ГЕОМАГНЕТИЗМ И АЭРОНОМИЯ, 2007, том 47, № 5, с. 692-701
УДК 550.388
ЭМПИРИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ВАРИАЦИЙ ЭМИССИИ АТОМАРНОГО КИСЛОРОДА 630 нм. 2. ТЕМПЕРАТУРА
© 2007 г. Н. Н. Шефов, А. И. Семенов, О. Т. Юрченко, А. В. Сушков
Институт физики атмосферы им. A.M. Обухова РАН, Москва e-mail: meso@ifaran.ru Поступила в редакцию 17.11.2005 г. После доработки 20.11.2006 г.
Модель вариаций температуры эмиссии атомарного кислорода 630 нм для ночных условий построена по данным наземных ингерферометрических измерений доплеровской температуры при помощи интерферометров Фабри-Перо. На их основе получены различные регулярные вариации и их аппроксимации для оценки значений температуры для заданных гелио-геофизических условий в ночное время суток.
PACS: 94.10.Fa
1. ВВЕДЕНИЕ
Интерферометрическая регистрация эмиссии 630 нм в ночное время суток в целом насчитывает гораздо меньшее количество данных, чем измерения интенсивности. Условия возникновения мета-стабильных атомов кислорода на высотах термосферы, преимущественно ионосферного слоя F2, означают, что радиационное время жизни не препятствует их существованию. Тем не менее частота соударений возбужденных атомов кислорода с окружающими компонентами атмосферы за время их жизни должна обеспечивать релаксацию к равновесному состоянию с температурой среды. Как известно, коэффициент скорости газокинетических соударений процесса
O(D) + (e, O, O2, N2) — O(3P) + (e, O, O2, N2)
определяется соотношениями, указанными, например, в работе [Павлов и др., 1999].
Время жизни (в секундах) возбужденных мета-стабильных атомов определяется соотношением
1
т = -
A + вепе + Pot O ] + во2[ O2 ] + Pn2[ N2 ]'
где pe = 8.3 x 10-1°(7y1000)0-86 см3 с-1; pO = 2.5 х х 10-12 см3 с-1; pO = 2.9 х 10-пехр(67.5/Г) см3 с-1;
= 2.0 х 10-11ехр(107.8/Г) см3 с1 [Павлов и др., 1999]. A - вероятность перехода для эмиссии 630 нм. Суммарная вероятность перехода с уровня 1D2 равна A = 7.45 х 103 с-1 [Baluja and Zeippen, 1988; Link and Cogger, 1988, 1989]. Это соответствует радиационному времени жизни возбужденного состояния ~134 с, что, естественно, сразу определяет возможность излучения таких атомов на высотах термосферы. [N2], [O2], [O] и ne - концентрации
молекул азота, кислорода, атомов кислорода и электронов соответственно.
Данная работа является продолжением проведенной систематизации данных наземных измерений интенсивности эмиссии 630 нм. В настоящей части исследуются данные интерферометриче-ских измерений доплеровской температуры эмиссии 630 нм только в ночное время с целью получения эмпирических закономерностей вариаций от различных гелиогеофизических условий.
2. ПРОБЛЕМА СООТНОШЕНИЯ
ДОПЛЕРОВСКОЙ И КИНЕТИЧЕСКОЙ
ТЕМПЕРАТУР ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЫ
Проблема термализации вновь образовавшихся атомов O(D) в результате реакции диссоциативной рекомбинации возникла практически одновременно с обоснованием этого механизма возникновения эмиссии атомарного кислорода 630 нм. В ряде теоретических работ неоднократно рассматривался вопрос об отсутствии полной термализации атомов O(D), образующихся в верхней атмосфере в реакции диссоциативной рекомбинации [Schmitt et al., 1982; Yee and Dalgamo, 1987; Yee, 1988; Shematovich et al., 1999; Hubert et al., 2001; Kharchenko et al., 2005]. В этих работах утверждается, что статистически температура O(D) превышает модельные значения и что, хотя это может быть обусловлено и другими причинами, должна быть исследована возможность того, что интерферометрическая доплеровская температура не отображает температуру среды. Выполненные теоретические расчеты на основе численного решения уравнении Больцмана дали возможность указанным выше авторам делать выводы, что в верхней атмосфере на высотах выше 200 км имеются горячие атомы O(D), температура кото-
рых заметно превышает кинетическую температуру. Так, в последней работе [Kharchenko et al., 2005] приводятся результаты, свидетельствующие о том, что в дневное время на высотах 200 км имеются атомы O(D), температура которых составляет 137% по сравнению с кинетической. Однако содержание таких атомов, как следует из данных этой работы, составляет всего 5.5%.
В работах [Schmitt et al., 1982; Yee, 1988] приведены результаты расчетов контуров эмиссии 630 нм, из которых следует, что значимое отклонение от термализованного профиля начинает проявляться только тогда, когда относительная интенсивность крыльев контура становится менее 3-5%. Эти участки профиля эмиссионной линии заведомо находятся на уровне погрешностей измерений. Те же авторы отмечают, что выявить такие аномальные отклонения в спектральном распределении интенсивности контура линии трудно.
В работах [Shematovich et al., 1999; Hubert et al., 2001] для подтверждения справедливости произведенных расчетов проведено сопоставление расчетов с результатами интерферометрических измерений доплеровской температуры на спутнике в дневное время при визировании вдоль лимба. На основе работ, посвященных этой проблеме, в итоге делается категорический вывод о существенном отличии измеряемой доплеровской температуры от кинетической. Причем для подтверждения такого заключения приводятся результаты интерферометрических измерений на спутниках в направлении лимба. Очевидно, что измерения температуры в лимбовом направлении линии визирования интерферометра ни при каких условиях не могут дать правильного значения температуры для тангенциального значения высоты атмосферы, так как в этом случае происходит усреднение излучения атомов вдоль луча зрения, охватывающего большой диапазон высот, и проходящего выше основной части излучающего слоя через различные по освещенности Солнцем зоны. Поскольку при этом протяженность регистрируемой области излучения составляет порядка 2000-3000 км, то в этом случае неизбежно регистрируется излучение нетермализованных атомов O(D) на высотах выше 400 км.
При наземных интерферометрических измерениях доплеровской температуры красной эмиссии атомарного кислорода в ночное время суток линия визирования всегда направлялась вертикально вверх или на небольших зенитных углах. Естественным пониманием определяемого значения температуры является то, что оно соответствует средневзвешенному значению температур внутри излучающего слоя. Поскольку весовой функцией служит высотное распределение меры эмиссии, то средневзвешенное значение температуры практически соответствует высоте максимальной ме-
AX/AXd
0.5 1.0 1.5 2.0 2.5
100
л
В
о к я s о к о н к S
10
0.1
0.01
1 1 1 1 1
• ...
ч
-
1 '••.. \\ 1 1 1 1
0.02
0.04 0.06 АЯ, нм
0.08
0.10
Рис. 1. Доплеровские профили эмиссии 630 нм, соответствующие тепловому компоненту (кинетическая температура 1000 К) - сплошная линия и нетепловому компоненту (1370 К) - штриховая линия с указанием их относительного соотношения. Показан также суммарный нормированный профиль - прерывистая линия.
ры эмиссии. Толщина излучающего слоя такова, что в ночное время для средних условий солнечной активности максимум меры эмиссии находится на высотах ~270 км (согласно систематизированным ракетным данным), верхний край с интенсивностью 10% от максимума на высотах ~350 км. Согласно работе [Hubert et al., 2001, (рис. 5)], отличие температуры O(D) от модельных значений в дневное время начинается выше 370 км, где доля меры эмиссии 630 нм составляет несколько процентов от ее максимального значения.
В работе [Семенов, 1975] был предложен метод определения доплеровской температуры, в котором одновременно контролировалась правильность исключения фоновой интенсивности при обработке регистрограмм интерференционного изображения, которая составляла небольшую долю от интенсивности максимума эмиссионной линии. Суть его в построении регрессионного соотношения на основе Гауссовской формулы. А именно,
(АЯ)2
I = I0exp
(АЯ0 )2
из которой АЯ = АЯL
ln|i=
где доплеровская ширина эмиссионной линии АЯL = 3.566 х 103
T
1000
, нм является коэффициен-
том регрессии.
Возможные отклонения от прямой линии регрессии могли проявляться при значениях интенсивно! крыльях контура менее 10% за счет неправиль-
сти ]
ного определения фонового уровня регистрограм-
0
1
0
АХ, нм 0.10
Рис. 2. Сопоставление ширин профилей теплового компонента (кинетическая температура 1000 К) -сплошная линия и суммарного нормированного про-
вследствие того, что ехр (-—-) ёх = 4п а, в дан
ном случае a = AXD = 3.566 х 10
-3
T
1000
нм, и ин-
г- j nth
теграл пропорционален п, будет равно к = -— =
it
Ып
nth
0.055
T nth J 1.37
= 0.047.
в виде доплеровского профиля с некоторой эффективной температурой
exp
АХ
АКк,
= (1 + к)exp
к exp
АХ
AXDnth
АХ л2
АХ
Deff
Отсюда после простых преобразований имеем
Ып
eff
х ln
lnth
lkin
= 1-
exp
АХ
'Dkii
АХ
х
АХ Л2( _ Ttin AXntJ I T,
nth' -
th
1 + - nth
Ып
МИ
филя - прерывистая линия со значениями д|1пу , согласно методике работы [Семенов, 1975].
мы. Необходимая корректировка обеспечивала отсутствие отклонений точек от линии регрессии. Тем самым определялась доплеровская температура путем использования всех точек контура, а не одной его произвольной части. О каких-либо аномальных отклонениях от Гауссовского профиля никогда и никем не сообщалось. Кстати, этот метод является конкретным приложением известного статистического способа контроля нормального распределения.
Как легко показать, если отношение содержания нетеплового компонента ппЛ к кинетическо-
п
му пЫп, т.е. = 0.055, то отношение амплитуд
пЫп
максимумов доплеровских профилей эмиссии
Поскольку температура определяется не по одному участку доплеровского профиля (хотя формально это и возможно), а по совокупности точек всего контура, практически в пределах от максимума до уровня интенсивности не менее 10-5%, то среднее значение соотношений указанных выше температур может быть вычислено по формуле, введя соотношение АХ = хАХДЫп,
T ki n\ = 1 rTfa' njx = 1 _ 1 f J_ T eff\ m J T eff X m J x2
х
х ln
exp
2/ , Tki, X 1 _
T
th
dx,
В этом случае можно представить сложение двух доплеровских контуров с различными амплитудами и различными температурами и их сумму
где т факт
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.