金星大气声波传播特性研究以及光学遥感

张莹， 易忠， 任志鹏， 葛亚松， 彭吉龙，于钱， 刘业楠， 院小雪

1 北京卫星环境工程研究所， 北京 100094 2 地球与行星物理重点实验室， 中国科学院地质与地球物理研究所， 北京 100029 3 中国科学院地球科学研究院， 北京 100029 4 中国科学院大学地球与行星科学学院，北京 100049

0 引言

岩石行星的地质活动对研究行星内部结构及形成演化过程有重要作用.在太阳系中，金星与地球在大小、体积、质量、形成时间等方面都十分接近，但却演化出了不同的气候环境特征，其中原因还没有明确的解释，而地质活动的观测研究可能是揭示其中原因的重要途径.在地球上，已经积累了丰富的地质活动观测数据，并且据此获取了地球内部结构及演化特征.金星表面的地貌显示金星上存在过地质活动，但目前对此还缺乏直接观测证据.探测研究现阶段金星活跃地质活动是否存在，对于研究金星目前所处的演化阶段以及与地球的演化差异具有重要意义.

在地球上，传统的地震研究基于地球表面地震仪的长期监测.同时，在地球低震级地震近场区域以及高震级地震远场区域对应的电离层高度都观测到了地震瑞利面波所激发的波动，而在震中附近电离层，也观测到了次声波信号(Liu et al., 2017).这种遥感探测到的地震信号，是地震能量耦合上传到高层大气以及电离层高度而产生的.观测表明，地震激发的次声波能够上传到高层大气以及电离层不同高度，可以通过地表地震仪、磁强计、电离层高频多普勒雷达以及GPS台网分别在地表0 km、160 km、F2层峰值高度附近探测到(Hao et al., 2012；Zhao and Hao, 2015).

金星表面高温高压的环境(740 K，9200 kPa)，使得传统的表面地质观测难以持续进行.而金星稠密的大气(表面密度约为地球的60倍)，使得金星表面与大气的能量耦合效率更高，地质活动激发的扰动能够上传更多能量，因此更容易通过遥感方式在高层大气以及电离层中探测到，这为金星金震的监测研究提供了途径.

与地球地震相似，金震可能激发不同种类的大气波动，分别是震中壳层断裂激发的大气重力波和声波，以及能够全球传播的瑞利面波激发出的大气声波.重力波和声波对于金震探测各有优势.声波探测的优势在于分布广、探测效率高.声波的激发源之一，瑞利面波，能够全球传播，在传播过程中可以不断激发出声波，因此声波可以在全球范围内探测到.而重力波则只能在震中附近探测到.通过声波探测到金震的概率高于重力波.对于重力波，探测金震的优势在于，其上传高度一般大于声波，但低频声波也可能上传到高层大气以及电离层高度，因此在声波能够传播的高度范围内，可以代替重力波作为广泛分布的金震探测示踪目标.

金星光学遥感是金星探测的有效方式(López-Valverde et al., 2007).光学遥感中非常重要的参量就是遥感波段.当遥感波段的辐射峰值高度与被探测信号的振幅峰值高度重合时，探测效率最高.金星大气不同高度的成分以及光化学反应不同，对应的气辉辐射频段不同.而金震激发的不同频率声波，在上传过程中的振幅峰值高度不同.因此在光学波段筛选过程中，需要对金星大气声波上传特征以及气辉辐射特征进行研究，本工作将对这两部分分别进行探究.

目前，国际上关于金星金震相关扰动的研究中，Petculescu(2016)研究了金星大气中不同频率声波衰减系数的高度剖面，发现金星大气对高频声波衰减作用更强，但研究中并没有计算相应频率声波振幅的高度变化以及对应的光学探测波段. Garcia等(2005)研究发现，0.1 Hz以下的波动传播到120 km以上时振幅放大10000倍，但他的研究中，将金星大气看成纯二氧化碳大气，与真实大气有偏差，并且其分析中重点关注的波段，在金星快车实际运行过程中并没有观测到声波信息，可能与仪器分辨率较低或者辐射高度扰动振幅较小有关.因此，研究金星光学遥感探测的其他可能波段是必要的.

本文研究了在真实金星大气背景条件下，声波上传过程中振幅的变化特性，并结合金星大气辐射特征，筛选出可用的光学遥感波段.

1 金星背景大气特征

金星具有异常稠密、高温的大气，表面密度约为地球的60倍，压力约为地球的92倍，温度约为740 K，主要由96.5%的二氧化碳以及3.5%的氮气组成.

金星国际参考大气模型(Venus International Reference Atmosphere，VIRA)是描述金星中低层大气的经验模型，综合了多种实测数据，给出了金星大气背景参量的分布.本文使用的版本中，综合了“先锋号”、“金星10号”、“金星12号”、“金星13号”的探测数据，给出了0～100 km高度金星大气的温度、压强、密度等参量的高度剖面(Seiff et al., 1985).探测数据来自于纬度小于30°的区域，并且没有区分日夜侧.具体结果如图1所示.

图1 金星国际参考大气模型给出的金星0～100 km范围内，背景大气温度、压强、密度的高度剖面Fig.1 Height profiles of background atmospheric temperature, pressure and density from 0 km to 100 km provided by the Venus International Reference Atmosphere model

由图1a可知，金星背景大气温度随高度升高而降低，在0～60 km、60～90 km范围内，近似单调递减，从表面的740 K降低到90 km高度的169.4 K，而在90～100 km范围内则升高到175.4 K.金星大气在90～100 km范围内的热结构与90 km以下相比出现了变化，这在金星快车的观测中也得到证实(Limaye et al., 2017).

大气温度是太阳辐射的吸收、热辐射、热传导几个作用平衡得到的结果.在较低高度，大气能量主要来自对地面长波红外辐射的吸收，这是地面吸收太阳短波红外辐射升温而后发射出的波段，因此越靠近地面，辐射能量越大，温度越高.在较高高度，大气能量主要来自于对太阳辐射中极紫外波段的吸收，而极紫外强度随辐射在大气中的入射深度增加而衰减，因此温度随着高度增长而升高.在50～60 km附近斜率发生转折，这可能与此高度范围内存在云层有关，云层主要由硫酸液滴组成，对太阳辐射的吸收与背景大气不同.另外，由于云层顶70 km附近是大气纬向风速的峰值高度，能量输运过程较为剧烈，因此可能影响该高度附近的能量平衡.从图1中还可以看到，金星大气的压强以及中性密度随高度升高近似指数递减.其中大气压强是表示大气压力作用效果的物理量.

基于以上大气背景特征，可以得到金星大气定压比热、定容比热、黏滞系数以及热传导系数的高度剖面(数据引自Seiff等(1985))，如图2所示.

图2 基于金星国际参考大气模型得到的金星大气定压比热、定容比热、黏滞系数以及热传导系数的高度剖面(数据引自Seiff等(1985))Fig.2 Height profiles of Venus atmospheric specific heat at constant pressure, specific heat at constant volume,viscosity and thermal conductivity based on data provided by Venus International Reference Atmosphere model (Data from Seiff et al. (1985))

大气是复杂的动力学系统，其结构、成分以及动力学过程会直接调制声波的传播.声速是声波传播的重要特征.依据上文的金星大气背景特征，可以由(1)式计算得到金星大气声速的高度剖面.

(1)

其中γ为定压比热与定容比热的比值，k为玻尔兹曼常数，T为绝对温度，m为混合气体平均分子的实际质量.计算结果如图3.

图3 金星大气声速的高度剖面Fig.3 Height profile of Venus atmospheric acoustic velocity

由图3可知，金星大气声速的高度变化与温度的高度变化趋势较为一致.在0～90 km高度范围内，声速随高度升高近似单调递减，在50～60 km高度附近斜率发生变化，而90～100 km高度则出现了随高度递增的趋势，这可能与该高度范围内热结构的变化有关.

金星大气作为波动的传播介质，其特征的变化能够对其中传播的波动起到调制作用.下面具体研究金星大气中声波的上传特征.

2 声波上传特征

我们将可能存在的金星金震类比地球地震.地震发生时，震源激发的瑞利面波沿固体地球表面向四周传播，在传播过程中与大气相互作用激发大气声波，而后近似垂直向上传播，将地震的能量和信息通过波动形式传播到高层大气以及电离层.那么在金星上，金震也可能激发类似的波动，这些波动既是金震产生的结果，也可以作为金震监测的示踪目标.要监测这些波动目标，首先需要研究其在金星大气中的上传特征，尤其是振幅的变化.

大气的密度分布会影响声波振幅.在重力作用下，大气近似水平分层，密度随高度的变化可以用标高来度量.标高定义为密度减小到参考位置值的1/e时，垂直升高的距离，计算公式为

(2)

其中m为金星大气平均分子质量，g为重力加速度.

图4 金星大气标高的高度剖面Fig.4 Height profile of Venus atmospheric scale height

计算得到的金星大气标高随高度的变化如图4所示.由图4可知，金星大气标高与背景温度的变化较为一致.金星大气中性密度按照标高呈e指数衰减，而波动振幅的变化与中性密度有关，因此也受标高变化的调制.

由Stokes-Kirchhoff理论(Beyer and Letcher, 1969)可知，在牛顿流体黏滞性以及热传导的作用下，平面波振幅随着距离指数衰减，衰减系数为

α=αμ+ακ,(3)

(4)

(5)

其中，αμ为黏滞作用衰减系数，ακ为热传导作用衰减系数，μ为气体黏滞系数，κ为热传导系数，ω为角频率，ρ为密度，γ为比热比，Cp为定容比热.

结合上文中给出的金星大气背景特征参量，可计算得到声波在金星大气中衰减系数的高度剖面.计算结果如图5.

图5 0.1 Hz、1 Hz、10 Hz、20 Hz、100 Hz、1000 Hz、10000 Hz以及100000 Hz声波在金星大气中衰减系数的高度剖面Fig.5 Attenuation coefficient height profile of 0.1 Hz, 1 Hz, 10 Hz, 20 Hz, 100 Hz, 1000 Hz, 10000 Hz and 100000 Hz acoustic waves in the Venus atmosphere

图5给出了金星大气中不同频率声波衰减系数的高度剖面.从图中可以看出，不同频率声波衰减系数的高度变化趋势基本一致，都是随着高度升高，大气对声波的衰减程度增强.对于特定频率的声波，表面与100 km高度处的衰减系数值相差6个数量级左右.对于不同频率的声波，频率更高的声波衰减系数值更大.

我们将大气密度分布导致的振幅放大用增长因子β表示，而大气的黏滞性以及热传导作用导致的振幅减小用衰减因子α表示.当两种作用同时存在时，声波振幅随高度的变化可以表示为

(6)

其中A0为初始位置振幅.

波动能量与密度以及振幅的平方成正比，假设金星表面大气密度以及波动振幅分别为ρ0、A0，金星表面的波动能量为

(7)

金星表面z高度的大气密度以及波动振幅分别为ρz、Az，当不考虑衰减时，能流密度守恒，z高度的波动能量为

(8)

当考虑衰减时，上传到z高度后的波动能量为

(9)

由式(6)—(9)可以计算出，不同频率的声波上传到z高度时波动的能流密度与金星表面波动的初始能流密度的比值为

(10)

图6 声波能流密度与金星表面初始能流密度的比值随高度和频率的变化Fig.6 Variation of the ratio of acoustic energy flux density to the initial energy flux density on the Venus surface with height and frequency

计算结果如图6所示.图6给出了不同频率的声波在上传过程中，经过大气衰减后，能流密度与金星表面该波动初始能流密度的比值.从图中可以看到，高频声波上传过程中，能量衰减更迅速，而低频声波，尤其是1 Hz以下的声波，能量衰减较弱，能够上传到100 km高度.

在声波上传过程中，没有能量注入，只有能量衰减.因此在大气中传播一定高度之后,声波的能量必然小于金星表面初始声波能量.而光学遥感探测，能够在较高高度得到比金星表面更优的探测结果，主要与波动振幅随高度的变化有关.

波动在上传过程中，可以通过大气动力学、电动力学等过程，引起中性或电离成分密度的涨落，从而引起对应成分光学辐射强度的扰动，因此可以通过光学遥感方式探测到.光学遥感探测的有效性主要包括两方面：能否探测到某辐射波段，以及能否通过某波段探测到波动特征.前者取决于大气辐射成分的含量，与背景大气特征有关.而后者则与波动引起的辐射成分密度涨落有关.密度的涨落是单位时间单位体积内粒子数量的变化，主要与粒子的振幅(速度扰动)有关.振幅大，则单位时间单位体积内粒子的通量大，因此密度涨落大，引起的辐射强度扰动大，更容易通过光学遥感探测到.因此在光学遥感探测中，探测目标的振幅具有重要参考意义.下面对不同频率声波的振幅随高度的变化进行计算.

假设在金星表面存在振幅为单位1的扰动，那么在增长和衰减效应的共同作用下，可以计算得到声波上传过程中振幅随高度的变化.

从图7a中可以看到，0.1 Hz、1 Hz、10 Hz声波的振幅随高度的变化趋势较为一致，三者均能够上传到80 km以上高度，且在80 km以上振幅产生了显著放大.图中0.1 Hz、1 Hz两条剖面十分接近，较难分辨，因此在图7b中给出了两个频率对应曲线的局部放大图，可以看到在相同高度，频率为1 Hz的波动振幅略小于0.1 Hz.而图7a显示10 Hz声波的振幅在三者中最小.由此可知，大气对高频声波的衰减要强于低频声波.在地球大气中，高频次声波的衰减程度也更强，观测表明，地震激发的周期小于10 s的大气次声波，在F2层(200 km)以下产生衰减，从而导致不能够通过遥感方式可靠的探测到该信号(Chum et al., 2016).

对于20 Hz以及100 Hz的声波，由图8可知，在80 km以下振幅变化趋势与图7中低频声波变化一致，都是随着高度升高，振幅增大.在80 km以上，对于20 Hz频率的声波，80～90 km振幅放大，而90～100 km振幅减小了1.7%，振幅峰值出现在90 km附近.对于100 Hz频率的声波，振幅在80 km以上单调减小，到100 km近似衰减为0，峰值在80 km.而在90 km处可以明显看到，20 Hz声波振幅大于100 Hz.在地球上，观测和模拟显示，声波振幅的高度剖面也有类似的变化趋势.地震瑞利面波激发的声波能够引起中性风场扰动，对于20 mHz频率的次声波，当地表处的垂直速度扰动为0.4 mm·s-1时，传播到280 km高度处，速度扰动达到峰值，约为120 m·s-1.在峰值高度以上，由于大气黏性导致速度扰动的显著衰减，并且衰减强度与频率有关，对高频的衰减强于低频.通过模型计算可以得到，该中性风场扰动引起的电子密度扰动，峰值出现在290 km，扰动强度为1.7×1010个/m3(Rolland et al., 2011).

图7 (a) 初始振幅为1时，考虑黏滞以及热传导的衰减作用，0.1 Hz、1 Hz、10 Hz频率声波的振幅随高度的变化; (b) 图(a)中0.1 Hz、1 Hz声波振幅随高度变化曲线的局部放大图Fig.7 (a) Amplitude height profile of 0.1 Hz, 1 Hz, and 10 Hz acoustic waves calculated under the consideration of viscosity and thermal conductivity attenuation effect and the assumption of initial amplitude of 1. (b) Partially enlarged view of amplitude height profile of 0.1 Hz, 1 Hz in (a)

声波振幅随高度的变化，与增长因子、衰减因子的相对大小有关.大气对声波的衰减具有累积效应：当积分衰减效应小于增长效应，则波动振幅在该高度增大；当积分衰减效应大于增长效应，则波动振幅在该高度减小；在振幅峰值高度处，大气对声波的积分衰减效应等于增长效应.由于声波振幅的增长效应与频率无关，而衰减效应与频率有关，因此不同频率的振幅峰值高度不同.

图9中给出了1000 Hz、10000 Hz以及100000 Hz频率声波的振幅随高度的变化.从图9a中可以看到，对于1000 Hz频率的声波，振幅的峰值高度出现在60 km附近，在80 km高度及以上，振幅近似衰减为0.从图9b中可以看到，10000 Hz频率声波的振幅峰值出现在10 km附近，在40 km以上振幅近似衰减为0.而对于100000 Hz的声波，则很难上传到5 km以上高度.1000 Hz、10000 Hz以及100000 Hz频率声波的振幅比图7、图8中声波的振幅峰值低2～3个量级.

综合图7、8、9中结果，金星大气对高频声波的衰减强于低频声波.由振幅的高度剖面可知，高频声波在上传过程中，振幅快速衰减，能够上传的高度有限，且振幅没有显著放大.而低频声波能够上传到较高高度，振幅出现显著放大，振幅的峰值在90 km附近及以上.因此，为了有效探测波动特征，所选取光学波段的峰值辐射高度应该在90 km附近或以上.

图8 初始振幅为1时，考虑黏滞以及热传导的衰减作用，20 Hz、100 Hz频率声波振幅随高度的变化Fig.8 Amplitude height profile of 20 Hz and 100 Hz acoustic waves calculated under the consideration of viscosity and thermal conductivity attenuation effect and the assumption of initial amplitude of 1

图9 初始振幅为1时，考虑黏滞以及热传导的衰减作用，1000 Hz、10000 Hz以及100000 Hz频率声波的振幅随高度的变化Fig.9 Amplitude height profiles of 1000 Hz, 10000 Hz and 100000 Hz acoustic waves calculated under the consideration of viscosity and thermal conductivity attenuation effect and the assumption of initial amplitude of 1

3 光学遥感波段选择

光学遥感是探测金星大气的有效方式.由于波动既具有时间变化特征，又具有空间分布特征，因此通过二维气辉成像的方式对波动进行探测研究具有显著优势.首先，其观测覆盖面积大，因此单个仪器的观测效率高.其次，能够获取就位、临边等其他方式不能得到的波长、传播方向、覆盖范围等波动特征.

由上文的分析可知，探测金星表面上传声波所选取的波段，对应的辐射层高度应该在90 km附近或以上.根据以往的金星观测研究，我们筛选了辐射高度在90 km附近及以上的波段，列入表1中，并对重点波段进行详细分析.

目前已有一些观测结果显示了金星大气中的波动特征.在先锋号轨道绕行器下降过程中，其上搭载的质谱仪观测到了He、N、O、N2、CO2等成分夜间密度的波状扰动.观测结果与模拟结果对比显示，该波动是上传到低热层的重力波引起的(Kasprzak et al., 1993). 麦哲伦掩星探测得到的温度剖面的小尺度扰动也与重力波有关(Hinson and Jenkins, 1995；Tellmann et al., 2009).

另外，金星快车上搭载的光学仪器也探测到了金星大气的波动特征.其中，成像光谱仪观测到白天高云层380 nm以及夜间低云层1.74 μm，波长为60～150 km的扰动.光学监测相机观测到了金星云层顶附近(62～70 km)，波长范围3～21 km的重力波扰动，主要在高纬地区大陆尺度的高原附近出现(Piccialli et al., 2014). 而红外谱段观测到的低云层扰动，其出现的位置与纬度、地方时、表面地形、风场都没有相关性(Peralta et al., 2008). 可见光红外成像光谱仪4.3 μm波段的观测结果显示，存在波长为90～400 km、幅度均方根为0.5%的扰动特征，从相速度判断该扰动不是由声波引起，而是由重力波引起(Garcia et al., 2009).

表1 90 km附近及以上的金星光学辐射波段Table 1 Venus optical remote sensing spectrum above and near 90 km

以上光学观测对应的辐射高度主要位于金星中低层大气，尤其是云层高度附近，且观测到的扰动均为上传的重力波引起.而地球地震的遥感探测显示，高层大气以及电离层高度存在地震瑞利面波激发的声波特征. 2011年3月11日 05∶46 UT，日本本州东海岸发生了9级地震，在震后4 h内，电离层多普勒频移的观测显示，有三次由瑞利面波到达引起的电离层波动特征(Hao et al., 2012).Gorkha大地震后，GPS台网观测到了重力波、声波以及瑞利波激发的电离层扰动(Liu et al., 2017).目前，在金星高层大气以及电离层遥感探测中还没有声波的观测结果，原因可能有两个，其一是观测仪器的精度不够高，其二是观测波段对应的辐射高度较低，波动振幅在相应高度上放大不显著.因此通过表1中列出的辐射高度更高的波段则有可能观测到声波波动.在筛选探测波段时，需要考虑的影响气辉成像观测以及反演效果的因素，例如气辉辐射强度、背景辐射强度以及气辉辐射层高度等，都已列于表1中，便于对比分析.

表1中辐射高度在90 km以上的光学探测波段覆盖了紫外、可见光、红外范围.红外波段探测的优势是辐射强度大，缺点是辐射高度相对较低，波动振幅放大可能不显著，另外还有可能存在背景辐射的污染.紫外辐射的特点则与红外波段相反，缺点是辐射强度较弱，而优点是辐射高度相对更高，波动振幅放大更显著，由于大气对紫外波段的强吸收，因此背景也较为干净.下面具体分析不同波段的辐射特征.

金星夜侧气辉主要来自日侧输运到夜侧的轻粒子成分.金星日侧和夜侧的密度以及温度差异，使得粒子产生了日侧向夜侧的输运，主要包括H，H2，O，N，He等.金星夜侧气辉覆盖紫外到近红外谱段(García Muoz et al., 2009). 其中强度最大的是1.27 μm(a(0)-X(0))的O2气辉，其辐射强度可达兆瑞利(Crisp et al., 1996；Bougher et al., 2006). 可以在地面观测到，辐射高度约为95～110 km，辐射强度的起伏反应了氧原子含量的起伏.同时，1.27 μm辐射也存在于日侧.

H以及D原子的Lyman-alpha(121 nm)紫外波段辐射也同时存在于金星日侧以及夜侧，辐射高度范围100～8000 km，夜侧辐射强度约为几千瑞利(Chaufray et al., 2015). 日侧通过光度计测量的辐射强度可以得到中性H原子的高度剖面，而在夜侧，H原子由日侧多次散射的太阳光激发，因此当视线路径完全在夜侧且观测方向朝向地球时，只能得到积分H原子的含量.

另外，输运到夜侧的H、N、O等原子还会辐射出紫外到红外波段的频谱.其中H原子通过Bates-Nicolet机制与臭氧相互作用，产生红外波段辐射，OH(2～0)以及(1～0)两个过程对应的辐射波段分别为1.40～1.49 μm以及2.60～3.14 μm，辐射高度在95 km附近，90～100 km高度范围的临边积分强度约为800 kR(1 kR=109photons·cm-2·s-1)(Piccioni et al., 2008). N、O原子能够通过复合产生紫外和可见光波段辐射.当NO以激发态C2π形成时，辐射波段为NO的γ以及δ带，即190～300 nm(Krasnopolsky, 2006). 夜侧氧原子复合成氧气的c-X跃迁产生Herzberg II辐射，对应的辐射波段为400～800 nm(Bougher et al., 2006). 辐射强度约为千瑞利量级(García Muoz et al., 2009). 其辐射强度的起伏反应了氧气分子含量的起伏(Garcia et al., 2009). 由于该辐射在夜侧产生，因此观测过程中不需要考虑来自太阳的辐射背景.

在日侧，由于金星大气主要成分为CO2，部分CO2光离解产生氧原子和CO分子，金星大气90 km以上的白天辐射主要为原子氧的紫外波段和CO、CO2分子的近红外波段.

其中原子氧紫外辐射主要包括83.4 nm、130.4 nm、135.6 nm三个波段，辐射高度都为130～250 km，是由太阳光子作用于氧原子产生，辐射强度与氧原子含量有关(Bougher et al., 2006). 135.6 nm波段是光学薄的，其辐射强度正比于氧原子含量，然而130.4 nm波段辐射是光学厚的，其强度不是一直正比于氧原子含量，但其辐射强度的变化可以反应氧原子含量的变化.鉴于我们的观测目标是波动特征，即辐射强度的相对变化，因此两个波段都可以应用于探测.另外，三个波段辐射强度的10 min平均值数据表明，83.4 nm、130.4 nm以及135.6 nm对应的辐射强度分别为0.33 kR、5.1 kR以及1.3 kR (Masunaga et al., 2015). 从辐射强度来看，130.4 nm 是更优观测波段.

另外，金星日侧90 km以上的红外辐射，主要是由大气中的CO、CO2分子，在太阳荧光散射作用下产生的，包括一氧化碳4.75 μm以及二氧化碳4.3 μm、10.423 μm非局地热平衡辐射，辐射强度大，是监测金星大气波动的可选波段，但同时辐射背景也较强.下面结合气辉辐射强度、背景辐射强度、辐射层高度等因素，对以上日侧紫外到可见光波段的辐射进行对比分析.

对于紫外波段，从辐射背景强度来看，大气对紫外辐射有较强的吸收，因此紫外观测不需要考虑背景辐射的干扰.从辐射强度来看，121 nm、130.4 nm波段的强度大于83.4 nm、135.6 nm.然而121 nm波段的峰值辐射高度在2000 km左右，且辐射高度范围从100 km到8000 km，覆盖了逃逸层，目前还不明确声波能否上传到这样的高度.另外逃逸层的变化受太阳风等因素影响，可能会使天底观测获取的信息较为复杂，增加了反演的难度，因此130.4 nm波段是更优的紫外观测波段.对于可见光波段400～800 nm的辐射，由于该波段是夜间观测波段，因此不需要考虑来自太阳的背景辐射污染.其辐射强度与130.4 nm波段量级相同，但辐射层高度比130.4 nm波段略低，因此不具备观测优势.

对于红外波段，由于金星表面及大气温度极高，且云层反射率大，因此红外背景辐射较强，在筛选过程中背景辐射的污染是需要重点考虑的因素.

金星大气的红外背景辐射主要包括云层顶对太阳光的反射、云层顶连续红外谱热辐射以及云层下方和金星表面的大气窗口短波红外辐射(Titov et al., 2007)，如图10所示.云层顶反射的太阳光覆盖紫外、可见光、红外波段(0.2～4 μm).云层顶温度约为240 K左右，辐射出波长4～50 μm的长波红外(Titov et al., 2007). 而金星表面具有740 K的高温，能量主要以1～5 μm的短波红外形式辐射到大气中(Titov et al., 2007). 金星的硫酸云层对长波红外辐射几乎是不透明的，因此在空间中只能观测到来自云层下方的大气窗口短波红外辐射.图10给出了不同来源的红外背景辐射的频率以及强度.其中虚线表示云层反射太阳光的分量，覆盖范围从近紫外到远红外；点线表示云层顶及中层大气的热辐射，覆盖范围主要是中红外以及远红外；实线表示表面及低层大气红外窗口热辐射波段，主要覆盖近红外波段.

图10 金星大气背景辐射光谱概览.其中包括反射太阳光分量(虚线)、云层顶及中层大气的热辐射(点线)、表面及低层大气红外窗口热辐射(实线)(Titov et al., 2007)Fig.10 Overview of the atmospheric background radiation spectrum of Venus. Including reflected sunlight component (dashed line), thermal radiation from the top of the cloud and middle atmosphere (dotted line), and infrared window thermal radiation from surface and lower atmosphere (solid line)(Titov et al., 2007)

对于特定红外波段，背景辐射的强度为各来源的叠加值.由图10可知，白天红外背景辐射是云层反射分量、云层顶热辐射以及云层下方和金星表面的红外辐射之和，其中强度最大的是云层反射分量，辐射强度峰值位于500 nm附近，随着波长增大，强度逐渐减小，到4 μm附近强度下降为峰值强度的0.01%.而云层顶连续红外谱热辐射的峰值强度位于10.3 μm附近，随着波长的减小，辐射强度降低，到5 μm附近与云层反射分量强度近似相等，而在4.3 μm附近出现辐射极小值，使得总背景辐射强度最低.再从气辉辐射强度来看，1.27 μm、4.3 μm、4.7 μm的辐射强度平均要比10.423 μm大十个量级左右.进一步对比三个辐射强度较大的波段，4.3 μm的辐射强度最大，而背景辐射最弱，因此是最优的白天观测谱段.在夜间，可选红外波段包括1.27 μm以及1.40～1.49 μm、2.6～3.14 μm波段.从背景辐射强度来看，夜间云层反射太阳光的分量消失，1.27 μm比1.40～1.49 μm、2.6～3.14 μm波段的背景辐射强度高约一个量级.而从辐射强度来看，1.27 μm辐射强度比后者高七个量级左右(Ohtsuki et al., 2008；Piccioni et al., 2008).因此在夜间1.27 μm是较为合适的观测谱段.值得注意的是，4.3 μm波段位于二氧化碳的强烈吸收谱段，而1.27 μm是大气窗口波段，考虑大气的吸收，4.3 μm波段具有更为干净的背景.但由于1.27 μm波段具有很高的辐射强度，因此也可作为备选波段，但在使用相关数据时，一般需要通过模型模拟出该波段的背景辐射强度，进而从观测中剔除背景.

综合以上分析可知，金星光学遥感探测在白天的可选波段为130.4 nm紫外波段以及4.3 μm红外波段.在夜间的可选波段为1.27 μm红外波段.

4 结论

本文基于真实金星大气背景参量，计算了金星大气对声波振幅的增长以及衰减效应，得到不同频率声波振幅的高度剖面，根据振幅的高度分布，并结合金星大气不同波段光学辐射特征，筛选出光学遥感探测的可用波段.主要结论如下：

(1)金星大气对高频声波的衰减强于低频声波.对不同频率声波衰减趋势一致，都随高度升高衰减增强；对于特定频率的声波，表面与100 km高度处的衰减系数值相差6个数量级左右.

(2)通过计算大气密度分布、大气黏滞性和大气热传导效应导致的声波振幅变化，得到了不同频率声波振幅的高度剖面.由振幅的高度分布可知，低频声波能够上传到较高高度，且辐射强度峰值出现在90 km附近或以上，因此选取的光学遥感波段对应的峰值辐射高度应该在90 km附近或以上.

(3)综合考虑气辉辐射强度、背景辐射污染以及辐射层高度等因素，金星光学遥感探测在白天的可选波段为130.4 nm紫外波段以及4.3 μm红外波段.在夜间的可选波段为1.27 μm红外波段.