1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Космические исследования
  4. T. 60, № 5, 2022

Космические исследования, 2022, T. 60, № 5, стр. 368-376

Анализ источников эмиссии 630.0 нм в полярных сияниях

Ж. В. Дашкевич 1, *, В. Е. Иванов 1

1 Полярный геофизический институт
Апатиты, Россия

* E-mail: zhanna@pgia.ru

Поступила в редакцию 18.04.2022
После доработки 02.05.2022
Принята к публикации 04.05.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Рассмотрена роль всех известных потенциальных источников возбуждения 1D терма атомарного кислорода в полярных сияниях и величина их относительных вкладов в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм в интервале высот 100−300 км. Основное внимание уделено роли слабых источников возбуждения 1D терма, таких как: столкновительные взаимодействия между компонентами атмосферных газов N(2D) + O, N(2D) + O2, N(2P) + O2, N+ + O2, прямой электронный удар О2 + е* и радиационный переход O(1S) → O(1D) + hν557.7. Показано, что несмотря на небольшие парциальные вклады этих источников в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм их суммарный вклад может быть достаточно весомым. Суммарная эффективность данных источников варьируется в диапазоне от 66 до 6% при увеличении высоты от 100 до 300 км и является значимой на высотах ниже 200 км. Показано, что влияние процесса дезактивации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {\text{NO}}$ приводит к тому, что в области высот ∼110−150 км совокупность реакций столкновительных взаимодействий компонент ионосферной плазмы N(2D) + O, N(2D) + O2, N(2P) + O2 и N+ + O2 становится вторым по эффективности источником, вносящим вклад в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм.

ВВЕДЕНИЕ

Исследование механизмов возбуждения красной эмиссии атомарного кислорода 630.0 нм, являющейся следствием перехода O(1D → 3P), представляет собой источник информации, полезной в задачах восстановления характеристик потока высыпающихся электронов и диагностики параметров возмущенной ионосферной плазмы в области полярных сияний по данным наземных и спутниковых авроральных наблюдений. Данному вопросу было посвящено большое количество работ [1–6], результаты которых проанализированы в обзорной работе [6]. Традиционно в качестве основных каналов возбуждения 1D терма атома кислорода в теоретических моделях рассматривалось два “классических” механизма, а именно: прямой электронный удар О + е* и реакция диссоциативной рекомбинации с термальными электронами ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$. Однако, анализ экспериментальных результатов координированных ракетно-спутниковых наблюдений, полученных в ходе авроральной кампании [3, 7], показал, что механизмов прямого электронного удара и реакции диссоциативной рекомбинации явно недостаточно для объяснения наблюдаемой в эксперименте [3] интенсивности излучения эмиссии 630.0 нм. Этот факт привел к поиску дополнительных источников возбуждения 1D терма в полярных сияниях. В [4] для объяснения интенсивности излучения эмиссии 630.0 нм был привлечен процесс столкновительного взаимодействия N(2D) + O2 → NO + O(1D), ранее предложенный в [8]. Однако, для того, чтобы реакция N(2D) + O2 играла значительную роль и смогла улучшить согласие результатов модельных расчетов интенсивности излучения эмиссии 630.0 нм с экспериментальными данными [3], авторами [4] было сделано предположение о высоком квантовом выходе O(1D) до величины порядка 100%. В свою очередь, данное предположение не согласовывалось с результатами анализа ракетных и лабораторных экспериментов [9–11], из которых следовало, что квантовый выход O(1D) в реакции N(2D) + O2 не может превышать 10%. Детальный анализ “за” и “против” реакции N(2D) + O2 как третьего по значимости источника возбуждения эмиссии 630.0 нм, проведенный в [6], позволил придти к заключению, что предположение о высоком квантовом выходе O(1D) в реакции N(2D) + O2, сделанное в работе [4], является сомнительным и этот выход следует полагать равным 10%. В работе [6] сделано заключение о том, что основными источниками возбуждения эмиссии 630.0 нм по прежнему остаются процесс прямого электронного удара О + е* и реакция диссоциативной рекомбинации с термальными электронами ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$, а реакцию N(2D) + O2 следует отнести к разряду незначительных источников. К разряду незначительных источников возбуждения 1D терма априори в [6] также были отнесены: прямой электронный удар О2 + е*, реакции столкновительных взаимодействий N(2D) + O, N(2P) + O2, N+ + O2 и радиационный переход O(1S) → O(1D) + hν557.7. Однако количественные оценки вкладов малых источников в возбуждение эмиссии 630.0 нм в работе [6] не приводились. Основанием к заключению о незначительности перечисленных выше источников в работе [6] послужили величины сечений возбуждения 1D и 1S термов прямым электронным ударом в процессах О2 + е* → О(3Р) + О(1D) + e* и О + е* → О(1S) + е* и малые значения констант скоростей соответствующих столкновительных реакций. Не рассматривался в работе [6] и суммарный вклад малых источников в возбуждение эмиссии 630.0 нм, который может оказаться существенным в области высот 100−120 км, где концентрации молекулы кислорода достаточно высоки.

Целью данной работы является исследование эффективности вкладов малых источников возбуждения эмиссии 630.0 нм на разных высотах в диапазоне высот 100−300 км для потоков высыпающихся электронов со средними энергиями, лежащими в интервале 0.5−20 кэВ. Отдельное внимание в работе будет уделено роли окиси азота NO в процессах возбуждения 1D терма атомарного кислорода. Окись азота является основным гасителем иона молекулярного кислорода ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$, от величины концентрации которого зависит эффективность вклада реакции диссоциативной рекомбинации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$ в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм. Более того, из-за большого времени жизни NO может накапливаться в ионосфере и концентрация этого элемента в конкретном полярном сиянии будет зависеть от продолжительности и интенсивности авроральной активности, предшествующей исследуемому событию. В связи с этим представляется актуальным исследование влияния концентрации NO на эффективность вклада реакции диссоциативной рекомбинации в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм.

МОДЕЛИРОВАНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ ЭМИССИИ 630.0 НМ

Излучение эмиссии 630.0 нм в полярных сияниях является следствием радиационного перехода O(1D → 3P). При высыпании авроральных электронов возбуждение 1D терма атома кислорода происходит как за счет прямого электронного удара, так и в процессах столкновительных взаимодействий между компонентами атмосферных газов. В настоящее время известно восемь основных источников возбуждения 1D терма атомарного кислорода:

1) прямой удар авроральных электронов е* с атомами и молекулами кислорода:

(1)
${\text{O}} + {\text{e*}} \to {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {\text{e*;}}$
(2)
${{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} + {\text{e*}} \to {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {\text{O}} + {\text{e*}};$

3) спонтанное излучение с 1S уровня возбужденного атомарного кислорода

(3)
${\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{S)}} \to {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {\text{h}}{{\nu }_{{557.7}}};$

2) дезактивация иона молекулярного кислорода (диссоциативная рекомбинация) термальными электронами еth

(4)
${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}} \to {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{S)}} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}};$

4) столкновительные реакции с возбужденными компонентами нечетного азота

(5)
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{D)}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{NO}} + {\text{O(}}{}^{{\text{3}}}{\text{P,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D);}}$
(6)
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{D)}} + {\text{O}} \to {\text{N(}}{}^{{\text{4}}}{\text{S)}} + {\text{O(}}{}^{{\text{3}}}{\text{P,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D);}}$
(7)
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{P)}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{NO}} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{S,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D,}}{}^{{\text{3}}}{\text{P);}}$
(8)
${{{\text{N}}}^{ + }} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{N}}{{{\text{O}}}^{ + }} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D,}}{}^{{\text{1}}}{\text{S)}}{\text{.}}$

Коэффициенты скоростей реакций, соответствующие каналам возбуждения 1D уровня атома кислорода (3)–(8), приведены в табл. 1.

Таблица 1.

Реакции возбуждения атомов O(1D) в столкновительных реакциях

Реакция Коэффициент Ссылка
${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {\text{e}} \to {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{S)}} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}}$ ${{k}_{6}} = 1.9 \cdot {{10}^{{ - 7}}} \cdot ({{300} \mathord{\left/ {\vphantom {{300} {{{T}_{e}}{{)}^{{0.5}}}}}} \right. \kern-0em} {{{T}_{e}}{{)}^{{0.5}}}}}$ см3 с–1
${{f}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}} = 1.2,{{f}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{S}}}}} = 0.1$		 [12]
[13]
${{A}_{{34}}} = 1.06$ с–1 [14]
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{D)}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{NO}} + {\text{O(}}{}^{{\text{3}}}{\text{P,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}}$ ${{k}_{{40}}} = 6 \cdot {{10}^{{ - 12}}}$ см3 с–1
${{f}_{{{}^{1}D}}} = 0.1$		 [15]
[16]
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{D)}} + {\text{O}} \to {\text{N(}}{}^{{\text{4}}}{\text{S)}} + {\text{O(}}{}^{{\text{3}}}{\text{P,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}}$ ${{k}_{{41}}} = 6.9 \cdot {{10}^{{ - 13}}}$ см3 с–1
${{f}_{{{}^{1}{\text{D}}}}} = 0.1$		 [17]
${\text{N(}}{}^{{\text{2}}}{\text{P)}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{NO}} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{S,}}{}^{{\text{1}}}{\text{D,}}{}^{{\text{3}}}{\text{P)}}$ ${{k}_{{46}}} = 3.5 \cdot {{10}^{{ - 12}}}$ см3 с–1
${{f}_{{{}^{1}{\text{S}}{}^{1}{\text{D}}{}^{3}{\text{P}}}}} = 0.33$		 [18]
${{{\text{N}}}^{ + }} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{N}}{{{\text{O}}}^{ + }} + {\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D,}}{}^{{\text{1}}}{\text{S)}}$ ${{k}_{{53}}} = 2.6 \cdot {{10}^{{ - 10}}}$ см3 с–1
${{f}_{{{}^{1}{\text{D}}}}} = 0.7,{{f}_{{{}^{1}{\text{S}}}}} = 0.01$		 [19]

Поскольку терм O(1D) является метастабильным с временем жизни порядка 110 с, то его дезактивация происходит не только за счет спонтанного излучения на основной уровень атомарного кислорода, но и в результате столкновительных реакций с составляющими атмосферных газов и термальными электронами:

(9)
${\text{O}}\left( {^{{\text{1}}}{\text{D}}} \right) \to {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right) + {\text{h}}{{\nu }_{{630.0,636.4,639.2}}};$
(10)
${\text{O}}\left( {^{{\text{1}}}{\text{D}}} \right) + {{{\text{N}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right) + {{{\text{N}}}_{2}};$
(11)
${\text{O}}\left( {^{{\text{1}}}{\text{D}}} \right) + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right) + {{{\text{O}}}_{2}};$
(12)
${\text{O}}\left( {^{{\text{1}}}{\text{D}}} \right) + {\text{O}} \to {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right) + {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right);$
(13)
${\text{O}}\left( {^{{\text{1}}}{\text{D}}} \right) + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}} \to {\text{O}}\left( {^{{\text{3}}}{\text{P}}} \right) + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}.$

Коэффициенты скоростей реакций, соответствующие каналам гашения 1D терма атома кислорода, приведены в табл. 2.

Таблица 2.

Реакции гашения возбужденных атомов O(1D)

Реакция Коэффициент Ссылка
${\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {{{\text{N}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{O}} + {{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}$ $k = 2 \cdot {{10}^{{ - 11}}} \cdot \exp ({{107.8} \mathord{\left/ {\vphantom {{107.8} {{{T}_{n}}}}} \right. \kern-0em} {{{T}_{n}}}})$ см3 с–1 [20]
${\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}} \to {\text{O}} + {{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}$ $k = 2.9 \cdot {{10}^{{ - 11}}} \cdot \exp ({{67.5} \mathord{\left/ {\vphantom {{67.5} {{{T}_{n}}}}} \right. \kern-0em} {{{T}_{n}}}})$ см3 с–1 [20]
${\text{O(}}{}^{{\text{1}}}{\text{D)}} + {\text{O}} \to {\text{O}} + {\text{O}}$ $k = 8 \cdot {{10}^{{ - 12}}}$ см3 с–1 [21]
$A = 9.3 \cdot {{10}^{{ - 3}}}$ с–1 [22]
${\text{O}}{{{\text{(}}}^{{\text{1}}}}{\text{D)}} + {\text{e}} \to {\text{O}} + {\text{e}}$ $k = 1.6 \cdot {{10}^{{ - 12}}} \cdot T_{e}^{{0.91}}$ см3 с–1 [23]

Объемная интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм определяется следующим выражением:

${{I}_{{630.0}}}(h) = {{A}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}{{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}(h),$
где: I630.0 – интенсивности эмиссии, ${{A}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}$ – коэффициент Эйнштейна, ${{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}(h)$ – концентрации атома кислорода в 1D состоянии, h – высота.

Концентрация ${{N}_{{{}_{{}}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}\left( h \right)$ находится из решения системы балансных уравнений вида:

$\begin{gathered} \frac{d}{{dt}}{{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}(h) = {{Q}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}\left( h \right) + {{A}_{{{}^{1}{\text{S}}}}}{{N}_{{{}^{1}{\text{S}}}}}(h) + \sum\limits_{i,j} {{{k}_{{i,j}}}} {{N}_{i}}(h){{N}_{j}}(h) - \\ - \,\,{{A}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}{{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}(h) - \sum\limits_i {{{k}_{i}}} {{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}(h){{N}_{i}}(h), \\ \end{gathered} $
где: ${{Q}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}\left( h \right)$ – скорости возбуждения 1D терма прямым ударом, реакции (1)–(2); второй член-скорости возбуждения за счет спонтанных переходов с 1S терма, реакция (3); третий член – скорости возбуждения 1D терма в столкновительных взаимодействий ионосферных составляющих сорта i с составляющими сорта j, реакции (4)–(8); четвертый член – дезактивация терма 1D за счет радиационного перехода, реакция (9); пятый член – дезактивация термов 1D в результате столкновительных взаимодействий с составляющими ионосферы сорта i, реакции (10)–(13); ki,j – константы скоростей реакций; ${{A}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}$ и ${{A}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{S}}}}}$ – коэффициенты Эйнштейна для спонтанных переходов с соответствующего уровня; Ni,j – концентрации ионосферных составляющих сорта i или j.

Скорость образования атомов O(1D) в результате столкновений атома и молекулы кислорода с авроральными электронами может быть рассчитана по формуле [24]:

$\begin{gathered} {{Q}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}\left( h \right) = \left( {\frac{{{{P}_{{\text{O}}}}(h)}}{{\varepsilon _{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}^{{\text{O}}}}} + \frac{{{{P}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}(h)}}{{\varepsilon _{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}^{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}}} \right)\rho \left( h \right) \times \\ \times \,\,\int\limits_E {\frac{{EF\left( E \right)\left[ {1 - {{T}_{E}}\left( E \right)} \right]}}{{R\left( E \right)}}} \lambda \left( {E,\frac{{z(h)}}{{R(E)}}} \right)dE, \\ \end{gathered} $
где: ${{P}_{{\text{O}}}}(h),{{P}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}(h)$ – относительная доля энергии, пошедшая на возбуждение соответственно атома или молекулы кислорода на высоте h, ρ(h) – плотность нейтральной атмосферы, $\varepsilon _{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}^{{{{{\text{O}}}_{{}}}}}$ и $\varepsilon _{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}^{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}$ – “энергетические цены” возбуждения 1D уровня прямым электронным ударом атома или молекулы кислорода соответственно; z(h) – масса, проходимая электроном до высоты h, R(E) – интегральная длина пробега, λ – безразмерная функция диссипации энергии, T(E) – величина альбедо, F(E) – энергетический спектр высыпающихся электронов, E – энергия высыпающихся электронов.

Высотные профили концентраций возбужденного атомарного кислорода ${{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{D}}}}}$ и ${{N}_{{{}^{{\text{1}}}{\text{S}}}}}$, а также концентрации ионосферных компонент рассчитывались в рамках физико-химической модели возбужденной полярной ионосферы [25], которая позволяет рассчитывать высотные профили концентрации 17-ти основных возбужденных и ионизированных компонент атмосферных газов и электронную концентрацию в области авроральных высыпаний. Входными параметрами в этой модели являются энергетический спектр высыпающихся электронов на верхней границе ионосферы и модель нейтральной атмосферы. Перераспределение энергии, выделившейся вследствие высыпаний электронов, описывают 56 физико-химических реакций.

Расчеты проводились в модели нейтральной атмосферы MSIS-E-90 [26]. “Энергетические цены”, интегральная длина пробега и функция диссипации энергии были взяты из работы [24], в которой они были получены на основе результатов статистического моделирования процесса переноса электронов в атмосфере Земли. Коэффициенты Эйнштейна и коэффициенты скоростей реакций взяты из работы [25]. Концентрация окиси азота в максимуме ее высотного профиля [NOmax] полагалась равной 108 см–3, что соответствует средним значениям концентрации NO в полярных сияниях, полученных в экспериментах [27, 28]. Энергетический спектр потока высыпающихся электронов задавался в виде максвеловского распределения, что обычно характерно для потоков, формирующих полосы и дуги полярных сияний: $F\left( E \right) = {{N}_{0}}EE_{0}^{{ - 2}}\exp \left( { - {E \mathord{\left/ {\vphantom {E {{{E}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{E}_{0}}}}} \right)$, где N0 – величина потока высыпающихся электронов, Е0 – характеристическая энергия потока высыпающихся электронов.

Распределение по питч-углам задавалось изотропным в нижней полусфере. Средняя энергия дифференциального потока высыпающихся электронов, равная Еср= 2Е0, варьировалась в диапазоне 0.5−20 кэВ, который является типичным для авроральных электронов, возбуждающих полярные сияния [29]. Поток энергии задавался равным 1 эрг/см2 с.

На рис. 1 приведены результаты расчета высотных профилей объемной интенсивности излучения эмиссий 630.0 нм, соответствующие восьми каналам возбуждения 1D терма атомарного кислорода (1)–(8) для средних энергий Еср, равных 1, 3 и 7 кэВ.

Рис. 1.

Высотные профили объемной интенсивности излучения, соответствующие восьми каналам возбуждения эмиссии 630.0 нм. Сплошная линия – суммарный вклад всех каналов.

Из рис. 1 можно видеть, что на высотах h > 110 км доминирующим каналом возбуждения эмиссии 630.0 нм является прямой электронный удар О + е*. Вторым по значимости каналом является реакция диссоциативной рекомбинации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$. В диапазоне высот 100−180 км реакции (2), (3), (5), (6) и (8) вносят сравнительные по величине вклады. Незначительным источником возбуждения эмиссии 630.0 нм во всем диапазоне высот является лишь реакция N(2P) + O2.

ВКЛАДЫ РАЗЛИЧНЫХ ИСТОЧНИКОВ В ИНТЕНСИВНОСТЬ ЭМИССИИ λ 630.0 НМ

Рассмотрим высотные зависимости относительных вкладов источников (1)–(8) в возбуждение эмиссии 630.0 нм, принимая величину суммарной интенсивности излучения на высоте h за единицу. Рассчитанные высотные зависимости относительных вкладов рассматриваемых каналов представлены на рис. 2.

Рис. 2.

Высотная зависимость относительных вкладов каналов возбуждения 1D уровня атомарного кислорода в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм.

Из рис. 2 хорошо видно, что среди всех рассмотренных каналов возбуждения 1D уровня, вносящий вклад в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм, только один канал N(2P) + O2 можно считать незначительным. В интервале высот 100−110 км его вклад не превышает 2% с последующим быстрым убыванием с увеличением высоты. Вклад прямого электронного удара О + е* демонстрирует плавное возрастание от 6 до 93% в области высот 100−300 км. На высотах свыше 150 км он составляет более 50%. Для вклада прямого электронного удара О2 + е* характерно постепенное уменьшение от 20 до 0.5% в интервале высот 100−300 км. Парциальные вклады в возбуждение 1D уровня атомарного кислорода столкновительных реакций (5)–(8) и радиационного перехода с 1S терма (3) не столь значительны и не превышают 18% в области высот 100−300 км, однако их суммарный вклад в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм может оказаться достаточно существенным. Обращает на себя внимание характер высотной зависимости относительного вклада реакции диссоциативной рекомбинации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$, график которой демонстрирует наличие минимума, локализованного в области высот 120−140 км, где происходит максимальное выделение энергии высыпающихся электронов.

Каналы возбуждения 1D состояния атома кислорода можно условно разбить на две основные группы. К первой группе отнесем возбуждение 1D терма прямым электронным ударом: О + е* и О2 + е*. Во второй группе объединим процессы столкновительных взаимодействий атома и молекулы кислорода с нечетным азотом: N(2D) + O; N(2D) + O2; N(2P) + O2; N+ + O2. Отдельно рассмотрим радиационный переход с 1S терма О(1S) → → О(1D) + hν557.7 и реакцию диссоциативной рекомбинации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + } + {{{\text{e}}}_{{{\text{th}}}}}$. На рис. 3 представлены высотные зависимости относительных вкладов сгруппированных каналов в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм.

Рис. 3.

Высотные распределения относительных вкладов в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм сгруппированных каналов возбуждения 1D терма, а именно: суммы прямых электронных ударов (длинный штрих); суммы каналов столкновительных реакций с нечетным азотом (два штриха и точка), радиационного перехода (короткий штрих) и реакции диссоциативной рекомбинации (сплошная линия).

Из рис. 3 видно, что суммарный вклад прямых электронных ударов О + е* и О2 + е* демонстрирует непрерывный рост от 40 до 90% в диапазоне высот 100−300 км. Суммарный вклад столкновительных взаимодействий N(2D) + O; N(2D) + O2; N(2P) + O2; N+ + O2 и вклад радиационного перехода с 1S терма сравнимы по величине и демонстрируют уменьшение с увеличением высоты с 28 до 1% и с 18 до 5% соответственно. Суммарная эффективность столкновительных и радиационного каналов варьируется в диапазоне 46−6% в интервале высот 100−300 км и является существенной на высотах ниже 200 км.

В отличии от других каналов, для диссоциативной рекомбинации характерно наличие в высотной зависимости ее вклада в возбуждение 1D терма локального минимума в интервале высот 110−150 км и максимума, локализованного в интервале 180−220 км. Для рассматриваемых средних энергий потока высыпающихся электронов 1, 3 и 7 кэВ эффективность относительного вклада реакции диссоциативной рекомбинации в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм лежит в диапазоне 38−59% в районе 100 км, уменьшается в области высот 110−150 км до 2−14%, а затем опять увеличивается в области высот 180−220 км до 15−24%. Наличие минимума в кривой высотного распределения относительного вклада реакции диссоциативной рекомбинации приводит к тому, что в области высот 110−150 км вторым по эффективности механизмом возбуждения эмиссии 630.0 нм становится совокупность каналов столкновительных взаимодействий и радиационного перехода с 1S терма. Зависимости величины вкладов реакции диссоциативной рекомбинации в локальном минимуме и локальном максимуме от средней энергии потока высыпающихся электронов приведены на рис. 4.

Рис. 4.

Эффективность вклада реакции диссоциативной рекомбинации в возбуждение эмиссии 630.0 нм в областях минимума (сплошная линия) и максимума (пунктирная линия) в зависимости от средней энергии потока высыпающихся электронов.

Из рисунка видно, что величина вклада реакции диссоциативной рекомбинации в области максимума испытывает слабую зависимость от средней энергии потока высыпающихся электронов. Однако величина вклада в области минимума зависит средней энергии и возрастает от 1 до 16% при увеличении средней энергии от 0.5 до 20 кэВ. Возможными причинами формирования минимума в высотном распределении относительного вклада реакции диссоциативной рекомбинации в объемную интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм могут являться столкновительные реакции иона молекулярного кислорода ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ с нечетным азотом N(4S), N(2D) и NO. Константы скоростей реакций ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + N(4S), ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + N(2D) и ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + NO сравнимы между собой [31–32], тогда как концентрации N(4S) и N(2D) в полярных сияниях на порядки меньше концентраций NO. Поэтому можно считать, что основным процессом дезактивации иона ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ является реакция ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + NO. Исследуем динамику высотного распределения величины относительного вклада реакции ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$+ еth в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм в зависимости от концентрации NO в максимуме ее высотного профиля [NO]max. На рис. 5 приведены результаты расчетов высотного распределения вклада диссоциативной рекомбинации для [NO]max, лежащих в диапазоне 107−109 см–3, что соответствует результатам оценок окиси азота в полярных сияниях [27, 28, 33].

Рис. 5.

Высотное распределение величины относительного вклада реакции ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + eth в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм в зависимости от концентрации NO в максимуме ее высотного профиля [NO]max.

Из рис. 5 видно как сильно изменяется величина вклада реакции диссоциативной рекомбинации в области локального минимума в зависимости от концентрации окиси азота. При концентрациях [NO]max порядка 109 см–3 вклад реакции диссоциативной рекомбинации составляет величину меньшую 1%. С уменьшением концентрации [NO]max до величин порядка 107 см–3 вклад реакции диссоциативной рекомбинации возрастает до 20−30%. Таким образом относительный вклад реакции диссоциативной рекомбинации в интенсивность эмиссии 630.0 нм в области высот 110−150 км зависит от содержания окиси азота в полярной атмосфере.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе рассматривается роль всех известных потенциальных источников возбуждения 1D терма атомарного кислорода и величина их относительных вкладов в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм в интервале высот 100−300 км. Основное внимание уделено роли слабых источников возбуждения 1D терма таких как: столкновительные взаимодействия между компонентами атмосферных газов N(2D) + O, N(2D) + O2, N(2P) + O2, N+ + O2, прямой электронный удар О2 + е* и радиационный переход O(1S) → O(1D) + hν557.7. Ранее в работах [5, 6] данные источники были отнесены к разряду незначительных и их вклады в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм не рассматривались. Результаты, полученные в данной работе, свидетельствуют о том, что несмотря на небольшие парциальные вклады слабых источников в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм их суммарный вклад может быть достаточно существенным. Суммарная эффективность данных источников варьируется в диапазоне от 66 до 6% при увеличении высоты от 100 до 300 км и является значимой на высотах ниже 200 км.

Отдельное внимание в работе уделено исследованию роли окиси азота NO в процессах возбуждения 1D терма атомарного кислорода. Окись азота является основным гасителем иона молекулярного кислорода ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$, от концентрации которого зависит эффективность реакции диссоциативной рекомбинации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + еth → О(1D) + О как источника эмиссии 630.0 нм. Показано, что для распределения величины относительного вклада реакции диссоциативной рекомбинации характерен ярко выраженный минимум в области высот ∼ 110–150 км, который формируется благодаря процессу дезактивации иона молекулярного кислорода окисью азота ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + NO. При этом величина относительного вклада в области минимума зависит от концентрации окиси азота в максимуме ее высотного профиля, демонстрируя увеличение от 1 до 20−30% при уменьшении концентрации окиси азота в максимуме высотного профиля [NO]max от 109 до 107 см–3. Влияние процесса дезактивации ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ + NO приводит к тому, что в области высот 110−150 км совокупность реакций столкновительных взаимодействий компонент ионосферной плазмы N(2D) + O, N(2D) + O2, N(2P) + O2 и N+ + O2 становится вторым по эффективности источником, вносящим вклад в интенсивность излучения эмиссии 630.0 нм.

Список литературы

  1. Rees M.H., Walker J.C.G., Dalgarno A. Auroral excitation of the forbidden lines of atomic oxygen // Planet. Space Sci. 1967. V. 15. № 7. P. 1097–1110.

  2. Rees M.H., Roble R.G. Observations and theory of the formation of stable auroral red arcs // Rev. Geophys. 1975. V. 16. № 1. P. 201–242.

  3. Sharp W.E., Rees M.H., Stewart A.I. Coordinated rocket and satellite measurements of an event. 2. The rocket observations and analysis // J. Geophys. Res. 1979. V. 84. № A5. P. 1977–1985.

  4. Rees M.H., Roble R.G. Excitation of O(1D) atoms in aurorae and emission of the OI 6300A line // Can. J. Phys. 1987. V. 64. P. 1608–1613.

  5. Solomon S.C., Hays P.B., Abreu V.J. The auroral 6300 A emission: Observations and modeling // J. Geophys. Res. 1988. V. 93. № A9. P. 9867–9882.

  6. Meier R.R., Strickland D.J., Hecht J.H. et al. Deducing composition and incident electron spectra from ground-based auroral optical measurements: A study of auroral red line processes // J. Geophys. Res.1989. V. 94. № A10. P. 13541–13552.

  7. Rees M.H., Stewart A.I., Sharp W.E. et al. Coordinated rocket and satellite measurements of an auroral event. 1. Satellite observations and analysis // J. Geophys. Res. 1977. V. 82. № 16. P. 2250–2261.

  8. Rusch D.W., Gerard J.C., Sharp W.E. The reaction of N(2D) with O2 as source O(1D) atoms in aurorae // Geophys. Res. Lett. 1978. V. 5. № 12. P. 1043–1046.

  9. Link R. A rocket observation of the 6300A/5200A intensity ratio in dayside aurora: Implications for the production of O(1D) via the reaction N(2D) + O2 → NO + + O(1D) // Geophys. Res. Lett. 1983. V. 10. № 3. P. 225–228.

  10. cDade I.C., Llewellyn E.J., Harris F.A. A rocket measurement of the O2(b1Sg–X3Sg) (0–0) atmospheric band in a pulsating aurora // Can. J. Phys. 1985. V. 63. № 10. P. 1322–1329

  11. Kennealy J.P., Del Greco F.P., Caledonia G.E. et al. Nitric oxide chemiexcitation occurring in the reaction between metastable nitrogen atoms and oxygen molecules // J. Chem. Phys. 1978. V. 69. № 4. P. 1574–1584.

  12. Mul P.M., McGowan J.W. Merged electron-ion beam experiments. III. Temperature dependence of dissociative recombination of atmospheric ions NO+, ${\text{O}}_{2}^{ + }$ and ${\text{N}}_{2}^{ + }$ // J. Phys. B: Atom. Molec. Phys. 1979. V. 12. № 9. P. 1591—1601.

  13. Abreu V.J., Solomon S.C., Sharp W.E. et al. The dissociative recombination of ${\text{O}}_{2}^{ + }$: The quantum yield of O(1S) and O(1D) . // J. Geophys. Res.1983. V. 88. № A5. P. 4140–4144.

  14. Kernahan J.H., Pang H.L. Experimental determination of absolute A coefficients for ‘forbidden’ atomic oxyden lines. // Can. J. Phys. 1975. V. 53. № 5. P. 455–458.

  15. Lin C.-L., Kaufman F. Reactions of metastable nitroden atoms // J. Chem. Phys. 1971. V. 55. № 8. P. 3760–3769.

  16. Link R. A rocket observation of 6300A/5200A intensity ratio in the dayside aurora: Implications for the production of O(1D) via the reaction N(2D) + O2 → NO + + O(1D) // Geophys. Res. Lett. 1983. V. 10. № 3. P. 225–228.

  17. Fell C., Steinfeld J.I., Miller S. Quenching of N(2D) by O(3P) // J. Chem. Phys. 1990. V. 92. № 8. P. 4768–4777.

  18. Gerard J.-C. Thermospheric ODD nitroden // Planet.Space Sci. 1992. V. 40. № 2/3. P. 337–353.

  19. Langford A.O., Bierbaum V.M., Leone S.R. Auroral implications of recent measurements on O(1S) and O(1D) formation in the reaction of N+ with O2 // Planet. Space Sci. 1985. V. 33. № 10. P. 1225–1228.

  20. Streit G.E., Howard C.J., Schmeltekopf A.L. et al. Temperature dependence of O(1D) rate constants for reactions with O2, N2, CO2, O3, and H2O // J. Chem. Phys. 1976. V. 65. № 11. P. 4761–4764.

  21. Abreu V.J., Yee J.H., Solomon S.C. et al. The quenching rate of O(1D) by O(3P) // Planet. Space Sci. 1986. V. 34. № 11. P. 1143–1146.

  22. Fisher C.F., Saha H.P. Multiconfiguration Hartree-Fock results with Briet-Pauli corrections for forbidden transitions in the 2p4 configuration // Phys. Rev. A. 1983. V. 28. № 6. P. 3169–3178.

  23. Berrington K.A., Burke P.G. Effective collision strengths for forbidden transitions in e-N and e-O scattering // Planet. Space Sci. 1981. V. 29. № 3. P. 377–380.

  24. Иванов В.Е., Козелов Б.В. Прохождение электронных и протонно-водородных пучков в атмосфере Земли. Апатиты: Кольский научный центр, 2001.

  25. Дашкевич Ж.В., Иванов В.Е., Сергиенко Т.И. и др. Физико-химическая модель авроральной ионосферы // Космич. исслед. 2017. Т.55. № 2. С. 94–106. (Cosmis Research. P. 88–100).

  26. Hedin A.E. Extension of the MSIS thermosphere model into the middle and lower atmosphere // J. Geophys. Res. 1991. V. 96. P. 1159–1172.

  27. Swider W., Narcisi R.S. Auroral E-region: Ion composition and nitric oxide // Planet. Space Sci. 1977. V. 25. № 2. P. 103–116.

  28. Sharp W.E. NO2 continuum in aurora // J. Geophys. Res. 1978. V. 83. № A9. P. 4373–4376.

  29. Vorobjev V.G., Yagodkina O.I., Katkalov Yu.V. Auroral precipitation model and its applications to ionospheric and magnetospheric studies // J. Atmos. Sol.-Terr. Phys. 2013. V. 102. P. 157–171.

  30. Fensenfeld F.C. The reaction of ${\text{O}}_{{\text{2}}}^{ + }$ with atomic nitrogen and NO+⋅ H2O and ${\text{NO}}_{{\text{2}}}^{ + }$ with atomic oxygen // Planet. Space Sci. 1977. V. 25. № 2. P. 195–196.

  31. Goldan P.D., Schmeltekopf A.L., Fehsenfeld F.C. et al. Thermal energy ion-neutral reaction rates. II. Some reactions of ionospheric interest // J. Chem. Phys. 1966. V. 44. № 11. P. 4095–4103.

  32. Lindinger W., Ferguson E.E. Laboratory investigation of the ionospheric ${\text{O}}_{2}^{ + }$(X2Πg, $v$ = 0) reaction with NO // Planet. Space Sci. 1983. V. 31. № 10. P. 1181–1182.

  33. Дашкевич Ж.В., Иванов В.Е. Оценка содержания окиси азота в полярных сияниях по данным наземных фотометрических наблюдений // Солнечно-Земная физика. 2019. Т. 5. № 1. С. 77–81.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Космические исследования

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал