CN103487356A - 一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法 - Google Patents

Abstract

一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，属于颗粒光学特性测量技术领域，解决了现有的球形颗粒光谱复折射率测量方法仍然存在测量过程复杂和精确度低的问题。本发明所述方法利用短脉冲激光辐照均匀球形颗粒系，测量颗粒系的反射信号和透射信号，用粒度分析仪测量颗粒系的粒径分布情况，运用Mie理论模型结微粒群优化算法反演得到颗粒的光谱复折射率，本发明适用于测量颗粒的光谱复折射率。

Description

一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法

技术领域

本发明属于颗粒光学特性测量技术领域。

背景技术

在自然界及工业生产中，很多物质及产品呈现颗粒状态，据统计，工业中有50%以上的产品与中间产物呈颗粒状。颗粒的吸收散射以及发射等性质在许多工程及环境系统内扮演着重要的角色，因此对颗粒的光谱复折射率的求解就显得尤为重要。颗粒的光谱复折射率属于颗粒的基本物性参数，与颗粒的组成成分、温度水平及表面的状况等因素有关。然而，颗粒的光谱复折射率不能通过实验直接测量得到，通常都采用某些实验测得的参数结合相关的反演理论模型进行计算。

常见的颗粒光学特性的实验研究方法有反射法、透射法和散射法。其中，反射法是通过测量颗粒压片的反射率，结合相应的理论模型，求颗粒光谱复折射率的反问题研究方法。该方法得到主要是块状的物质的光谱复折射率，由于实验所制压片的表面并不光滑，不服从镜反射原理，因此使得实验测得结果有很大偏差。透射法是通过测量颗粒压片的透射率，并结合K-K关系式和相应的理论模型，反演求解颗粒的光谱复折射率的研究方法。该方法可以使得颗粒保持自然状态，并且实验所需设备简单、精度高、操作方便和适应范围广等优点，但是K-K关系式需要考虑全波长范围的积分，而实验中的激光器通常都是有限波长范围，这就增加了实验测量和理论计算的难度，降低了实验的精确度。散射法是通过测量激光照射到颗粒系上后，不同方向的散射光的强度，然后结合相应的理论模型求解颗粒的光谱复折射率的反问题研究方法。该方法能很好的保持颗粒的自然状态，但是确定某一波长下的光谱复折射率至少需要测三个不相关方向的散射量，这就增加实验测量过程的难度。

综上所述现有的球形颗粒光谱复折射率测量方法仍然存在测量过程复杂和精确度低的问题。

发明内容

本发明为了解决现有的球形颗粒光谱复折射率测量方法仍然存在测量过程复杂和精确度低的问题。提出了一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法。

本发明所述一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，该方法的具体步骤为：

步骤一、将待测颗粒装在有机玻璃样本容器中，将待测颗粒溶于溶液中，并搅拌均匀，使颗粒系处于悬浮流动状态；

步骤二，利用脉冲宽度为t_p的波长为λ的短脉冲激光沿着与样本容器表面法线成θ_c角的方向入射到样本容器左侧表面；其中，10^-12s≤t_p≤10^-9s，0<θ_c<π/2，0.3μm<λ<2.5μm；

步骤三、采用单光子计数器在样本颗粒容器的左侧表面测量时间分辨半球反射信号，在样本颗粒容器的右侧表面测量时间分辨半球透射信号，并记录样本颗粒的左侧边界处的时间分辨半球反射信号R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号τ_exp(t,λ)；

步骤四、利用粒径分析仪测量样本颗粒系的粒径，并根据粒径的分布规律获得粒径分布函数P(D)；

步骤五、利用待测颗粒光谱复折射率方程m(λ)=n(λ)+ik(λ)，通过待测颗粒的折射率范围对该待测物质的折射率n进行取值，通过待测颗粒的吸收因子的取值范围对该待测颗粒的吸收因子k进行取值，获得该种待测颗粒单个颗粒的光谱复折射率m(λ)；其中i为虚数单位；（煤灰颗粒的n∈[1.18,1.92]，k∈[0.01,1.13]）

步骤六、通过现有Mie理论，利用步骤五获得的该种待测颗粒的光谱复折射率m(λ)，获得单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)；

步骤七、利用步骤六获得的单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)，获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)；

步骤八、利用步骤七获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)，通过对辐射传输方程求解，获得计算域内的辐射强度场I(x,θ,t,λ)；

步骤九、通过公式：

$R_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{2\mathrm{\&pi;}}{I_0}{\&Integral;}_{\mathrm{\&pi;}/2}^{\mathrm{\&pi;}}{I}_d(0,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}---\left(1\right)$

${\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{1}{I_0}[2\mathrm{\&pi;}{\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}/2}{I}_d(L,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}+I_c(L,{\mathrm{\&theta;}}_c,t,\mathrm{\&lambda;})]---\left(2\right)$

获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)；

式中，I₀是时变脉冲激光的辐射强度峰值；

I_d(0,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=0处的左侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_d(L,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=L处的右侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_c(L,θ_c,t,λ)为t时刻入射波长为λ，时变脉冲激光沿着入射方向θ_c衰减到样本右侧壁面时的辐射强度，θ_c为时变脉冲激光入射方向角，L为样本厚度；

步骤十、利用步骤三中单光子计算器获得的左侧边界处的时间分辨半球反射信号R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号τ_exp(t,λ)，与步骤九中获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)，获得目标函数F_obj；

步骤十一、判断步骤十中的获得目标函数F_obj是否小于设定阈值ξ，若是，则将步骤五中对待测物质的折射率n的取值，和对待测颗粒的吸收因子k取值，作为结果，完成基于短脉冲激光的颗粒系的颗粒光谱复折射率的测量，否则返回步骤五。

本发明利用短脉冲激光辐照均匀球形颗粒系，测量颗粒系的反射信号和透射信号，用粒度分析仪测量颗粒系的粒径分布情况，运用Mie理论模型结微粒群优化算法反演得到颗粒系颗粒的光谱复折射率，测量过程简单，反演结果准确，精度高。且与现有测量方法相比精确度同比提高10%。

附图说明

图1为具体实施方式一短脉冲激光辐照下球形颗粒系时间分辨反射信号和透射信号测量示意图；

图2为具体实施方式一步骤二所述的脉冲宽度为t_p的波长为λ的短脉冲激光的波形示意图；

图3为本发明所述一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法的流程图。

具体实施方式

具体实施方式一、结合图1、图2和图3说明本实施方式，本实施方式一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，该方法的具体步骤为：

步骤一、将待测颗粒装在有机玻璃样本容器中，将待测颗粒溶于溶液中，并搅拌均匀，使颗粒系处于悬浮流动状态；

步骤二，利用脉冲宽度为t_p的波长为λ的短脉冲激光沿着与样本容器表面法线成θ_c角的方向入射到样本容器左侧表面；其中，10^-12≤t_p≤10^-9s，

0<θ_c<π/2,0.3μm<λ<2.5μm；

步骤三、采用单光子计数器在样本颗粒容器的左侧表面测量时间分辨半球反射信号，在样本颗粒容器的右侧表面测量时间分辨半球透射信号，并记录样本颗粒的左侧边界处的时间分辨半球反射信号R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号τ_exp(t,λ)；

步骤四、利用粒径分析仪测量样本颗粒系的粒径，并根据粒径的分布规律获得粒径分布函数P(D)；

步骤五、利用待测颗粒光谱复折射率方程m(λ)=n(λ)+ik(λ)，（例：煤灰颗粒的n∈[1.18,1.92]，k∈[0.01,1.13]），通过待测颗粒的折射率范围对该待测物质的折射率n进行取值，通过待测颗粒的吸收因子的取值范围对该待测颗粒的吸收因子k进行取值，获得该种待测颗粒单个颗粒的光谱复折射率m(λ)；其中i为虚数单位；

步骤六、通过现有Mie理论，利用步骤五获得的该种待测颗粒的光谱复折射率m(λ)，获得单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)；

步骤七、利用步骤六获得的单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)，获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)；

步骤八、利用步骤七获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)，通过对辐射传输方程求解，获得计算域内的辐射强度场I(x,θ,t,λ)；

步骤九、通过公式：

$R_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{2\mathrm{\&pi;}}{I_0}{\&Integral;}_{\mathrm{\&pi;}/2}^{\mathrm{\&pi;}}{I}_d(0,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}---\left(1\right)$

${\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{1}{I_0}[2\mathrm{\&pi;}{\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}/2}{I}_d(L,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}+I_c(L,{\mathrm{\&theta;}}_c,t,\mathrm{\&lambda;})]---\left(2\right)$

获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)；

式中，I₀是时变脉冲激光的辐射强度峰值；

I_d(0,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=0处的左侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_d(L,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=L处的右侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_c(L,θ_c,t,λ)为t时刻入射波长为λ，时变脉冲激光沿着入射方向θ_c衰减到样本右侧壁面时的辐射强度，θ_c为时变脉冲激光入射方向角，L为样本厚度；

步骤十、利用步骤三中单光子计算器获得的左侧边界处的时间分辨半球反射信号R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号τ_exp(t,λ)，与步骤九中获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)，获得目标函数F_obj；

步骤十一、判断步骤十中的获得目标函数F_obj是否小于设定阈值ξ，若是，则将步骤五中对待测物质的折射率n的取值，和对待测颗粒的吸收因子k取值，作为结果，完成基于短脉冲激光的颗粒系的颗粒光谱复折射率的测量，否则返回步骤五。

本实施方式首先设计悬浮颗粒系的瞬态辐射传输物理模型，然后建立相应的数学模型和求解方法，通过测量得到颗粒系的时间分辨半球反射信号和时间分辨半球透射信号，利用逆问题理论模型的重建出球形颗粒的光谱复折射率。高斯短脉冲激光的脉冲宽度非常短，远远小于介质内温度变化的响应时间，同时脉冲激光能量较低，可忽略其对颗粒系的加热作用，因此被测颗粒系的时间分辨反射信号和透射信号测量过程可以被考虑成一个一维瞬态纯辐射传输问题。

具体实施方式二、本实施方式是对具体实施方式一所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法的进一步说明，步骤二所述的脉冲宽度为t_p的波长为λ的短脉冲激光的辐射强度I_c(t,λ)为：

$I_c(t,\mathrm{\&lambda;})=I_0\left(\mathrm{\&lambda;}\right)\exp \left[{-4\ln 2\left(\frac{t-{3t}_p}{t_p}\right)}^2\right][H\left(t\right)-H(t-{6t}_p)]---\left(3\right)$

实现，式中I₀(λ)为高斯脉冲激光峰值强度，t_p为高斯激光的脉冲宽度，H(t)为海森赛德函数，当t>0时H(t)=1，当t<0时H(t)=0。

具体实施方式三、本实施方式是对具体实施方式一或具体实施方式二所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法的进一步说明，步骤七中获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)为，通过公式：

${\mathrm{\&kappa;}}_a\left(\mathrm{\&lambda;}\right)={\&Integral;}_{D_{\min }}^{D_{\max }}\mathrm{dD}\&times;N_0\&times;P\left(D\right)\&times;C_{\mathrm{abs},\mathrm{pred}}(D,\mathrm{\&lambda;})---\left(4\right)$

${\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)={\&Integral;}_{D_{\min }}^{D_{\max }}\mathrm{dD}\&times;N_0\&times;P\left(D\right)\&times;C_{\mathrm{sca},\mathrm{pred}}(D,\mathrm{\&lambda;})---\left(5\right)$

计算获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)，式中，D为所测颗粒的粒径D_max和D_min分别为所测颗粒的最大粒径和最小粒径，N₀所测颗粒的总个数。

具体实施方式四、本实施方式是对具体实施方式一所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法的进一步说明，步骤八获得计算域内的辐射强度场I(x,θ,t,λ)的方法为：利用瞬态辐射传输方程：

$\begin{array}{c}\frac{\&PartialD;I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})}{c\&PartialD;t}+\frac{\&PartialD;I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})}{\&PartialD;x}=-[{\mathrm{\&kappa;}}_a\left(\mathrm{\&lambda;}\right)+{\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)]I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\\ +\frac{{\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)}{2}{\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}}I(x,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;})\mathrm{\&Phi;}({\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},\mathrm{\&theta;})\sin {\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;}\end{array}---\left(6\right)$

$I(0,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})=(1-{\mathrm{\&rho;}}_0)I_c(t,{\mathrm{\&theta;}}_c,\mathrm{\&lambda;})+{2\mathrm{\&rho;}}_1{\&Integral;}_{\mathrm{\&pi;}/2}^{\mathrm{\&pi;}}I(0,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;}){\cos \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\sin \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;},0\&le;\mathrm{\&theta;}<\mathrm{\&pi;}/2---\left(7\right)$

$I(L,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})=2(1-{\mathrm{\&rho;}}_1){\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}/2}I(L,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;}){\cos \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\sin \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;},0\&le;\mathrm{\&theta;}<\mathrm{\&pi;}/2---\left(8\right)$

实现，式中I(x,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x处的辐射强度，x为待求辐射场中位置，θ待求辐射方向，t为待求时刻；

I(x,θ′,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ′方向x处的辐射强度；θ′为入射方向，

Φ(θ′,θ)是从θ′方向入射并从θ方向散射出去的散射相函数，

I(0,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x=0处的辐射强度，

I(L,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x=L处的辐射强度；

c是球形颗粒系中的光速；

ρ₀是由环境进入颗粒系时的反射率；

ρ₁为由颗粒系进入环境时的反射率；

I_c(t,θ_c,λ)是t时刻入射波长为λ，沿θ_c角度入射的高斯脉冲激光的辐射强度。

具体实施方式五、本实施方式是对具体实施方式一、具体实施方式二或具体实施方式四所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法的进一步说明，步骤十中获得目标函数F_obj通过公式：

$F_{\mathrm{obj}}={\left[\frac{R_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})-R_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}{R_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}\right]}^2+{\left[\frac{{\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})-{\mathrm{\&tau;}}_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}{{\mathrm{\&tau;}}_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}\right]}^2---\left(9\right)$

实现。

本发明通过建立球形颗粒时间分辨反射信号和透射信号测量的正问题和逆问题求解模型，解决球形颗粒光谱复折射率不能直接测量和测量结果不准确的问题，提出了基于短脉冲激光透反射信号的颗粒系光谱复折射率的测量方法。优点在于：采用短脉冲激光辐照技术，由于激光脉冲宽度非常短，远远小于颗粒系内温度变化的响应时间，同时脉冲激光能量较低，可忽略其对颗粒系的加热作用，因此被测颗粒系的时间分辨反射信号和透射信号测量过程可以被考虑成一个一维瞬态纯辐射传输问题；采用Mie理论模型，该模型是非偏振平面电磁波透射均质球形颗粒时得到的Maxwell方程远场解，能很精确的反应出颗粒的电磁散射特性；采用微粒群优化算法，该算法求解优化问题时有简单、高效、鲁棒性好且灵敏度高等优点。该项发明为研究球形颗粒光谱复折射率的测量方法，对航天、国防和民用工业具有十分重要的意义。

Claims (5)

1.一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，其特征在于，该方法的具体步骤为：

步骤一、将待测颗粒装在有机玻璃样本容器中，将待测颗粒溶于溶液中，并搅拌均匀，使颗粒系处于悬浮流动状态；

步骤二、利用脉冲宽度为t_p的波长为的短脉冲激光沿着与样本容器表面法线成θ_c角的方向入射到样本容器左侧表面；其中，10^-12s≤t_p≤10^-9s，0<θ_c<π/2，0.3μm<λ<2.5μm；

步骤三、采用单光子计数器在样本颗粒容器的左侧表面测量时间分辨半球反射信号，在样本颗粒容器的右侧表面测量时间分辨半球透射信号，并记录样本颗粒容器的左侧边界处的时间分辨半球反射信号曲线R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号曲线τ_exp(t,λ)；

步骤四、利用粒径分析仪测量样本颗粒系的粒径，并根据粒径的分布规律获得粒径分布函数P(D)；

步骤五、利用待测颗粒光谱复折射率方程m(λ)=n(λ)+ik(λ)，通过待测颗粒的折射率范围对该待测物质的折射率n进行取值，通过待测颗粒的吸收因子的取值范围对该待测颗粒的吸收因子k进行取值，获得该种待测颗粒单个颗粒的光谱复折射率m(λ)；其中i为虚数单位；

步骤六、通过现有Mie理论，利用步骤五获得的该种待测颗粒的光谱复折射率m(λ)，获得单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)；

步骤七、利用步骤六获得的单个颗粒的光谱吸收截面C_abs,pred(D,λ)和光谱散射截面C_sca,pred(D,λ)，获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)；

步骤八、利用步骤七获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)，通过对辐射传输方程求解，获得计算域内的辐射强度场I(x,θ,t,λ)；

步骤九、通过公式：

$R_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{2\mathrm{\&pi;}}{I_0}{\&Integral;}_{\mathrm{\&pi;}/2}^{\mathrm{\&pi;}}{I}_d(0,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}---\left(1\right)$

${\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})=\frac{1}{I_0}[2\mathrm{\&pi;}{\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}/2}{I}_d(L,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\cos \mathrm{\&theta;}\sin \mathrm{\&theta;d\&theta;}+I_c(L,{\mathrm{\&theta;}}_c,t,\mathrm{\&lambda;})]---\left(2\right)$

获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)；

式中，I₀是时变脉冲激光的辐射强度峰值；

I_d(0,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=0处的左侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_d(L,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向上x=L处的右侧边界上散射光的辐射强度，θ为辐射方向角；

I_c(L,θ_c,t,λ)为t时刻入射波长为λ，时变脉冲激光沿着入射方向θ_c衰减到样本右侧壁面时的辐射强度，θ_c为时变脉冲激光入射方向角，L为样本厚度；

步骤十、利用步骤三中单光子计算器获得的左侧边界处的时间分辨半球反射信号R_exp(t,λ)和右侧边界处的时间分辨半球透射信号τ_exp(t,λ)，与步骤九中获得左侧边界的时间分辨半球反射信号的估计值R_pred(t,λ)和右侧边界的时间分辨半球透射信号的估计值τ_pred(t,λ)，获得目标函数F_obj；

步骤十一、判断步骤十中的获得目标函数F_obj是否小于设定阈值ξ，若是，则将步骤五中对待测物质的折射率n的取值和对待测颗粒的吸收因子k的取值，作为结果，完成基于短脉冲激光的颗粒系的颗粒光谱复折射率的测量，否则返回步骤五。

2.根据权利要求1所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，其特征在于，步骤二所述的脉冲宽度为t_p的波长为λ的短脉冲激光的辐射强度I_c(t,λ)为：

$I_c(t,\mathrm{\&lambda;})=I_0\left(\mathrm{\&lambda;}\right)\exp [-4\ln 2{\left(\frac{t-{3t}_p}{t_p}\right)}^2][H\left(t\right)-H(t-{6t}_p)]---\left(3\right)$

实现，式中I₀(λ)为高斯脉冲激光峰值强度，t_p为高斯激光的脉冲宽度，H(t)为海森赛德函数，当t>0时H(t)=1，当t<0时H(t)=0。

3.根据权利要求1或2所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，其特征在于，步骤七中获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)为，通过公式：

${\mathrm{\&kappa;}}_a\left(\mathrm{\&lambda;}\right)={\&Integral;}_{D_{\min }}^{D_{\max }}\mathrm{dD}\&times;N_0\&times;P\left(D\right)\&times;C_{\mathrm{abs},\mathrm{pred}}(D,\mathrm{\&lambda;})---\left(4\right)$

${\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)={\&Integral;}_{D_{\min }}^{D_{\max }}\mathrm{dD}\&times;N_0\&times;P\left(D\right)\&times;C_{\mathrm{sca},\mathrm{pred}}(D,\mathrm{\&lambda;})---\left(5\right)$

计算获得颗粒系的吸收系数κ_a(λ)和散射系数κ_s(λ)，式中，D为所测颗粒的粒径D_max和D_min分别为所测颗粒的最大粒径和最小粒径，N₀所测颗粒的总个数。

4.根据权利要求1所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，其特征在于，步骤八获得计算域内的辐射强度场I(x,θ,t,λ)的方法为：利用瞬态辐射传输方程：

$\begin{array}{c}\frac{\&PartialD;I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})}{c\&PartialD;t}+\frac{\&PartialD;I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})}{\&PartialD;x}=-[{\mathrm{\&kappa;}}_a\left(\mathrm{\&lambda;}\right)+{\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)]I(x,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})\\ +\frac{{\mathrm{\&kappa;}}_s\left(\mathrm{\&lambda;}\right)}{2}{\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}}I(x,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;})\mathrm{\&Phi;}({\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},\mathrm{\&theta;})\sin {\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;}\end{array}---\left(6\right)$

$I(0,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})=(1-{\mathrm{\&rho;}}_0)I_c(t,{\mathrm{\&theta;}}_c,\mathrm{\&lambda;})+{2\mathrm{\&rho;}}_1{\&Integral;}_{\mathrm{\&pi;}/2}^{\mathrm{\&pi;}}I(0,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;}){\cos \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\sin \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;},0\&le;\mathrm{\&theta;}<\mathrm{\&pi;}/2---\left(7\right)$

$I(L,\mathrm{\&theta;},t,\mathrm{\&lambda;})=2(1-{\mathrm{\&rho;}}_1){\&Integral;}_0^{\mathrm{\&pi;}/2}I(L,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;},t,\mathrm{\&lambda;}){\cos \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\sin \mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;},0\&le;\mathrm{\&theta;}<\mathrm{\&pi;}/2---\left(8\right)$

实现，式中I(x,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x处的辐射强度，x为待求辐射场中位置，θ待求辐射方向，t为待求时刻；

I(x,θ′,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ′方向x处的辐射强度；θ′为入射方向，

Φ(θ′,θ)是从θ′方向入射并从θ方向散射出去的散射相函数，

I(0,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x=0处的辐射强度，

I(L,θ,t,λ)为t时刻入射波长为λ，θ方向x=L处的辐射强度；

c是球形颗粒系中的光速；

ρ₀是由环境进入颗粒系时的反射率；

ρ₁为由颗粒系进入环境时的反射率；

I_c(t,θ_c,λ)是t时刻入射波长为λ，沿θ_c角度入射的高斯脉冲激光的辐射强度。

5.根据权利要求1、2或4所述的一种基于短脉冲激光透反射信号的球形颗粒光谱复折射率测量方法，其特征在于，步骤十中获得目标函数F_obj通过公式：

$F_{\mathrm{obj}}={\left[\frac{R_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})-R_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}{R_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}\right]}^2+{\left[\frac{{\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{pred}}(t,\mathrm{\&lambda;})-{\mathrm{\&tau;}}_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}{{\mathrm{\&tau;}}_{\exp }(t,\mathrm{\&lambda;})}\right]}^2---\left(9\right)$

实现。

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