黏滯系數(shù)進(jìn)行反演之前,需要將對(duì)應(yīng)條件下的理論光譜與實(shí)驗(yàn)光譜比較獲得較為準(zhǔn)確的優(yōu)化散射角.圖2顯示了利用(5)式擬合在壓強(qiáng)為7 bar、實(shí)驗(yàn)溫度為299 K下測(cè)量的瑞利-布里淵散射譜,根據(jù)最小χ2值原理對(duì)瑞利-布里淵散射光譜的散射角進(jìn)行反演的方法.由圖2可以看出χ2最小值對(duì)應(yīng)的散射角即為該實(shí)驗(yàn)條件下的最優(yōu)散射角93.6?.

我們利用上述裝置測(cè)量了氮?dú)庠?—9 bar下的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜,結(jié)果如圖3所示.理論光譜(Tenti S6模型)用藍(lán)色實(shí)線表示,實(shí)驗(yàn)測(cè)量光譜用黑色實(shí)點(diǎn)表示,兩者之間的誤差用紅色實(shí)點(diǎn)表示.

圖3 測(cè)量的氮?dú)庠?—9 bar下的瑞利-布里淵散射光譜、擬合光譜及兩者的誤差Fig.3.Measured spectral of SRBS of Nitrogen corresponding to 1–9 bar,f i tting spectra and the error between them.

由圖3可以看出,在壓力較高(>2 bar)的條件下,測(cè)量光譜與理論光譜具有較好的一致性,這為氮?dú)鈪?shù)的準(zhǔn)確反演提供了良好的基礎(chǔ);而低壓下(62bar)的測(cè)量光譜信噪比和對(duì)稱性較差,可能會(huì)對(duì)體黏滯系數(shù)的測(cè)量引起較大的誤差.為了對(duì)窄帶光譜結(jié)構(gòu)(微弱米散射及散射池反射)進(jìn)行量化表示,我們引入了窄帶光譜結(jié)構(gòu)Inbss與瑞利散射強(qiáng)度IRmol的比值(Inbss/IRmol)%[16].通過計(jì)算得到壓強(qiáng)為1—9 bar下窄帶光的量化值分別為25.9%,24.3%,1.2%,2.9%,6.2%,7.5%,3.4%,1.5%,1.9%.據(jù)此可知,低壓下(6 2 bar)的米散射(或散射池反射強(qiáng)度)和噪聲相對(duì)于測(cè)量光譜較為明顯,高壓條件下測(cè)量信號(hào)光譜中米散射或散射池反射強(qiáng)度相對(duì)于測(cè)量光譜較弱,同時(shí)由于窄帶光可由狄拉克函數(shù)表示,光譜線寬很窄,其光譜僅僅會(huì)疊加在瑞利散射光譜上,對(duì)布里淵峰強(qiáng)度影響很小,而體黏滯系數(shù)僅影響產(chǎn)生布里淵峰的明顯程度,因此窄帶光對(duì)體黏滯系數(shù)測(cè)量的影響可以忽略.

在對(duì)氮?dú)怏w黏滯系數(shù)進(jìn)行反演時(shí),采用了散射角93.6?、實(shí)驗(yàn)溫度299 K,實(shí)驗(yàn)壓強(qiáng)分別為1—9 bar等參數(shù).由于在壓強(qiáng)為1 bar時(shí)氮?dú)獾捏w黏滯系數(shù)的測(cè)量結(jié)果比其他壓強(qiáng)下的測(cè)量結(jié)果小約兩個(gè)數(shù)量級(jí)且χ2最小值點(diǎn)不易確定,因此在圖4和圖5中僅給出了壓強(qiáng)為2—9 bar下的測(cè)量結(jié)果.圖4給出了氮?dú)庠趬簭?qiáng)為2—9 bar條件下的體黏滯系數(shù)的反演結(jié)果.

圖4 氮?dú)庠?—9 bar條件下的體黏滯系數(shù)反演值Fig.4.The retrieved bulk viscosity of Nitrogen corresponding to 2–9 bar.

由圖4可知,類似于散射角的反演,不同實(shí)驗(yàn)條件下隨著體黏滯系數(shù)的變化,χ2都明顯地有一個(gè)最小值,該最小值對(duì)應(yīng)的體黏滯系數(shù)即為該實(shí)驗(yàn)條件下的最優(yōu)體黏滯系數(shù),壓強(qiáng)為2—9 bar條件下的最優(yōu)體黏滯系數(shù)測(cè)量結(jié)果如圖5所示.

圖5 壓強(qiáng)在2—9 bar下測(cè)量的氮?dú)獾捏w黏滯系數(shù)Fig.5.The optimized bulk viscosity of Nitrogen under the pressure range from 2 bar to 9 bar.

由圖5可知,壓強(qiáng)為2 bar和3 bar的條件下的體黏滯系數(shù)的測(cè)量結(jié)果明顯比高壓條件下的測(cè)量結(jié)果小,這可能是由低壓條件下的低信噪比、布里淵散射峰不突出以及使用的散射角誤差大(使用7 bar壓力下優(yōu)化的散射角)引起的,而4—9 bar下測(cè)量的氮?dú)怏w黏滯系數(shù)則在平均值附近波動(dòng),置信區(qū)間為99.8%.不同壓力下氮?dú)怏w黏滯系數(shù)測(cè)量誤差來自于壓強(qiáng)顯示誤差(對(duì)體黏滯系數(shù)的貢獻(xiàn)2×10?7kg…m?1…s?1)、實(shí)驗(yàn)溫度波動(dòng)(±0.5 K對(duì)體黏滯系數(shù)的貢獻(xiàn)3×10?8kg…m?1…s?1)以及由壓強(qiáng)變化導(dǎo)致氣體折射率的變化引起散射角的微小變化和優(yōu)化獲得的散射角的不確定度(±0.8?對(duì)應(yīng)體黏滯系數(shù)不確定度約5×10?7kg…m?1…s?1). 最主要的誤差來自于譜線擬合產(chǎn)生的統(tǒng)計(jì)誤差,為了實(shí)現(xiàn)對(duì)測(cè)量結(jié)果的統(tǒng)計(jì)誤差的量化計(jì)算,根據(jù)公式[12,13]

式中N′等于離散頻率樣本數(shù),計(jì)算得到壓強(qiáng)為4—9 bar下體黏滯系數(shù)對(duì)應(yīng)的統(tǒng)計(jì)誤差范圍為σηb=(0.11—0.02)×10?5kg…m?1…s?1, 而且隨著壓強(qiáng)的增大體黏滯系數(shù)的系統(tǒng)誤差逐漸變小.由于體黏滯系數(shù)與氣體壓力相關(guān)性較小,在忽略壓強(qiáng)為1,2和3 bar測(cè)量的體黏滯系數(shù)時(shí),將4—9 bar下體黏滯系數(shù)進(jìn)行平均獲得平均體黏滯系數(shù)來消除實(shí)驗(yàn)過程中各種波動(dòng)因素(溫度、散射角及壓力計(jì)顯示誤差)以及譜線擬合產(chǎn)生的統(tǒng)計(jì)誤差的影響.綜合考慮各種誤差后,壓強(qiáng)為4—9 bar條件下的測(cè)量體黏滯系數(shù)的平均值為(1.46±0.14)×10?5kg…m?1…s?1,測(cè)量誤差在10%以內(nèi).為了將該測(cè)量結(jié)果與已有文獻(xiàn)報(bào)道的結(jié)果進(jìn)行比較,將相同溫度(299 K)或室溫下各文獻(xiàn)測(cè)得的氮?dú)獾捏w黏滯系數(shù)列于表1.通過比較,發(fā)現(xiàn)本實(shí)驗(yàn)獲得的體黏滯系數(shù)與表1中Gu和Ubachs等在366 nm[11]和403 nm[10]激光波長(zhǎng)下測(cè)量自發(fā)瑞利-布里淵散射獲得的結(jié)果相近,比Vieitez等[12]和Meijer等[13]使用532 nm激光測(cè)量的相干瑞利-布里淵散射獲得的結(jié)果明顯要小.同時(shí),本實(shí)驗(yàn)結(jié)果與聲波吸收方法測(cè)量的結(jié)果[17]和理論計(jì)算結(jié)果[18]也相近,而且Pan等[19],Cornella和Gimelshein等[20]以及Graul和Lilly等[21]采用聲波吸收法測(cè)量的體黏滯系數(shù)值作為理論模型的已知量對(duì)氮?dú)庀喔扇鹄?布里淵散射散的測(cè)量譜進(jìn)行擬合,發(fā)現(xiàn)理論譜線與實(shí)驗(yàn)測(cè)量的譜線很符合.

表1 測(cè)量的體黏滯系數(shù)及相同溫度(299 K)或室溫下各文獻(xiàn)測(cè)得的氮?dú)獾捏w黏滯系數(shù)Table 1.Measured bulk viscosity and bulk viscosity of Nitrogen got by different papers at 299 K or room temperature.

為了進(jìn)一步對(duì)當(dāng)前反演得到的體黏滯系數(shù)的準(zhǔn)確性進(jìn)行驗(yàn)證,使用平均體黏滯系數(shù)1.46×10?5kg…m?1…s?1對(duì)另一組壓強(qiáng)為1—9 bar的測(cè)量光譜進(jìn)行擬合來反演氣體溫度.溫度反演原理及過程與體黏滯系數(shù)的反演相同.各壓強(qiáng)下氮?dú)獾姆囱轀囟燃胺囱轀囟鹊钠骄蹬c實(shí)驗(yàn)溫度299 K的比較,以及它們之間的誤差結(jié)果如圖6所示.由圖6可知反演得到的溫度與實(shí)驗(yàn)控制溫度最大誤差小于2.50 K,平均處理后的反演溫度299.14 K(標(biāo)準(zhǔn)誤差為1.62 K)與實(shí)驗(yàn)控制溫度299 K誤差小于0.15 K,該溫度反演結(jié)果的準(zhǔn)確性較高.該反演結(jié)果進(jìn)一步證明了本實(shí)驗(yàn)在壓強(qiáng)為4—9 bar條件下反演得到的體黏滯系數(shù)的準(zhǔn)確性,同時(shí)也說明利用瑞利-布里淵散射反演氣體溫度具有較高的準(zhǔn)確性和可靠性.

圖6 實(shí)驗(yàn)溫度、各壓強(qiáng)下氮?dú)獾姆囱轀囟?、反演溫度的平均值及它們之間的誤差Fig.6.Experimental temperature,retrieved temperature,average temperature and the error between them.

4 結(jié) 論

本文利用已有實(shí)驗(yàn)平臺(tái)測(cè)量了氮?dú)庠趬毫?—9 bar條件下的自發(fā)瑞利-布里淵散射光譜來獲取氮?dú)怏w黏滯系數(shù).為了消除散射角幾何計(jì)算誤差對(duì)氮?dú)怏w黏滯系數(shù)反演結(jié)果的影響,利用χ2值最小原理對(duì)實(shí)驗(yàn)散射角進(jìn)行了反演,得到散射角為93.6?.利用該散射角并結(jié)合χ2值最小原理反演得到不同壓強(qiáng)下氮?dú)獾钠骄w黏滯系數(shù)為(1.46±0.14)×10?5kg…m?1…s?1,該值與文獻(xiàn)中利用自發(fā)瑞利-布里淵散射獲得結(jié)果相近,但與相干瑞利-布里淵散射的測(cè)量結(jié)果相差明顯.同時(shí)使用獲得的平均體黏滯系數(shù)對(duì)另一組壓強(qiáng)為1—9 bar的測(cè)量光譜進(jìn)行擬合來反演氣體溫度.結(jié)果表明反演的溫度與實(shí)驗(yàn)控制溫度的最大偏差小于2.50 K,反演不同壓強(qiáng)下的溫度的平均值與實(shí)驗(yàn)控制溫度的絕對(duì)誤差為0.14 K.以上實(shí)驗(yàn)結(jié)果證明了自發(fā)瑞利-布里淵散射可用于對(duì)氣體體黏滯系數(shù)的準(zhǔn)確測(cè)量,彌補(bǔ)了傳統(tǒng)測(cè)量方法的局限性,為利用激光雷達(dá)實(shí)現(xiàn)大氣溫度廓線測(cè)量及超燃發(fā)動(dòng)機(jī)流場(chǎng)參數(shù)的測(cè)量提供準(zhǔn)確數(shù)據(jù),同時(shí)也說明利用瑞利-布里淵散射反演氣體參數(shù)具有較高的準(zhǔn)確性和可靠性.

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