книги из ГПНТБ / Лушев, Ю. Г. Физика верхней атмосферы Земли учебник

ГЛАВА III

РАДИАЦИЯ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ

§1. ОСНОВНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ПОТОКИ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ

Вверхней атмосфере, как и в нижней, имеются потоки корот­ коволновой и длинноволновой радиации. Основным источником коротковолновой радиации (X < 2,5 мкм) является солнечное из­ лучение.

Солнечное излучение порождает нисходящие потоки прямой и рассеянной радиации. В верхней атмосфере нисходящие по­ токи рассеянной радиации невелики ввиду малой плотности воз­ духа и небольшого содержания аэрозольных частиц.

Восходящий поток коротковолнрвой радиации в верхних сло­ ях атмосферы образуется за счет отражения солнечной радиа­ ции земной поверхностью и рассеяния нижележащими слоями атмосферы и облаками.

Кроме того, на высотах более 85—90 км генерируется излуче­

Это излучение называют обычно свечением ночного неба, хотя оно наблюдается и днем. Интенсивность такого излучения, од­ нако, весьма мала по сравнению с названными выше.

Длинноволновая радиация в основном генерируется землей, а также слоями тропосферы и нижней стратосферы. Вклад верх­ ней атмосферы в образование этой радиации невелик и состав­ ляет не более 10%, причем основную долю здесь вносят страто­ сферные слои, где еще имеется водяной пар, углекислый газ и озон. Поэтому выше 50—60 км нисходящие потоки длинноволно­ вой радиации практически отсутствуют. Здесь имеют место лишь восходящие потоки длинноволновой радиации, так называемая уходящая радиация. Радиационный фактор играет большую роль в формировании температурного режима верхней атмосферы, а следовательно, косвенным образом сказывается на циркуляции.

Изучение радиационного переноса в верхней атмосфере в на­ стоящее время интенсивно развивается на основе эксперимен­ тальных данных, полученных в результате измерений с помощью метеорологических и геофизических ракет, а также метеороло-

61

гических ИСЗ. Кроме того, используются теоретические методы на основе решения уравнений переноса радиации. Однако ис­ пользование этих уравнений применительно к условиям верхней атмосферы наталкивается на трудности, связанные с большим влиянием различного рода неравновесных процессов, обуслов­ ленных воздействием солнечной радиации. Этот вопрос рассмот­ рим более подробно в следующем параграфе.

§ 2. ОСНОВНЫЕ ОСОБЕННОСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЗАКОНОВ ПЕРЕНОСА ЛУЧИСТОЙ ЭНЕРГИИ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ

Для среды, в которой процессы рассеяния не играют большой роли, уравнение переноса монохроматической радиации можно записать в виде

ность поглощающего и излучающего данную длину волны газа, <*х — массовый коэффициент поглощения, j x — массовый коэф­

фициент излучения, s — направление переноса радиации.

Если среда однородна и находится в термодинамическом рав­ новесии, то интенсивность излучения в такой среде не будет за­ висеть от направления и от координат точек среды и будет равна интенсивности теплового излучения (Ех). В таком случае из урав-

среды (Ух) равна ее поглощательной способности (ах£ х). Сама ве­ личина Ех зависит от длины волны и температуры и опреде­

ляется формулой Планка.

В атмосфере строгого термодинамического равновесия не наблюдается по трем причинам:

во-первых, имеется температурный градиент, в результате че­ го Ех будет зависеть от направления;

во-вторых, фактором, нарушающим термодинамическое рав­ новесие, является отклонение распределения энергии в спектре излучения от закона Планка. Это значит, что температура излу­ чения будет зависеть от длины волны, чего не должно быть при равновесии;

в-третьих, температура излучения может не совпадать по ве­ личине с кинетической температурой, которая определяется зако­ ном распределения скоростей молекул по Максвеллу.

62

Все эти факторы приводят к тому, что закон Кирхгофа, стро­ го говоря, не выполняется в атмосферных условиях. Однако если говорить о небольших объемах среды, то они ведут себя в боль­ шинстве случаев так, как если бы они находились в термодина­ мическом равновесии при соответствующей температуре. Это со­ стояние называется локальным термодинамическим равновесием.

Физически понятие локального термодинамического равнове­ сия обосновывается тем, что время установления равновесия в малых объемах среды меньше, чем в больших. При наличии ло­ кального термодинамического равновесия даже в неизотермиче­ ской среде в каждой ее точке выполняется закон Кирхгофа, а уравнение переноса будет иметь вид

~ ~ Рлах Е\) • (2.3)

Вопрос о выполнении условий локального термодинамическо­ го равновесия в атмосфере Земли является довольно сложным и до сих пор нерешенным. В нижних наиболее плотных слоях атмосферы всякое возмущение очень быстро рассасывается бла­ годаря молекулярным столкновениям. В верхней же атмосфере, где плотность воздуха мала, возмущения, идущие от Солнца в виде электромагнитных и корпускулярных потоков, могут сильно повлиять на состояние атмосферы и действовать длительное вре­ мя, не затухая. Тогда закон Кирхгофа может и не выполняться, так как поглощение и излучение радиации какой-то длины волны могут определяться разными механизмами и не будут зависеть друг от друга.

По данным К. Я- Кондратьева и О. П. Филипович, в термо­ сфере, где температура составляет около 1000°К, солнечное из­ лучение может сильно нарушить равновесное распределение ато­

этому вопросы выполнимости закона Кирхгофа в этой области имеют важное значение.

Р. Гуди и А. Куртис установили, что для выполнения закона Кирхгофа необходимо, чтобы имело место неравенство т<^0, где т — время релаксации, т. е. время, в течение которого энергия внешнего излучения успеет перераспределиться по частицам, О — радиационное время жизни частицы, в течение которого она переизлучает полученную энергию. Это неравенство означает, что если время релаксации мало, то полученная энергия быстро распределяется по частицам вследствие взаимных столкновений и устанавливается равновесие. Наоборот, если радиационное время жизни частицы меньше времени релаксации, то она успе-

63

вает переизлучить полученную энергию, причем это излучение уже не будет равновесным, т. е. нарушится закон Кирхгофа.

По А. Куртису и Р. Гуди, радиационные времена жизни частиц в полосах поглощения НгО (6,3 мкм), СОг (15лю«) и Оз (9,6 мкм) составляют соответственно 6,1 • 10-2, 4,3 -10-1 и 7,0- 10~2сек. Вре­ мя релаксации оценить точно пока еще трудно. Предполагается, что оно примерно обратно пропорционально величине давления.

По оценкам тех же авторов, величина -у становится равной еди­

нице на высоте около 70 км. Поскольку эта оценка весьма ори­ ентировочна, то считают, что закон Кирхгофа хорошо выполняет­ ся до высот 50—70 км. Для более высоких слоев придется счи­ таться с отклонениями от этого закона.

В разреженных слоях атмосферы вместо локального термоди­ намического равновесия может наблюдаться монохроматическое лучистое равновесие, означающее, что данный объем воздуха по­ глощает столько же лучистой энергии данной длины волны, сколько излучает ее.

Проинтегрируем уравнение (2.1) по всем направлениям. Если существует монохроматическое лучистое равновесие, то интеграл от левой части будет равен нулю, и мы получим следующее ра­ венство:

Поскольку j x не зависит от направления, то будем иметь

Л j d<u= J a M"».

(2.5)

Таким образом, уравнение переноса в случае монохроматическо­ го лучистого равновесия примет вид

т. е. будет представлять собой интегро-дифференциальное урав­ нение относительно / х. Монохроматическое лучистое равновесие

осуществляется на тех высотах, где вследствие малой плотности воздуха столкновения частиц редки и поглощенная лучистая энергия в каком-либо спектральном интервале успевает снова излучиться в этой же длине волны; здесь время релаксации бу­ дет велико по сравнению с радиационным временем жизни ча­ стицы.

64

§ 3. ОСОБЕННОСТИ ПОГЛОЩЕНИЯ И СПЕКТРАЛЬНЫЙ СОСТАВ СОЛНЕЧНОЙ РАДИАЦИИ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ

в верхних слоях атмосферы и в значительной степени влияют на их тепловой режим. Поглощение ультрафиолетовой радиации в верхней атмосфере осуществляют в основном такие газы, как озон, молекулярный и атомный кислород, молекулярный и атом­ ный азот.

г нм

Рис. 3.1. Глубина проникновения ультрафиолетовой радиации Солнца в атмосферу

На рис. 3.1 показаны глубина проникновения радиации раз­ личных длин волн и основные полосы поглощения этой радиации различными газами.

В области 300—200 нм сильное поглощение осуществляется озоном. Здесь расположена довольно интенсивная полоса Гартлея (220—320 нм) с максимумом поглощения при X= 255 нм. Высота проникновения этой области лежит в пределах от 10 до

50 км.

Область 200—175 нм характеризуется наличием в ней погло­ щения Ог (полосы Шумана—Рунге). Высота проникновения здесь меняется довольно быстро.

В области 175—135 нм преобладает поглощение молекуляр­ ным кислородом (континуум Шумана—Рунге). Максимальное поглощение — при X— 145 нм. Высота проникновения — от 90 до

110 км.

Вобласти 135—105 нм поглощение осуществляется Ог, но до­ вольно слабо. Здесь располагается линия излучения водорода из серии Лаймана La при >• = 121,6 нм, которая не поглощается кислородом и азотом и может проникнуть до высоты 75 км.

Вобласти 105—20 нм имеются линии и полосы поглощения Ог, О, N2 и N. Высота проникновения — 100—150 км.

Изучение поглощения радиации при длинах волн менее 290 нм проводилось до 1946 г. лишь лабораторным путем. В ок­ тябре 1946 г. был осуществлен первый запуск ракеты со спектро­ графом на борту, который позволил получить спектр в интерва­ ле 290—210 нм.

Рис. 3.2. Осреднеиное распределение энергий в спектре Солнца за пределами атмосферы

Применение дифференциальных спектрографов', снабженных специальными фильтрами и счетчиками фотонов, дало возмож­ ность получить спектр Солнца в далекой ультрафиолетовой и рентгеновской частях спектра (X < 10 нм). Излучение в указан­ ных областях называют коротковолновой радиацией Солнца. Ко­ ротковолновая солнечная радиация (л. < 200 нм) имеет большое значение для процессов, происходящих в верхней атмосфере. Она химически наиболее активна и ответственна за процессы диссо­ циации Ог и N2, а также производит ионизацию атмосферных га­ зов, хотя на нее приходится всего лишь около 0,01% общего по­ тока солнечной радиации.

Результаты измерений наблюдений, выполненных с помощью ракет и спутников, а также теоретических исследований, позво­ лили получить распределение энергии в спектре Солнца за пре­ делами атмосферы. Осреднеиное распределение приведено на

рис. 3.2. На рисунке по оси ординат отложена энергия излучения

О

в эрг/см'2 ■сек- 1А, по оси абсцисс — длина волны в ангстремах. Величины энергии отнесены к среднему расстоянию от Земли до Солнца.

Из рис. 3.2 видно, что в далекой ультрафиолетовой части спек­

6В

тра вплоть до X = 100 нм. энергия излучения меньше, чем энер­ гия излучения, которая соответствовала бы в этой области излу­ чению черного тела при Т = 6000°К- Температура излучения па­ дает от значения 5000 °К при X = 208,6 нм до 4700 °К в проме­ жутке 145—128 нм.

Исключением здесь является очень интенсивная линия L

ОС

(X = 121,6 нм), принадлежащая, как было сказано выше, водо­ роду. В линии температура излучения возрастает до 6500 °К. Энергия излучения в линии La по оценкам Уикса составляет 6,1+0,45 эрг • см~2• сек _1 в максимуме солнечной активности и

Рис. 3.3. Распределение энергии в рентгеновской части спектра Солнца в период минимума солнечной активности

4 ,3 + 0 .3 5 эрг • см~2 • сек~~' в минимуме. Энергия излучения в рент­ геновской части спектра (X < 100 нм) значительно выше энергии излучения черного тела с температурой 6000°К- Значительная часть энергии в этом участке приходится на линии излучения, принадлежащие ионизированным газам (например, при X = 30,4 нм, соответствующей однократно ионизированному ге­ лию Не И).

Излучение в рентгеновской части спектра исходит из облас­ тей хромосферы и солнечной короны, имеющих значительно бо­ лее высокие температуры, чем фотосфера. Вследствие этого энер­ гия излучения здесь сильно зависит от солнечной активности (по­ казана пунктиром на рис. 3.2).

Распределение энергии излучения в рентгеновской части спек­ тра в эпоху минимума активности Солнца показано на рис. 3.3, где данные, полученные Хинтеррегером в 1960—1963 гг., норми­ рованы соответствующим образом.

Общая энергия излучения для области X < 102,7 нм состав­ ляет в период минимума солнечной активности 2,6 эрг • см"2 ■сек~1 а в период максимума — около 8 эрг • см"2 • сек ~г.

Интересно отметить, что максимальный вклад в излучение при X< 102,7 нм в период минимума солнечной активности (40%) вносит переходная область между хромосферой и коро­ ной, имеющая температуру в пределах 3- 104 — 6- 105°К, а в пе­ риод максимума (50%) — область короны с температурой

6* 105 — 3- 106°К.

§ 4. РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ СОЛНЦА

Помимо ультрафиолетового, видимого и инфракрасного участ­ ков спектра, Солнце излучает энергию и в диапазоне радиоволн. Источником радиоизлучения являются солнечная корона и хро­ мосфера, имеющие довольно высокие температуры (105—106°К), а также активные области на фотосфере. Кроме солнечного, ре­ гистрируется также радиоизлучение из космических источников. На волнах длиною несколько десятков метров энергия, идущая от Солнца, значительно меньше энергии фонового космического ра­ диоизлучения. В сантиметровом диапазоне энергия Солнца во много раз превышает космические источники и становится пре­ обладающей. Радиоизлучение Солнца в этом диапазоне довольно тесно коррелируется с уровнем солнечной активности. С этой целью используют измерение излучений на длинах волн 20 и 10,7 см.

Энергия радиоизлучения Солнца характеризуется довольно сильной изменчивостью. Во время вспышек величина излучения может возрасти в 107 раз.

В диапазоне длин волн менее 1 см Солнце является диском, имеющим размер фотосферы, с равномерным распределением яркости по диску. В интервале от 1 см до 1 м размеры диска остаются теми же, но имеют место увеличения яркости к краю диска. При длинах волн более 1 м должно наблюдаться увели­ чение размера диска.

Радиоизлучение спокойного Солнца состоит из двух компо­ нент. Первая из них относительно постоянна; изменяется она в течение 11-летнего цикла солнечной активности. Вторая компо­ нента медленно изменяется в связи с 27-дневным периодом, свя­ занным с вращением Солнца; обнаруживается эта компонента лишь на длинах волн от 3 до 60 см.

11-летняя вариация радиоизлучения связана с вариациями плотности солнечной короны. Вторая компонента связана с сол-

66

•нечными пятнами. Интенсивность ее примерно пропорциональна площади солнечных пятен. Возмущения радиоизлучения сопро­ вождаются часто изменением их частоты во времени.

§ 5. ОСНОВНЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ПОТОКОВ УХОДЯЩЕЙ РАДИАЦИИ ПО ТЕОРЕТИЧЕСКИМ РАСЧЕТАМ

И ДАННЫМ ИСЗ

Уходящая радиация представляет собой либо излучение зем­ ной поверхности, облаков и атмосферы, направленное в косми­ ческое пространство (длинноволновая уходящая радиация), либо солнечную радиацию, отраженную земной поверхностью, облака­ ми и рассеянную атмосферой (коротковолновая уходящая радиа­ ция). Большое значение имеет знание распределения интенсив­ ности уходящей радиации в зависимости от зенитного угла, уча­ стка спектра излучения, стратификации атмосферы и других фак­ торов. Подобного рода информация необходима для исследова­ ния оптических свойств атмосферы, для методики обработки ра­ диационных измерений с ИСЗ, а также для расчета радиацион­ ного баланса земного шара.

Угловое и спектральное распределения длинноволновой уходящей радиации

В основу теоретических расчетов потоков уходящей радиации принимается решение'уравнения переноса лучистой энергии в безоблачной атмосфере. В таком случае рассеянием можно пре­ небречь и записать уравнение в таком виде:

где Ux — интенсивность восходящего потока монохроматической

излучения абсолютно черного тела, зависящая от температуры, dm — элементарная масса поглощающего газа.

В качестве граничного условия чаще всего принимают:

где Т0 — температура подстилающей поверхности (или облака). Решение уровнения (5.1) для потока уходящей радиации при

указанном граничном условии имеет вид

69