1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Геомагнетизм и аэрономия
  4. T. 60, № 6, 2020

Геомагнетизм и аэрономия, 2020, T. 60, № 6, стр. 796-802

Свечение полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда N2 в атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов

А. С. Кириллов 1, *, В. Б. Белаховский 1, **

1 Полярный геофизический институт (ПГИ)
г. Апатиты, Мурманская обл., Россия

* E-mail: kirillov@pgia.ru
** E-mail: belakhov@mail.ru

Поступила в редакцию 04.03.2020
После доработки 19.03.2020
Принята к публикации 21.05.2020

Полный текст (PDF)

Аннотация

Проведен расчет профилей интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда молекулярного азота в случае высыпания в атмосферу Земли электронов с энергиями от 10 кэВ до 10 МэВ. С ростом энергии вторгающихся в атмосферу электронов возрастает вклад процессов гашения состояния a1Πg N2 при молекулярных столкновениях. Это приводит к уменьшению отношения интегральных интенсивностей свечения ультрафиолетовых полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда и второй положительной системы с ростом энергии высыпающихся в атмосферу высокоэнергичных электронов.

1. ВВЕДЕНИЕ

Молекулярный азот является основной составляющей атмосферы Земли. Неупругое взаимодействие высыпающихся в атмосферу высокоэнергичных частиц с молекулами азота приводит к возбуждению различных синглетных и триплетных 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.

Система полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда N2 (LBH) является главной в дальнем ультрафиолетовом участке (120–200 нм) спектра свечения молекулярного азота как во время дневного свечения атмосферы Земли [Morrison et al., 1990; Budzien et al., 1994; Torr et al., 1994], так и во время полярных сияний [Meier et al., 1982; Eastes and Sharp, 1987; Ishimoto et al., 1988]. Свечение данной системы полос происходит при спонтанных переходах с синглетного электронно-возбужденного состояния a1Πg на основное состояние ${{X}^{{\text{1}}}}\Sigma _{g}^{ + }{\text{:}}$

(1)
причем характерные излучательные времена жизни различных колебательных уровней состояния a1Πg порядка нескольких десятков микросекунд [Gilmore et al., 1992].

Моделирование колебательных населенностей состояния a1Πg (v ' = 0–6) во время высыпания авроральных высокоэнергичных частиц в полярную ионосферу проводилось во многих работах [Cartwright, 1978; Dashkevich et al., 1993; Дашкевич и др., 1995; Eastes and Dentamaro, 1996; Кириллов, 2011а]. При этом в работах [Cartwright, 1978; Dashkevich et al., 1993; Дашкевич и др., 1995] учитывались только излучательные переходы между синглетными состояниями и полное гашение электронного возбуждения при столкновениях с атмосферными составляющими, а в работах [Eastes and Dentamaro, 1996; Кириллов, 2011а] также были учтены переходы между синглетными состояниями при неупругих столкновениях с молекулами и атомами атмосферы. Следует также отметить, что в работе [Kirillov, 2012] было показано влияние синглетного молекулярного азота N2(a1Πg) на колебательную кинетику ${{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}\left( {{{X}^{{\text{1}}}}\Sigma _{g}^{ + },{v} > 0} \right)$ на высотах 80–100 км атмосферы Земли во время авроральных высыпаний.

Основным источником релятивистских электронов (с энергией 1 МэВ и более) в околоземном космическом пространстве является внешний радиационный пояс. Вследствие взаимодействия электронов с низкочастотными (ОНЧ, УНЧ) электромагнитными волнами происходит нарушение адиабатических инвариантов и высыпание релятивистских электронов в атмосферу. Основные источники ОНЧ-, УНЧ-волн в магнитосфере – геомагнитные возмущения, а также, по всей видимости, молнии, землетрясения, наземные передатчики. Высыпания являются основным механизмом потерь радиационных поясов. Высыпания релятивистских электронов (ВРЭ) наблюдаются, в основном, в авроральных и субавроральных широтах. Выделяют микровсплески ВРЭ (менее 1 с) и продолжительные высыпания (от минут до часов) [Mironova et al., 2015]. ВРЭ вследствие ионизации, диссоциации приводят к образованию нечетного азота (NOx) и водорода (HOx), которые способствуют уменьшению содержания озона в средней атмосфере [Turunen et al., 2009; Криволуцкий и Репнев, 2009, 2012]. Тем не менее, нахождение спектра ВРЭ является до конца нерешенной задачей [Artamonov et al., 2016].

В недавних работах [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020] мы рассмотрели кинетику триплетных состояний ${{A}^{{\text{3}}}}\Sigma _{u}^{ + },$ B 3Πg, W 3Δu, ${{B}^{{{\text{'3}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ C 3Πu молекулярного азота в средней и верхней атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов (ВВЭ). Цель данной работы – рассмотреть кинетику трех синглетных электронно-возбужденных состояний ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ a1Πg и w1Δu молекулярного азота в атмосфере Земли во время ВВЭ при этом учесть как спонтанные излучательные переходы между состояниями, так и перенос энергии электронного возбуждения при неупругих молекулярных столкновениях.

2. ПРОЦЕССЫ ГАШЕНИЯ СИНГЛЕТНЫХ ЭЛЕКТРОННО-ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ N2

Кинетическая модель синглетного электронно-возбужденного молекулярного азота для высот полярной ионосферы во время высыпания авроральных электронов представлена в работе [Кириллов, 2011а]. В настоящей работе рассмотрены процессы возбуждения трех синглетных состояний N2 высокоэнергичными электронами:

(2)
$\begin{gathered} {\text{e}} + {{{\text{N}}}_{2}}({{X}^{1}}\Sigma _{g}^{ + },{v} = 0) \to \\ \to {{{\text{N}}}_{2}}(a{{'}^{1}}\Sigma _{u}^{ - },{{a}^{1}}{{\Pi }_{g}},{{w}^{1}}{{\Delta }_{u}};{v}{\kern 1pt} ') + {\text{e}}{\text{.}} \\ \end{gathered} $
При этом учтены следующие колебательные уровни указанных синглетных состояний: ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - }$ (v ' = 0–17), a1Πg(v ' = 0–6), w1Δu(v ' = 0–13). На рисунке 1 представлена схема рассматриваемых колебательных уровней этих трех состояний. Таким образом, для состояний ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ a1Πg и w1Δu учтено более 99%, 87% и 92% возбуждения (соответственно) в результате процессов (2) [Gilmore et al., 1992]. Кроме того, для состояния a1Πg не наблюдаются полосы свечения с колебательных уровней v ' > 6 из-за спин-спинового взаимодействия с квинтетным состоянием ${{A}^{{{\text{'5}}}}}\Sigma _{g}^{ + }$ и последующей диссоциацией молекулы [Van der Kamp et al., 1994], поэтому рассмотрены только семь колебательных уровней данного состояния.

Рис. 1.

Схема колебательных уровней синглетных состояний в молекуле N2.

Кроме спонтанных переходов (1) с излучением LBH полос при рассмотрении кинетики синглетных состояний молекулы азота необходимо еще учесть излучение инфракрасных полос двух систем МакФарлана (переходы w1Δu, v ' ↔ a1Πg, v " и ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ v ' ↔ a1Πg, v ") [Gilmore et al., 1992], а также спонтанные переходы ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ v ' → ${{X}^{{\text{1}}}}\Sigma _{g}^{ + },$ v " (полосы Огавы–Танаки–Уилкинсона–Малликена) [Casassa and Golde, 1979].

На высотах средней атмосферы Земли из-за высоких концентраций молекул N2 и О2 столкновительные времена жизни синглетных 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 основными атмосферными составляющими N2 и О2.

В данной работе учитываются следующие неупругие взаимодействия:

2.1. Внутримолекулярные процессы переноса энергии возбуждения

(3а)
(3б)

2.2. Межмолекулярные процессы переноса энергии возбуждения

(4)

где Y и Z обозначают любое синглетное состояние из ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ a1Πg, w1Δu.

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

(5)
${{{\text{N}}}_{2}}(Y,{v}{\kern 1pt} ') + {{{\text{O}}}_{2}}({{X}^{3}}\Sigma _{g}^{ - },{v} = 0) \to {\text{N}}_{2}^{{{\text{**}}}} + {\text{O}}_{2}^{{{\text{**}}}}({\text{O}} + {\text{O}}),$

где Y обозначает любое из трех рассматриваемых синглетных состояний.

Расчет констант гашения синглетных состояний при неупругих взаимодействиях с газами N2 и О2 был представлен в [Кириллов, 2011б; Kirillov, 2011]. В настоящей работе для столкновений с N2 мы учитываем результаты расчетов, приведенных на рис. 1 из [Кириллов, 2011б] и рис. 2 из [Kirillov, 2011]. Для процесса (5) берем константы аналогично [Кириллов, 2011а].

Рис. 2.

Высотные профили рассчитанных интенсивностей свечения полос 135, 138, 146 нм (LBH) и 337 нм (2PG) для энергий высыпающихся электронов 10 кэВ, 100 кэВ, 1 МэВ, 10 МэВ.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ ИНТЕНСИВНОСТЕЙ СВЕЧЕНИЯ ПОЛОС ЛАЙМАНА–БИРДЖА–ХОПФИЛДА

При расчете интенсивностей свечения полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда воспользуемся решением систем уравнений:

(6а)
(6б)
где Y и Z обозначают ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - },$ w1Δu; Q Y, Q a – скорости возбуждения Y, a1Πg состояний, соответственно; A – коэффициента 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 Огавы–Танаки–Уилкинсона–Малликена в случае ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - }$ состояния [Casassa and Golde, 1979] и $A_{{{v}{\kern 1pt} '}}^{{*Y}}$ = 0 для w1Δu состояния.

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 рассчитанные согласно формуле (6б) профили объемных скоростей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда 146, 138 и 135 нм для моноэнергетического пучка электронов с энергиями 10, 100 кэВ и 1, 10 МэВ при единичном потоке 1 эл/см2 с стер. Свечение данных трех полос связано со спонтанными излучательными переходами (1) v ' = 1 → v " = 1, v ' = 2 → → v " = 0 и v ' = 3 → v " = 0, соответственно. Также на данном рисунке представлены рассчитанные профили объемных скоростей свечения полосы 337 нм второй положительной системы (2PG) [Кириллов и Белаховский, 2020], связанного с излучательным переходом

(7)

Как было показано в [Кириллов и Белаховский, 2020], профили свечения полосы 337 нм (2PG) практически повторяют профили скорости ионообразования в атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов. Кроме того, из рис. 2 видно, что интенсивности свечения полос 146, 138 и 135 нм (LBH) значительно понижаются с уменьшением высоты, что связано с возросшим гашением состояния a1Πg при неупругих молекулярных столкновениях на меньших высотах атмосферы Земли.

На рисунке 3 представлены зависимости рассчитанных интегральных интенсивностей (I) всех трех полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда и полосы 337 нм [Кириллов и Белаховский, 2020] молекулярного азота от энергии высыпающихся электронов с энергиями 101–104 кэВ при экспоненциальной зависимости спектра электронов от энергии f(E) = A exp(–E/Eo). Кроме того, проведен расчет отношения интегральных интенсивностей I135/I337, I138/I337 и I146/I337 для случая экспоненциального распределения электронов по энергии f (E) = A exp(–E/Eo). Результаты расчетов приведены на рис. 4. Здесь также приведены отношения интенсивностей свечения полос первой положительной системы (1PG)

(8)
и полосы 337 нм (2PG) – I749/I337 и I669/I337, рассчитанные в [Кириллов и Белаховский, 2020] и 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, отношения ILBH/I2PG значительно больше изменяются, чем I1PG/I2PG, при увеличении энергии высыпающихся высокоэнергичных электронов. Этот факт указывает на то, что по одновременному измерению интенсивностей ультрафиолетовых полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда и второй положительной системы можно более точно оценить среднюю энергию высыпающихся в атмосферу Земли электронов, чем по соотношению интенсивностей 1PG и 2PG полос.

Рис. 3.

Зависимость интегральных интенсивностей свечения полос 135 (короткие штрихи), 138 (сплошная линия), 146 нм (длинные штрихи) (LBH) и 337 нм (2PG) (штрих-пунктиры) от энергии высокоэнергичных электронов в случае экспоненциального распределения электронов по энергии f(E) = A exp(–E/Eo).

Рис. 4.

Отношения рассчитанных интегральных интенсивностей полос в случае экспоненциального распределения электронов по энергии f(E) = A exp(–E/Eo): (а) I749/I337 и I669/I337 согласно [Кириллов и Белаховский, 2020], квадрат и кружок – отношения согласно экспериментальным данным [Кириллов и др., 1987] во время полярных сияний. (б) I135/I337 (короткие штрихи), I138/I337 (сплошная линия) и I146/I337 (длинные штрихи).

В качестве примера рассмотрим результаты многолетних измерений ВВЭ, проводимых ФИАН в Мурманской обл. (67°33′ N, 33°20′ E) [Базилевская и др., 2017]. Каталог данных измерений приведен в работе [Makhmutov et al., 2016]. Согласно измерениям [Makhmutov et al., 2016] одними из немногочисленных случаев интенсивных ВВЭ приходятся на 10.04.2006 г. (высыпание 1), 17.12.2010 г. (2), 23.11.2012 г. (3), когда спектр распределения электронов по энергии описывался функцией f(E) = A exp(–E/Eo), где А1 = 1.98 × 102, А2 = 2.84 × 104, А3 = 1.26 × 106 эл/см2 · с · кэВ и Eo(1) = = 293, Eo(2) = 134, Eo(3) = 67 кэВ. Согласно результатам расчетов, представленным на рис. 3, получаются интенсивности свечения полос I146 = = 0.5 Р, I138 = 0.7 Р, I135 = 0.8 Р, I337 = 8.5 Р (1 Рэлей = = 106 фотон/см2·с) для высыпания 1, I146 = 27 Р, I138 = 37 Р, I135 = 41 Р, I337 = 255 Р для высыпания 2, I146 = 0.49 кР, I138 = 0.67 кР, I135 = 0.73 кР, I337 = 2.9 кР для высыпания 3.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основании модели электронной кинетики синглетных состояний молекулярного азота для верхней и средней атмосферы проведен расчет профилей интенсивностей свечения полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда N2 при высыпаниях в атмосферу Земли высокоэнергичных электронов с энергиями от 10 кэВ (авроральные электроны) до 10 МэВ (релятивистские электроны). В расчетах были использованы профили скоростей ионообразования во время ВВЭ, рассчитанные в работе [Turunen et al., 2009] для моноэнергетических пучков электронов.

Расчеты показали, что с ростом энергии высыпающихся в атмосферу высокоэнергичных электронов возрастает вклад процессов гашения состояния a1Πg при молекулярных столкновениях. Это приводит к значительному уменьшению отношения интегральных интенсивностей I135/I337, I138/I337 и I146/I337 с ростом энергии электронов. Данный результат указывает на то, что при регистрации данных соотношений интенсивностей ультрафиолетовых полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда и второй положительной системы молекулярного азота при вторжении высокоэнергичных электронов (в том числе и релятивистских электронов) в среднюю атмосферу Земли можно оценить среднюю энергию высыпающихся частиц.

Список литературы

  1. – Базилевская Г.А., Калинин М.С., Крайнев М.Б., Махмутов В.С., Свиржевская А.К., Свиржевский Н.С., Стожков Ю.И., Филиппов М.В., Балабин Ю.В., Гвоздевский Б.Б. Высыпания магнитосферных электронов в атмосферу Земли и электроны внешнего радиационного пояса // Изв. РАН. Сер. физ. Т. 81. № 2. С. 235–238. 2017.

  2. – Дашкевич Ж.В., Козелов Б.В., Иванов В.Е. Полосы системы Лаймана–Берджа–Хопфилда в протонных полярных сияниях // Геомагнетизм и аэрономия. Т. 35. № 6. С. 109–116. 1995.

  3. – Кириллов А.С. Синглетный молекулярный азот в авроральной ионосфере и в условиях лабораторного разряда. // Журн. технической физики. Т. 81. № 12. С. 39–45. 2011а.

  4. – Кириллов А.С. Расчет коэффициентов скоростей гашения электронно-возбужденного синглетного молекулярного азота. // Журн. технической физики. Т. 81. № 12. С. 34–38. 2011б.

  5. – Кириллов А.С., Белаховский В.Б. Свечение полос молекулярного азота в атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов // Геомагнетизм и аэрономия. Т. 60. № 1. С. 93–98. 2020.

  6. – Кириллов А.С., Ягодкина О.И., Иванов В.Е., Воробьев В.Г. Механизмы возбуждения 1PG системы N2 в полярных сияниях // Геомагнетизм и аэрономия. Т. 27. № 3. С. 419–427. 1987.

  7. – Коновалов В.П. Деградационный спектр электронов в азоте, кислороде и воздухе // Журн. технической физики. Т. 63. № 3. С. 23–33. 1993.

  8. – Коновалов В.П., Сон Э.Е. Деградационные спектры электронов в газах // Химия плазмы. Т. 14. С. 194–227. 1987.

  9. – Криволуцкий А.А., Репнев А.И. Воздействие космических факторов на озоносферу Земли. М.: ГЕОС. 382 с. 2009.

  10. – Криволуцкий А.А., Репнев А.И. Воздействие космических энергичных частиц на атмосферу Земли // Геомагнетизм и аэрономия. Т. 52. № 6. С. 723–754. 2012.

  11. – Artamonov A.A., Mishev A.L., Usoskin I.G. Atmospheric ionization induced by precipitating electrons: Comparison of CRAC:EPII model with a parametrization model // J. Atmos. Sol. Terr. Phys. V. 149. P. 161–166. 2016.

  12. – Budzien S.A., Feldman P.D., Conway R.R. Observations of the far ultraviolet airglow by the Ultraviolet Limb Imaging experiment on STS-39 // J. Geophys. Res. V. 99. № A12. P. 23 275–23 287. 1994.

  13. – Cartwright D.C. Vibrational populations of excited states of N2 under auroral conditions // J. Geophys. Res. V. 83. № A2. P. 517–531. 1978.

  14. – Casassa M.P., Golde M.P. Vacuum UV emission by electronically-excited N2: The radiative lifetime of the ${{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}\left( {{{a}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{u}^{ - }} \right)$ state // Chem. Phys. Lett. V. 60. № 2. P. 281–285. 1979.

  15. – Dashkevich Z.V., Sergienko T.I., Ivanov V.E. The Lyman–Birge–Hopfield bands in aurora // Planet. Space Sci. V. 41. № 1. P. 81–87. 1993.

  16. – Eastes R.W., Dentamaro A.V. Collision-induced transitions between the a1Πg, ${{a}^{{{\text{'1}}}}}\sum _{u}^{ - },$ and w1Δu states of N2: Can they affect auroral N2 Lyman–Birge–Hopfield band emissions? // J. Geophys. Res. V. 101. № A12. P. 26 931–26 940. 1996.

  17. – Eastes R.W., Sharp W.E. Rocket-borne spectroscopic measurements in the ultraviolet aurora: The Lyman-Birge-Hopfield bands // J. Geophys. Res. V. 92. № A9. P. 10 095–10 100. 1987.

  18. – Gilmore F.R., Laher R.R., Espy P.J. Franck-Condon factors, r-centroids, electronic transition moments, and Einstein coefficients for many nitrogen and oxygen band systems // J. Phys. Chem. Ref. Data. V. 21. № 5. P. 1005–1107. 1992.

  19. – Ishimoto M., Meng C.-I., Romick G.J., Huffman R.E. Auroral electron energy and flux from molecular nitrogen ultraviolet emissions observed by the S3-4 satellite // J. Geophys. Res. V. 93. № A9. P. 9854–9866. 1988.

  20. – Kirillov A.S. Excitation and quenching of ultraviolet nitrogen bands in the mixture of N2 and O2 molecules // J. Quan. Spec. Rad. Tran. V. 112. № 13. P. 2164–2174. 2011.

  21. – Kirillov A.S. Influence of electronically excited N2 and O2 on vibrational kinetics of these molecules in the lower thermosphere and mesosphere during auroral electron precipitation // J. Atmos. Sol. Terr. Phys. V. 81–82. P. 9–19. 2012.

  22. – Kirillov A.S., Belakhovsky V.B. The kinetics of N2 triplet electronic states in the upper and middle atmosphere during relativistic electron precipitations // Geophys. Res. Lett. V. 46. № 13. P. 7734–7743. 2019

  23. – Makhmutov V., Bazilevskaya G., Stozhkov Y., Svirzhevskaya A., Svirzhevsky N. Catalogue of electron precipitation events as observed in the long-duration cosmic ray balloon experiment // J. Atmos. Sol. Terr. Phys. V. 149. P. 258–276. 2016.

  24. – Meier R.R., Conway R.R., Feldman P.D., Strickland D.J., Gentieu E.P. Analysis of nitrogen and oxygen far ultraviolet auroral emissions // J. Geophys. Res. V. 87. № A4. P. 2444–2452. 1982.

  25. – Mironova I., Aplin K., Arnold F., Bazilevskaya G., Harrison R., Krivolutsky A., Nicoll K., Rozanov E., Turunen E., Usoskin I. Energetic particle influence on the Earth’s atmosphere // Space Sci Rev. V. 194. № 1–4. P. 1–96. 2015.

  26. – Morrison M.D., Bowers C.W., Feldman P.D., Meier R.R. The EUV dayglow at high spectral resolution // J. Geophys. Res. V. 95. № A4. P. 4113–4127. 1990.

  27. – Torr M.R., Torr D.G., Chang T., Richards P., Germany G. N2 Lyman-Birge-Hopfield dayglow from ATLAS 1 // J. Geophys. Res. V. 99. № A11. P. 21 397–21 407. 1994.

  28. – Turunen E., Verronen P.T., Seppälä A., Rodger C.J., Clilverd M.A., Tamminen J., Enell C.-F., Ulich T. Impact of different energies of precipitating particles on NOx generation in the middle and upper atmosphere during geomagnetic storms // J. Atmos. Sol. Terr. Phys. V. 71. № 10–11. P. 1176–1189. 2009.

  29. – Van der Kamp A.B., Siebbeles L.D.A., Van der Zande W.J., Cosby P.C. Evidence for predissociation of N2a1Πg (v ≥ 7) by direct coupling to the ${{A}^{{{\text{'5}}}}}\Sigma _{g}^{ + }$ state // J. Chem. Phys. V. 101. № 11. P. 9271–9279. 1994.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Геомагнетизм и аэрономия

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал