Геомагнетизм и аэрономия, 2023, T. 63, № 1, стр. 94-103

1. ВВЕДЕНИЕ

Одним из индикаторов состояния атмосферы Земли является ее свечение. Поскольку молекулярный азот и молекулярный кислород доминируют в составе атмосферы Земли, спектры свечения атмосферы содержат множество полос азота и кислорода. При взаимодействии высокоэнергичных высыпающихся частиц и вторичных электронов с атмосферными составляющими образуются электронно-возбужденные и колебательно-возбужденные молекулы. Данные молекулы не только излучают эмиссии различных диапазонов длин волн, но и могут участвовать в различных химических процессах. Скорости таких процессов возрастают из-за внутреннего возбуждения молекул и уменьшения активационных барьеров химических реакций [Русанов и Фридман, 1984]. Поэтому при исследовании химического состава и излучательного баланса атмосферы во время возмущений, связанных с дополнительным притоком энергии, необходим учет электронной и колебательной кинетики основных атмосферных составляющих N₂ и О₂.

В предыдущей работе [Кириллов и др., 2021] были проведены расчеты профилей интенсивностей полос первой (1PG, 749 нм и 669 нм) и второй (2PG, 337 нм) положительных систем молекулярного азота, а также полос Инфракрасной Атмосферной (IRAtm, 1270 нм) и Атмосферной (Atm, 762 нм) систем молекулярного кислорода, обусловленных спонтанными излучательными переходами между электронно-возбужденными состояниями молекул N₂ и О₂,

на высотах 20–80 км средней атмосферы Земли во время высыпания высокоэнергичных протонов в атмосферу Земли во время события GLE69 (Ground level enhancement) от 20 января 2005 г., при котором произошло возрастание скорости счета нейтронных мониторов (НМ), возникшее вследствие увеличения числа протонов (в основном с энергией до 10 ГэВ) в потоке первичных космических лучей (КЛ). На основании моделей электронной кинетики триплетных состояний (${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, B³Π_g, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, C³Π_u) молекулярного азота, а также состояний Герцберга (c¹$\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, A'³Δ_u, ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$) и синглетных состояний (a¹Δ_g, b¹$\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$) молекулярного кислорода были проведены расчеты профилей интенсивностей полос указанных переходов (1–4) с учетом излучательных и столкновительных процессов в средней атмосфере Земли.

При вторжении в атмосферу Земли первичных КЛ протоны составляют около 85% от их общего количества, остальные частицы – это ядра гелия и элементов с Z > 2, а также электроны с позитронами. При прохождении через верхние, разреженные, слои атмосферы превалирующим процессом является ионизация, причем наиболее активными здесь являются частицы с энергией до 1 ГэВ. При достижении высоты 10–30 км над уровнем моря все более вероятными становятся неупругие соударения с ядрами атомов воздуха (в основном частицы с энергией более 1 ГэВ с азотом и кислородом) [Дорман, 1975; Широков и Юдин, 1980; Simpson, 1983]. В результате ядерных взаимодействий возникают каскады вторичных частиц различного сорта, условно эту реакцию можно выразить через формулу генерации частиц:

где p – протоны; n – нейтроны; π^±, π⁰ – пионы; k^±, k⁰ – каоны.

Взаимодействие элементарных частиц, образованных в процессе (5), с молекулами составляющих средней атмосферы Земли приводит к образованию потоков вторичных электронов. Как показывают исследования взаимодействия высокоэнергичных протонов с молекулами азота и кислорода [Porter et al., 1976], при протонных высыпаниях эффективно протекают процессы диссоциации молекул с образованием атомов азота и кислорода. Образовавшиеся атомы вступают в химические реакции с различными молекулами, приводя к значительным изменениям концентраций малых атмосферных составляющих. Кроме того, неупругие столкновения высокоэнергичных вторичных электронов приводят к ионизации молекул азота и кислорода. Последствием данных процессов диссоциации и ионизации молекул N₂ и О₂ является также образование 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 настоящей работе рассмотрена кинетика как триплетных (${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, B³Π_g, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, C³Π_u), так и синглетных (a'¹$\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, a¹Π_g, w¹Δ_u) состояний молекулярного азота, а также синглетных (a¹Δ_g, b¹$\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$) состояний молекулярного кислорода на высотах средней атмосферы во время событий GLE65 (28 октября 2003 г.), GLE67 (02 ноября 2003 г.), GLE69 (20 января 2005 г.), GLE70 (13 декабря 2006 г.), при которых произошли возрастания скорости счета НМ, возникших вследствие увеличения числа протонов (в основном с энергией до 10 ГэВ) в потоке первичных КЛ.

2. ПРОЦЕССЫ ГАШЕНИЯ ЭЛЕКТРОННО-ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ МОЛЕКУЛЯРНОГО АЗОТА И МОЛЕКУЛЯРНОГО КИСЛОРОДА

Кинетическая модель электронно-возбужденного триплетного и синглетного молекулярного азота для высот средней атмосферы Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов (ВВЭ) и КЛ представлена в работах [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020а, б; Кириллов и др., 2021]. В настоящих расчетах при вторжении КЛ аналогично рассмотрены процессы возбуждения пяти триплетных и трех синглетных состояний N₂ вторичными электронами, образованных в процессах ионизации элементарными частицами, образованными в процессах (5):

При этом учтены следующие колебательные уровни пяти триплетных состояний: ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$ ($v{\kern 1pt} '$ = = 0–29), B³Π_g ($v{\kern 1pt} '$ = 0–18), W³Δ_u ($v{\kern 1pt} '$ = 0–21), ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$ ($v{\kern 1pt} '$ = 0–15), C³Π_u ($v{\kern 1pt} '$ = 0–4) и трех синглетных состояний: a'^{1$\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$} ($v{\kern 1pt} '$ = 0–17), a¹Π_g ($v{\kern 1pt} '$ = 0–6), w¹Δ_u ($v{\kern 1pt} '$ = 0–13). Таким образом, для состояний ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, B³Π_g, W³Δ_u, C³Π_u учтено более 99% возбуждения в результате процессов (6а), а для состояния ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$ – более 93% [Gilmore et al., 1992]. Для состояний ${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, a¹Π_g и w¹Δ_u учтено более 99, 87 и 92% возбуждения (соответственно) в результате процессов (6б) [Gilmore et al., 1992]. На рисунке 1 представлена схема рассматриваемых колебательных уровней всех восьми электронно-возбужденных состояний N₂.

Кроме спонтанных переходов (1) и (2) с излучением 1PG и 2PG полос, также было учтено излучение в полосах Ву–Бенеша (WB) (переход W³Δ_u, $v{\kern 1pt} '$ ↔ B³Π_g, ) и в полосах инфракрасного послесвечения (IRAG) (переход ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, $v{\kern 1pt} '$ ↔ B³Π_g, ), а также спонтанные переходы ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} '$ → → ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, (полосы Вегарда–Каплана) (VK) [Gilmore et al., 1992]. Для синглетных состояний молекулярного азота учтено свечение системы полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда N₂ (LBH), которая является главной в дальнем ультрафиолетовом участке (120–200 нм) спектра свечения и происходит при спонтанных переходах с синглетного электронно-возбужденного состояния a¹Π_g на основное состояние ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$:

Кроме спонтанных переходов (7) с излучением LBH полос при рассмотрении кинетики синглетных состояний молекулы азота необходимо еще учесть излучение инфракрасных полос двух систем МакФарлана (переходы w¹Δ_u, $v{\kern 1pt} '$ ↔ a¹Π_g, и ${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, $v{\kern 1pt} '$ ↔ a¹Π_g, ) [Gilmore et al., 1992], а также спонтанные переходы ${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, $v{\kern 1pt} '$ → ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, (полосы Огавы–Танаки–Уилкинсона–Малликена) [Casassa and Golde, 1979].

Кинетическая модель электронно-возбужденного синглетного молекулярного кислорода для высот средней атмосферы Земли во время ВВЭ и GLE69 представлена в работах [Kirillov and Belakhovsky, 2021; Кириллов и др., 2021]. В настоящих расчетах интенсивностей полос молекулярного кислорода при высыпании КЛ аналогично рассмотрены процессы возбуждения двух синглетных состояний О₂ вторичными электронами:

а также процесс переноса энергии электронного возбуждения метастабильного молекулярного азота при столкновении с молекулами О₂ и возбуждение состояний Герцберга ${\text{c}}{{{\kern 1pt} }^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, A'³Δ_u, ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$ у молекулярного кислорода В дальнейшем в результате излучательных процессов и внутримолекулярных и межмолекулярных переносов энергии при неупругих молекулярных столкновениях энергия электронного возбуждения состояний Герцберга ${\text{c}}{{{\kern 1pt} }^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, A'³Δ_u, ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$ трансформируется в энергию возбуждения синглетных состояний a¹Δ_g и ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ молекулярного кислорода. Расчет констант скоростей процесса (9а) был проведен в работе [Kirillov, 2008], а сравнение со всеми имеющимися в мировой научной литературе экспериментальными данными приведено в публикации [Kirillov and Belakhovsky, 2021]. Как показали теоретические расчеты, при исследовании роли межмолекулярных процессов переноса энергии электронного возбуждения (9а) в возбуждении молекул кислорода необходимо учитывать только нулевой колебательный уровень N₂(${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} '$ = 0). Для неупругих столкновений молекул N₂(${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} '$ > 0) с О₂ доминирующим каналом взаимодействий является процесс диссоциации молекулы О₂ и образование двух атомов кислорода [Kirillov, 2008; Kirillov and Belakhovsky, 2021] В работах [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020a, б; Кириллов и др., 2021] было показано влияние роста плотности в средней атмосфере на рассчитанные колебательные населенности состояний B³Π_g и а¹Π_g. Поэтому B³Π_g и а¹Π_g состояния (аналогично W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, ${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, w¹Δ_u) могут вносить вклад в возбуждение синглетных состояний a¹Δ_g и ${{{\text{b}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{g}}}^{ + }$ молекулярного кислорода аналогично A³$\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$ состоянию при неупругих молекулярных столкновениях в средней атмосфере. Расчет констант гашения для столкновений N₂(B³Π_g, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$) + O₂, N₂(${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, a¹Π_g, w¹Δ_u) + O₂ был проведен в работе [Kirillov, 2011]. В тех расчетах не было получено хорошего согласия с имеющимися экспериментальными данными [Piper, 1987, 1992; Marinelli et al., 1989; Khachatrian et al., 2003; Umemoto, 2003; Umemoto et al., 2003] для столкновений N₂(B³Π_g, v = 0–12) + O₂, N₂(${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, v = 0) + O₂, N₂(a¹Π_g, v = 0.1) + O₂. Однако, как было показано в работе [Kirillov, 2011], одними из основных продуктов данных взаимодействий являются диссоциация молекулы кислорода и процессы образования электронно-возбужденных молекул O₂(a¹Δ_g, ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$). Кроме того, экспериментальные данные по константам гашения для состояний W³Δ_u и ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$ отсутствуют. Поэтому новые экспериментальные и теоретические исследования особенностей переноса электронного возбуждения при неупругих молекулярных столкновениях необходимы для дальнейших расчетов колебательных населенностей электронно-возбужденных состояний N₂ и О₂ в средней атмосфере Земли.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ ИНТЕНСИВНОСТЕЙ СВЕЧЕНИЯ ПОЛОС МОЛЕКУЛЯРНОГО АЗОТА И МОЛЕКУЛЯРНОГО КИСЛОРОДА

В настоящей работе рассмотрены события GLE 23-го солнечного цикла (1997–2009 гг.), которым сопутствовало увеличение скорости образования пар ионов на высотах от 0 до 80 км. Для расчетов прохождения частиц КЛ через атмосферу Земли используется пакет для разработки программ GEANT4 [Agostinelli et al., 2003], при помощи которого создаются соответствующие модели. В Полярном геофизическом институте был разработан программный пакет RUSCOSMICS, как более современный инструмент для замены PLANETOCOSMICS [Маурчев и др., 2015, 2019; Маурчев и Балабин, 2016]. Описание методики получения данных спектров первичных КЛ, используемых в моделировании, приводится в работе [Vashenyuk et al., 2011].

Событие GLE65 произошло 28 октября 2003 г., когда активность Солнца еще была близка к максимуму. GLE65 произошло от вспышки 4В/X17.2 с координатами S16E08. В 11:02 UT отмечено начало радиовсплеска II типа, указывающего на появление в магнитосфере Солнца энергичных частиц. Амплитуда возрастания на некоторых южно-полярных станциях у НМ превышала 40% от уровня галактического фона. Однако наиболее раннее начало возрастания отмечено в 11:14 UT на ст. Норильск.

Событие GLE67 произошло 2 ноября 2003 г. от вспышки 2В/X8.3 с координатами S18W59. В 17:14 UT наблюдалось начало радиовсплеска II типа. Максимальная амплитуда возрастания на некоторых южно-полярных станциях у НМ достигала 15–18% от уровня галактического фона. Наиболее раннее начало возрастания отмечено в 17:29 UT на ст. Мак-Мердо в Антарктиде.

Событие GLE69 произошло 20 января 2005 г. от вспышки 2B/X7.1 с координатами N14W61. Вспышка сопровождалась радиовсплесками II и IV типов. Начало радиоизлучения II типа (вероятный момент генерации релятивистских КЛ) зафиксировано в 06:44 UT. Событие GLE69 на начальной фазе характеризовалось очень большой амплитудой возрастания (более 4000%) и сильной анизотропией “север–юг” в релятивистском потоке КЛ. На начальной фазе спектр солнечных космических лучей соответствовал быстрой компоненте.

Событие GLE 70, последнее событие 23-го цикла солнечной активности, произошло 13 декабря 2006 г. в 02:40 UT. Активная область с координатами S06W24 вызвала солнечную вспышку класса 2B/X3.4. Вспышка сопровождалась радиовсплесками типа II, IV и выбросом корональной массы типа “гало”. По данным НМ продолжительность события составила около 5 ч. Несмотря на то, что событие GLE70 происходило на спаде цикла, это было достаточно мощное событие (третье по интенсивности в 23-м цикле). Наибольший рост интенсивности космических лучей наблюдался на ст. Оулу (92%).

Следует отметить, что большинство GLE (и все в 23-м цикле) имеют следующую структуру. На начальной фазе события (фаза роста и достижения максимума, 1–1.5 ч) спектр КЛ соответствует быстрой компоненте. Поток частиц достигает атмосферы в полярных и средних широтах, а в отдельных событиях – и на экваторе, несмотря на то, что жесткость геомагнитного обрезания там ~15 ГВ. Вторая фаза события (фаза спада) имеет мягкий спектр КЛ, простирающийся не далее 2–3 ГВ в самых крупных событиях. В связи с геомагнитным обрезанием медленная компонента может достигнуть атмосферы только в полярных и приполярных областях. Линия геомагнитного обрезания в 1 ГВ по территории России примерно соответствует широте 62 градуса на западе России и широте 66 градусов на востоке.

Воспользуемся в настоящей работе высотными профилями скоростей ионизации и потоков вторичных электронов для высот 20–80 км для медленной компоненты солнечных КЛ. Для быстрой компоненты солнечных КЛ, имеющей жесткий энергетический спектр с верхним пределом ~10 ГэВ, характерно почти пропорциональное увеличение числа образования пар ионов относительно галактических КЛ, с лишь небольшим смещением максимума профиля по высоте (максимальное увеличение потока на высоте 10–15 км на два порядка). Для медленной компоненты ситуация иная. Медленная компонента имеет мягкий энергетический спектр, зато плотность потока частиц превосходит галактический уровень на 4–5 порядков. Большое количество не испытывающих ядерные взаимодействия первичных частиц с низкой энергией вызывает пропорциональный рост ионизации со смещением максимума вверх (увеличение потока на четыре порядка со смещением максимума на высоту 20–25 км).

При расчете объемных интенсивностей свечения полос первой, второй положительных систем и Лаймана–Бирджа–Хопфилда молекулярного азота воспользуемся решением систем уравнений [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020а, б; Кириллов и др., 2021] для получения концентраций электронно-возбужденных молекул N₂(B³Π_g, $v{\kern 1pt} '$), N₂(C³Π_u, $v{\kern 1pt} '$) и N₂(а¹Π_g, $v{\kern 1pt} '$):

где Y обозначают состояния ${{{\text{A}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ + }$, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{3}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$; Q^B, Q^C – скорости возбуждения B³Π_g, C³Π_u состояний соответственно; $q_{{0{\kern 1pt} v{\kern 1pt} '}}^{{X{\kern 1pt} B}}$ и $q_{{0{\kern 1pt} v{\kern 1pt} '}}^{{X{\kern 1pt} C}}$ – факторы Франка–Кондона для переходов ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v = 0 → B³Π_g, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ и ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v = 0 → C³Π_u, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ [Gilmore et al., 1992]; A – коэффициенты Эйнштейна для всех упомянутых ранее спонтанных переходов; k* и k** подразумевают константы скоростей внутримолекулярных и межмолекулярных процессов переноса энергии, соответственно; где Y и Z обозначают ${\text{a}}{\kern 1pt} {\kern 1pt} {{{\text{'}}}^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{u}}}^{ - }$, w¹Δ_u; Q^Y, Q ^a – скорости возбуждения Y, a¹Π_g состояний, соответственно; A – коэффициента Эйнштейна для всех упомянутых спонтанных переходов; k* и k** подразумевают константы скоростей внутримолекулярных и межмолекулярных процессов переноса энергии соответственно. Кроме того, при расчете концентраций N₂(C³Π_u, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$) учтем гашение данного состояния [Kirillov, 2019], поскольку на нижних высотах рассматриваемого диапазона столкновительные времена жизни состояния C³Π_u становятся порядка излучательных времен или меньше.

При расчете объемных интенсивностей полос Инфракрасной Атмосферной и Атмосферной систем молекулярного кислорода воспользуемся решением систем уравнений [Kirillov and Belakhovsky, 2021; Кириллов и др., 2021] для получения концентраций электронно-возбужденных молекул O₂(a¹Δ_g, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$) и O₂(${\text{b}}{{{\kern 1pt} }^{1}}{{\Sigma }}_{{\text{g}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$):

где Q ^a и Q^b скорости возбуждения a¹Δ_g и ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ состояний соответственно; $q_{{0v{\kern 1pt} '}}^{{X{\kern 1pt} a}}$ и $q_{{0{\kern 1pt} v{\kern 1pt} '}}^{{X{\kern 1pt} b}}$ – факторы Франка–Кондона для переходов ${{{\text{X}}}^{3}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ - }$, v = 0 → → a¹Δ_g, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ и ${{{\text{X}}}^{3}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ - }$, v = 0 → ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ [Krupenie, 1972]; A – коэффициенты Эйнштейна для Инфракрасной Атмосферной, Ноксона (${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ → a¹Δ_g) и Атмосферной систем полос [Шефов и др., 2006], для полос Чемберлена (A'³Δ_u → a¹Δ_g) [Bates, 1989]; k* и k** подразумевают константы скоростей внутримолекулярных и межмолекулярных процессов переноса энергии с участием электронно-возбужденной молекулы кислорода соответственно. При этом основной вклад в гашение O₂(a¹Δ_g, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ > 0) и O₂(${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ > 0) вносят межмолекулярные процессы переноса энергии [Кириллов, 2012] а для O₂(a¹Δ_g, v' = 0) и O₂(b¹$\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$,v' = 0) основными механизмами гашения являются с k₁₇ = 1.7 × 10^–18 см³ с^–1 согласно [Burkholder et al., 2015], с k₁₈ = 2 × 10^–15 см³ с^–1 согласно [Dunlea et al., 2005; Kirillov, 2013; Burkholder et al., 2015].

На рисунке 2 показаны профили рассчитанных скоростей ионообразования и скоростей объемной интенсивности полосы 337 нм второй положительной системы N₂, связанной со спонтанными излучательными переходами (2) с $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 0 → → = 0, для всех четырех рассмотренных случаев GLE. Как видно из рис. 2, профили объемной интенсивности полосы 337 нм во многом повторяют профили скорости ионообразования. Лишь на нижних высотах рассмотренного интервала высот начинается сказываться гашение состояния C³Π_u [Kirillov, 2019]. Рассчитанные интенсивности ультрафиолетовой полосы 337 нм варьируются от I₃₃₇ ~ 350 Рл для GLE65 до I₃₃₇ ~ 8.9 кРл для GLE69 (1 Рэлей = 10⁶ фотон/см² с).

Аналогично, на рис. 3 показаны профили рассчитанных скоростей объемных интенсивностей полос 749 и 669 нм первой положительной системы, обусловленных спонтанными излучательными переходами (1) с $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 4 → = 2 и $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 5 → → = 2 соответственно. Как видно из рис. 3, процессы гашения состояния B³Π_g достаточно эффективны на высотах средней атмосферы Земли. Поэтому рассчитанные интегральные интенсивности полос 749 и 669 нм варьируются I₇₄₉ ~ ~ 11–290 Рл и I₆₆₉ ~ 5–130 Рл.

На рисунке 4 приведены профили рассчитанных скоростей объемных интенсивностей ультрафиолетовых полос 146 и 135 нм Лаймана–Бирджа–Хопфилда, обусловленных спонтанными излучательными переходами (7) с $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 1 → = 1 и $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 3 → = 0 соответственно. Как видно из рис. 4, для состояния а¹Π_g очень эффективны процессы гашения на высотах средней атмосферы Земли. Поэтому рассчитанные интегральные интенсивности полос 146 и 135 нм варьируются I₁₄₆ ~ 1.6 × 10^–3–4.1 × 10^–2 Рл и I₁₃₅ ~ 2.5 × 10^–3–6.3 × 10^–2 Рл.

На рисунке 5 приведены профили рассчитанных скоростей объемных интенсивностей полос 762 и 1270 нм молекулярного кислорода, связанных со спонтанными излучательными переходами (5) и (4) с $v{\kern 1pt} {\kern 1pt} '$ = 0 → = 0 соответственно. При этом для полосы 1270 нм представлены результаты расчетов для времени t = 30 мин после начала высыпания высокоэнергичных протонов. В работе [Кириллов и др., 2021] было показано, что из-за большого излучательного времени жизни состояния a¹Δ_g (больше часа) и очень малых значений констант скоростей гашения при столкновениях для высот выше ~40 км наблюдается рост концентраций О₂(a¹Δ_g, v = 0) на протяжении десятков минут высыпания КЛ. Рассчитанная в работе [Кириллов и др., 2021] интегральная интенсивность полосы Инфракрасной Атмосферной системы I₁₂₇₀ варьируется от ~1 кРл при t = 1 мин до ~2 кРл при t = 30 мин. Что касается полосы 762 нм, то из профиля ее светимости видно, что на всем рассмотренном интервале высот эффективно гашение О₂(${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v = 0). Поэтому рассчитанная интегральная интенсивность данной полосы варьируется от I₇₆₂ ~ 2.3 Рл для GLE65 до I₇₆₂ ~ 58 Рл для GLE69.

В таблице 1 представлены рассчитанные интенсивности всех рассмотренных полос молекулярного азота и молекулярного кислорода во время событий GLE65, GLE67, GLE69, GLE70.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основании моделей электронной кинетики триплетных и синглетных состояний молекулярного азота и синглетных состояний молекулярного кислорода для средней атмосферы Земли, представленных в публикациях [Кириллов и Белаховский, 2020а, б; Кириллов и др., 2021; Kirillov and Belakhovsky, 2019, 2021], проведен расчет профилей интенсивностей полос первой и второй положительных систем N₂, полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда N₂, Инфракрасной Атмосферной и Атмосферной систем О₂ в случае высыпания в атмосферу Земли высокоэнергичных протонов во время событий GLE65 (28 октября 2003 г.), GLE67 (02 ноября 2003 г.), GLE69 (20 января 2005 г.), GLE70 (13 декабря 2006 г.) 23-го солнечного цикла (1997–2009 гг.). Для рассмотренных GLE 23-го солнечного цикла поток частиц достигает атмосферы в полярных и средних широтах, а в отдельных событиях – и на экваторе. При этом в связи с геомагнитным обрезанием медленная компонента КЛ может достигнуть атмосферы только в полярных и приполярных областях.

Расчеты показали, что практически на всем рассматриваемом интервале высот 20–80 км имеется значительный вклад процессов гашения состояний B³Π_g и a¹Π_g (N₂) при молекулярных столкновениях. Кроме того, кинетика синглетных состояний О₂ на высотах средней атмосферы во время высыпания протонов рассмотрены как с учетом прямого возбуждения высокоэнергичными частицами, так и с учетом межмолекулярных процессов переноса электронного возбуждения. Показано, что процессы гашения состояния b¹$\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ во время неупругих молекулярных столкновений приводят к значительному понижению интенсивностей полос Атмосферной системы на высотах средней атмосферы.