1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Космические исследования
  4. T. 60, № 1, 2022

Космические исследования, 2022, T. 60, № 1, стр. 3-10

Исследование свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда в атмосферах Земли и Титана

А. С. Кириллов *

Полярный геофизический институт
Апатиты, Россия

* E-mail: kirillov@pgia.ru

Поступила в редакцию 10.03.2021
После доработки 18.06.2021
Принята к публикации 25.08.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Проведены расчеты объемных и интегральных интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда (LBH) молекулярного азота 146.4, 138.4, 135.4 и 132.5 нм в верхней атмосфере Титана при высыпании электронов с энергиями 30–1000 эВ из магнитосферы Сатурна с учетом кинетических процессов для синглетных электронно-возбужденных состояний молекул N2. Расчеты показали, что отношения рассчитанных интегральных интенсивностей свечения полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда к интенсивности свечения полосы 337 нм второй положительной системы (2PG) для всего интервала рассмотренных энергий магнитосферных электронов принимают постоянные значения. Полученные результаты хорошо согласуются с расчетами, выполненными для авроральных электронов, высыпающихся в полярную ионосферу Земли.

1. ВВЕДЕНИЕ

Взаимодействие высокоэнергичных частиц и фотоэлектронов с молекулами N2 в верхних атмосферах планет приводит к возбуждению синглетных электронно-возбужденных состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu молекулярного азота. При спонтанных излучательных переходах с возбужденного состояния a1Πg на основное состояние ${{{\text{X}}}^{{\text{1}}}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ в молекуле азота

(1)
происходит свечение полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда (LBH), которые располагаются в дальнем ультрафиолетовом участке (120–200 нм) спектра свечения атмосфер. В атмосферах Земли и Титана основной атмосферной составляющей является молекулярный азот N2. Поэтому экспериментальные измерения спектров свечения верхней атмосферы Земли [1–4] и Титана [5–8] показали наличие полос Лаймана-Бирджа-Хопфилда в дальнем ультрафиолетовом участке.

Исследование кинетики синглетных состояний молекулярного азота в атмосферах Земли проводилось в работах [9–14], а в атмосфере Титана в [15–17]. В указанных работах были рассмотрены различные излучательные переходы между синглетными состояниями, процессы гашения электронно-возбужденных состояний N2 при столкновениях с молекулами атмосферных газов, особенности свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда в атмосферах этих планет. При этом в работе [14] было показано, что отношения интегральных интенсивностей полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда к интенсивности полосы 337 нм второй положительной системы (2PG), связанной с излучательным переходом

(2)
остается приблизительно постоянной для авроральных электронов, но резко уменьшается с ростом энергии электронов при релятивистских энергиях.

Целью данной работы является исследование основных процессов, связанных с кинетикой синглетных электронно-возбужденных состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu молекулярного азота в верхней атмосфере Титана, а также расчеты объемных и интегральных интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда (LBH) молекулярного азота 146.4, 138.4, 135.4 и 132.5 нм при высыпании электронов с энергиями 30–1000 эВ из магнитосферы Сатурна в атмосферу Титана.

2. ПРОЦЕССЫ ГАШЕНИЯ СИНГЛЕТНЫХ ЭЛЕКТРОННО-ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ N2 В АТМОСФЕРЕ ТИТАНА

Кинетическая модель синглетного электронно-возбужденного молекулярного азота для высот авроральной ионосферы и средней атмосферы Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов представлена в работах [13, 14]. В указанных работах рассмотрены процессы возбуждения трех синглетных состояний N2 высокоэнергичными электронами:

(3)
$\begin{gathered} {\text{e}} + {{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}{\text{(}}{{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + },{v} = 0) \to \\ \to {{{\text{N}}}_{2}}({\text{a}}{\kern 1pt} {{'}^{1}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - },{{{\text{a}}}^{1}}{{\Pi }_{{\text{g}}}},{{{\text{w}}}^{1}}{{\Delta }_{{\text{u}}}};{v}{\kern 1pt} ') + {\text{e}}, \\ \end{gathered} $
при этом были учтены следующие колебательные уровни указанных синглетных состояний: ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$(v' = = 0–17), a1Πg(v' = 0–6), w1Δu(v' = 0–13). На рис. 1 представлена схема рассматриваемых колебательных уровней этих трех состояний, которая была представлена в [14]. Таким образом, для состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg и w1Δu учтено более 99, 87 и 92% возбуждения (соответственно) в результате процессов (3) [18]. Кроме того, для состояния a1Πg не наблюдаются полосы свечения с колебательных уровней v' > 6 из-за спин-спинового взаимодействия с квинтетным состоянием ${{{\text{A}}}^{{{\text{'5}}}}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ и последующей диссоциацией молекулы [19], 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 ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ v' ↔ a1Πg, v") [18], а также спонтанные переходы ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ v' → ${{{\text{X}}}^{{\text{1}}}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + },$ v" (полосы Огавы–Танаки–Уилкинсона–Малликена) [20].

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 полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда молекулярного азота для атмосферы Земли в [14] учитывались неупругие взаимодействия электронно-возбужденных молекул N2(${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu) с основными атмосферными составляющими N2 и О2. При этом были рассмотрены внутримолекулярные и межмолекулярные процессы переноса энергии электронного возбуждения, процессы гашения электронно-возбужденного синглетного состояния с переносом энергии возбуждения на молекулу О2 с последующей диссоциацией молекулы кислорода.

При расчете колебательных населенностей электронно-возбужденных синглетных состояний молекулярного азота в атмосфере Титана на высотах, где излучательные и столкновительные времена жизни состояний сравнимы, прежде всего, необходимо учесть как внутримолекулярные, так и межмолекулярные процессы переноса энергии электронного возбуждения при неупругих молекулярных столкновениях с молекулами N2:

(4a)

(4б)

где Y и Z обозначают любое синглетное состояние из ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu. Расчет констант гашения синглетных состояний при неупругих взаимодействиях с молекулами N2 был представлен в [21, 22] с использованием квантово-химических приближений. В табл. 1 приведены константы скоростей для всех рассмотренных колебательных уровней состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$(v' = 0–17), a1Πg(v' = 0–6), w1Δu(v' = 0–13), рассчитанных при комнатной температуре.

Таблица 1.  

Константы скоростей гашения состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu в процессах (4а, 4б) и (5)

v ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$ a1Πg w1Δu
(4а) (5) (4б) (5) (4а) (5)
0 4.0(–14)* – 1.1(–11) 7.2(–15) 1.0(–12) 1.0(–13)
1 3.7(–11) 5.2(–14) 4.0(–11) 4.7(–13) 1.5(–12) 2.0(–12)
2 1.3(–10) 1.4(–12) 1.1(–10) 4.7(–12) 1.9(–12) 7.3(–12)
3 1.5(–10) 6.4(–12) 6.1(–11) 6.9(–12) 2.3(–12) 1.8(–11)
4 2.4(–11) 4.1(–12) 3.6(–11) 8.9(–12) 3.0(–12) 1.6(–11)
5 2.0(–12) 2.1(–12) 3.1(–11) 8.5(–12) 3.9(–12) 2.1(–11)
6 1.7(–13) 3.6(–12) 3.0(–11) 6.7(–12) 4.9(–12) 7.7(–12)
7 3.5(–13) 7.5(–12) – – 5.7(–12) 5.5(–12)
8 6.4(–13) 1.1(–11) – – 6.2(–12) 3.2(–12)
9 8.1(–13) 4.4(–12) – – 6.1(–12) 7.0(–12)
10 3.8(–13) 4.9(–12) – – 5.2(–12) 7.5(–12)
11 3.2(–13) 4.9(–12) – – 3.8(–12) 4.1(–12)
12 5.3(–12) 7.5(–12) – – 2.2(–12) 4.9(–12)
13 5.0(–12) 5.3(–12) – – 8.1(–13) 6.9(–12)
14 2.7(–12) 4.8(–12) – – – –
15 1.1(–12) 4.1(–12) – – – –
16 4.3(–13) 5.0(–12) – – – –
17 2.8(–13) 2.2(–12) – – – –

* 4.0(–14) означает 4.0 ∙ 10–14 см3 с–1.

Кроме упомянутых столкновений с молекулами азота (4а, 4б, 5) необходимо учесть неупругое взаимодействие с молекулами метана СН4, поскольку относительная доля метана на высотах средней атмосферы Титана составляет порядка 1.5% [23]. Поэтому при рассмотрении электронной кинетики синглетных состояний надо учитывать гашение при столкновении с молекулами СН4

(6)
$\begin{gathered} {{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}{\text{(a}}{\kern 1pt} {{'}^{1}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - },{{{\text{a}}}^{1}}{{\Pi }_{{\text{g}}}},{{{\text{w}}}^{1}}{{\Delta }_{{\text{u}}}};{v}{\kern 1pt} ') + {\text{С}}{{{\text{Н}}}_{4}} \to \\ \to {\text{продукты взаимодействия,}} \\ \end{gathered} $
причем, как показали измерения в [24], доминирующим каналом неупругого взаимодействия (6) является процесс диссоциации молекулы СН4 с образованием атомов Н. При этом скорости взаимодействия синглетного молекулярного азота с молекулами метана близки к газокинетическим значениям. В расчетах мы полагаем для четного (“gerade”) состояния константу k6(a1Πg) = 5.2 ∙ 10–10 см3 с–1, измеренную в [25] для N2(a1Πg, v' = 0), для нечетных (“ungerade”) состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$ и w1Δu константы k6$\left( {{{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}} \right)$ = k6(w1Δu) = 2.4 ∙ 10–10 см3 с–1, аналогично измеренной в [24] для N2(${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ v' = 0) и согласующейся с результатами измерений в [26] 3.0 ∙ 10–10 см3 с–1. Взаимодействием с другими малыми составляющими Н2 и СО можно пренебречь, поскольку их концентрации значительно меньше концентраций метана СН4, с молекулами которого неупругие столкновения протекают со скоростями, близкими к газокинетическим значениям.

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

При расчете интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда в атмосфере Титана воспользуемся решением систем уравнений:

(7a)
(7б)
где Y и Z обозначают нечетные состояния ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ w1Δu; QY, Qa – скорости возбуждения Y, a1Πg состояний, соответственно; A – коэффициенты Эйнштейна для всех упомянутых спонтанных переходов; k* и k** подразумевают константы скоростей внутримолекулярных (4а, 4б) и межмолекулярных (5) процессов переноса энергии, соответственно; $A_{{{v}{\kern 1pt} '}}^{{*Y}}$ равна вероятности излучения для переходов с излучением полос Огавы–Танаки–Уилкинсона–Малликена в случае ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$ состояния [20] и $A_{{{v}{\kern 1pt} '}}^{{*Y}}$ = 0 для w1Δu состояния. Кроме того, для нижнего колебательного уровня v' = 0 состояния ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}$ необходимо учесть гашение при столкновениях с молекулами N2 с образованием триплетного состояния В3Πg и константой скорости взаимодействия равной 2.0 ∙ 10–13 см3 с–1 [22, 24].

В работах [27, 28] анализируются данные ионосферы Титана, полученные с космического летательного аппарата Кассини 26.X.2004 и 16.IV.2005. Авторы [27, 28] представили скорости ионообразования в атмосфере Титана во время высыпаний электронов из магнитосферы Сатурна. Воспользуемся данными работ [27, 28] для энергий электронов 30–1000 эВ. При расчете скоростей возбуждения электронно-возбужденных состояний молекулярного азота во время высыпания высокоэнергичных электронов из магнитосферы Сатурна воспользуемся методом деградационных спектров электронов в молекулярном азоте N2 [29, 30].

На рис. 2 показаны рассчитанные согласно (7б) профили объемных скоростей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда 146.4, 138.4, 135.4 и 132.5 нм для электронов с энергиями Е = = 30 эВ и потоком F = 7.9 ∙ 105 эл/см2 с. Свечение данных четырех полос связано со спонтанными излучательными переходами (1) v' = 1 →v" = 1, v' = = 2 → v" = 0, v' = 3 → v" = 0 и v' = 4 → v" = 0, соответственно. Также на данном рисунке представлены рассчитанные профили объемных скоростей свечения полосы 337 нм второй положительной системы (2PG), связанного с излучательным переходом (2). Результаты аналогичных расчетов для Е = 200 эВ, F = 1.3 ∙ 105 эл/см2 с и Е = 1000 эВ, F = 2.4 ∙ 104 эл/см2 с представлены на рис. 3 и 4, соответственно.

Рис. 2.

Высотные профили скоростей ионообразования [28] и рассчитанных интенсивностей свечения полос 146.4, 138.4, 135.4, 132.5 нм (LBH) и 337 нм (2PG) для энергии высыпающихся электронов Е = 30 эВ.

Рис. 3.

Аналогично рис. 2, но для энергии высыпающихся электронов Е = 200 эВ.

Рис. 4.

Аналогично рис. 2, но для энергии высыпающихся электронов Е = 1000 эВ.

Как видно из представленных рисунков, потери энергии высыпающимися в атмосферу Титана электронов происходят на высотах выше 900 км, т.е. при концентрациях молекулярного азота [N2] < < 1011 см–3. Поскольку излучательные времена жизни всех колебательных уровней v' = 0–6 состояния a1Πg порядка 60 микросекунд [18], на данных высотах верхней атмосферы Титана при расчете концентраций a1Πg(v' = 0–6) столкновительными процессами можно пренебречь. Аналогично для всех рассмотренных уровней состояния w1Δu излучательные времена жизни меньше 1 миллисекунды [18], поэтому для этого состояния также можно пренебречь столкновительными процессами на рассмотренном интервале высот. Что касается состояния ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ то для нижних двух колебательных уровней v' = 0, 1 излучательные времена жизни порядка 20 миллисекунд [18, 20], но константы скоростей гашения принимают невысокие значения (табл. 1). Поэтому процессы гашения становятся эффективными на высотах меньше 800 км, т.е. при высыпаниях более жестких по энергии электронов или других заряженных частиц.

Что касается полос второй положительной системы, то константы скоростей гашения N2(C3Πu, v' = 0–4) молекулами азота имеют значения больше 10–11 см3 с–1 [31]. Однако излучательное время жизни состояния C3Πu порядка 40 наносекунд [18], поэтому столкновительные времена жизни состояния C3Πu становятся сравнимыми с излучательным только при концентрациях молекулярного азота [N2] > 1018 см–3. Поэтому в расчетах интенсивностей свечения полосы 337 нм гашением состояния C3Πu при неупругих столкновениях можно пренебречь на высотах верхней и средней атмосферы Титана.

Как видно из рис. 2–4, профили свечения полосы 337 нм и всех четырех полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда практически повторяют профили скорости ионообразования в атмосфере Титана во время рассмотренных случаев высыпаний электронов. Отношения рассчитанных интегральных интенсивностей для всего интервала рассмотренных энергий магнитосферных электронов составляют следующие значения: I146.4/I337 ≈ 0.28, I138.4/I337 ≈ 0.38, I135.4/I337 ≈ 0.45, I132.5/I337 ≈ 0.37. Полученные результаты хорошо согласуются с расчетами, выполненными в [14] для авроральных электронов, высыпающихся в полярную ионосферу Земли, поскольку на высотах верхней атмосферы Земли для синглетных состояний также можно пренебречь неупругими молекулярными столкновениями. Однако для высыпаний релятивистских электронов [14] наблюдается значительное понижение данных отношений с ростом энергии электронов и уменьшением высоты, что связано с возрастающим вкладом гашения синглетных состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu молекулярного азота при неупругих молекулярных столкновениях на меньших высотах атмосферы Земли.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Проведены расчеты объемных и интегральных интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда 146.4, 138.4, 135.4 и 132.5 нм молекулярного азота в верхней атмосфере Титана при высыпании электронов с энергией 30–1000 эВ из магнитосферы Сатурна. При расчете колебательных населенностей электронно-возбужденных синглетных состояний ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ a1Πg, w1Δu молекулярного азота в атмосфере Титана были рассмотрены как излучательные процессы, так и процессы переноса энергии электронного возбуждения при неупругих столкновениях с молекулами N2 и СН4. Расчеты показали, что отношения рассчитанных интегральных интенсивностей свечения полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда к интенсивности свечения полосы 337 нм второй положительной системы N2 для всего интервала рассмотренных энергий магнитосферных электронов имеют постоянные значения, что объясняется пренебрежительно малым вкладом столкновительных процессов в колебательные населенности a1Πg(v' = 0–6) и C3Πu(v' = 0) на рассмотренном диапазоне высот выше 900 км. Полученные результаты хорошо согласуются с расчетами, выполненными в [14] для авроральных электронов, высыпающихся в полярную ионосферу Земли.

Автор признателен правительству Российской Федерации и Министерству высшего образования и науки РФ за поддержку по гранту 075-15-2020-780 (N13.1902.21.0039).

Автор благодарит доцента Санкт-Петербургского государственного университета Янковского Валентина Андреевича за очень полезные рекомендации при написании данной работы.

Список литературы

  1. Huffman R.E., LeBlanc F.J., Larrabee J.C., Paulsen D.E. Satellite vacuum ultraviolet airglow and auroral observations // J. Geophys. Res. 1980. V. 85. № A5. P. 2201–2215.

  2. Eastes R.W., Sharp W.E. Rocket-borne spectroscopic measurements in the ultraviolet aurora: The Lyman–Birge–Hopfield bands // J. Geophys. Res. 1987. V. 92. № A9. P. 10095–10100.

  3. Torr M.R., Torr D.G., Chang T. et al. N2 Lyman–Birge–Hopfield dayglow from ATLAS 1 // J. Geophys. Res. 1994. V. 99. № A11. P. 21397–21407.

  4. 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. 1994. V. 99. № A12. P. 23275–23287.

  5. Ajello J.M., Gustin J., Stewart I. et al. Titan airglow spectra from the Cassini Ultraviolet Imaging Spectrograph: FUV disk analysis // Geophys. Res. Lett. 2008. V. 35. № 6. L06102.

  6. Stevens M.H., Gustin J., Ajello J.M. et al. The production of Titan’s ultraviolet nitrogen airglow // J. Geophys. Res. 2011. V. 116. № 5. A05304.

  7. West R.A., Ajello J.M., Stevens M.H. et al. Titan airglow during eclipse // Geophys. Res. Lett. 2012. V. 39. № 18. L18204.

  8. Ajello J.M., West R.A., Gustin J. et al. Cassini UVIS observations of Titan nightglow spectra // J. Geophys. Res. 2012. V. 117. № 12. A12315.

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

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

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

  12. Eastes R.W., Dentamaro A.V. Collision-induced transitions between the a1Πg, ${{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--},$ and w1Δu states of N2: Can they affect auroral N2 Lyman–Birge–Hopfield band emissions? // J. Geophys. Res. 1996. V. 101. № A12. P. 26931–26940.

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

  14. Кириллов А.С., Белаховский В.Б. Свечение полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда N2 в атмосфере Земли во время высыпания высокоэнергичных электронов // Геомагнетизм и аэрономия. 2020. Т. 60. № 5. С. 796–802.

  15. De La Haye V., Waite J.H., Cravens T.E. et al. Heating Titan’s upper atmosphere // J. Geophys. Res. 2008. V. 113. A11314.

  16. Campbell L., Kato H., Brunger M.J., Bradshaw M.D. Electron-impact excitation heating rates in the atmosphere of Titan // J. Geophys. Res. 2010. V. 115. A09320.

  17. Lavvas P., Yelle R.V., Heays A.N. et al. N2 state population in Titan’s atmosphere. // Icarus. 2015. V. 260. P. 29–59.

  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. 1992. V. 21. № 5. P. 1005–1107.

  19. Van der Kamp A.B., Siebbeles L.D.A., Van der Zande W.J., Cosby P.C. Evidence for predissociation of N2 a1Πg (v ≥ 7) by direct coupling to the ${{{\text{A}}}^{{{\text{'5}}}}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ state // J. Chem. Phys. 1994. V. 101. № 11. P. 9271–9279.

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

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

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

  23. Vuitton V., Yelle R.V., Klippenstein S.J. et al. Simulating the density of organic species in the atmosphere of Titan with a coupled ion-neutral photochemical model // Icarus. 2019. V. 324. P. 120–197.

  24. Umemoto H., Ozeki R., Ueda M., Oku M. Reactions of N2$\left( {{{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}} \right)$ with H2, CH4, and their isotopic variants: Rate constants and the production yields of H(D) atoms // J. Chem. Phys. 2002. V. 117. № 12. P. 5654–5659.

  25. Marinelli W.J., Kessler W.J., Green B.D., Blumberg W.A.M. Quenching of N2(a1Πg, v' = 0) by N2, O2, CO, CO2, CH4, H2, and Ar // J. Chem. Phys. 1989. V. 90. № 4. P. 2167–2173.

  26. Piper L.G. Quenching rate coefficients for N2$\left( {{{{\text{a}}}^{{{\text{'1}}}}}\Sigma _{{\text{u}}}^{--}} \right)$ // J. Chem. Phys. 1987. V. 87. № 3. P. 1625–1629.

  27. Cravens T.E., Robertson I.P., Clark J. et al. Titan’s ionosphere: Model comparisons with Cassini Ta data // Geophys. Res. Lett. 2005. V. 32. № 12. L12108.

  28. Agren K., Wahlund J.-E., Modolo R. et al. On magnetospheric electron impact ionisation and dynamics in Titan’s ram-side and polar ionosphere – a Cassini case study // Ann. Geophys. 2007. V. 25. № 11. P. 2359–2369.

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

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

  31. Kirillov A.S. Intermolecular electron energy transfer processes in the quenching of N2(C3Πu, v = 0–4) by collisions with N2 molecules // Chem. Phys. Lett. 2019. V. 715. P. 263–267.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска содержание выпуска

Космические исследования

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал