Файл: Омхольт, А. Полярные сияния.pdf

ные из лабораторных и теоретических данных. Обзор из­ мерений, выполненных на спутниках, был сделан О’Брайе­ ном [57].

2.3. Теоретическое высотное распределение интенсивностей полос первой отрицательной системы N2

Если энергии и питч-углы вторгающихся электронов известны, то можно вычислить высотное распределение свечения полярного сияния при условии, что соответствую­ щие эффективные сечения известны с достаточной точ­ ностью. Аналогично свойства распределений по энергиям и питч-углам можно изучить из высотного распределения свечения полярного сияния. Однако это сопоставление не вполне корректно, поскольку имеются две переменные величины в теоретических расчетах и только одна в на­ блюдениях. Как говорилось в предыдущем разделе, полосы первой отрицательной системы № + непосредственно свя­ заны с ионизацией, поэтому можно оценить излучение этих полос по известным свойствам электронов. Для других эмиссий связь между первичными частицами и интенсив­ ностью более неопределенна (см. гл. 5).

При вычислении ионизации, производимой электроном вдоль его траектории в воздухе, оказывается, что макси­ мальная эффективность имеет место на очень небольшом расстоянии от конца траектории, в точке, где электрон имеет энергию около 150 эВ. Согласно тому что было ска­ зано в предыдущем разделе, свечение вдоль траектории движения электрона будет распределено в соответствии с эффективностью ионизации. Это вместе с экспоненциаль­ ным ростом атмосферной плотности дает очень резкое и концентрированное распределение свечения по высоте для моноэнергетических электронов, вторгающихся в атмос­ феру вдоль магнитных силовых линий.

Однако картина значительно усложняется по той при­ чине, что электроны в магнитном поле движутся по винто­ вым траекториям. Неупругие, как и упругие, столкновения вызывают беспорядочные изменения направления скорос­ ти электрона. Поскольку каждый электрон за время жизни испытывает большое число таких столкновений, эффект рассеяния важен как определяющий фактор в формиро­

вании функции распределения свечения по высоте в ат­

мосфере.

Эта проблема изучалась теоретически [68] и эксперимен­ тально [31]. Чемберлен [19] дал обстоятельный обзор тео­ рии Спенсера в приложении к частицам, проникающим в атмосферу. Поэтому мы ограничимся физическими аспек­ тами и их приложением к полярным сияниям [15, 63—66].

Когда параллельный пучок электронов вводится в

камеру с азотом или воздухом при постоянном давлении, отдельные электроны рассеиваются из первичного пучка и вызывают диффузное свечение. Такой эксперимент в азоте осуществлялся с электронами в диапазоне энергий от 5 до 54 кэВ и измерялась результирующая интенсивность полос первой отрицательной системы [31]. Если бы накла­ дывалось магнитное поле, как в случае атмосферы Земли, то электроны не рассеивались бы существенно от силовой линии, вдоль которой они входят, поскольку между стол­ кновениями они вынуждены двигаться по винтовой траек­ тории вдоль силовой линии. Таким образом, свечение бы­ ло бы ограничено узкой трубкой, параллельной магнитной силовой линии*. Но поскольку единственное действие маг­ нитного поля состоит в том, чтобы заставить частицу дви­ гаться по винтовой траектории вдоль силовой линии, то распределение свечения вдоль трубки будет таким, каким оно было бы, если бы свечение, наблюдаемое при отсут­ ствии поля, было спроецировано на магнитную трубку. Поскольку ширина трубки мала по сравнению с длиной пути, на котором электроны теряют энергию, можно для всех практических целей рассматривать ее как отдельную силовую линию с интегрированием по слою, перпендику­ лярному направлению магнитного поля.

* Гирораднус электронов с энергией несколько килоэлектрон­ вольт в земной атмосфере равен нескольким метрам или меньше. Поскольку средний угол рассеяния мал, электрон после столкно­ вения будет двигаться по винтовой траектории вдоль силовой ли­ нии, которая в среднем меньше чем на 1 м отстоит от той, вдоль которой он двигался до столкновения. Этот эффект будет приво­ дить к диффузии узкого пучка электронов, приходящего вдоль какой-либо] силовой линии, но только в пределах поперечника не­ сколько десятков метров. Это подтверждается узостью лучей полярных сияний (разд. 2.6).

Рис. 2.1. Нормированная функция распределения диссипации энергии для четырех угловых дисперсий вторгающегося пучка электронов [63]. 1 — изотропный пучок (0—80°), 2 — изотропный пучок (0—70°), 3 — косинусоидальное распределение, 4 — парал­ лельный пучок.

Пусть R — средняя длина свободного пробега элек­ трона в отсутствие рассеяния, т. è. глубина проникнове­ ния, измеренная вдоль отдельной траектории (в граммах на 1 см2 вдоль траектории). Для отдельного электрона дей­ ствительная глубина проникновения является результатом статистических процессов, поэтому будет иметь место не­ большая статистическая вариация глубин проникновения, ведущая к пространственной дисперсии частиц с одинако­ вой первоначальной энергией. Обозначим через г глубину проникновения электрона вдоль магнитной силовой линии. Интерес представляет интегральное свечение над слоем, перпендикулярным направлению силовой линии, как функ­ ция z. Согласно работам [31, 68], это излучение в функ­ ции z/R оказывается практически одним и тем же для всех энергий электронов, заключенных в изучаемом диапазоне (от 5 до 54 кэВ). Средняя функция распределения [63] показана на рис. 2.1. Кривая 4 соответствует пучку час­ тиц, проникающих в атмосферу вдоль магнитной силовой

46 ГЛАВА 2

линии. Часть свечения, соответствующая отрицательным значениям z/R, обусловлена обратно рассеянными элек­ тронами и представляет собой часть энергии, которая рас­ сеивается обратно в пространство. Как ожидалось, эта часть энергии относительно больше для более широкого распределения по питч-углам, так как для электронов, приходящих с большим питч-углом Ѳ, достаточно лишь небольших углов рассеяния, чтобы заставить частицы дви­ гаться обратно вверх. Процессы обратного рассеяния элек­ тронов подробно рассмотрены в работах 170, 76]. Чтобы иллюстрировать важность рассеяния, мы приводим не­ сколько Цифр из подробных вычислений [70]. В диапазоне энергий электронов от 20 до 100 кэВ доля обратно рассеян­ ных электронов составляет около 20, 40 и 70% для Ѳ30, 60 и 80° соответственно.

Принимая изотропное распределение электронов по питч-углам между 0 = 0° и Ѳ = Ѳт > Рис [63] вычислил нормированную диссипацию энергии X (z/R) для Ѳт 70 и 80° в функции углового распределения от cos Ѳ. Эти ре­ зультаты показаны на рис. 2.1.

Если изменение плотности атмосферы с высотой из­ вестно с достаточной точностью, то легко получить высот­ ное распределение излучения полос первой отрицательной системы №+. Тот факт, что градиент атмосферной плотности не параллелен магнитному полю, существенно не нарушает картину, поскольку электроны, приходящие по какой-ли­ бо силовой линии, заключены в трубке диаметром не­ сколько десятков метров. Атмосферная плотность на таком расстоянии изменяется незначительно. Следовательно, из­ лучение на единицу остаточного пробега, выведенное в [68] и измеренное в [31] для вторгающегося пучка, с уче­ том рассеяния легко перевести в излучение на единицу длины вдоль силовой линии или на единицу высоты в ат­ мосфере по изменению плотности атмосферы с высотой.

Распределение свечения в функции длины пробега

z было бы геометрическим расстоянием, если бы плотность воздуха была постоянной вдоль всей траектории. Однако в атмосфере излучение на единицу длины траектории I

ревшее значение этого отношения, равное 50, которое из­ меняет только абсолютные величины интенсивности эмис­ сии.) Та же функция % (z/R) была использована во всем диапазоне энергий, хотя измерения [31] охватывали об­ ласть энергий только от 5 до 54 кэВ. Небольшая ошибка, вероятно, связана с экстраполяцией. На верхнем пределе . 300 кэВ радиационные потери еще несущественны по срав- ■ нению с ионизационными, тогда как при самых низких > энергиях потери на одно неупругое столкновение все еще малы по сравнению с полной энергией. Для получения очень точного распределения свечения необходимо учиты­ вать изменение относительного содержания N2 в атмосфере

с высотой [63, рис. 4].

Кроме того, Рис [63] вычислил высотные профили эмис­ сии для электронов с экспоненциальным распределением энергии и изотропным распределением по питч-углам. Рис предполагал, что магнитные силовые линии в зоне поляр­ ных сияний вертикальны, в лучшем случае имеют наклон около 80°. В следующей статье [64] он показал, что необ­ ходимая поправка весьма мала.

Для последующего рассмотрения электронов полярных сияний читатель отсылается к обзорной статье Риса [66]. Подробные вычисления рассеяния первичных электронов и скорости ионизации в функции высоты были сделаны в

работе [78] методом Монте-Карло. Профили ионизации хорошо согласуются с полученными в [63].

2.4. Высотные распределения других эмиссий

Для других эмиссий полярных сияний связь между свойствами вторгающихся электронов и интенсивностью эмиссий недостаточно хорошо понята и поэтому количе­ ственно известна в меньшей степени. Этот вопрос будет рассмотрен более строго в разд. 4.2 и в гл. 5. Как подтвер­ ждается этим рассмотрением, вполне вероятно, что высот­ ные распределения интенсивной запрещенной'зеленой ли­ нии кислорода %5577 и полос первой отрицательной сис­ темы №+ обычно сходны. Если принять во внимание кри­ вую чувствительности используемых фотоэмульсий, рас­ пределение интенсивности в спектре полярного сияния

и сходство высотных распределений линии %5577 и полос первой отрицательной системы, то становится очевидным, что высотные распределения, полученные по фотографиче­ ским наблюдениям, могут дать существенную информацию об энергиях первичных электронов. Это важно, поскольку имеется значительный объем наблюдательного материала, полученного фотографическими методами. В последние годы благодаря применению фотоэлектрических методов и интерференционных фильтров имеет место усиленный приток данных о высотном распределении свечения в от­ дельных линиях и полосах полярных сияний.

2.5. Энергия электронов по высотному распределению излучения полярных сияний

Высоты полярных сияний изучались несколькими ис­

ряли высоты отдельных деталей, которые хорошо отожде­ ствлялись из различных пунктов наблюдения и, таким образом, могли использоваться для параллактических изме­ рений, тогда как Харанг [33] и Харанг и Омхольт [36] изучали высотное распределение свечения в полярных сияниях. Все эти измерения производились фотографичес­ ким методом. Харанг до некоторой степени применял филь­ тры, чтобы выделить отдельные участки спектра, а затем фотоэлектрическую технику [35]. Но фотоэлектрические измерения Белона и др. [15], включающие параллактичес­ кие измерения по наблюдениям с фотоэлектрическими фото­ метрами, снабженными узкими интерференционными филь­ трами, превосходят эти наблюдения. Поэтому мы познако­ мимся сначала с данными Белона, а затем посмотрим, какую дополнительную информацию можно извлечь из старого фотографического материала.

Белон и др .[15] осуществили параллактические изме­ рения форм полярного сияния при помощи фотометров, сканировавших в геомагнитном меридиане, с двух станций— Колледж и Форт Юкон. Они расположены на расстоянии 226 км почти на одном геомагнитном меридиане. Из­ меряемые расстояния по вертикали от точки максимума интенсивности до верхней Іи и нижней lL точек, где интен-