Геомагнетизм и аэрономия, 2020, T. 60, № 1, стр. 93-98

1. ВВЕДЕНИЕ

Молекулярный азот является основной составляющей атмосферы Земли. Неупругое взаимодействие высыпающихся в атмосферу высокоэнергичных частиц с молекулами азота приводит к возбуждению различных электронно-возбужденных состояний N₂. В дальнейшем в возбужденных молекулах происходят спонтанные переходы на более низкие по энергии состояния, что служит причиной свечения молекулярного азота в различных диапазонах спектра.

Первая положительная система полос N₂ (1PG) представляет одну из главных в формировании спектров полярных сияний в красном и ближнем инфракрасном диапазоне длин волн 600–1500 нм [Vallance Jones, 1974]. Свечение данной системы полос происходит при спонтанных переходах:

Аналогично, вторая положительная система полос N₂ (2PG) участвует в формировании спектров полярных сияний в фиолетовом и ближнем ультрафиолетовом диапазоне длин волн 300–400 нм [Vallance Jones, 1974]. Свечение 2PG системы полос происходит при спонтанных переходах: Как показали результаты измерений оптических спектров полярных сияний, полученных во время запусков ракет на острове Хейса в 1972–1973 гг. [Кириллов и др., 1987] и на полигоне Форт Черчилль в 1974 г. [Rees et al., 1977; Sharp et al., 1979], интенсивности свечения 1PG и 2PG полос сравнимы с интенсивностями свечения наиболее ярких эмиссий: полосы 391.4 нм первой отрицательной системы иона ${\text{N}}_{{\text{2}}}^{ + }$ (1NG) и зеленой линии 557.7 нм атомарного кислорода в авроральной ионосфере.

Спектры полос первой и второй положительных систем наблюдаются также во время свечения спрайтов в средней атмосфере Земли [Kanmae et al., 2007; Heavner et al., 2010], в условиях лабораторного разряда [Simek, 2014; Hoder et al., 2015]. Принципиальное отличие спектров ускоренных электронов во время разрядов между грозовыми облаками и ионосферой (спрайтов) и в условиях лабораторного разряда от авроральных спектров вторичных электронов, а также более высокие концентрации молекул в средней атмосфере и в лабораторных условиях по сравнению с концентрациями в термосфере Земли, приводит к тому, что спектры N₂ в разрядах значительно отличаются от спектров полярных сияний.

Заметное влияние на состояние верхней и средней атмосферы оказывают высокоэнергичные заряженные частицы [Mironova et al., 2015]. Одним из видов таких заряженных частиц являются релятивистские электроны (с энергией порядка 1 МэВ и выше). Основным источником релятивистских электронов является высыпания из внешнего радиационного пояса Земли, происходящие во время геомагнитных возмущений вследствие взаимодействия электронов с низкочастотными электромагнитными волнами. Высыпания релятивистских электронов (ВРЭ) наблюдаются в основном на авроральных и субавроральных широтах. Выделяют микровсплески ВРЭ (менее 1 с) и продолжительные высыпания (от минут до часов). ВРЭ исследуются по данным низковысотных спутников (NOAA POES); по данным баллонов регистрируется тормозное рентгеновское излучение, производимое ВРЭ [Базилевская и др., 2017а]. ВРЭ вследствие ионизации, диссоциации приводят к образованию нечетного азота (NO_x) и водорода (HO_x), которые способствуют уменьшению содержания озона в средней атмосфере [Turunen et al., 2009; Криволуцкий и Репнев, 2009, 2012].

В данной работе мы исследуем свечение полос первой и второй положительных систем молекулярного азота в средней и верхней атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов (ВВЭ). При расчетах будет рассмотрена кинетика 5 триплетных электронно-возбужденных состояний ${{A}^{{\text{3}}}}\Sigma _{u}^{ + },$ B³Π_g, W ³Δ_u, ${{B}^{{{\text{'3}}}}}\Sigma _{u}^{--},$ C³Π_u, при этом будут учтены как спонтанные излучательные переходы между состояниями, так и перенос энергии электронного возбуждения при неупругих молекулярных столкновениях.

2. ПРОЦЕССЫ ГАШЕНИЯ ЭЛЕКТРОННО-ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ

Кинетическая модель электронно-возбужденного молекулярного азота для высот нижней термосферы и средней атмосферы во время ВВЭ представлена в работе [Kirillov and Belakhovsky, 2019]. В настоящей работе при расчетах рассмотрены процессы возбуждения пяти триплетных состояний N₂ высокоэнергичными электронами:

При этом учтены следующие колебательные уровни указанных пяти состояний: A³$\Sigma _{u}^{ + }$ (v' = 0–29), B³Π_g (v' = 0–18), W³Δ_u (v' = 0–21), B'³$\Sigma _{u}^{ - }$ (v' = 0–15), C³Π_u (v' = 0–4). Таким образом, для состояний A³$\Sigma _{u}^{ + },$ B³Π_g, W³Δ_u, C³Π_u учтено более 99% возбуждения в результате процессов (3), а для состояния B'³$\Sigma _{u}^{ - }$ – более 93% [Gilmore et al., 1992].

Кроме спонтанных переходов (1) и (2) с излучением 1PG и 2PG полос, необходимо еще учесть излучение полос Ву-Бенеша (WB) (переход W ³Δ_u, v' ↔ B³Π_g, v") и полос послесвечения (AG) (переход B'³$\Sigma _{u}^{ - },$ v' ↔ B³Π_g, v"), а также спонтанные переходы A³$\Sigma _{u}^{ + },$ v' → X¹$\Sigma _{g}^{ + },$ v" (полосы Вегарда-Каплана) (VK) [Gilmore et al., 1992]. На рисунке 1 схематично показаны упомянутые излучательные переходы, учитываемые в настоящей работе.

На высотах средней атмосферы Земли из-за высоких концентраций молекул N₂ и О₂ столкновительные времена жизни триплетных состояний молекулярного азота становятся сравнимыми или даже меньше излучательных времен жизни. Поэтому при расчете скоростей излучения различных полос молекулярного азота необходимо учитывать неупругие взаимодействия электронно-возбужденных молекул с газами N₂ и О₂.

В данной работе учитываются следующие неупругие взаимодействия:

1. Внутримолекулярные процессы переноса энергии возбуждения

2. Межмолекулярные процессы переноса энергии возбуждения где Y и Z обозначают любое триплетное состояние из A³$\Sigma _{u}^{ + },$ B³Π_g, W³Δ_u, B '³$\Sigma _{u}^{ - }.$

3. Гашение электронно-возбужденного состояния с переносом энергии возбуждения на молекулу О₂ с возможной диссоциацией молекулы кислорода

где Y обозначает любое из пяти рассматриваемых триплетных состояний.

Расчет констант гашения триплетных состояний при неупругих взаимодействиях с газами N₂ и О₂ был представлен в [Kirillov, 2010, 2011, 2016, 2019]. В настоящей работе мы учитываем результаты расчетов в указанных работах, а для процесса (7) берем константы, приведенные в [Kirillov and Belakhovsky, 2019].

3. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ ИНТЕНСИВНОСТЕЙ СВЕЧЕНИЯ ПОЛОС 1PG И 2PG СИСТЕМ

При расчете интенсивностей свечения полос 1PG и 2PG полос воспользуемся решением систем уравнений [Kirillov and Belakhovsky, 2019]:

где Y и Z обозначают A³$\Sigma _{u}^{ + },$ W ³Δ_u, B '³$\Sigma _{u}^{ - };$ Q^Y, Q^B, Q^C – скорости возбуждения Y, B³Π_g, C³Π_u состояний, соответственно; A – коэффициенты Эйнштейна для всех упомянутых спонтанных переходов; k* и k** подразумевают константы скоростей внутримолекулярных и межмолекулярных процессов переноса энергии, соответственно; $A_{{{v}{\kern 1pt} '}}^{{*Y}}$ равна вероятности излучения для переходов с излучением полос Вегарда-Каплана в случае A³$\Sigma _{u}^{ + }$ состояния и $A_{{{v}{\kern 1pt} '}}^{{*Y}}$ = 0 для W³Δ_u и B '³$\Sigma _{u}^{ - }$ состояний.

Для расчета скоростей возбуждения электронно-возбужденных состояний молекулярного азота во время ВВЭ воспользуемся методом деградационных спектров электронов в смеси газов N₂ и О₂ [Коновалов и Сон, 1987; Коновалов, 1993]. Скорости ионообразования в атмосфере во время ВВЭ с потоком 100 эл/см² с стер и энергиями 4 кэВ–10 МэВ были представлены в работе [Turunen et al., 2009].

На рисунке 2 показаны профили скоростей ионообразования во время ВВЭ согласно [Turunen et al., 2009] для моноэнергетического пучка электронов с энергиями 10, 100 кэВ и 1, 10 МэВ при единичном потоке 1 эл/см² с стер. Также на данном рисунке представлены рассчитанные согласно (8б) и (8в) профили объемных скоростей свечения полос 749, 669 нм (1PG) и 337 нм (2PG). Свечение полос 749 и 669 нм связано со спонтанными излучательными переходами (1) v' = 4 → v" = 2 и v' = 5 → v" = 2, соответственно; а свечение полосы 337 нм связано с переходом (2) v' = 0 → v" = 0.

Как видно из представленного рисунка, профили свечения полосы 337 нм (2PG) практически повторяют профили скорости ионообразования, однако интенсивности свечения полос 749, 669 нм (1PG) значительно понижаются с уменьшением высоты, что связано с возросшим гашением состояния B³Π_g при неупругих молекулярных столкновениях на меньших высотах атмосферы Земли.

На рисунке 3 показаны зависимости рассчитанных интегральных интенсивностей (I) всех трех полос молекулярного азота от энергии высыпающихся электронов с энергиями 10¹–10⁴ кэВ при экспоненциальной зависимости спектра электронов от энергии f(E) = A exp(–E/E_o). Кроме того, проведен расчет отношения интегральных интенсивностей I₇₄₉/I₃₃₇ и I₆₆₉/I₃₃₇ для случая экспоненциального распределения электронов по энергии f(E) = A exp(–E/E_o). Результаты расчетов приведены на рисунке 4. Здесь также приведены отношения интенсивностей I₇₄₉/I₃₃₇ и I₆₆₉/I₃₃₇, полученные с помощью результатов измерений оптических спектров полярных сияний во время запусков ракет на острове Хейса в 1972–1973 гг. [Кириллов и др., 1987]. Как видно из приведенного рисунка, наблюдается хорошее согласие результатов расчета для энергий авроральных электронов с экспериментальными данными [Кириллов и др., 1987].

В качестве примера рассмотрим один из результатов многолетних измерений ВРЭ, проводимых ФИАН в Мурманской области (67°33′ N, 33°20′ E) [Базилевская и др., 2017б]. Каталог данных измерений приведен в работе [Makhmutov et al., 2016]. Согласно измерениям [Makhmutov et al., 2016] одним из немногочисленных случаев интенсивных ВРЭ приходится на 19.09.2003 г., когда спектр распределения электронов по энергии описывался функцией f(E) = A exp(–E/E_o), где А = 3.4 эл/см² с кэВ и E_o = 1990 кэВ. Согласно результатам расчетов, представленным на рис. 3, получаются интенсивности свечения полос I₇₄₉ = = 13 Р, I₆₆₉ = 6 Р, I₃₃₇ = 41 Р (1 Рэлей = 10⁶ фотон/см² с). Сравнение рассчитанных интенсивностей свечения полос первой и второй положительных систем молекулярного азота (1PG и 2PG) с результатами авроральных измерений [Кириллов и др., 1987] указывает на то, что при вторжении авроральных частиц наблюдались свечения N₂ на два и более порядка интенсивнее, чем при ВРЭ 19.09.2003 г.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основании модели электронной кинетики триплетных состояний молекулярного азота для верхней и средней атмосферы, представленной в [Kirillov and Belakhovsky, 2019], проведен расчет профилей интенсивностей свечения полос первой и второй положительных систем (1PG и 2PG N₂) в случае высыпания в атмосферу Земли высокоэнергичных электронов с энергиями от 10 кэВ (авроральные электроны) до 10 МэВ (релятивистские электроны). При расчете были использованы профили скоростей ионообразования во время ВВЭ, рассчитанные в [Turunen et al., 2009] для моноэнергетических пучков электронов.

Расчеты показали, что с ростом энергии высыпающихся в атмосферу высокоэнергичных электронов возрастает вклад процессов гашения состояния B³Π_g при молекулярных столкновениях. Это приводит к уменьшению отношения интегральных интенсивностей I₇₄₉/I₃₃₇ и I₆₆₉/I₃₃₇ с ростом энергии электронов. Данный результат указывает на то, что при регистрации данных соотношений интенсивностей полос первой и второй положительных систем молекулярного азота при вторжении релятивистских электронов в среднюю атмосферу Земли можно оценить среднюю энергию высыпающихся частиц.