ГЕОМАГНЕТИЗМ И АЭРОНОМИЯ, 2007, том 47, № 6, с. 798-805
УДК 550.388
О ВРАЩАТЕЛЬНОЙ ТЕМПЕРАТУРЕ ГИДРОКСИЛЬНОЙ ЭМИССИИ
© 2007 г. В. И. Перминов, А. И. Семенов, Н. Н. Шефов
Институт физики атмосферы им. А.М. Обухова РАН, Москва e-mail: meso@ifaran.ru Поступила в редакцию 17.07.2006 г. После доработки 20.11.2006 г.
Представлен анализ методики определения вращательной температуры гидроксильной эмиссии верхней атмосферы. Показано, что использование разными авторами факторов интенсивности (силы линий) линий вращательной структуры полос гидроксила, основанных на различных теоретических расчетах, приводит к расхождению значений определяемых температур для области излучения ОН (~87 км) до 14 К, которое значительно превышает погрешность (2-3 К) непосредственных измерений температуры. Использование совокупности таких данных при анализе температурного режима может привести к искажению характера многолетних изменений температуры мезопаузы. Получены аналитические выражения, позволяющие вычислить систематическую поправку для температур, при определении которых использовались различные факторы интенсивности. Необходимо также учитывать значительные сезонные вариации зависимости значений вращательной температуры от уровня колебательного возбуждения гидроксила.
PACS: 92.60.hc
1. ВВЕДЕНИЕ
Гидроксильное излучение является важным индикатором состояния области мезопаузы. Вращательная температура, определяемая по распределению интенсивностей линий вращательной структуры полосы ОН, служит удобным дистанционным методом регулярных измерений теплового режима на высотах вблизи максимума излучающего слоя (~87 км), толщина которого составляет ~9 км. Диапазон вариаций атмосферной температуры в слое, в котором возникает излучение молекул ОН, составляет 120-270 К. Во вращательной структуре полос ОН имеются с достаточной интенсивностью линии ветвей Я, Q, Р, соответствующие вращательным квантовым числам N < 5, как для состояния 2П3/2 (Т = N + 1/2), так для состояния 2П1/2 (Т = N - 1/2). На основе выполнения Больцмановского распределения населенностей вращательных уровней (№ < 5) вычисляется вращательная температура. При этом используется совокупность сведений о вероятностях переходов (или факторов интенсивностей /(•/)) между различными вращательными уровнями верхнего и нижнего колебательных состояний. На протяжении нескольких десятков лет многие авторы для вычисления вращательных температур использовали различные значения этих характеристик. Это неизбежно приводило к различию вычисляемых температур, что, в свою очередь, вызывало неоднозначность в интерпретации исследуемых геофизических процессов на высотах мезопаузы и нижней термосферы.
В представленной работе проанализировано современное состояние методики определения вращательной температуры гидроксильной эмиссии верхней атмосферы. Показано, что при использовании данных о температуре, полученных разными авторами, для сопоставления их друг с другом необходимо учитывать поправки, связанные с применяемыми ими значениями вероятностей переходов.
2. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ВРАЩАТЕЛЬНОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ
При определении температуры среды, в которой происходит возбуждение и излучение, обусловленное переходами между вращательными уровнями колебательных состояний молекул гидроксила, основным предположением является условие обеспечения равновесного Больцмановского распределения за счет соударений с основными компонентами среды.
Исходной является формула для интенсивности линии в рэлеях:
I(vJ ^ v", J") =
= N^A
2(2 J' + 1)
Qv( Tr)
exp
hcF (J') -" k T„
где Nv - населенность колебательного уровня V (число молекул ОН (V) в столбе атмосферы с сечением 1 см2 в пределах толщины излучающего слоя), Qv(Tr) - вращательная сумма по состояниям колебательного уровня V, Е(Т) - энергия вращательного
уровня J относительно значения энергии О^ колебательного уровня V, Тг - вращательная температура, И - постоянная Планка, с - скорость света, к - постоянная Больцмана, А - вероятность вращательно-колебательного перехода:
A =
64 п
S(vv")i(JJ")rtAJ),
3 h (2 J'+ 1 )X3 (JJ'')
где X(J, J') - длина волны вращательно-колеба-тельной линии; S(J, J') - сила колебательного перехода (или сила полосы); i(J, J') - фактор интенсивности для соответствующей линии R (J = J - 1), Q (J' = J), P (J = J + 1) (иногда его называют вращательная сила линии или фактор Хёнля-Лондо-на) и fv'v"(J) - фактор вращательно-колебатель-ного взаимодействия или так называемый фактор Германа-Уоллиса [Herman and Wallis, 1955; Tipping et al., 1970].
Предполагая слабую степень взаимодействия колебательного и вращательного движений, интенсивность линии можно представить как
I(vJ' —- v", J") =
= Cr3(J', J")i(J', J'') exp
hcF(J'y " k T„
Типичная процедура определения вращательной температуры состоит в построении корреляционного соотношения
ln
I(v', J' —>- v", J")X
3
= _ hcF(J') k T„
i (JJ")
C = -1.4388
F (J' )
Tr
C,
ln(/(v', J' - v", J") X3/i(J', J")) 8r
OH(5 - 2): Tr = 240 K OH(6 - 1): Tr = 282 K OH(6 - 2): Tr = 284 K OH(7 - 3): Tr = 276 K OH(9 - 3): Tr = 284 K
пример графического применения которого представлен на рис. 1 [Шефов, 1961]. Как видно, температура является множителем в коэффициенте регрессии.
Для условий наблюдений в верхней атмосфере при температурах 120-270 К в спектре излучения обычно удается уверенно регистрировать 4-5 линий ветвей Я1, Q1, Р1 (состояние 2П3/2) и Я2, Q2, Р2 (состояние 2П1/2), имеющих наибольшее спектральное разрешение в структуре полос. В соответствии с указанным выше уравнением, интенсивности линий в ветви Р с N < 5 хорошо описываются Больц-мановским распределением с температурой Тг [Шефов, 1961]. Такая методика определения вращательной температуры использовалась, например, в работах [Прокудина, 1959; Kvifte, 1961]. Кроме того, температуру можно определить по относительным суммарным интенсивностям группы линий, чаще всего, ветвей Q1 и Рь Необходимые для этого сведения имеются в работе [Питерская и Шефов, 1975].
-100 0 100 200 300 400 500 Вращательная энергия F(J'), см-1
Рис. 1. Графики определения вращательных температур полос ОН с различным колебательным возбуждением (6.12.1959 г.) [Шефов, 1961]. Сплошные кружки - линии Р1 ветви, полые кружки - линии Р2 ветви, крестики - линии ¡21 ветви, сплошные треугольники -линии R1 ветви и полые треугольники - линии R2 ветви. Прямая - линия регрессии для определения вращательной температуры. Использованы факторы интенсивностей согласно [Benedict et al., 1953].
В течение многих лет при расчетах вращательной температуры использовались значения i(J) согласно данным [Benedict et al., 1953], вычисленным для колебательных переходов основного электронного состояния 2П на основе теории, разработанной Хиллом и Ван Флеком [Hill and Van Vleck, 1928], и предполагалось, что фактор fv'v'J равен 1. К настоящему времени развиты различные теоретические подходы, учитывающие сложные процессы взаимосвязи вращательных и колебательных переходов в основном состоянии молекулы ОН. В работах [Mies, 1974; Langhoff et al., 1986; Turnbull and Lowe, 1989; Goldman et al., 1998; French et al., 2000; Pendleton and Taylor, 2002] неоднократно утверждалось, что вращательно-коле-бательным взаимодействием при определении вероятностей излучения гидроксила и его температуры нельзя пренебрегать. Также обращалось внимание [Langhoff et al., 1986; Turnbull, 1987] на работы [Kovacs, 1969; Whiting et al., 1973], в которых были представлены формулы для более точного расчета факторов интенсивности. На их основе нами были вычислены значения i(J) для первых пяти линий различных полос. Как показал произведенный расчет, значения новых факторов интенсивности практически одинаковы для всех исследуемых полос для температур верхней атмосферы, независимо от номеров верхнего и нижнего колебательных уровней.
Таким образом, главной проблемой остается отсутствие однозначного комплекта факторов интенсивности i(J), учитывающих вращательно-ко-лебательное взаимодействие fvV(,/).
Сопоставление факторов интенсивности вращательно-колебательных полос ОН основного состояния Х2П, нормированных относительно г[Р1(1.5)] по [Benedict et al., 1953].
N J Линии ветви Р1 i(J) BPH i(f) KT ij • fvVCD TL ij • fvV<J) LWR i(J) • fw-CO M
1 3/2 P1(1) 1.62 1.62 1.62 1.62 1.62
2 5/2 P1(2) 2.90 2.71 2.94 3.04 2.98
3 7/2 P1(3) 4.04 3.64 4.18 4.46 4.29
4 9/2 P1(4) 5.14 4.54 5.41 5.93 5.63
5 11/2 P1(5) 6.21 5.40 6.64 7.49 7.01
Примечание: BHP - [Benedict et al., 1953], KT - [Kovacs, 1969; Turnbull, 1987], TL - [Turnbull and Lowe, 1989], LWR - [Langhoff et al., 1986], M - [Mies, 1974].
Сравнение значений i(J), вычисленных как в работах [Benedict et al., 1953; Kovacs, 1969], так и по вероятностям переходов [Mies, 1974; Langhoff et al., 1986; Turnbull and Lowe, 1989] с учетом их коррекции на факторы fvv<(J), указывает на их различие между собой. При этом следует иметь в виду, что на основе результатов какой-либо отдельной из этих работ, сопоставление факторов интенсивности для разных полос показывает, что для линий с квантовыми числами J < 5.5 ветви P1 значения i(J) отличаются не более, чем на 0.01-0.02 при их типичных значениях для различных линий в пределах 2-7. Более существенные различия обнаруживаются для линий с J > 3.5 ветвей P2, Q2 и R2, которые при наземных измерениях практически не используются для определения вращательных температур. Необходимо также отметить, что использование i(J) для ветвей P1, Q1, R1 показывает, что факторы интенсивности каждой из ветвей, представленные в работе [Pendleton and Taylor, 2002], приводят к различным значениям температуры. Это свидетельствует о том, что авторы соответствующих версий факторов интенсивностей i(J) не производили контроль внутренней согласованности вычисленных i(J) на основе данных измерений атмосферного излучения полос гид-роксильной эмиссии. Поэтому это дает основание считать данные их расчетов неудовлетворительными.
Значения факторов интенсивности, полученных различными авторами без коррекции или с коррекцией на вращательно-колебательное взаимодействие fvV'J1) и нормированных к значению i(J) = 1
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.