Файл: Омхольт, А. Полярные сияния.pdf

Здесь Gxß — момент перехода, слабо зависящий от сред­ него межъядерного расстояния. Для разрешенных опти­ ческих переходов обычно принимается, что выражение

для Gxb имеет такой же вид, как и для R2.

Поскольку моменты перехода R2Cи G2 слабо зависят от

г, а следовательно, от колебательного квантового числа, распределение интенсивности между различными поло­ сами и скорости возбуждения на различные колебательные уровни зависят главным образом от множителя Франка—

гарда—Каплана были проведены Чандрайхом и Шефер-

дом [43].

При разумных значениях температур (гл. 6) почти все молекулы, находящиеся в основном состоянии, пребывают на нулевом колебательном уровне, поэтому скорости воз­ буждения не сильно зависят от температуры атмосферы.

Имея соответствующие данные, можно теоретически вычислить синтетические спектры и сравнить их с наблю­ дениями. При вычислениях нужно ввести поправку на ко­ нечную ширину щели спектрографа. Это надежный метод анализа более сложных частей спектра полярного сияния. Пример такого анализа, выполненного Шемански и Валланс Джонсом [172], показан на рис. 5.2.

При вычислении истинных скоростей заселения надо также учитывать каскадные переходы с более высоких сос­ тояний. Например, состояние В 3Пг молекулы N° засе­ ляется как прямым возбуждением из основного состояния „

R2 и G2 от /• не учитывалась. С тех пор было выполнено много работ, и мы упомянем наиболее важные, появившие-

Рис. 5.2. Спектр полярного сияния типа В [172]. Тонкая ли­ ния— полный синтетический спектр, пунктирная линия — 1-я по­ ложительная система полос N2 (250 К), штрих-пунктирная линия —

линия — разность синтетического и наблюдаемого спектров Д%= 15 Â.

ся с 1960 по 1970 г. Более ранние работы, выполненные до 1960 г., приведены в книге Чемберлена [42].

Бродфут и Хантен [34] изучали полосы системы Вегар- да—Каплана и полосы первой и второй положительных систем N2 . Они пришли к выводу, что почти все возбужде­ ние полос системы Вегарда— Каплана осуществляется каскадным переходом (полосы первой положительной сис­ темы). Ахмед [16] пришел к такому же выводу. Это не сог­ ласуется с вычислениями Столярски и Грина [188] (табл. 5.1). Они также заключили, что каскадный переход через полосы второй положительной системы дает замет­ ный вклад в возбуждение полос первой положительной системы (около 17%). Шемански и Валланс Джонс [172] обнаружили значительные различия в распределении ко­ лебательных уровней в полосах первой положительной системы между сияниями типа В и сияниями на больших высотах. Около 5% вклада от каскадных переходов лучше

объясняет данные наблюдений, но не очень точно (п. 4.2.5). Они провели предварительное изучение полос первой от­

рицательной системы Ot и не обнаружили расхождения между предсказанными (на основании электронных воз­ буждений) и наблюдаемыми интенсивностями. Распреде­ ление интенсивностей полос первой отрицательной системы

N2 также согласуется с электронным возбуждением [42]- Бенеш идр. [26, 27] заключили, что наблюдаемая струк­ тура колебательных полос 2-й положительной системы N2 указывает на колебательную температуру молекул основ­ ного состояния около 2000 К, в этом случае заселяются более высокие колебательные уровни основного состояния. Колебательные температуры, возможно, выше при элек­ тронном возбуждении (п. 5.1.1). Для полос первой поло­ жительной системы их вывод о каскадных переходах сог­

в пользу того, что возбуждение протонами ведет к более сильному развитию колебательного возбуждения, чем воз­ буждение электронами [42]. Такие свидетельства пока не однозначны, поскольку мощные источники возбуждения могут приводить к чисто колебательному возбуждению, и при последующих исследованиях не удалось обнаружить этого эффекта [149, 174]. Из спектров полярных сияний не следует, что хотя бы частичное усиление колебательного возбуждения имеет место в протонных сияниях [82].

Итак, наблюдаемое распределение интенсивностей со­ гласуется с предположением, что основным процессом воз­ буждения является электронное и протонное возбуждение нейтральных молекул из основного состояния в прибли­ жении теплового равновесия. На больших высотах распре­ деление интенсивностей, возможно, иное из-за колеба­ тельного возбуждения молекул в основном состоянии и слабого перераспределения в результате столкновений к тепловому равновесию. Следует иметь в виду, что аврораль­ ные эмиссии излучаются с большого диапазона высот, где плотность меняется на несколько порядков. Существующие разногласия между наблюдениями и теорией в количествен­ ном отношении, вероятно, не больше, чем можно объяснить ошибками наблюдений и приближениями, используемыми

Рис. 5.3. Запись пламенного полярного сияния (Йеркская об­ серватория). '

Рис. 5.4. Записи "'пульсирующего полярного сияния (Тромсё). Интервалы, отмеченные стрелочками, были обработаны как от­ дельные записи, по которым были вычислены данные значения т. Кружки — кривая для / (А4278), построенная на основании кривой І(к5577) при помощи уравнения (5.27) при т = 0,75 с.

Испускание фотонов полос первой отрицательной сис­ темы происходит за время ІО-7— ІО-8 с, поэтому для наших целей мы можем всегда считать излучение этих полос про­ порциональным возбуждению и находящимся с ним в фазе. Хот факт, что отношение интенсивностей полос первой от­ рицательной системы и зеленой линии в спокойном поляр­ ном сиянии обычно практически постоянно (пп. 4.2.2 и 5.3.1), свидетельствует в пользу точки зрения, что соответ­ ствующие коэффициенты возбуждения приблизительно пос­

тоянны-