Геомагнетизм и аэрономия, 2021, T. 61, № 6, стр. 769-776

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. В предыдущих работах [Кириллов и Белаховский, 2020а, 2020б; Kirillov and Bela-khovsky, 2019, 2021] были проведены расчеты профилей интенсивностей полос первой (1PG) и второй положительных (2PG) систем, полос Лаймана–Бирджа–Хопфилда (LBH) молекулярного азота, а также полос Инфракрасной Атмосферной (IRAtm) и Атмосферной (Atm) систем молекулярного кислорода, обусловленных спонтанными излучательными переходами между электронно-возбужденными состояниями молекул N₂ и О₂

на разных высотах верхней и средней атмосферы во время высыпания высокоэнергичных электронов (ВВЭ) в атмосферу Земли. На основании моделей электронной кинетики триплетных (${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + },$ B³Π_g, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, C³Π_u) и синглетных (${\text{a}}{\kern 1pt} {{'}^{1}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, a¹Π_g, w¹Δ_u) состояний молекулярного азота, а также состояний Герцберга (${{{\text{c}}}^{1}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, A'³Δ_u, ${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$) и синглетных состояний (a¹Δ_g, ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$) молекулярного кислорода были проведены расчеты профилей интенсивностей полос (1–5) с учетом излучательных и столкновительных процессов. Расчеты проводились в случае ВВЭ со средними энергиями от 10 кэВ (авроральные электроны) до 10 МэВ (релятивистские электроны). При расчетах были использованы профили скоростей ионообразования во время ВВЭ, рассчитанные в работах [Turunen et al., 2009; Artamonov et al., 2017] для моноэнергетических пучков электронов с изотропным питч-угловым распределением.

При вторжении в атмосферу Земли первичных космических лучей (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 (6), 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 триплетных (${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + },$ B³Π_g, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, C³Π_u) состояний молекулярного азота и синглетных (a¹Δ_g, ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$) состояний молекулярного кислорода на высотах средней атмосферы во время события GLE (Ground level enhancement) № 69 от 20 января 2005 г., при котором произошло возрастание скорости счета нейтронных мониторов, возникшее 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 молекулярного азота для высот средней атмосферы Земли во время ВВЭ представлена в работах [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020а]. В настоящих расчетах при вторжении КЛ аналогично рассмотрены процессы возбуждения пяти триплетных состояний N₂ вторичными электронами, образованных в процессах ионизации элементарными частицами, образованными в процессах (6):

При этом учтены следующие колебательные уровни указанных пяти состояний: ${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$ (v ' = 0–29), B³Π_g(v ' = 0–18), W³Δ_u(v ' = 0–21), ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$ (v ' = 0–15), C³Π_u(v ' = 0–4). Таким образом, для состояний ${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$, B³Π_g, W³Δ_u, C³Π_u учтено более 99% возбуждения в результате процессов (7), а для состояния ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$ – более 93% [Gilmore et al., 1992]. 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 ' ↔ B³Π_g,v ") и в полосах инфракрасного послесвечения (IRAG) (переход ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, v ' ↔ B³Π_g, v "), а также спонтанные переходы ${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$, v '→X¹$\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v " (полосы Вегарда–Каплана) (VK) [Gilmore et al., 1992].

Кинетическая модель электронно-возбужденного синглетного молекулярного кислорода для высот средней атмосферы Земли во время ВВЭ представлена в работе [Kirillov and Belakhovsky, 2021]. В настоящих расчетах интенсивностей полос молекулярного кислорода при высыпании КЛ аналогично [Kirillov and Belakhovsky, 2021] 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 c¹$\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, 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 ${{{\text{c}}}^{1}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$, 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 [Kirillov, 2008], а сравнение со всеми имеющимися в мировой научной литературе экспериментальными данными приведено в [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 ' = 0). Для неупругих столкновений молекул N₂(${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$, v ' > 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] было показано влияние роста плотности в средней атмосфере на рассчитанные колебательные населенности состояния B³Π_g. Поэтому B³Π_g состояние (аналогично W³Δ_u и ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$) может вносить вклад в возбуждение синглетных состояний a¹Δ_g и ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ молекулярного кислорода аналогично ${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$ состоянию при неупругих молекулярных столкновениях в средней атмосфере. Расчет констант гашения для столкновений N₂(B³Π_g) + O₂, N₂(W³Δ_u) + O₂ и N₂(${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$) + O₂ был проведен в [Kirillov, 2011]. В тех расчетах не было получено хорошего согласия с имеющимися экспериментальными данными [Piper, 1992; Umemoto, 2003] для столкновений N₂(B³Π_g, v = 0–12) + O₂. Однако, как было показано в [Kirillov, 2011], основными продуктами данного взаимодействия является процесс диссоциации молекулы кислорода и образование электронно-возбужденных молекул N₂(${{{\text{A}}}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$) и O₂(a¹Δ_g, ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$). Кроме того, экспериментальные данные по константам гашения для состояний W³Δ_u и ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$ 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 рассмотрено событие GLE, которому 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, который 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].

Воспользуемся в настоящей работе высотным профилем скоростей ионизации и потоков вторичных электронов для высот 20‒80 км для медленной компоненты солнечных КЛ. Для быстрой компоненты солнечных КЛ 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 другая, поскольку 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 и второй положительных систем молекулярного азота воспользуемся решением систем уравнений [Kirillov and Belakhovsky, 2019; Кириллов и Белаховский, 2020а] для получения концентраций электронно-возбужденных молекул N₂(B³Π_g, v ') и N₂(C³Π_u, v '):

где Y обозначают состояния A³$\Sigma _{{\text{u}}}^{ + }$, W³Δ_u, ${\text{B}}{\kern 1pt} {{'}^{3}}\Sigma _{{\text{u}}}^{ - }$; 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 ' и ${{{\text{X}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v = 0→ C³Π_u,v ' [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. Для расчета скоростей возбуждения электронно-возбужденных состояний молекулярного азота вторичными электронами воспользуемся спектром вторичных электронов и набором данных поперечных сечений для молекул N₂ и О₂ [Itikawa, 2006, 2009]. Кроме того, при расчете концентраций N₂(C³Π_u, v ') 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] для получения концентраций электронно-возбужденных молекул O₂(a¹Δ_g, v') и O₂(${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v'):

где Q ^a и Q ^b скорости возбуждения a¹Δ_g и ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$ состояний, соответственно; $q_{{0{\kern 1pt} v{\kern 1pt} '}}^{{X{\kern 1pt} a}}$ 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' и ${{{\text{X}}}^{3}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ - }$, v = 0 → ${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v' [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' > 0) и O₂(${{{\text{b}}}^{1}}\Sigma _{{\text{g}}}^{ + }$, v' > 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 k₁₆ = 1.7 × 10^–18 см³ с^–1 согласно [Burkholder et al., 2015], с k₁₇ = 2 × 10^–15 см³ с^–1 согласно [Dunlea et al., 2005; Kirillov, 2013; Burkholder et al., 2015].

На рисунке 1 показаны профили рассчитанных скоростей ионообразования и скоростей объемной интенсивности полосы 337 нм второй положительной системы N₂, связанной со спонтанными излучательными переходами (2) с v' = 0 → → v" = 0. Как видно из рис. 1, профиль объемной интенсивности полосы 337 нм во многом повторяет профиль скорости ионообразования. Лишь на нижних высотах рассмотренного интервала высот начинается сказываться гашение состояния C³Π_u [Kirillov, 2019]. Интегральная интенсивность полосы 337 нм согласно расчетам I₃₃₇ ~ 9 кР (1 Рэлей = 10⁶ фотон/см² с).

На рисунке 2 показаны профили рассчитанных скоростей объемных интенсивностей полос 749 и 669 нм первой положительной системы, обусловленных спонтанными излучательными переходами (1) с v' = 4 → v" = 2 и v' = 5 → v" = 2, соответственно. Как видно из рис. 2, процессы гашения состояния B³Π_g достаточно эффективны на высотах средней атмосферы Земли. Поэтому рассчитанные интегральные интенсивности полос 749 и 669 нм составляют I₇₄₉ ~ 290 Р и I₆₆₉ ~ 130 Р, а отношения к интенсивности полосы 337 нм второй положительной системы I₇₄₉/I₃₃₇ ~ 3.2 × 10^–2 и I₆₆₉/I₃₃₇ ~ 1.4 × 10^–2. Эти значения намного меньше соответствующих величин 1.6 и 0.7, рассчитанных в [Кириллов и Белаховский, 2020а] для высыпаний авроральных электронов и полученных с помощью результатов измерений оптических спектров полярных сияний во время запусков ракет на острове Хейса в 1972–1973 гг. [Кириллов и др., 1987].

На рисунке 3 приведены профили рассчитанных скоростей объемных интенсивностей полос 762 и 1270 нм молекулярного кислорода, связанных со спонтанными излучательными переходами (5) и (4) с v' = 0 → v" = 0, соответственно. При этом для полосы 1270 нм расчеты приведены для времен t = 1, 3, 10 и 30 минут после начала высыпания высокоэнергичных протонов. Поскольку излучательное время жизни состояния a¹Δ_g больше часа, а константа скорости гашения процесса (16) принимает очень маленькие значения, для высот выше ~40 км наблюдается рост О₂(a¹Δ_g, v = 0) на протяжении десятков минут высыпания КЛ. Рассчитанная интегральная интенсивность полосы Инфракрасной Атмосферной системы I₁₂₇₀ варьируется от ~1 кР при t = 1 минута до ~2 кР при t = 30 минут. 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 составляет I₇₆₂ ~ 60 Р.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основании моделей электронной кинетики триплетных состояний молекулярного азота и синглетных состояний молекулярного кислорода для средней атмосферы Земли, представленных в работах [Кириллов и Белаховский, 2020а; Kirillov and Belakhovsky, 2019, 2021], проведен расчет профилей интенсивностей полос первой и второй положительных систем N₂, Инфракрасной Атмосферной и Атмосферной систем О₂ в случае высыпания в атмосферу Земли высокоэнергичных протонов во время события GLE (Ground level enhancement) № 69 от 20 января 2005 г.

Расчеты показали, что практически на всем рассматриваемом интервале высот 20–80 км имеется значительный вклад процессов гашения состояния B³Π_g при молекулярных столкновениях. Это приводит к существенному уменьшению отношения интегральных интенсивностей I₇₄₉/I₃₃₇ и I₆₆₉/I₃₃₇ по сравнению с авроральными высыпаниями электронов [Кириллов и др., 1987; Кириллов и Белаховский, 2020а]. 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.