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第六章 雷达信号处理(1)

归档日期:06-21       文本归类:后向散射截面      文章编辑:爱尚语录

  第六章 雷达信号处理(1)_信息与通信_工程科技_专业资料。气象雷达原理与系统 电子工程学院 大气探测学院 1 第六章 气象雷达信号处理基础(二) ——气象目标特征 1. 气象目标散射现象及散射特性 2. 后向散射截面 3. 单个小球形粒子的散射——瑞利散射

  气象雷达原理与系统 电子工程学院 大气探测学院 1 第六章 气象雷达信号处理基础(二) ——气象目标特征 1. 气象目标散射现象及散射特性 2. 后向散射截面 3. 单个小球形粒子的散射——瑞利散射 4. 单个球形粒子的散射——米散射(Mie散射) 5. 粒子群的散射 6. 球形水滴和冰粒的散射 7. 晴空回波的散射和反射机制 8. 雷达电磁波及其传播环境 9. 衰减 2 一、气象目标散射现象及散射特性 气象目标对电磁波的散射 3 4 1 粒子产生散射的原因 ? 散射波:粒子在入射电磁波极化下作强迫的多极振 荡,从而发出次波 ? 粒子对入射电磁波的散射,只改变电磁波的传播方 向,没有使电磁形式的能量转化为别的形式的能量 ? 粒子散射电磁波的能力,和粒子的大小、形状、以 及它的电学特性有关 入射波 散射波 5 二、后向散射截面-衡量散射能量 ? 设有一理想的散射体,其截面为σ : ? 它能全部接收射到其上的电磁波能量,并全 部均匀地向四周散射,若该理想散射体返回 雷达天线处的电磁波能流密度,恰好等于同 距离上实际散射体返回雷达天线的电磁波能 流密度,则该理想散射体的截面就称为实际 散射体的后向散射截面。 7 散射求解 ? 由于数学处理上比较困难,目前只能对圆球 形、圆柱形、椭球形等少数几种几何形状比 较简单的粒子的散射能做出精确的解析解 ? 气象上云滴、雨滴等粒子一般可以近似地看 作是圆球形或椭球形 ? 6 S s (π ) = Pt G σ (4π r 2 )2 8 2 则有:SS (π ) = Siσ 4π r2 ?σ = 4π r2 SS (π ) Si Si : 到达降水粒子的入射波能流密度. SS : 粒子后向散射到雷达天线的能流密度. r : 粒子到雷达的距离 由于实际粒子不是理想的散射体,所以粒子的 后向散射截面积不等于它的几何截面积。通常小 于几何截面积。 后向散射截面与几何截面的比值称为标准化的 后向散射截面,用 σ b表示 σb ≤ 1 9 σ 目标1 雷达 σ 目标2 雷达发射功率及天线增益相同,如果目标的等 效散射截面积不同,则后向散射强度不同,即 目标2的回波强度大于目标1的回波强度 11 ? 后向散射截面常用来表示雷达观测中向后方的散 射能量,或回波强度。 ? 说明: 1. 假想面积 2. 描述目标在一定入射功率下后向散射功率能力的量。 3. 该量以面积单位来描述。面积越大,后向散射能力越强, 产生的回波功率也就越大。 10 ? 当雷达波长λ确定后,球形粒子的散射情况 主要取决于粒子直径d和入射波长λ之比。 ? 对于dλ的小球形粒子的散射,称为瑞利 散射。 ? d≈λ的大球形质点的散射,称为米散射 12 3 三、瑞利散射 瑞利散射是对于dλ的小球形粒子的散射。当满足瑞利 散射条件时,散射截面积可由下式表示: σi = 128π 5r6 3λ 4 m2 m2 ?1 +2 2 = 2λ 2 3π a6 m2 ?1 2 m2 + 2 ? m = n ? iK 是复折射指数;n是普通的折射指数,K是 吸收系数 a = 2πr λ 可见,Rayleigh散射时,散射截面的大小与 粒子的物理性质、粒子半径r、波长有关。 ? 对于瑞利散射而言,a0.13 13 四、米散射 ? 当a0.13时,用瑞利公式计算会产生误差,a 越大,瑞利散射误差就越大。 ? Mie散射建立了包括大、小粒子在内的普遍的 球形粒子散射理论。 15 以3mm(直径)雨滴为例,不同波段的散射特性判断 X波段 C波段 S波段 α = 0.3cm × 3.14 = 0.3140 3cm α = 0.3cm × 3.14 = 0.1884 5cm α = 0.3cm × 3.14 = 0.0942 10cm a = 2π r , 0.13作 为 判 据 λ 14 米散射的条件 ? (1)粒子是球形的,粒子内外都不含自由电 荷,散射粒子不是导电体; ? (2)粒子内、外介质是均匀各向同性的,粒 子外介质一般是空气或线)入射电磁波随时间作简谐变化。 16 4 米散射的性质 (1)散射波是以粒子为中心的球面发散波; (2)散射波是横波,且是椭圆偏振波; (3)散射波和入射波同频率; (4)散射波能流密度是各向异性的;大部分能量集中在0度附 近的方向上,a越大,向前散射的能量占全部散射能量的比重 越大。 (5)散射波性质与入射波波长λ、散射粒子 半径r、粒子及环境的物理特性等有关。 (a)a = 1 (b)a = 3 17 Mie散射理论 参阅: ? 大气辐射导论(第2版)丛书: ? 作者:(美)廖国男 郭彩丽 周诗健 ? 出版时间:2004-10-1 ? ISBN:7502938648 ? 气象出版社 19 小球形粒子的散射方向性图 10cm雷达测小于4mm的雨滴;3cm雷达测小于1.2mm的雨滴 18 五、粒子群的散射 粒子群散射造成的回波功率的脉动 ? 表现特征: ? 在PPI显示器上,表现为这种涨落使降水回波边缘显得 模糊。 ? 雷达波长越小,波动性越大。 ? 原因: ? 由于散射能量同时到天线处的许多降水粒子之间相对 位置不断变化,从而使各降水粒子产生的回波到达天 线的行程差也发生不规则的变化。 ? 探测云时也有同类情况,但回波的脉动要弱。 20 5 粒子群散回波场强解析 ? 各粒子的散射波符合叠加原理 ? 合成回波的场强 : N N ∑ ∑ E(t) = Ei cos(ωt ? kRi ) = Ei cos(ωt ??i ) i =1 i =1 ?i = 2πRi λ : 是第i个回波的初相 ? 通过以上的分析可知,粒子群内各粒子之间的 无规则运动,导致粒子群造成瞬间的回波功率 脉动。 21 六、球形水滴和冰粒的散射 ? 大气中气象粒子的尺寸分布——滴谱极 广,因此散射归属不好确定 ? 雷达回波为全部粒子散射的综合,难于得 到完全意义上的解析公式和解析解 ? 反射率(因子)与滴谱只有定性关系 23 ? 2、平均回波功率 ? 粒子群造成的回波功率对时间的平均值是较稳定的, 在数值上等于每个粒子各自产生的回波功率的总和。 N ∑ Pr ∝ E 2im i =1 各粒子回波 功率之和 ? 该式说明:在一个体积块内,N个粒子回波功率的时间 平均值,等于各个粒子的回波功率的和。 ? 为了得到比较稳定的数值,只需要对回波功率Pr进行 时间上的平均。 22 粒子的后向散射函数 ? 米散射的后向散射函数:普遍的球形粒子 ∑ β (π ) = 1 4k 2 ∞ 2 (?1)n (2n +1)(an ? bn ) n=1 ? 其中,an、bn为散射场的系数 k = 2π λ 24 6 单个球形粒子的瑞利散射截面积 瑞 利 在a = 2π r 0.13时 散 射 λ β (π ) = 16π λ 4r 4 6 m2 ?1 2 m2 + 2 经过距离R散射到天线处的散射能流密度为: SS (π ) = Si R2 β (π ) 25 雷达发射率与反射率因子 ? 雷达反射率:单位体积内全部降水粒子的雷达截面之和。 N η = ∑σi i =1 σ 反映一个粒子后向散射 i 在天线处的回波功率的大小 η :反映单位体积内气象粒子在天线处造成的回波功率大小。 引进反射率的概念不仅是为了考虑单位体积内的云、雨 粒子的数目,还考虑到它们的滴谱的分布造成的每个粒 子回波截面积的不同。 27 σ = SS (π )4π R2 Si SS (π ) : 从粒子发出的各向同性散射功率,R : 到雷达距离 Si : 入射波功率 所以,σ = 4πβ (π ) 瑞利散射下 的雷达截面 计算公式 σ = π 5D6 λ4 m2 m2 ?1 +2 2 , m = n ? iK 26 σ = 64π 5r 6 λ4 m2 ?1 2 = π 5D6 m2 + 2 λ4 m2 m2 ?1 +2 2 , m = n ? iK ∫ ∫ η = ∞ 0 n(D)σ (D)dD = π5 λ4 m2 ?1 2 m2 + 2 ∞ n(D)D6dD 0 σ 反映一个粒子后向散射在天线处的回波功率的大小 i n : 粒子密度,n (D)dD : 单位体积内的粒子数 雷达观测到的回波功率Pr的均值是一个与气象粒子、雷达相关的物 理量。不同的雷达、不同的距离上观测出的功率不相同。 因此不能简单地通过回波功率来比较云、雨的不同。 为了使不同波长的雷达所观测到的云雨等情况可以直接比较,使观 测回波与雷达无关,引入雷达反射率因子这个量 28 7 =M R 雨滴数(m3/0.4mm) i N i D6(m6/mm3/0.4mm) ∫ 反射率因子: Z = ∞ n(D)D6dD 0 所以,Z的大小取决于云、雨滴谱的情况,可以 通过对云雨观测求得。也可以通过雷达气象方 程求算。同时Z与D的六次方成正比,说明少数 大水滴将提供散射回波功率的绝大部分。 关系: η = π 5 m2 ?1 2 Z λ4 m2 + 2 29 瑞利后向散射截面 σ R 与米后向散射截面 σ M σ M / σ R 与a的关系 2.0 1.0 λ = 10cm 3cm 1.7cm 0.9cm 0.3 0.03 0.1 0.3 1.0 a a = 2πr λ 3.0 31 雨滴谱与Z 1 .粒 子 大 小 分 布 1 04 1 04 1 03 1 02 2.N iD 6分 布 i 1 03 1 02 1 01 1 01 1.0 1.0 0 0.8 1.6 2.4 3.2 30 滴谱与雷达散射截面 ? 云滴半径:只有5~10um,最大也不超过 50um ? 雨滴半径:一般都在0.25~1.5mm之间,其 中以0.35~0.45mm范围内为最多。也有大于 2mm的,但当半径大于3mm时水滴有时会在气 流作用下发生破裂 ? 厘米波测雨雷达对于云滴,瑞利公式完全适 用 10 λ(cm) 5.5 3.2 0.86 r(mm) 2.0 1.1 0.6 0.17 ? C波段[5.6cm]和S波段[10cm]雷达,瑞利公 阅读教材p112 D(mm) 4.0 2.2 1.2 0.34 32 表3.3.2 采用瑞利近似时的水滴临界大小 式对绝大多数的雨滴也适用 8 衰减造成回波失真 回波图失线 回波图失线 非瑞利散射的 等效反射率因子 ? 如果在散射体积内包含大粒子或其他非瑞利散 射粒子的情况下,则引入等效反射率因子概念. ? 反射率因子Z是用瑞利散射公式推导出来的,只 适用于小粒子探测。 ? 当气象雷达探测大粒子时,由于不符合瑞利条 件,因此得到的数据也不能真实表示大粒子的 回波强度。 ? 如冰雹等大粒子,此时气象雷达方程所求出的Z 不能代表真实的滴谱分布,只是一个与之对应 的等效Z值。用Ze来表示。 36 9 ? Ze的意义: ? 能够产生同样回波功率 Pr ,与小球粒子的∑ Di6 等效的Z的数值 ? 从而在Mie散射下,只要以Ze代替Z值,气象 雷达方程仍可保持瑞利散射的简单形式。 ? 等效反射率因子?Mie散射下的气象雷达方程 保持瑞利散射的简单形式 ( ∑ Ze = Z 106 λ4 π5 m2 ?1 ?2 m2 + 2 ) σ Mi 37 Ze ? 小雨: Ze 102 LL(mm6 / m3 ) ? 中雨: 103 Ze 104 LL(mm6 / m3 ) ? 雷暴雨: 104 Ze 105 LL(mm6 / m3 ) ? 冰雹、龙卷: 105 Ze 107 LL(mm6 / m3 ) 39 ( ∑ Ze = Z 106 λ4 π5 m2 ?1 ?2 m2 + 2 ) σ Mi 式中:波长单位:cm,面积单位:cm2 Ze的单位:mm6/m3 因此,在直接计算Ze时, 1)应先测定实际粒子的滴谱 2)再计算雷达截面积(由瑞利散射公式算σ i ,及比 较图表计算 σ M i) 3)再计算Ze. 38 球形干冰粒对雷达波的散射 ? 瑞利散射区: ? 冰粒满足的瑞利散射的半径可以比水滴 大 σ i 1 ? 水滴散射是同半径冰粒散D6 射的五倍 ?当 时,雷达截面比粒子几 何截面要小得多。但雷达截面与粒子直 径按 关系 增大 ? 米散射区: ? a=0.1~1时,雷达截面积近似于几何截 40 面,但随比值增大,呈现振荡变化。 10 100 λ = 3.2cm 10 冰球 1 水球 0.1 0.01 0 0.4 1.2 2.0 2.8 3.6 4.4 4.8 a 41 七、晴空回波的散射和反射机制 ? 雷达在大气中的无云区,或在由 不可能被探测到的很小的粒子 所组成的云区内探测到的回波 称为晴空回波 ? PPI和RHI上呈现的回波有两大 类: 1. 一类是点状回波,鸟或昆虫 造成 2. 一类是层状回波,不接地的 薄而弱的回波 z大气中存在折射指数不均的区域,湍流大气造成的散射 z分层大气中存在折射指数垂直梯度很大的区域.形成的镜式反射 43 42 湍流大气对雷达波的散射 ? 大气湍流(tuanliu)是大气中的一种重要运 动形式,它的存在使大气中的动量、热量、 水气和污染物的垂直和水平交换作用明显增 强,远大于分子运动的交换强度。 ? 大气湍流的存在同时对光波、声波和电磁波 在大气中的传播产生一定的干扰作用。 44 11 大气湍流产生的条件 ? 在大气运动过程中,在其平均风速和风 向上叠加的各种尺度的无规则涨落。 这 种现象同时在温度、湿度以及其他要素 上表现出来。大气湍流最常发生的3个区 域是: ①大气底层的边界层内。 ②对流云的云体内部。 ③大气对流层上部的西风急流区内。 45 ? 不同尺度的湍流块相当于具有不同间距的空间衍射 光栅,而不同间距的衍射光栅对于不同的散射角上 的散射能量有明显的贡献,也即恰巧可以在该方向 上形成衍射的“亮点” ? 湍流大气对雷达波的反射率: η = 0.39cn2λ?1/ 3 Cn = a2L04 / 3M 2 ? Cn:大气折射率结构常数.L0是湍流外尺度;M是水 平折射率的垂直梯度;a为一无量纲常数 (page115) 47 ? 理论研究认为: ? 大气湍流运动是由各种尺度的涡旋连续分 布叠加而成。其中大尺度涡旋的能量来自 平均运动的动量和浮力对流的能量;中间 尺度的涡旋能量,则保持着从上一级大涡 旋往下一级小涡旋传送能量的关系;在涡 旋尺度更小的范围里,能量的损耗起到了 主要的作用,因而湍流涡旋具有一定的最 小尺度。在大气边界层内,可观测分析到 最大尺度涡旋约为 1千米到数百米;而最 小尺度约为1毫米。 46 分层大气的镜式反射 ? 电磁波的辐射在空间的分区为:近区场,费涅尔区(中区场),夫 琅和费区(远区场).雷达工作在远区. ? 前两个区由于距发射源距离太近,呈现明显的波动性,具有感 应场的特点.而第三区则呈现辐射场的特点,电磁波在该区可 具有光的直线传播特性. ? 当大气中折射率水平分布比较均匀,而垂直方向存在很大梯 度结构时,会引起雷达波的反射,这种反射称为费涅尔反 射,也称作部分反射或镜式反射 48 12 ? 对于两侧具有一定差值的过渡层而言,层越 薄,或者波长越长,反射系数也就越大,反射 特性表现越强.波长越短,反射系数越小,反射 特性表现越弱 ? 所以对该特征的探测,适应较长的波长,通常 微波天气雷达由于波长短,难以探测到该机制 产生的回波. 49 电磁波的反射 ? 电磁波在大气中传播,若遇到大的物体, 如山、建筑物、飞机和海浪等或大气结构 发生突变(即存在大气折射率的突变层时) 都会产生反射现象。反射现象也会造成回 波,常见的有地物回波、海浪回波及窄带 回波等。 51 八、雷达电磁波及其传播环境 ? 反射 ? 折射 1. 标准折射 2. 临界折射 3. 超折射 4. 无折射 5. 负折射 50 电磁波在大气中的折射 ? 由于大气密度的不同,导致大气中折射指数 分布不匀性,会产生电磁波的折射,使电磁 波的传播路径弯曲。 ? 电磁波的折射对雷达的探测带来严重影响。 52 13 折射指数 sin φ1 = n2 sin φ2 n1 n1,n2为折射指数,它 等于电磁波在真空中的 传播速度c与电磁波在 介质中的传播速度v的 比值: n=c v 53 K = ? dn (h ) dh dn 0 波束向下弯曲 dh dn 0 波束向上弯曲 dh dn = 0 波束直线 折射指数随高度的变化 n(h) = 77.6 T(h) ???? P(h) + 4810PTw((hh)) ???? ?10?6 +1 54 56 14 57 7月2日 01:12 59 超 折 射 回 波 58 60 15 大气折射 n(h) = 77.6 T (h) ???? P(h) + 4810 Pw (h) T (h) ???? ?10?6 +1 n(h):高度h上的大气折射指数 T(h)、P(h)、Pw(h)分别为这一高 度上的气温、气压和水汽压 61 等效地球半径 由于电磁波的传播路径,地球 表面都是弯曲的,为了对雷达 波束路径作直线处理,必须合 理处理地球曲率,才能使波束 路径与地面的相对位置不变, 如果把Km当作地球曲率,雷达波 束就可以看成是直线传播.此时 导出的半径称为地球等效半径. Km = Ke ? K = 1 Re + dn dh 地球 线+ Re Re dn dh 63 电磁波曲率K与折射指数随高度的变化率之间的关系 K = ? sin α ? dn(h) n(h) dh n(h) = 1.0003 ≈ 1,当天线度, 所以: K = ? dn(h) dh 所以: 当 dn(h) 0, 波束向下弯曲 ; 当 dn(h) 0, 波束向上弯曲 。 dh dh 当 dn(h) = 0, 波束直线 标准大气折射 ? 在标准大气情况下,Rm = 8500km 为实际地球半径的4/3 倍。 此时, 曲率:K = ? dn = 4 ×10?5 ? km?1 0 dh ? 波束路径向下弯曲,这种折射称标准大气折射,亦称为正 常折射。 ? 在标准大气折射时,曲率半径为25000km,约4倍于地球的 半径。 ? 标准大气折射时可能使最大探测距离增大了16%。 64 16 临界折射 ? 当波束路径的曲率与地球表面的曲率相同 时,即波束传播路径与地表面平行,则称为 临界折射。 K = 15.7 ×10?5 ? km ?1 ∞ ? 等效地球半径→ 65 超折射的回波特征 ? 雷达回波显示中,地物回波显著增多,增强。 ? 平显上,超折射回波常常是一些呈幅轴状排列的短线。强度 大时可以连成片。 ? 超折射回波常出现在某些方位和距离上,这是由于在同样的 天气背景下,那里的局地条件更有利于形成超折射的缘故。 ? 在高显上,超折射回波与地物回波相似,呈短而窄的柱状, 两头拔尖,高度较低。 ? 在大气层中,形成超折射的气层通常只是近地面很薄的气层 (100-1000m),所以适当提高仰角,雷达波能穿透超折射 层,超折射回波大大减少。 67 超折射 ? 当波束路径的曲率大于地球表面的曲率时,即雷达波束在 传播过程中将碰到地面,经地面反射后继续向前传播,然 后,再弯曲到地面,再经地面反射,重复多次,雷达波束 在地面和某层大气之间,依靠地面的反射向前传播,与波 导管中的微波传播相似,故称大气波导传播,又称超折 射。 K 15.7 ×10?5 ? km ?1 ? 等效地球半径 Rm 0 66 超折射形成的气象条件 ? 超折射是因为大气中折射指数n随高度迅速减 小造成。折射指数随高度迅速减小,必须是气 温向上递增,同时水汽压向上迅速递减,也就 是常说暖干盖的大气层结。因此有人把早上雷 达探测到超折射回波,作为午后可能发生强对 流天气或晴天两种截然不同天气的一个指标 68 17 超折射回波 当大气状况为超折射时,在雷达回波上会出现 平常探测不到的远距离地物回波—超折射回波。在 平显上,超折射回波常常是一些呈辐辏状排列的短 线。当超折射回波强度较大时,这些短线的回波互 相弥合成片状。有时,回波的分布与地形地物十分 的一致,显示出平时看不到的山脉、河流。超折射 回波常出现在某些方位和距离上,这是由于在同样 的天气背景下,那里的局地条件更有利于形成超折 射的缘故。在高显上,超折射回波与通常的地物回 波相似,呈短而窄的柱状,两头发尖,高度较低, 只是数量更多些,排列更紧密些。根据这些特点, 就可以在显示器上区别降水回波和超折射回波。 69 无折射 ? 如果雷达波束沿直线传播,无折射现象,又 可称为零折射。这时K=0,Rm=Re,大气是均 质的。在一般情况下,大气不会出现这种情 况 71 春夏之 季,雨过 晴夜,上 干下湿的 辐射逆温 易出现。 地物回波 异常增 多,米粒 状,辐辏 状。 70 负折射 ? 如果雷达波束不是向下弯曲,而是向上弯 曲,出现这种折射时,称为负折射。这时的 K0,等效地球半径实际的地球半径。这种 折射现象在大气中有时可能出现。当暖湿气 流沿冷锋面上爬时,可能造成,即(干绝热递 减率)时,可使K0。 这时,正常折射时能 观测到的目标观测不到了。 72 18 九、衰减 衰减对气象雷达信号的不利影响: ? 一是由于衰减的存在,同一方向上远处降雨的后向 散射能量的定量测量比近处要难得多。 ? 二是如果传输通路上的衰减太大,则强吸收区域后 面的降雨单元来的信号有可能被完全衰减掉。 ? 部分气象雷达需要测定传播路径上的衰减大 小,从而可以通过算法修正来检测出远目标 的线 氧气对雷达波的吸收 0 100 0.5cm氧气吸收线 频率(MHz) 100 50 20 10 5 3 波长(cm) 75 1 0.5 标准大气衰减 ? 水汽主要的吸收带,水汽对雷达波的衰减还与水气 密度、气压、温度等大致有如下关系: 水汽在 1.17cm~1.53cm范围内对电磁波的吸收最强,在 0.2cm处也是一个强吸收带。 74 云的衰减 K = K1M K : 衰减量(dB / km); K1 : 衰减系数dB /(km ? g / m3) M : 液态水含量(g / m3) ∑ M = 4πρ N a3i 3 i=1 K1 = 0.4343 6π λ Im (? m2 m2 ?1) +1 取虚部 76 19 实际应用中,把雨的 衰减表示为降水率R的 函数。降水率取决于 液态水含量和雨滴的 降速,而雨滴的降速 又取决于雨滴的尺寸 每公里的衰减分贝数为: r0 ∫ KR = [R(r)]a dr 0 雨的衰减 ? Ryde兄弟计算了降雨对微波传播的影响,表 明当波长接近于雨滴直径时,雨滴的吸收和 散射效果非常明显。 ? 当波长小于10cm时,影响非常大。 ? 当波长大于10cm时,影响在降低。 ? 说明悬浮水粒和雨滴的吸收率大于氧气和水 汽两者的总吸收率。 77 78 79 80 20 ? 为确定一次特定的降雨引起的总的衰减,应必 须了解这次暴风雨本身的特点和它的降雨率与 雨滴大小的三维分布情况。 ? 对于系统的垂直变化R随距离地面测量高度有 规律地递减,大范围持续降水是由相当规模的 气团结构引起的,如锋面和季风。R的垂直变 化形式为: R = R0e?dh2 81 雹、雾的衰减 ? 雹的衰减: 雹的衰减是雨的1%,雪的衰减也很 小,表面溶化的冰情况不一样。 溶化的冰粒产生更强的后向散射,这一现象 会导致在零度等温线附近出现雷达所发现 的“亮带”。 83 ? 但是对于对流形式的降雨的特点就明显 不同。 ? 对于类似阵雨云的垂直切面上的反射系 数(反射率因子)可以表示成回归线的 形式: Z = c1(r0 ? r)c2 82 雾的衰减 能见度:肉眼在给定的方向上能辨认的最大距离。 在白天能辨认水平方向上以天空为背景的显著 黑色物体。 在夜间能辨认一个已知的未聚集的中等强度的光源。 84 21 冰雹的衰减系数 85 86 This storm was producing 5 1/4 inch diameter hail! 87 88 22

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