计算中取基本颗粒数间隔为ΔN=10的加权平均来等效(8)式,即

3结果与分析

经数值计算,得到了入射脉冲激光波长分别为300和900nm时,多分散火灾烟颗粒群、粉尘颗粒与油滴颗粒归一化散射矩阵元素Fij(θ)随散射角的分布,如图2—5所示.

图2(a),3(a),4(a),5(a)反映了入射光波长为300nm时三种颗粒光散射矩阵元素随散射角的变化;图2(b),3(b),4(b),5(b)反映了入射光波长为900nm时三种颗粒光散射矩阵元素随散射角的变化.由图2(a),2(b)可知:入射光波长为300nm时,颗粒光散射矩阵元素F11(θ)=F11(0)主要集中在前向散射,当入射光波长增大为900nm时,前向散射增强;由图4(a),4(b)可知:入射光波长为300nm时,三种颗粒的光散射矩阵元素F21(θ)=F11(θ)随散射角的变化无明显规律性,当入射光波长为900nm时,粉尘、烟雾的光散射矩阵元素F21(θ)=F11(θ)呈近似反抛物线趋势,而油滴颗粒在散射角120◦到180◦区间呈局部反抛物线趋势;由图5(a),5(b)可知:除油滴颗粒外,烟雾颗粒和粉尘颗粒的光散射矩阵元素F43(θ)=F11(θ)随散射角的绝对变化相对较小.

F22(θ)=F11(θ)反映了颗粒在形貌上的区别.如图2(a),2(b)所示:入射光波长由300nm变化到900nm时,由于颗粒形貌的差异,三种颗粒的归一化光散射矩阵元素F22(θ)=F11(θ)随散射角θ的分布曲线出现了不同的变化:油滴悬浮颗粒的散射矩阵元素F22(θ)=F11(θ)没有发生变化,数值保持为1;粉尘颗粒的散射矩阵元F22(θ)=F11(θ)随散射角的分布特性近似相同,大约在散射角θ=120◦有最小值,并在散射角30◦到180◦之间显著偏离数值1;相比之下,火灾烟雾颗粒矩阵元素F22(θ)=F11(θ)随散射角的分布曲线发生了显著的改变,入射光波长为300nm时,在散射角80◦到180◦的区间内,明显偏离数值1,而入射光波长为900nm时,F22(θ)=F11(θ)近似为数值1.总之,入射光波长由300nm变化到900nm时,颗粒光散射矩阵元素F22(θ)=F11(θ)的分布变化更加具有规律性,可结合数字逻辑运算加以区分.

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