Метеорология и физика верхней атмосферы - Крейг Р.А.

Автор: Крейг Р.А.
Теги: метеорология климатология атмосфера
Год: 1970
Похожие
Динамическая метеорология
Метеорология планет
Конечно-разностные методы в гидродинамическом моделировании атмосферы
Динамика пограничного слоя атмосферы
Текст
                    Р. А. КРЕЙГ
МЕТЕОРОЛОГИЯ И ФИЗИКА
ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЫ
Перевод с английского
д-ра физ.-мат. наук Б. Н. ТРУБНИКОВА
Под редакцией и с предисловием
д-ра техн. наук А. А. КМИТО
ГИДРОМЕТЕОРОЛОГИЧЕСКОЕ ИЗДАТЕЛЬСТВО
ЛЕНИНГРАД • 1970

УДК 551.51
THE UPPER ATMOSPHERE
Meteorology and Physics
by
RICHARD A. CRAIG
DEPARTMENT OF METEOROLOGY
THE FLORIDA STATE UNIVERSITY
TALLAHASSEE, FLORIDA
1965
AP
academic press New York and London
В книге рассматривается широкий круг вопросов
(от элементарных физических явлений в верхней
атмосфере до макромасштабных процессов), являю¬
щихся предметом изучения метеорологической науки.
Предпринята попытка изложить вопросы физики
верхних слоев атмосферы с современной точки
зрения.
Показана связь аэрономических и химических
процессов с метеорологическими и описаны различ¬
ные методы исследования верхних слоев атмосферы.
Книга рассчитана на метеорологов, а также
аспирантов и студентов гидрометеорологических ву¬
зов и географических факультетов университетов.
2-9-7
46-70

ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА
К метеорологии и физике верхней атмосферы Земли в на¬
стоящее время большой интерес проявляют не только ученые,
непосредственно работающие в области физики атмосферы. Она
весьма интересует и целый ряд специалистов смежных областей
науки и техники, таких, как астрофизика, радиофизика, космо¬
навтика, ракетостроение, авиация, инфракрасная техника и т. и.
Этот интерес обусловлен стремлением не только познать явле¬
ния и процессы, протекающие в атмосфере и околоземном кос¬
мическом пространстве, но и использовать имеющиеся знания
для решения ряда практических задач, направленных на разви¬
тие и совершенствование разнообразнейших устройств, дейст¬
вие которых зависит от состояния атмосферы.
Достижение указанных целей обеспечивается периодическим
изданием как оригинальных исследований, так и обобщающих
монографий или справочных пособий, систематизирующих по¬
лучаемые научные результаты. В области исследований верх¬
ней атмосферы и космического пространства последние осо¬
бенно необходимы сейчас еще и потому, что бурное развитие
этих исследований,связанное с использованием ракет (с 1945 г.)
и спутников (с 1957 г.), вызвало появление не менее бурного
потока новой научной информации. Эта информация распылена
по различным журналам, сборникам, докладам и другим изда¬
ниям, а кроме того, будучи изложенной различными авторами,
она оказывается неравноценной и носит специфический характер.
Ярким подтверждением необходимости создания обобщаю¬
щих работ является издание в США и Англии международной
серии монографий по геофизике, состоящей из восьми томов,
которые создавались в период с 1959 по 1965 г. Отдельные
тома этой серии посвящены главным образом изложению про¬
блем физики, химии и динамики верхней атмосферы. Большая
часть из них уже переведена на русский язык и выпущена
в свет различными издательствами (т. 2. Дж. Чемберлен. Фи¬
зика полярных сияний и излучения атмосферы. Изд-во

иностр. лит., М., 1963; т. 4, X. Юнге. Химический состав и ра¬
диоактивность атмосферы. «Мир», М., 1965; т. 5, Р. Флигль и
Дж. Бузингер. Введение в физику атмосферы. Изд-во иностр.
лит., М., 1965 и др.).
Монография Р. Крейга представляет собой посдедний, вось¬
мой том этой серии. Она является и ее логическим заверше¬
нием. Основное содержание книги составляют описание и ана¬
лиз физических условий в верхней атмосфере с максимально
возможным привлечением результатов, полученных в разных
странах вплоть до 1964 г.
Автор стремится наиболее детально и обстоятельно рассмот¬
реть все проблемы, а также их наиболее интересные и важ¬
ные аспекты. При этом он широко пользуется ссылками на
известные ему труды, включая некоторые работы советских ав¬
торов.
Большое внимание уделяется систематизации вновь полу¬
ченных результатов измерений и наблюдаемых эффектов. Это
делается даже тогда, когда следующие из них выводы пока еще
не могут быть достаточно четко сформулированы, а тем более
объяснены. В связи с этим в книге ставятся и излагаются во¬
просы, которые существенны для понимания физики процессов,
происходящих в атмосфере на различных высотах, даже в том
случае, когда имеющихся данных недостаточно для их оконча¬
тельного решения. Это требует вдумчивой работы с книгой, что
следует иметь в виду особенно студентам и молодым специа¬
листам.
Верхняя атмосфера является областью, которая непосред¬
ственно взаимодействует с излучениями, приходящими к Земле
от Солнца и из космического пространства. В ней практически
полностью поглощаются корпускулярное, рентгеновское и
ультрафиолетовое излучения, сгорают метеорные частицы, по¬
глощаются и существенно преобразуются космические лучи.
В результате этого в ней происходят разнообразные физико¬
химические и ядерные реакции, вызывающие протекание ряда
специфических процессов, в том числе диссоциации, ионизации,
рекомбинации, флуоресценции и фосфоресценции. На характере
их протекания существенно сказываются условия более или ме¬
нее высокого вакуума и действие магнитного поля Земли. В ре¬
зультате этих процессов возникают явления полярных сияний,
зодиакального, сумеречного и ночного свечения атмосферы, об¬
разуются ионосфера, радиационные пояса Земли и т. д. Все
эти явления и вызывающие их процессы рассматриваются
в монографии в общем плане и, насколько это возможно, с еди¬
ных позиций. Кроме того, дается характеристика излучений,
взаимодействующих с атмосферой, рассматриваются атмосфер¬
ные примеси, в том числе радиоактивные продукты атомных
взрывов и их перенос на больших высотах.
4

Особенно детально в книге описывается состояние атмо¬
сферы на высотах от тропопаузы до уровня примерно 300 км, где
получены наиболее обширные новые результаты. Примеча¬
тельно, что автором книги приводится описание методов и ап¬
паратуры, с помощью которых эти результаты были получены.
Большой интерес и определенную новизну представляют
описание структуры и анализ особенностей процессов, проте¬
кающих в различных слоях верхней атмосферы. Последние вы¬
деляются в соответствии с рекомендациями Всемирной метео¬
рологической организации, как это принято и в отечественной
литературе (Хвостиков И. А. Высокие слои атмосферы. Гидро-
метеоиздат, Л., 1964 и др.). Анализ проводится с помощью ха¬
рактерных для метеорологии приемов, которые основываются
на рассмотрении полей с изолиниями распределения отдельных
элементов во времени и пространстве. Определяются, насколько
это сейчас возможно, вариации полей отдельных элементов по
сезонам года, времени суток, по высотам и районам земного
шара. В некоторых случаях автор даже пытается дать климато¬
логическое описание отдельных слоев верхней атмосферы.
Метеорологический подход к анализу верхней атмосферы
требует использования максимально возможного количества ин¬
формации, привлекаемой в виде непосредственных результатов
наблюдений, либо выводов, полученных другими исследовате¬
лями. В связи с этим библиография данной книги является
весьма богатой и полезной. При этом, конечно, сказываются
личные интересы автора и направление его научной деятель¬
ности. Поэтому наиболее интересными, как нам представляется,
оказались главы, в которых рассматриваются процессы, проте¬
кающие в стратосфере и мезосфере, где большую роль играет
атмосферный озон, а также главы, посвященные описанию со¬
става и циркуляции на этих уровнях, включая анализ прилив¬
ных движений в нижней термосфере.
Мы не считаем целесообразным более детально анализиро¬
вать здесь содержание и построение данной книги, так как ав¬
тор сам делает это в первой главе, являющейся вводной. Кроме
того, в введении к каждой главе указываются принципы ее на¬
писания, отбора и размещения излагаемого материала по па¬
раграфам и подпараграфам.
Первой монографией по вопросам верхней атмосферы яви¬
лась «Аэрономия» М. Николе, русский перевод которой был вы¬
пущен издательством «Мир» в 1964 г. С тех пор вышло в свет
большое число работ, в которых рассматриваются отдельные
проблемы физики верхних слоев атмосферы, а особенно ионо¬
сферы. К ним, кроме упоминавшихся ранее монографий, отно¬
сятся такие сборники, как «Исследования космического про¬
странства», «Наука», М., 1965 (материалы, доложенные на Все¬
союзной конференции по физике космического пространства,

которое состоялось в Москве в июне того же года); «Электрон¬
ная концентрация в ионосфере и экзосфере», «Мир», М.*, 1966
(труды Второго международного симпозиума Института перс¬
пективных исследований НАТО, состоявшегося в 1963 г.); «Сол¬
нечный ветер», «Мир», М., 1968 (сборник работ под редакцией
Р. Маккина и М. Нейгебауэра) и др. Но обобщающих работ
монографического характера выходило мало. Среди них сле¬
дует отметить интересную работу Полякова В. М. и др. Ионо¬
сферные процессы. «Наука», Новосибирск, 1968. Материал
этой работы, однако, ограничен сравнительно узкими рамками
рассматриваемой проблемы. Поэтому издание настоящей моно¬
графии является весьма необходимым и своевременным.
Работа Р. Крейга написана на основе конспекта лекций, про¬
читанных им в университете штата Флорида. Это делает ее до¬
ступной для широкого круга читателей, включая студентов
старших курсов. В то же время для книги характерен широкий
охват проблем и экспериментальных материалов, относящихся
к верхней атмосфере. Автор достаточно широко использует ма¬
тематический аппарат и современные физические представле¬
ния, что делает ее интересной и для опытных специалистов. Все
сказанное выгодно отличает данную работу от ранее вышедших
монографий. Вместе с тем некоторые вопросы физики верхней
атмосферы изложены в книге довольно схематично. Последнее
относится в первую очередь к физике переноса излучений, ана¬
лизу методов измерений и аппаратуры, а также к турбулент¬
ному переносу различных субстанций. Для более полного зна¬
комства с указанными вопросами можно воспользоваться из¬
вестными монографиями К. Я. Кондратьева, А. С. Монина и
А. М. Яглома, автора этих строк и др.
Книга в целом содержит весьма интересный и полезный ма¬
териал. Она представляет собой одну из наиболее полных и
удачных попыток систематизации знаний по физике и метеоро¬
логии верхней атмосферы. Мы надеемся, что ее с интересом
прочтут не только специалисты в области физики атмосферы,
но и ряда смежных областей науки и техники. Работа Р. Крейга
может быть использована и как справочное пособие по рас¬
сматриваемым в ней вопросам.
5 июля 1969 г.
А. КМИТО

ПРЕДИСЛОВИЕ
В течение последних 15 лет объем знаний о верхней атмо¬
сфере нашей планеты возрастал с огромной быстротой. Исполь¬
зование усовершенствованных шаров-зондов, геофизических ра¬
кет и искусственных спутников Земли привело к обширному
количеству наблюдений и сильно стимулировало соответствую¬
щие исследования. В научных журналах им посвящалось по
нескольку тысяч страниц в год. В настоящее время трудно соз¬
дать всеобъемлющую книгу, которая удовлетворяла бы всех
специалистов, подобно работе профессора Митры (1948 г.). Тем
не менее новая книга нужна, чтобы привлечь внимание к по¬
ставленным вопросам. Целью данной книги является введение
в метеорологию верхней атмосферы.
Понятие «верхняя атмосфера», как и понятие «метеороло¬
гия», неоднозначно. В этой книге под верхней атмосферой под¬
разумевается атмосфера выше тропопаузы, хотя в других ли¬
тературных источниках нередко так называют более высокие
слои атмосферы.
Метеорологическими понятиями как в справочниках, так и
на практике обычно оперируют применительно к атмосфере, не
превышающей некоторого, не четко определенного уровня. Этим
уровнем, который в последние годы оказался сдвинутым вверх,
теперь считают высоту около 30 км. Метеорологи преимуще¬
ственно имеют дело с широким кругом сложных проблем, свя¬
занных с этой частью атмосферы, и сравнительно мало занима¬
ются исследованиями атмосферы выше, скажем, 30 км. В иссле¬
дованиях более высоких уровней в основном участвуют физики,
химики и специально подготовленные астрономы, часто называе¬
мые аэрономами.
Тем не менее я чувствую, что такое строгое разграничение
атмосферы по высоте проводить нельзя, особенно если это пре¬
пятствует пониманию явлений в их связи.
Метеорология охватывает много различных проблем — от
турбулентности и диффузии до общей циркуляции, от физики
7

облаков до численного прогноза погоды. Однако большинство
метеорологов считают, что главной проблемой метеорологии
является прогноз и в конечном счете управление поведением
атмосферы, подверженной влиянию известных сил и граничных
условий на вращающейся планете. Это вызывает большой инте¬
рес к структуре, циркуляции и взаимодействию атмосферы как
целого, а особенно к изменениям во времени, определяемым
экспериментально или теоретически. С этой точки зрения нет
основания считать, что метеорология должна ограничиваться
тропосферой или только тропосферой и нижней стратосферой.
Мне хотелось бы прогнозировать, что в течение ближайших
10—20 лет будет активно развиваться та отрасль науки об ат¬
мосфере, которая имеет дело с верхней атмосферой в моем по¬
нимании этого термина. Назовут ли ее метеорологией верхней
атмосферы, не знаю, но это следовало бы сделать. Для разви¬
тия метеорологии верхней атмосферы необходимо сотрудни¬
чество метеорологов, аэрономов, физиков и, возможно, других
специалистов. Надеюсь, что эта книга будет в некоторой сте¬
пени стимулировать такое сотрудничество.
Трудности создания книги огромны, ибо результаты иссле¬
дований в промежуточных областях науки гораздо легче изла¬
гать в общих выражениях, чем применять на практике. Метео¬
ролог, который попытается проводить наблюдения в верхней
атмосфере, прежде всего должен познакомиться с основными
астрономическими, физическими и химическими проблемами, со¬
вершенно отличными от тропосферных. Хотя и не требуется,
чтобы он стал экспертом по всем этим вопросам, тем не менее
он должен понимать, оценивать их и уметь связаться с людьми,
знающими эти вопросы. Соответственно аэроном, который попы¬
тается использовать свои наблюдения применительно к метеоро¬
логии (или метеорологию для интерпретации своих наблюдений),
должен знать, что вращающаяся сжимаемая турбулентная
жидкость является крайне сложной системой, которую невоз¬
можно описать с помощью ряда упрощений классической фи¬
зики.
Я написал книгу в расчете на читателя метеоролога, сделал
упор на те вопросы, которые, по моему мнению, могут быть
наиболее интересны ему. Прежде всего я подробно остановился
на тех физических и химических проблемах, которые, полагаю,
могут быть незнакомы метеорологу, но в то же время являются
важными для понимания процессов в верхней атмосфере. С дру¬
гой стороны, я имел в виду подготовленного читателя с хоро¬
шими знаниями прикладной математики и основных аспектов
физики и химии, какие должен иметь аспирант или научный
работник, занимающийся метеорологией. Не все могут быть со¬
гласны с этим, так как нет двух читателей, имеющих одина¬
ковые подготовку и интересы. Поэтому я счел важным вклю¬
8

чить большое число ссылок, в которых читатель найдет то, чего
нет в книге. По разным причинам упор делается на атмосферу
между тропопаузой и 100 км, хотя приведено достаточное ко¬
личество материала и об атмосфере между 100 и 300 км. Очень
мало сказано о важных проблемах, связанных с более высокими
слоями, которые теперь также являются объектом активных
и сел е до в а н и й.
Учитывая желательность распространения метеорологиче¬
ских представлений на более высокие слои, я надеюсь, что
книга будет полезной для ученых, интересующихся верхней ат¬
мосферой. Аэроном, который специализируется в определенной
области исследований верхней атмосферы, несомненно, найдет
недостатки в изложении некоторых вопросов по его специаль¬
ности, но для него будут полезны другие разделы книги.
Как всегда бывает, авторы при подготовке подобных обоб¬
щений получают помощь со стороны других специалистов и мно¬
гим им обязаны. Я особенно благодарен Р. М. Гуди, Б. Гаур-
вицу, У. С. Герингу, Л. Г. Яккия, Ф. С. Джонсону, Д. Лондону
и Р. Д. Риду, которые нашли время для чтения различных час¬
тей этой книги. Их замечания во многом способствовали улуч¬
шению первоначального варианта работы. Однако не все части
были ими просмотрены, кроме того, по разным причинам я не
смог учесть все замечания и предложения по просмотренным
частям. Поэтому всю ответственность за промахи, естественно,
я беру на себя.
Декабрь 1964 г.
РИЧАРД А. КРЕЙГ

Глава 1
ВВЕДЕНИЕ
Понятие «верхняя атмосфера» в основном используется для
■обозначения атмосферы Земли выше некоторого определенного
уровня. Однако выбор высоты, отделяющей «нижнюю» или
«среднюю» атмосферу от «верхней», может быть различным.
Например, некоторые исследователи считают воздушную обо¬
лочку Земли выше 30 км принадлежащей к верхней атмосфере,
в то время как другие рассматривают ее как часть нижней или
средней атмосферы. Мы относим выражение «верхняя атмо¬
сфера» к слоям выше тропопаузы. Таким образом, из рассмот¬
рения исключается тропосфера, которая испытывает прямое-
термическое влияние поверхности земли. Это более широкое,
чем обычно принято, использование термина, но мы не видим
возможности назвать иначе ту часть атмосферы, с которой будем
иметь дело.
Верхняя атмосфера часто разделяется на слои с различными
названиями. Использование нескольких систем обозначений,
к сожалению, приводит к путанице. Большинство этих систем
основано на вертикальном распределении температуры. Деталь¬
ное обсуждение обозначений различных слоев проведено в па¬
раграфе 1.3 после рассмотрения структуры и состава верхней
атмосферы.
По окончании второй мировой войны ряд событий привлек
широкое внимание ученых к верхней атмосфере пашей планеты.
Возросший потолок и большая надежность шаров-зондов, ис¬
пользование ракет для исследования верхней атмосферы, объ¬
единенные усилия ученых в период Международного геофизиче¬
ского года и особенно успехи, достигнутые советскими и амери¬
канскими учеными в запусках оснащенных приборами спутни¬
ков,— все это расширило горизонты исследований верхней ат¬
мосферы и дало существенно новую информацию.
Попытки обобщения наших знаний о верхней атмосфере уже
делались рядом ученых в предыдущие годы, но вследствие несо¬
вершенства измерительной техники того времени для получения
сведений о верхних слоях атмосферы использовались различные
10

косвенные методы. В качестве примеров можно назвать исполь¬
зование радиоволн для исследования ионизированных областей
и звуковых волн для определения вертикального распределения
температуры; нахождение плотности по наблюдениям за мете¬
орными следами; измерение солнечной ультрафиолетовой ра¬
диации с целью получения сведений об озоне; спектроскопиче¬
ские исследования полярных сияний и собственного свечения
атмосферы; анализ атмосферных приливов и магнитных вариа¬
ций. Эти наблюдения не только дали обширный объем знаний
в доракетное время, но и определили направления дальнейших
исследований. Многие из косвенных методов исследований ис¬
пользуются до сих пор.
Изучение верхней атмосферы включает так много взаимо¬
связанных проблем, что трудно рассматривать одну из них без
связи с другими. Настоящая глава посвящена структуре и со¬
ставу верхней атмосферы (параграфы 1.1 и 1.2), а также уточ¬
нению терминологии (параграф 1.3). Кроме того, в ней (па¬
раграф 1.4) затрагиваются основные принципиальные вопросы,
•более подробно рассматриваемые в последующих главах.
1.1.	ХАРАКТЕРИСТИКИ СТРУКТУРЫ И СОСТАВА
Физическое и химическое состояние атмосферы описывается
структурными параметрами — температурой, давлением и плот¬
ностью, измеряемыми различными методами. Значительная
часть этой книги посвящена обсуждению применяемых методов
измерения этих параметров. Температура верхней атмосферы
с помощью одних методов измеряется непосредственно, с по¬
мощью других — через давление и плотность. Уравнения состоя¬
ния и статики выражают связь между тремя этими парамет¬
рами. В параграфе 1.1 рассматриваются соотношения, которые
обычно используются в метеорологической и аэрономической
литературе.
При изучении достаточно высоких слоев атмосферы возни¬
кают две трудности, обычно неизвестные метеорологам. Одна —
переменность ее состава, что влияет на средний молекулярный
вес атмосферы выше 80 км (см. подпараграф 1.1.2). Другая —
изменение с высотой ускорения силы тяжести, что должно быть
учтено при исследованиях верхней атмосферы (см. подпара¬
граф 1.1.3).
1.1.1.	Уравнения состояния и статики атмосферы
Состояние воздуха описывается уравнением состояния для
идеального газа при значениях давления, существующего в ат¬
мосфере. Воздух ведет себя как идеальный газ при определен¬
ном среднем молекулярном весе. Мы можем написать
р ---- 'sRT'm,	(1.1)
и

где р — давление, р — плотность, Т — температура, R— уни¬
версальная газовая постоянная, m — средний молекулярный
вес. Величина R равна 8,317-107 эрг/моль-град., грамм-моле-
кулярпый вес равен 28,966 на уровне моря и, как известно,
остается постоянным до 80 км. Выше этого уровня молекуляр¬
ный вес уменьшается с высотой (см. подпараграф 1.1.2).
С очень большой степенью приближения можно считать, что
воздух находится в статическом равновесии, так как сила тя¬
жести, направленная вниз, уравновешивает направленную вверх
составляющую градиента давления. Члены уравнения, вклю¬
чающие ускорение Кориолиса, на несколько порядков меньше
указанных выше сил, за исключением случаев малых масшта¬
бов движения. Следовательно,
dp dz = — pg-,	(1.2)
где z—вертикальная координата, направленная вверх перпен¬
дикулярно земной поверхности, a g— ускорение силы тяжести.
Ускорение силы тяжести является результатом сложения уско¬
рения силы тяжести Ньютона и центростремительного ускоре¬
ния, обусловленного вращением Земли. Ускорение силы тяжести
изменяется как с широтой, так и с высотой (см. подпара¬
граф 1.1.3).
Во всей нижней атмосфере и отчасти в верхней можно не
учитывать изменения g и m с высотой. Далее, согласно форму¬
лам (1.1) и (1.2), давление р для уровней z выше нижней гра¬
ницы изотермического слоя связано с давлением р0 на нижней
границе слоя следующим образом:
р = р0 exp (— gmzIRT).	(1.3а)
Часто бывает удобно, причем для нижней атмосферы
в меньшей степени, чем для верхней, ввести приведенную высоту
атмосферы Я, равную RTjmg. Пользуясь этой величиной Я,
формулу (1.3а) можно записать в виде
р -^р0ехр(— z\H).	(1.36)
Для изотермического слоя будем иметь
р = ро exp (— Z/H).	(1.4)
Представляет интерес слой, где температура изменяется ли¬
нейно с z. В этом случае для температуры на нижней границе
слоя Т0 и градиента температуры Г1 получим, что
Т= Г0 -Гг,	(1.5)
p = Po(TT0)gm'Rr,	(1.6)
	 Р - P0(TIT0)lgmlRr>-\	(1.7)
1 В метеорологии градиент температуры принято считать положительным,
если температура убывает с высотой, т. е. Г = —dT/dz.

Удобным параметром, часто используемым в литературе по
верхней атмосфере, является числовая плотность п, т. е. коли¬
чество частиц в единице объема. Для смеси газов
* = 2^ (-1-8)
L
где 1Ц — числовая плотность i-той компоненты. Уравнение со¬
стояния удобно для описания как смеси
р ™ nkT,	.	(1.9)
так и отдельной составляющей
pt = ntk Т,	(1.10)
где k — постоянная Больцмана (k—1,38• 10~16 эрг/град.), pt —
парциальное давление i-той составляющей.
Плотность рг i-той составляющей выражается произведе¬
нием Пф{, если рг — молекулярная масса, и относится к грамм-
молекуле веса mu причем \a = mi/N. Здесь N — число Авогадро
(Я = 6,025-1023 г/моль).
Очевидно, что универсальная газовая постоянная R связана
с k выражением R = Nk. Уравнение для плотности смеси газов
может быть написано в виде
Р = 1/tiV-l = пу.,	(1.11)
где р — средняя масса молекулы, определяемая уравнением
Уравнение статики может быть записано как
dpjdz = — npg	(1.12)
и очевидно, что формулы (1.3а) и (1.6) могут быть использо-
R	k
ваны с заменой отношения — на —.
Ш	|Л
1.1.2.	Изменение среднего молекулярного веса с высотой,
приведенные высота и молекулярная температура
На достаточно больших высотах атмосфера не перемешана
и р (или т) уменьшается с высотой. В таком случае можно
рассматривать интегральные формы уравнения статики не для
парциальных вертикальных изменений 7, а для парциальных
вертикальных изменений приведенной высоты Я. Например,
формулы (1.3а)и (1.36) являются обоснованными не только
Для изотермических слоев, но и для слоев, где отношение Tjm
постоянно (если вертикальным изменением g можно пренеб¬
речь). В соответствии с постоянством вертикального градиента
13

температуры можно рассматривать постоянный градиент1 при¬
веденной высоты, такой, как в выражении Н = Я0 + [37, где (3 =
= dH/dz.
Аналогично (1.6) можно написать, что
р-р\т) •	<113>
и в таком слое
щъ — я-о^о 1^/77/	*	0*14)
Особенно интересным для нас случаем, приложимым для
достаточно высоких уровней, является диффузионное равнове¬
сие, когда каждый газ индивидуально подчиняется2 уравнению
вида (1.12)
dpi'dz = — n-iPig.	(1.15)
По вертикальному распределению приведенной высоты
Hi = kTj\ag для данного газа с помощью уравнения (1.10) мо¬
жет быть определено вертикальное распределение парциаль¬
ного давления pi и найдена числовая плотность щ для каждого
газа. Вертикальное распределение средней молекулярной массы
определяется путем комбинации результатов вычислений для
отдельных газов.
Иногда, особенно в связи со стандартной атмосферой, ис¬
пользуется приведенная молекулярная температура Тт. Она
определяется из соотношения
7т от.,-, Тт,	(1.16)
где /п0 — величина, определенная на уровне моря и равная
28,966.
Приведенная термодинамическая температура3, конечно,
равна кинетической температуре, когда средний молекулярный
вес равен 28,966. Уравнение состояния тогда может быть запи¬
сано в виде
Р = ?КоТт,	(1.17)
где R0 — газовая постоянная для сухого воздуха на уровне
моря, Ro = R/m0.
1 Заметим, что по условию изменение приведенной высоты в слоях с ли¬
нейным изменением температуры описывается вертикальным градиентом р,
который является положительным, когда приведенная высота увеличивается
с высотой.
2 Это не совсем правильно, по достаточно точно для наших целей.
3 Термодинамическая температура представляет собой молекулярную тем¬
пературу, выраженную в термодинамической шкале. (Прим. ред.)
14

1.1.3. Ускорение силы тяжести и геопотенциал
Ускорение силы тяжести g изменяется как с высотой, так и
с широтой. На уровне моря оно приблизительно на 0,5% больше
на полюсах, чем на экваторе. Его изменение по вертикали да¬
ется приблизительно (но не точно, потому что g включает не
только притяжение Ньютона, но и действие центростремитель¬
ных ускорений) уравнением
ff(z) = g(0)/[l-f(z/r,)r,	(1.18)
где g(0)—ускорение силы тяжести на уровне моря, ге — ра¬
диус Земли. Для примера укажем, что величина g на 100 км
составляет приблизительно 97% величины g на уровне моря.
Вертикальная координата, названная геопотенциалом, часто
вводится для учета изменчивости g. Она определяется уравне¬
нием
go(I) = j#<fe,	(1.19)
О
где Ф — геопотенциал; go — постоянная, выбранная с таким
расчетом, чтобы геопотенциал численно измерялся величиной
геометрической высоты, которой он соответствует. Обычно ве¬
личина go полагается безразмерной, так что Ф имеет размер¬
ность энергии на единицу массы и представляет собой потен¬
циальную энергию единицы массы, приподнятой от поверхности
земли на высоту z при данной (локальной)	силе	тяжести. Чис¬
ленное значение go берется таким, чтобы	оно	было	сравнимо
со значением g в тех же единицах.
В метеорологии, например, при радиозондовых наблюдениях
go обычно принимается равным 9,8, если g выражено в м/сек.2
(или 980, если g выражено в см/сек.2). Величина Ф выражается
в единицах высоты 2 с добавлением слова «геопотенциальная».
Так, например, она выражается в геопотенциальных метрах,
если г выражено в метрах (иногда используется величина 10,
в таком случае вместо термина «геопотенциальный» употреб¬
ляется термин «динамический»).
В стандартной атмосфере ICAO (Международная организа¬
ция гражданской авиации) go принимается равным 9,80665.
Тогда ф выражается в единицах 2, обозначенных словами
«стандартный геопотенциал». Некоторые величины Ф даны
в табл. 1.1.
В подпараграфах 1.1.1 и 1.1.2 изменения g по вертикали не
были учтены при интегрировании уравнения статики по высоте.
Это справедливо, когда высота 2 выражается в геопотенциаль-
иых единицах, т. е. если в этом уравнении gdz заменяется на
&о^Ф. Если 2 — геометрическая высота (определяемая, напри-
МеР> в любых высотных атмосферных экспериментах), это

Т а б л и ц а 1.1
Соотношение между величинами g и
Ф при 5*()	9,80665	м)сек2. По Минцнеру
и Рипли (Minzner and Ripley, 1957)
g M/'CCK.2
о
50
100
150
200
250
300
350
400
450
500
О
49,610
98,451
146,542
193,899
240.540
286,480
331,735
376,320
420,250
463.540
9,80665
9,65418
9,5052
9,359
9,217
9,078
8,942
8,809
8,679
8,552
8,428
допустимо при пренеореже-
нии изменением g в неболь¬
шом слое, для которого бе¬
рется его среднее значение.
«Приближенная средняя ве¬
личина», конечно, относится
к средней высоте слоя, а не
к нижнему уровню (см.
табл. 1.1).
1.2. СОСТАВ ВОЗДУХА
И НЕКОТОРЫЕ СТАНДАРТНЫЕ
АТМОСФЕРЫ
Примечание. Сгп. км — сокра
щенное обозначение стандартного гео
потенциального километра.
Воздух — это смесь га¬
зов. Вблизи поверхности
земли относительные про¬
порции большинства газов
изменяются не более чем на
несколько тысячных процен¬
та. Исключением является
водяной пар, который может
составлять до 4% объема воздуха или полностью отсутствовать.
Ни одна из других переменных газовых составляющих не влияет
на средний молекулярный вес воздуха.
В табл. 1.2 дан состав сухого воздуха по Глюкауфу (Glu-
ckauf, 1951). Средний молекулярный вес сухого воздуха по стан¬
дарту составляет 28,966. Вариации, обусловленные изменением
Т а блица 1.2
Состав сухого воздуха
на уровне моря
величины водяного пара, учитыва¬
ются в нижней атмосфере введением
виртуальной температуры, однако
мы не считаем, что такая точность
является необходимой для верхней
атмосферы.
Исследования показали, что до
высоты 80 км состав воздуха меня¬
ется мало. Нельзя сказать, что со¬
став верхней атмосферы ниже 80 км
не представляет для нас никакого
интереса. Наоборот, избыток малых
составляющих, таких, как озон,
имеет большое значение в связи
с радиационными и ионизацион¬
ными процессами. В главе 5 этот
вопрос будет обсужден более детально. При характеристике
состава воздуха и его влияния на молекулярный вес малыми
составляющими, однако, можно пренебречь.
Газ
Объемное
содержание,
Азот (N2) ....
78,084
Кислород (02) . .
20,946
Аргон (Аг) . . .
Углекислый газ
0,934
(СОа)
0,033
Неон (Ne) ....
0,00182
Гелий (Не) . . .
0,00052
Другие
0,00066
16

Выше 80 км состав воздуха заметно меняется. Атомарный
кислород образуется при фотодиссоциации (которая в мень¬
шей степени происходит в слое до 30 км). В верхней атмосфере
присутствует также атомарный азот, но, вероятно, в недостаточ¬
ных количествах для того, чтобы значительно влиять на средний
молекулярный вес. Другим фактором, кроме диссоциации, опре¬
деляющим структуру верхней атмосферы выше 100 км, очевидно,
является диффузионное разделение. Это название дается процес¬
сам, с помощью которых тяжелые газы стремятся располо¬
житься на более низких уровнях, чем легкие. При диффузионном
равновесии, как указывалось в подпараграфе 1.1.2, весь газ рас¬
пределен в соответствии со статическим равновесием^ основан¬
ным на собственном молекулярном весе. Процесс перемешива¬
ния, однако, нарушает гравитационное разделение газов. Выяс¬
нено, что атмосфера хорошо перемешана вплоть до высоты
100 км.
К сожалению, как отмечено в главе 6, детали уменьшения
среднего молекулярного веса с высотой выше 80 км определены
недостаточно хорошо. Это вызывает досаду по двум причинам.
Во-первых, состав воздуха сам по себе представляет большой
интерес. Во-вторых, знание среднего молекулярного веса необ¬
ходимо для определения температуры по измерениям давления
или плотности, как это видно из уравнений, рассмотренных
в параграфе 1.1. Разумеется, непосредственно температура ни¬
когда не измеряется на таких высоких уровнях (хотя в неко¬
торых случаях о ней можно судить по спектроскопическим дан¬
ным). Однако при рассмотрении стандартных атмосфер выше
80 км читатель должен принять во внимание, что давление,
плотность и отношение Tjm определяются лучше, чем отдельно
Т или т.
Температура, плотность и давление на данной высоте в атмо¬
сфере изменяются во времени и пространстве. Тем не менее
поучительно и для многих целей очень полезно рассмотреть
вертикальное распределение вычисленных средних величин этих
переменных, которые представляются в виде стандартной ат¬
мосферы.
Официальная стандартная атмосфера для США и многих
Других стран, названная ICAO, была принята в 1952 г. как
комбинация двух еще более ранних моделей и не представляет
интереса для нас. Она распространяется только до высоты
20 сгп км. Позднее было предложено несколько моделей стан¬
дартной атмосферы до более высоких уровней. Это американ-
ская модель атмосферы ARDC, 1956 (Minzner and Ripley, 1956),
Дринятая до 300 сг. км и являющаяся развитием модели стан¬
дартной атмосферы ICAO (Minzner, Ripley and Condron, 1958).
более поздним относятся модель атмосферы ARDC, 1959
(Minzner, Champion and Pond, 1959) и модель стандартной

атмосферы США, 1962 (Sissenwine, Dubin and Wexler, 1962).
Новые и более надежные наблюдения (и их интерпретация)
позволили найти заметные отклонения в определенных свойст-'
вах верхней атмосферы, главным образом выше 100 км. Ника¬
ких попыток обсуждения причин этих изменений не было сде¬
лано. Дальнейшая дискуссия о структуре верхней атмосферы и
ее составе содержится в главах 2, 3, 5 и 6.
км
Рис. 1.1. Стандартная атмосфера США,
1962
Т — кинетическая температура, Т т— молекуляр¬
ная температура
На рис. 1.1 и в табл. 1.3 представлены средние годовые ха¬
рактеристики стандартной атмосферы США, 1962 за дневные
сроки при среднем уровне солнечной активности, относящиеся
к умеренным широтам. Масштаб рис. 1.1 не позволяет заметить
детали вертикального распределения температуры ниже 100 км.
Они показаны на рис. 1.2 в связи с обсуждением терминологии
в параграфе 1.3. Рассмотренная стандартная атмосфера между
32 и 90 км, как считают, является «опытной», а выше 90 км —
«гипотетической». Наша цель — обзор наиболее доступной ин¬
формации и ее пересмотр главным образом на высотах более
90 км.
18

Т а б л и ц а 1.3
Н км
р мб
р Г/СМ3
т г/моль
100
3,0 (-4)
5,0 (—10)
28,9
200
1,3 (-6)
3,3 (—13)
25,6
300
1,9 (-7)
3,6 (-14)
22,7
400
4,0 (—8)
6,5 (-15)
19,4)
500
1,1 (-8)
1,6 (—15)
17,9
600
3,4 (-9)
4,6 (—16)
16,8
700
1,2 (-9)
1,5 (-16)
16,2
П р и м е ч а н и е. Число в скобках — показатель
степени при 10, на которую должно быть умножено
предшествующее число.
1.3.	ТЕРМИНОЛОГИЯ
Для обозначения слоев верхней атмосферы используется не¬
сколько систем. Поэтому порой один и тот же термин упот¬
ребляется различными авторами для обозначения разных слоев
атмосферы. Большинство терминологических систем основано
на термической стратификации. Они и будут рассмотрены более
подробно. Термины, не основанные на термической стратифика¬
ции, вводятся в конце этого параграфа.
На рис. 1.2 показано стандартное распределение темпера¬
туры до высоты 110 км и три терминологические системы1, ко¬
торые часто используются. Наиболее широко применяются обоз¬
начения, предложенные Чэпменом (Chapman, 1950), который
разделил верхнюю атмосферу на стратосферу, мезосферу и тер¬
мосферу с пределами, показанными на рис. 1.2, и с промежу¬
точными слоями — стратопаузой и мезопаузой. Далее, Чэпмен
предложил выделить в мезосфере мезоподъем и мезоспуск,
а область максимальной температуры вблизи 50 км он назвал
мезопиком.
Гуди (Goody, 1954) в своей широко распространенной книге
использовал слово «стратосфера» для обозначения целой обла¬
сти между тропопаузой и температурным минимумом вблизи
80 км. Он предложил назвать более низкие квазитермиче-
ские области от тропопаузы до (приблизительно) 32 км нижней
стратосферой, а остальную часть стратосферы — верхней стра-
тосферой. Для области выше стратопаузы Гуди предпочел наз¬
вание «ионосфера», а не «термосфера» (см. * ниже другое исполь¬
зование слова «ионосфера»).
/г 1 0) других системах, реже используемых, см. у Флона и Пенндорфа
(Flohn and Penndorf, 1950) или Герсона и Каплана (Gerson and Kaplan, 1951).

Система, нашедшая теперь наиболее широкое употребление
и используемая в этой книге, обычно связывается с именем Ни¬
коле (см., например, Nicolet, 1960). Эта система была рекомен¬
дована Международным союзом геодезии и геофизики (МСГГ)
на конгрессе в Хельсинки в 1960 г. В ней стратосфера прости¬
рается от тропопаузы до температурного максимума вблизи
50 км (стратопауза), а мезосфера лежит между стратосферой
и температурным минимумом, расположенным на высоте около
нм
120
100
80
60
40
20
О
Рис. 1.2. Вертикальное распределение температуры, со¬
гласно стандартной атмосфере США, 1962
80 км (мезопауза). Выше мезопаузы находится термосфера.
Как сообщает Сойер (Sawyer, 1963), эта система была реко¬
мендована также Всемирной метеорологической организацией
на заседании комитета, которое состоялось в 1962 г. Николе
соглашается с Сойером, что «в интересах всех метеорологов
иметь новую стандартную терминологию, которая была бы ши¬
роко известна и общепринята». То, что слово «стратосфера», на¬
пример, имеет три различных и широко используемых значения,
является нелепым и неприемлемым. Полезно принять термино¬
логию МСГГ 1960, принятую в этой книге.
Часто при обсуждении удобно подразделять стратосферу на
два слоя с границей на высоте около 30 км. Этот уровень яв¬
ляется потолком шаров-зондов и границей, выше которой
нельзя получить обычные метеорологические данные (см.
главу 2); приблизительно здесь проходит граница между верх¬
ней областью, где озон имеет тенденцию находиться в фотохими¬
1954
100
-Тропопауза— -
Тропосфера
Тос*”"«
еРа
■Тропопауза *
Тропосфера
200	300	°К
20

ческом равновесии, и нижней, где этого нет (см. главу 5); и, на¬
конец, этот уровень, по-видимому, является ориентировочной гра¬
ницей между областями разной статистической устойчивости
(см. главу 3). И все же, несмотря на все различия, ту часть
стратосферы, которая находится между тропопаузой и высотой
примерно 30 км, мы называем нижней стратосферой, а ту, ко¬
торая располагается между 30 км и стратопаузой, — верхней
стратосферой К
В дополнение к терминологии, основанной на термической
стратификации, приведем некоторые другие термины, исполь¬
зуемые для обозначения областей, характеризующихся другими
явлениями. По предложению Чэпмена (Chapman, 1950) можно
использовать термин «гомосфера» по отношению к частям ат¬
мосферы (приблизительно до 80 км) с однородным составом
и «гетеросфера» — к верхним областям с изменяющимся соста¬
вом. Кроме того, Чэпмен предложил использовать термин «ней-
тросфера» для обозначения тех частей атмосферы (до 60—
70 км), где ионизация не является существенной, а термин
«ионосфера» — для обозначения верхних областей, где концент¬
рация свободных электронов становится значительной. Самая
дальняя область атмосферы, выше нескольких сотен километ¬
ров, где длина свободного пробега молекул такова, что выход
их из атмосферы становится значительным, называется «экзо¬
сферой». В этой книге будут использоваться только термины
ионосфера (в смысле, предложенном Чэпменом, а не как сино¬
ним термосферы) и иногда — экзосфера.
Термины и названия, упомянутые выше, обозначают области
атмосферы Земли, границы которых не определяются строго
фиксированными высотами, как это имеет место в стандарт¬
ной атмосфере. Например, тропопауза в экваториальных широ¬
тах может находиться на высоте 18 км, тогда как тропопауза
в полярных широтах может быть на высотах от 6 до 8 км. Та¬
ким образом, стратосфера (а по нашему определению, верхняя
атмосфера) имеет более низкую границу, что зависит от тер¬
мических свойств атмосферы в данное время и в данном месте.
Подобных колебаний можно ожидать и для границ других бо¬
лее высоких областей, хотя уровень знаний в настоящее время
не дает возможности определить эту изменчивость.
1.4.	КРУГ ОСВЕЩАЕМЫХ ПРОБЛЕМ И ПЛАН КНИГИ
Предмет верхней атмосферы охватывает так много проблем,
Что в книге среднего объема могут быть освещены лишь не¬
1 Нужно отметить, что это разделение не является единственным. Неко¬
торые метеорологи предпочитают подразделять стратосферу на три области:
вижняя стратосфера (от тропопаузы до 20 км), средняя стратосфера (от 20
Д° 30 км) и верхняя стратосфера (от 30 км до стратопаузы).
21

которые аспекты. Выбор тем зависит от интересов автора и его
опыта, а также от определенной заинтересованности и уровня
знаний аудитории (хотя эти два фактора не могут быть полно¬
стью отделены). Проблемы верхней атмосферы, рассматривае¬
мые в этой книге, те же, что и проблемы нижней атмосферы.
Рассматриваются не только структура, состав и циркуляция
верхней атмосферы, особенно с точки зрения их взаимозависи¬
мости и изменчивости, но и физические и химические про¬
цессы, которые влияют на ее структуру. Однако в верхней ат¬
мосфере многие из физических и химических процессов совер¬
шенно отличны от таковых в нижней атмосфере. Так, большее
внимание должно быть уделено солнечной радиации и про¬
блеме поглощения, которые влияют на состав, структуру и цир¬
куляцию верхней атмосферы. Более подробно должны быть рас¬
смотрены определенные химические реакции, происходящие
вследствие этого поглощения; проблема теплового баланса,
включающая как радиационные процессы, так и процессы пере¬
носа, непохожие на одноименные в нижней атмосфере. Дина¬
мика циркуляции в верхней атмосфере явно отличается во мно¬
гих отношениях от таковой в нижней атмосфере, например по
степени важности приливо-отливных движений на высоких
уровнях. Каждая из этих проблем требует более или менее де¬
тального рассмотрения в этой книге.
С другой стороны, на некоторые традиционные проблемы
верхней атмосферы, как-то: магнитное поле Земли и его изме¬
нения, полярные сияния и свечение ночного неба, а также на
вопросы, связанные с ионизированными областями, делается
меньший упор, чем обычно. Многие из указанных вопросов были
затронуты недавно в различных обзорных статьях и в исчерпы¬
вающих книгах Ратклиффа (Ratcliffe, 1960) и Чемберлена
(Chamberlain, 1961). Правда, там мало внимания уделено по¬
нятиям об атмосфере Земли на высотах порядка сотен кило¬
метров.
Даже после решения общих вопросов о цели книги, широте
охвата материала и ее объеме нелегко систематизировать этот
материал с точки зрения причинной связи. Так, многие фак¬
торы, большинство из которых относится к общей проблеме,
такой, как состав и структура атмосферы, влияют на изучение
и поглощение тепловой энергии, которые в свою очередь воз¬
действуют на- состав и структуру (а также на циркуляцию).
Имеется дополнительная трудность, заключающаяся в том, что
автор намерен обсудить хотя бы поверхностно определенные
физические проблемы, главным образом не рассматривавшиеся
при изучении нижней атмосферы.
Перейдем к плану книги (в общих чертах) и причинам ее
написания. В первом приближении можно сказать, что книга
стартовала на тропопаузе и продолжала движение вверх.
22

В главе 2 рассматриваются структура, состав и циркуляция
нижней стратосферы, а в главе 3 — структура и циркуляция
верхней стратосферы и мезосферы. Эти главы освещают глав¬
ным образом методы и результаты наблюдений в стратосфере
и мезосфере, а не физические и химические процессы или их
влияние. Прежде чем перейти к изложению физических процессов
в верхней атмосфере, необходимо знать спектр электромагнит¬
ного излучения Солнца и особенности поглощения солнечной
радиации, преимущественно ультрафиолетовой. Эти вопросы
рассматриваются в главе 4. В нее также включено обсуждение
определенных аспектов спектроскопии, квантовой механики и ра¬
диационных процессов. В главах 5 и 6 продолжается обзор со¬
става и структуры атмосферы. Глава 5 описывает состав
стратосферы и мезосферы, большое внимание здесь уделено
озону. Глава 6 посвящена анализу состава структуры термо¬
сферы. В ней приводится теория фотодиссоциации, диффузии
и рассматривается изменчивость солнечной радиации.
Основной проблемой верхней атмосферы, как и нижней, яв¬
ляется тепловой баланс. Солнечная радиация как одна из со¬
ставляющих теплового баланса и причина ряда явлений рас¬
смотрена в главе 4. Более общие уравнения переноса радиации
и метеорологическая постановка радиационной проблемы
применительно к верхней атмосфере в целом изложены
в главе 7.
В настоящее время мало известно о циркуляции термосферы.
Краткое обсуждение господствующих ветров в нижней термо¬
сфере проводится в главе 3. Поле ветра в нижней термосфере
чрезвычайно сложно. Оно включает не только господствующий
перенос, но и крупномасштабные периодические движения (при¬
ливы) и нерегулярные мезомасштабные возмущения (волновые
движения). В главе 8 изложены теория этих движений и резуль¬
таты наблюдений.
Многие вопросы по верхней атмосфере, которые рассматри¬
вались ранее, в книге не приводятся. Это обусловлено не тем,
что недооценивается их важность, а ограниченными объемом
книги, временем и возможностями автора.
Глава 9 знакомит читателя с геомагнетизмом, ионосферой,
полярными сияниями и свечением ночного неба. Некоторые из
этих вопросов упоминаются в предыдущих главах с ссылками
на главу 9, в которой они излагаются более подробно.
В различных местах книги затрагиваются вопросы атмо¬
сферного переноса, связанные со спецификой распределения
тепла или озона. Эти вопросы весьма важны и заслуживают
специального рассмотрения. В связи с этим в небольшой
плаве 10 обсуждаются вопросы переноса в атмосфере. Это де¬
лается отчасти на базе предшествовавшего изложения, отчасти
с привлечением нового материала.
23

ЛИТЕРАТУРА
Chamberlain J. W. 1961. Physics of the Aurora and Airglow. Academic
Press, New York.
Chapman S. 1950. Upper atmospheric nomenclature. Bull. Amer. Meteor.
Soc. 31, 288—290.
F1 о h n H. and Penndorf R. 1950. The stratification of the atmosphere.
Bull. Amer. Meteor. Soc. 31, 71—78, 126—130.
Gerson N. C. and К a p 1 a n J. 1951. Nomenclature of the upper atmosphere.
/. Atmos. Terr. Phys. 1, 200.
Gluekauf E. 1951. The composition of atmospheric air. In «Compendium
of Meteorology» (Т. E. Malone, ed.), pp. 3—10. American Meteorological
Society, Boston, Massachusetts.
Goody R. M. 1954. The Physics of the Stratosphere. Cambridge Univ. Press,
London and New York.
Minzner R. A. and Ripley W. S. 1956. The ARDC model atmosphere,
1956, AF Surveys in Geoph. No. 86.
Minzner R. A. and Ripley W.	S.	1957. ARDC model	atmosphere,	1956.
In «Handbook of Geophysics for	Air Force Designers»,	1st ed., pp.	1—2
to 1—37. Air Force Cambridge Research Center, Bedford, Massachusetts.
Minzner R. A.,	Ripley W. S. and Condron	T. P.	1958. U.	S. Ex¬
tension to the	ICAO Standard Atmosphere. U. S.	Govt.	Printing	Office,
Washington, D. C.
Minzner R. A.,	Champion K. S. W. and Pond	H. L.	1959.The	ARDC
model atmosphere, 1959. AF Surveys in Geoph. No.	115.
N i с о 1 e t M. 1960. The properties and constitution of the upper atmosphere.
In «Physics of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 17—71.
Academic Press, New York.	;
Ratcliffe J. A., ed. 1960. Physics	of the Upper Atmosphere. Academic
Press, New York.
Sawyer J. S. 1963. Note on terminology and conventions for the high atmo¬
sphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 156.
Sissenwine N., Dub in M. and Wexler H. 1962. The U. S. standard
atmosphere, 1962, /. Geoph. Res. 67, 3627—3630.

I лава 2
МЕТЕОРОЛОГИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ
В НИЖНЕЙ СТРАТОСФЕРЕ
К 1900 г. для ряда ученых оказалось возможным на основе
имевшихся ограниченных данных и результатов, полученных на
основе радиационной теории, сделать вывод о постепенном по¬
нижении температуры с высотой вплоть до внешней границы
атмосферы. Но, несмотря на это, Тейсеран де Бор в процессе
обработки длинной серии наблюдений пришел к открытию
(1902 г.) «изотермического слоя» выше И км. Продолжая ис¬
следования, он смог даже показать, что нижняя граница этого
слоя, теперь называемая тропопаузой, ниже над циклонами и
выше над антициклонами.
Спустя 60 лет, после накопления сотен тысяч наблюдений,
стали различимы детали в структуре тропопаузы, а также полей
температуры и ветра в нижней стратосфере. Из всей верхней
атмосферы только нижняя стратосфера и несколько километров
верхней стратосферы являются областями, которые можно ис¬
следовать обычными метеорологическими измерительными
средствами. Хотя точность этих методов измерения оставляет
желать лучшего, особенно вблизи потолка зондирования, их
огромное значение заключается в том, что обычно ими пользу¬
ются метеорологические службы большинства стран мира (хотя
н ряде случаев верхняя граница стратосферы не достигается).
В данной главе суммируется информация о тропопаузе и
нижней стратосфере, полученная в результате этих наблюдений
и некоторых других специальных измерений. В качестве введе¬
ния в параграфе 2.1 содержится краткое описание стандартного
оборудования для наблюдений, а также технических приемов
обработки данных и указываются причины неточностей, которые
могут быть допущены. Так как некоторые погрешности особенно
нелики на больших высотах, мы рассмотрим, что необходимо
Для их нахождения.
25

В параграфе 2.2 обсуждаются эмпирические характеристики
тропопаузы и различные толкования их. В параграфе 2.3 рас¬
сматриваются специальные наблюдения за водяным паром и
аэрозолями в нижней стратосфере. В параграфах 2.4 и 2.5 опи¬
сываются схемы распределения ветра и температуры в нижней
стратосфере, прежде всего с климатологической точки зрения,
затем приводятся более детальные характеристики, в частности
для районов высоких широт в зимнее время.
2.1.	ЗОНДИРОВАНИЕ С ПОМОЩЬЮ ШАРОВ
Основным источником данных по метеорологии нижней стра¬
тосферы является сеть регулярного метеорологического зонди¬
рования. Радиозондовые наблюдения за температурой и давле¬
нием и наблюдения за ветром радиолокационным и радиопелен-
гационным методами дают 2 раза в сутки в ряде районов мира
примерно однородную информацию. Однако пункты наблюде¬
ния расположены крайне неравномерно. Океанические районы
и большая часть южного полушария относительно слабо охва¬
чены наблюдениями. Что касается освещения данными страто¬
сферы, то наблюдения верхней границы нижней стратосферы
имеются в основном только над Северной Америкой. В течение
последних нескольких лет результаты измерений на этих высо¬
ких уровнях в большом количестве поступают из Западной
Европы, Советского Союза, Китая и Японии.
Шары-зонды в основном делаются из неопрена и наполняются
гелием или водородом. В связи с тем что шар при подъеме рас¬
ширяется, его вертикальная скорость остается примерно посто¬
янной (она несколько возрастает за счет уменьшения сопротив¬
ления с высотой). В конце концов шар разрывается. «Высота
разрыва» является верхним пределом использования шаров.
В течение последних лет средняя высота разрыва шаров-зондов
неуклонно повышалась в результате того, что улучшился мате¬
риал, из которого изготовляются шары, более совершенными
стали методы их -изготовления, больше внимания стало уде¬
ляться предпусковой подготовке шаров и начали использоваться
большие оболочки. Очевидно, сейчас нет причин, препятствую¬
щих регулярному достижению шарами 30 км, и возможны регу¬
лярные подъемы до 40 км. Представляется, что высота 40—
45 км является фактически предельным потолком для исполь¬
зования шаров-зондов.
2.1.1.	Измерения температуры и давления
Измерительные телеметрические системы, используемые
отдельными странами, различаются между собой только в де¬
талях. Поскольку мы касаемся преимущественно верхней атмо¬
26

сферы, обсудим только радиозонд США как систему, с по¬
мощью которой получено большинство данных, анализируемых
в последующих параграфах этой главы. В них описываются
в общих чертах методы и главным образом трудности проведе¬
ния обычных наблюдений в стратосфере.
Система радиоветрового зондирования состоит из шара-
зонда, наземного приемника, который является радиотеодоли¬
том для получения ветровой информации путем наблюдений за
перемещением шара-зонда, и самописца.
В комплекте GMD-1 радиозонд передает частотно-модули-
рованный сигнал при несущей частоте 1680 Мгц. Приемником
температуры является термистор. Влажность измеряется элек¬
тролитическим элементом с полоской хлористого лития. Заме¬
тим, что элементы для измерения влажности, используемые
в обычной метеорологической зондирующей системе, не дают
надежных показаний в стратосфере. В качестве приемника дав¬
ления используется анероидная коробка, которая, кроме того,
служит коммутатором, периодически включающим температур¬
ный элемент, приемник влажности и контрольные сопротивле¬
ния в модуляторе соответственно изменению давления. Модуля¬
тором является блокинг-генератор с сигналом звуковой частоты,
зависящим от сопротивления элемента. Контрольные сопротив¬
ления включаются при определенных давлениях.
Желаемым результатом радиозондовых измерений является
запись высоты, температуры и влажности в функции давления.
Однако непосредственно высота не измеряется. Вместо этого
высоты определенных уровней давления находятся по уравне¬
нию статики для наблюдаемого соотношения между температу¬
рой и давлением. С этой целью могут быть использованы урав¬
нения (1.1) и (1.2), из которых следует, что
/? ^
Z-, -2,	\	Td\np,	(2.1)
Р\
где zi и г2 — высоты 1 изобарических уровней р\ и р2.
На поверхности земли высота над уровнем моря определяется
точно, а давление может быть измерено очень точно по ртут¬
ному барометру. Высоты следующих изобарических уровней
определяются графическим методом на основе уравнения (2.1)
и получаемых данных зондирования. Уровни давления, для ко¬
торых определены высоты и получены показания температуры
пРи зондировании, включают:	а)	определенные	стандартные
Уровни и б) особые точки для каждого зондирования с целью
гарантии, что построенная температурная кривая не будет отли-
Как показано в подпараграфе 1.1.3, в этом расчете удобно использо¬
вать стандартную величину g, благодаря чему высота выражается в геопо-
и‘1Щ и а л ьн ы х е д и н нца х.
27

чаться более чем на 1°С от кривой, определяемой всеми перво¬
начальными данными. Стандартными изобарическими уровнями
в нижней стратосфере являются 100 мб (около 16 км), 50 мб
(около 21 км) и 30 мб (около 24 км)1. Этот метод использова¬
ния статического соотношения (метод общий для всех радиозон-
довых систем) дает интересующие нас выводы о точности полу¬
чаемых данных в зависимости от методов измерений темпера¬
туры и давления. Конечная информация, используемая от зон¬
дирующей системы (если мы пренебрежем ветром), состоит из
величин высоты и температуры для определенных изобариче¬
ских поверхностей. В целях наглядности удобно написать фор¬
мулу (2.1) в виде
= zj	,	(2.2)
£	Р	2
где Т — соответствующая средняя температура между двумя
уровнями.
Предполагая, что на рис. 2.1 уровень 1 относится к подсти¬
лающей поверхности, где высота и давление точно известны,
т т'
Температура
Рис. 2.1. Схематическое изображение влия¬
ния ошибочно измеренного давления на
определение средней температуры в слое
Кривая представляет собой зондирование атмо¬
сферы. Датчик давления показывает, что шар
находится при давлении р' 2, в то время как
в действительности он находится при давле¬
нии р 2. Средняя температура между pi и pi
определена как Т'
найдем уровень с давлением р2. Данные наблюдений использу¬
ются только для определения соответствующей величины Т при
решении уравнения (2.2). Ошибочное измерение давления ра¬
диозондом искажает пределы, выше которых следует опреде¬
лить Г; ошибочное измерение температуры непосредственно отра¬
жается на значении Г, и эта, вторая, ошибка более существенна.
1 Наивысшим стандартным уровнем в США до 1960 г. был уровень 25 мб.
Следовательно, большая часть последующего изложения касается этого
уровня, а не 30 мб.
28

Лсвитон (Leviton, 1954) определил совместное влияние этих
ошибок при следующих допущениях: а) ошибка измерения тем¬
пературы составляет 1°С (слишком высока либо слишком низка
для отдельных уровней), б) ошибка измерения давления состав¬
ляет 3 мб ниже уровня 100 мб и 1,5 мб выше этого уровня
(слишком высока или слишком низка для отдельных уровней)
и в) рассматривалось типичное атмосферное зондирование.
В табл. 2.1 представлены результаты, полученные Левитоном
для некоторых стратосферных
уровней.
Эти результаты показы¬
вают, что температурная ошиб¬
ка является более важной и
становится значительнее на
более высоких уровнях. Хотя
имеется много источников слу¬
чайных ошибок, но наиболее
существенна при подъеме ра¬
диозонда так называемая ра¬
диационная ошибка. В разре¬
женном воздухе на больших
высотах термоприемник обду¬
вается слабее и имеет тенден¬
цию к радиационному равнове¬
сию с окружающей средой,
а не к равновесию за счет теплообмена с воздухом. Радиацион¬
ная ошибка является существенной только в дневное время,
когда имеется солнечная радиация. С целью уменьшения радиа¬
ционной ошибки у одних радиозондов термоэлементы защи¬
щены, другие имеют термоэлементы с сильно отражающей по¬
верхностью. Последние более точны и используются чаще.
Кроме того, при наблюдениях вводится радиационная поправка.
Тем не менее имеющиеся ошибки являются пока значительными
на высоких уровнях, и метеорологи (например, Teweles and
Finger, 1960) вводят дополнительные эмпирические поправки,
основанные на различиях между зондированиями в ночное и
дневное время.
Величина температуры на данном уровне тоже искажается
некоторой температурной ошибкой. Кроме того, температура,
измеряемая на одном уровне, за счет ошибок в определении
Давления относится к другому. Эта ошибка зависит от величины
нертикального температурного градиента и барической ступени.
Температурный градиент в стратосфере обычно мал. Однако
барическая ступень становится большой, и иногда ошибка
в определении давления в 2—3 мб приводит к очень серьезным
неточностям, особенно вблизи потолка зондирования. Точность
измерений давления в стратосфере может быть улучшена при
Таблица 2.1
Ошибки в высотах изобариче-
ких поверхностей, обусловленные
температурными ошибками в 1° С
на всех уровнях и ошибками в дав¬
лении до 3 мб ниже уровня 100 мб
и до 1,5 мб выше уровня 100 мб
Уровень
давления,
мб
Ошибка в вы¬
соте, обуслов¬
ленная темпе¬
ратурной ошиб¬
кой, м
Ошибка в вы¬
соте, обуслов¬
ленная ошиб¬
кой н давле¬
нии, м
100
67
19
50
88
16
25
108
9
10
135
7
29

использовании гипсотермометрического элемента вместо аперо-
идного. Указанный эксперимент проводился в США. Повыше¬
ние точности объясняется тем, что относительная ошибка гипсо¬
термометра остается постоянной, так что абсолютная ошибка
уменьшается с понижением давления.
До обсуждения систем ветрового зондирования кратко рас¬
смотрим другие радиозондовые измерения. Большинство стран
для измерения температуры используют биметаллические при¬
емники, а для определения влажности — волосяные приемники.
Биметаллическому термоприемнику свойственна значительная
радиационная ошибка. Неопределенность в геопотенциале, вво¬
димая этой ошибкой, становится особенно очевидной, когда при¬
ходится анализировать наблюдения на поверхности 50 мб за
один и тот же срок по нескольким соседним странам, в которых
используются приборы различной точности. Иногда расхожде¬
ния в результатах наблюдений, проводившихся по обе стороны
от государственной границы, систематически достигают 50—
100 гп. м.
2.1.2.	Измерение ветра
Когда шар поднимается в атмосфере, он дрейфует горизон¬
тально с преобладающим ветром. Обладая достаточно малой
инерцией, он в своем движении реагирует на изменения ско¬
рости и направления ветра. Скорость и направление ветра опре¬
деляются по данным наблюдений за перемещением шара.
Используются различные методы прослеживания шаров.
В США основным методом слежения является радиопеленга¬
ция. В течение подъема наблюдают и записывают азимут и вер¬
тикальный угол шара. Для определения положения шара в про¬
странстве необходимо еще небольшое количество дополнительной
информации. В описываемой системе этой цели служит вы¬
сота шара над подстилающей поверхностью, определяемая по
результатам радиозондирования с помощью уравнения статики
атмосферы.
Ошибки, свойственные этой системе, возрастают с увеличе¬
нием высоты. Рисунок 2.2 иллюстрирует этот метод. Пусть шар
находится в точке А\ во время t\ и в точке А2 во время t2t
причем наблюдатель находится в точке О. Пусть А\ и А2 — про¬
екции А\ и А2 на поверхность Земли1. Средняя горизонтальная
скорость ветра между t\ и t2 определяется вектором, соединяю¬
щим А\ и А2- Скорость определяется отрезком 5 проекции траек¬
тории, поделенным на временной интервал, а направление —
1 Здесь Земля полагается плоской. Поправки на кривизну становятся
важными, когда шар находится на большом расстоянии от Земли.

viyiom \i', измеряемым от некоторого отсчетного азимута. Для
треугольника ОА[А2 закон косинусов дает
s2 = d\ г d\ —- 2d{d2 cos (у2 — ?i),	(2.3)
а закон синусов дает
d! sin (б — yj = d2 sin (6 — ?2).	(2.4)
Таким	образом, чтобы определить 5 из (2.3)	и	ф	из	(2.4) ,
необходимо	знать dx и d2, которые можно определить,	зная вы¬
соты и вертикальный угол, так как di = Aictgei и d2 = h2ctg&2.
Нет необходимости прово¬
дить подробное обсуждение	Ai
ошибок определения 5 и.ф, про¬
исходящих от ошибок величин
ф, е и h. Де Жон (De Jong, 1958)
подробно рассмотрел этот во¬
прос. Важно отметить, что в
вычисления входит котангенс
вертикального угла. Если углы
малы, какими они обычно бы¬
вают при нахождении шара
в стратосфере, их котангенсы
очень велики. Таким образом,
малые ошибки наблюдений е и
h проявляются сильнее и может
быть допущена значительная
ошибка в определении величи¬
ны скорости ветра. Далее,
если вертикальный угол мал, его трудно измерить, поскольку на
сигнал накладываются отражения от топографических неодно¬
родностей. Поэтому данные о ветре нельзя получить при вер¬
тикальных углах меньше 6°, даже если шар находится
в пределах радиозондовых наблюдений.
В этой связи следует отметить, что величина h более неопре¬
деленна, чем высоты изобарических поверхностей. Последние,
как мы видели, получаются из уравнения статики и менее под¬
вержены ошибкам за счет показаний прибора. Однако для /г,
входящего в расчет ветра, необходимо знать высоту шара для
времени, когда регистрируются вертикальный угол и азимут.
В этом смысле ошибки давления в стратосфере весьма суще¬
ственны. Согласно Левитону, когда шар находится приблизи¬
тельно на высоте 30 км, ошибка в давлении в 1 мб приводит
к ошибке по высоте почти в 600 м. Эта неопределенность дает
Дополнительные основания для использования гипсотермометра
ДДя наблюдений на высоких уровнях.
31

Заметное улучшение наблюдений за ветром произошло
в течение нескольких последних лет. В 60-х годах американское
оборудование в основном заменено системой GMD-2, которая
работает в пределах г\ и г2 (см. рис. 2.2). Из рис. 2.2 можно
видеть, что ^1=/*! cos 8i и d2 = r2cos &2. Даже для малых верти¬
кальных углов косинус не может превышать единицу, так что
этот метод, по существу, лучше, чем используемый.
Обычно используются не только системы, описанные выше.
Наиболее старые методы прослеживания с использованием тео¬
долита все еще употребляются во многих странах. Визуальные
наблюдения, называемые шаропилотными, редко достигают вы¬
сот, представляющих здесь интерес, и упоминаются только для
того, чтобы подчеркнуть, что некоторые методы метеорологиче¬
ских измерений ветра малопригодны для стратосферных иссле¬
дований. Некоторые страны и служба погоды США используют
радиолокационную систему прослеживания шаров. Хотя этот
метод дает превосходные данные, его использование для полу¬
чения характеристик ветра в стратосфере ограничивается пре¬
делом действия радиолокатора. Для шаров с нормальной ско¬
ростью подъема (около 300 м/мин.) и для обычных условий
радиоцель иногда теряется ниже тропопаузы и только изредка
достигает 30 км при использовании некоторых радиолокаторов.
2.2.	ТРОПОПАУЗА
Термин тропопауза применяется к границе между тропосфе¬
рой и стратосферой. В тропосфере температура в среднем
уменьшается с высотой, а в стратосфере не зависит от высоты.
Следовательно, тропопауза отделяет слои с различными верти¬
кальными градиентами температуры. Высота ее над поверх¬
ностью земли для данного места и времени в принципе опреде¬
ляется этим критерием.
На практике определение и локализация тропопаузы явля¬
ются произвольными. На индивидуальных вертикальных темпе¬
ратурных профилях могут быть часто два, а иногда и несколько
уровней, где вертикальный градиент изменяется резко, что за¬
трудняет определение положения тропопаузы по экстремуму
градиента. На рис. 2.3 дано несколько примеров зондирований
и показано, что выбор уровня тропопаузы не всегда является
однозначным.
В службе погоды США для передачи результатов радиозон-
довых наблюдений при выборе уровня тропопаузы руководству¬
ются следующими критериями (U. S. Weather Bureau, 1957).
При давлении 500 мб или ниже признаки тропопаузы та¬
ковы:
а)	на нижнем уров'не, где вертикальный градиент темпера¬
туры достигает 2° С на 1 км;

б) средний вертикальный градиент между этим уровнем и
любой более высокой точкой в пределах 2 км не превышает 2° С
на 1 км;
в) подъем должен продолжаться до высоты, по крайней
мере на 2 км превышающей уровень тропопаузы.
Эти правила упомянуты, чтобы показать самый простой ме¬
тод определения тропопаузы. Оправдывает ли он себя или лучше
какой-нибудь другой, со- м6
ответствует ли он физиче¬
ской природе тропопаузы,
есть ли резкий или посте¬
пенный переход от тропо¬
сферы к стратосфере, не¬
прерывна ли тропопауза
в пространстве и времени,
все это определяется кон¬
кретными ситуациями.
Температура
Рис. 2.3. Зондирования атмосферы с плохо
выраженной тропопаузой
Вертикальные черточки, обозначенные цифрами 4
и 5, означают места пересечений с изотермами
соответственно —40 и —50° С
2.2.1. НАБЛЮДАЕМЫЕ
ХАРАКТЕРИСТИКИ
ТРОПОПАУЗЫ
Наше представление
о тропопаузе постоянно
развивается в течение по¬
следних 30 лет, и можно
сказать, что наблюдения
становятся более деталь¬
ными и многочисленными,
а это позволяет выявить
сложную структуру тро¬
попаузы. Модели тропо¬
паузы зависят в большой
степени от количества осредненных и сглаженных наблюдений.
В нашем обзоре будут кратко рассмотрены некоторые из этих
моделей и представлений и показано, для каких масштабов
осреднения они применимы.
В течение некоторого времени после открытия стратосферы
Тейсераном де Бором постепенно накапливающиеся наблюдения
Указывали на относительно простую модель тропопаузы, когда
поверхность непрерывна во времени и пространстве. Эту идею
сформулировал Бьеркнес (Bjerknes, 1932), когда опубликовал
схематические меридиональные разрезы, изображающие сред¬
не условия, согласно которым тропопауза простирается не¬
прерывно от высот приблизительно 17 км на экваторе и около
км на полюсе, как показано на рис. 2.4. Однако даже наблю¬
33

дения, имевшиеся в то время, показали, что при меньшем осред¬
нении не всегда получается такая простая картина, как пока¬
зано на среднем разрезе. Пальмен в 1933 г. (Palmen, 1933) и
Бьеркнес и Пальмен в 1937 г. (Bjerknes and Palmen, 1937) ука¬
зывали, что тропопауза в средних широтах в отдельные дни мо¬
жет иметь более сложную структуру. В этой работе впервые
еводнтся понятие «положительная тропопауза».
Хесс (Hess, 1948) был, по-видимому, первым, кто изобразил
сложную структуру тропопаузы на среднем временном меридио¬
нальном разрезе, который показан на рис. 2.4. Он осреднил
Рис. 2.4. Разрез по меридиану, показывающий среднее
положение тропопаузы по Бьеркнесу (1932), осреднен-
ное за все сезоны по ранним редким данным (У); по
Хессу (1948), осредненное по зимним месяцам для
80° з. д. (2); по Коханскому (1955), осредненное за
январь для 80° з. д. (5); по Дефанту и Табу (1957),
осредненное по всем долготам за 1 января 1956 г. (4)
данные за 1942—1945 гг. для меридиана 80° з.д. Высокая юж¬
ная тропопауза названа им тропической, низкая северная — по¬
лярной. Широта, где они частично перекрываются, есть как раз
та широта, где западные ветры верхней тропосферы имеют
в среднем максимальную скорость. Область между двумя тро¬
попаузами обычно называется разрывом тропопаузы.
Среди подобных разрезов следует упомянуть схему Кохан-
ского (Kochanski, 1955). Она построена для того же самого
меридиана, который рассмотрел Хесс, но осреднение произведено
за другой период времени. Коханский ввел третью поверхность
тропопаузы, так называемую листообразную тропопаузу. Как
показано на рис. 2.4, структура тропопаузы на этом разрезе, за

исключением, «листа», довольно схожа со структурой тропопа¬
узы Хесса, хотя использованы разные периоды времени.
Дефант и Таба (Defant and Taba, 1957) при анализе трех¬
мерной структуры атмосферы для короткого периода времени
решили представлять тропопаузу в отдельные дни тремя непре¬
рывными поверхностями. На рис. 2.4 дана структура тропо¬
паузы для среднего суточного меридионального разреза за
1 января 1956 г. Обратим внимание на разрыв тропопаузы
вблизи 55° с. ш. между полярной тропопаузой и той, которую
они назвали среднеширотной. Разрывы тропопаузы на разрезах
Дефанта — Табы соответствуют двум максимумам- скорости
ветра для исследуемого дня, причем южный относится
к субтропической струе, а северный — к струе полярного фронта.
Существование двух таких максимумов скорости является пра¬
вилом, а не исключением на ежедневных картах; струя поляр¬
ного фронта характеризуется большой изменчивостью в про¬
странстве и не проявляется при большом периоде осреднения.
Это только одна из иллюстраций опасности слишком общих вы¬
водов при осреднении по времени.
Разрезы Дефанта и Табы построены на основе осреднения
данных по широтным кругам. Для некоторых долгот в отдельные
дни широтные положения разрывов тропопаузы отличаются от
средней величины, показанной на рис. 2.4. На рис. 2.5 изобра¬
жено географическое положение линий разрыва на 1 января
1956 г. Широта, на которой происходит разрыв тропопаузы,
к тому же изменяется со временем. Низкая полярная тропопа¬
уза распространяется по направлению к югу над областями цик¬
лонической циркуляции, высокая тропическая — в северном на¬
правлении над областью антициклонической циркуляции. Более
ранние заключения Тейсерана де Бора о том, что начало изо¬
термического слоя ниже над циклонами, чем над антицикло¬
нами, полностью подтверждается современными измерениями.
В рассмотренном выше понятии тропопаузы подразумева¬
лось, что эту поверхность для данного момента времени можно
представить в виде поверхности разрыва вертикального темпе¬
ратурного градиента, непрерывной в пространстве, кроме одной
или двух циркумполярных зон разрыва. Отсюда можно пола¬
гать, что тропопауза, исключая области ее разрывов, представ¬
ляет собой довольно эффективный барьер для обмена воздуха
между тропосферой и стратосферой. Для проверки этого обоб¬
щения требуются дальнейшие исследования. Недавно Дапиель-
сен (Danielsen, 1959) показал, что такое представление явля-
ется сомнительным, так как оно возникает из рассмотрения
0средненных во времени и пространстве температурных про¬
филей.
Поднимающийся радиозонд обнаруживает более детальную
Щртикальиую структуру температуры, чем представлялось пер-

вопачально на основании ежедневных метеорологических сооб¬
щений Службы погоды, в которых для того, чтобы избежать
множества отличающихся друг от друга первичных данных, про¬
водят процесс сглаживания, получая данные для стандартных
уровней. В этом процессе теряются некоторые детали стратифи¬
кации температуры, необходимые, по мнению Даниельсена, для
правильного понимания природы тропопаузы и процессов обмена
между тропосферой и стратосферой.
Рис. 2.5. Распределение разрывов тропопаузы на 1 января
1956 г. (по Дефанту и Табу, 1957)
Даниельсен изучил первичные материалы радиозондовых
наблюдений, относящиеся к марту 1956 г. Он выделил на не-
сглаженных кривых подъемов много слоев вертикальной мощ¬
ностью в несколько сотен метров со статически устойчивыми
вертикальными градиентами. Они ограничены сверху и снизу
слоями, где температура понижается с высотой почти с сухо¬
адиабатическим градиентом. Нет никакого основания считать,
что это происходит за счет неточности радиозондовых измере¬
ний, и однако многие из кривых были сглажены в опубликован¬
ных данных. Кроме того, Даниельсен нашел, что устойчивый
слой, который он назвал ламинарно устойчивым, непрерывен
в пространстве в том смысле, что в разных местах сохраняется
36

одна п та же потенциальная температура. Это иллюстрируется
рис. 2.6. Заметим, что ламинарная устойчивость, на нижней
границе которой потенциальная температура близка к 320° К,
четко проявляется на всех четырех станциях.
мб
Рис. 2.6. Вертикальное зондирование в указанных
станциях 27 марта 1956 г. (по Даннельсену, 1959)
/—Окленд, Калифорния; 2 — Лонг-Бич, Калифорния; 3 —
Феникс, Аризона; 4 — Таксон, Аризона
Изотермы обозначены градусами Цельсия, изэнтропы (кри¬
вые, прочерченные снизу справа вверх влево) — градусами
Кельвина. Каждая из точек представляет температурное на¬
блюдение, вычисленное Даниельсеном по оригинальным
радиозондовым записям. Заметна температурная инверсия
на каждой станции с потенциальной температурой нижней '
границы 320° К
Вертикальный разрез через Сиэтл, Вашингтон и Таксон,.
Аризона 'на рис. 2.7 еще более нагляден. Над Сиэтлом была до¬
вольно низкая и резко очерченная тропопауза при потенциаль¬
ной температуре 291° К. Над станциями Портленд и Орегон была
°бнаружена двойная тропопауза — одна при 290° К и другая
ПРИ 315° К. Эта картина может соответствовать упомянутому
Разрыву тропопаузы. Уров'ни тропопаузы над другими пунктами
тРудно представить в форме непрерывной поверхности, отделя¬
37

ющей тропосферу от стратосферы. Устойчивый ламинарный
слой, показанный на рис. 2.6, при температуре на нижней гра¬
нице 321° К поднимается от изобарической поверхности 400 мб
у Таксона до максимальной высоты вблизи Окленда (250 мб),
где переходит в ламинарный слой с температурой 325° К, кото-
Рис. 2.7. Вертикальный разрез через станции Таксон, Аризона
и Сиэтл, Вашингтон, 27 марта 1956 г. (по Даниельсену, 1959)
Представлены линии постоянной потенциальнон температуры в градусах
Кельвина
рый, как считают, является тропопаузой над ст. Медфорд. По-
видимому, никакого барьера, который тянулся бы вдоль этого
изэнтропичсского ламинарного слоя, между «тропосферой»
у Таксона и «стратосферой» у Сиэтла не существует. Действи¬
тельно, окончательное рассмотрение рисунка показывает, что
воздух, текущий вдоль изэитропических поверхностей этого раз¬
реза, свободно проходит из стратосферы над сг. Сиэтл в тропо¬

сферу над более южными пунктами. Данисльсен построил не¬
сколько траектории и проследил (не вдоль этого разреза), что
в местах разрыва тропопаузы происходит такой обмен.
Согласно Даннельсену, термическая структура атмосферы
усложняется существованием устойчивых ламинарных слоев,
граничащих со слоями нейтральной устойчивости. В соответ¬
ствии с приведенным выше определением тропопаузы нижняя
граница одного из ламинарных слоев должна быть выбрана
в качестве тропопаузы. Такой выбор произволен и практически
очень субъективен. Данное представление о тропопаузе вызы¬
вает заблуждение до такой степени, что приводит к понятию
о пограничной поверхности (субстанциональная поверхность),
которая препятствует обмену между стратосферой и тропо¬
сферой.
Термины тропосфера и стратосфера означают макромас¬
штабное термическое подразделение атмосферы. Чтобы объек¬
тивно применять эти термины, необходимо и достаточно сгла¬
дить микро- и мезомасштабные термические характеристики.
Данисльсен предположил, что тропопауза со сглаженной
термической структурой есть баротропная, а не непрерывная
поверхность, которая отделяет область малой средней устойчи¬
вости и положительной средней бароклинности (тропосферу) от
области большой средней устойчивости и отрицательной баро¬
клинности средней величины (стратосферы).
Представление тропопаузы в среднем как баротропной по¬
верхности, по-видимому, является слишком большим обобще¬
нием. Хотя это может соответствовать средним широтам, в па¬
раграфе 2.4 мы увидим, что даже в среднем западные ветры
высоких широт зимой продолжают увеличиваться с высотой,
из-за чего и приходится определять тропопаузу на основе сред¬
ней устойчивости.
Данные Даниельсена, конечно, охватывают только ограни¬
ченный период времени, один сезон года и одну широтную зону.
Однако концепция устойчивых ламинарных слоев, в пределах
которых воздух может течь беспрепятственно между стратосфе¬
рой и тропосферой, крайне важна. Она имеет очевидное при¬
ложение к проблеме обмена между стратосферой й тропосфе¬
рой. Эта проблема имеет как теоретический, так и практический
интерес, в связи с выпадением радиоактивных веществ, образую¬
щихся в результате мегатонных ядерных взрывов, произведен¬
ных в стратосфере. В главе 10 обсуждается эта проблема.
Граница между тропосферой и стратосферой в малом мас¬
штабе представляет собой сложное явление. В то же время,
рассматривая средние временные и пространственные разрезы
лесса, Коханского, Дефанта и Табы, можно выделить для раз¬
нимых типов осреднения границу между тропосферой и страто-
сфсрой в крупном масштабе.
39

2.2.2.	Объяснение тропопаузы
Было сделано много попыток «объяснить» природу тропо¬
паузы на основе физических процессов, но этот вопрос пока
остается спорным. Учитывая вышеизложенное о характере тропо¬
паузы, целесообразно рассмотреть физические процессы, так
как они могут объяснить сложъую структуру тропопаузы.
Вообще говоря, легко понять, почему атмосфера имеет тем¬
пературный минимум между поверхностью земли и стратопау¬
зой. Поскольку атмосферные газы поглощают очень мало види¬
мой солнечной радиации, большая часть энергии, которая не
отражается назад в пространство, снабжает земную поверхность
теплом или испаряет воду с земной поверхности. Таким образом,
нижняя граница атмосферы — тепловой источник. Эмден
(Emden, 1913) много лет тому назад указывал, что если в ниж¬
ней атмосфере существует радиационное равновесие, то средний
вертикальный градиент температуры в ней статически неустой¬
чив и в тропосфере должна возникать конвекция. Кинг (King,
1952) тоже показал, что температура в нижней атмосфере
должна уменьшаться с высотой. С другой стороны, верхняя
стратосфера есть область, как мы увидим в главе 4, где зна¬
чительное количество ультрафиолетовой радиации Солнца по¬
глощается озоном и кислородом. В этой части атмосферы ради¬
ационное поглощение вызывает увеличение температуры с вы¬
сотой. Некоторый температурный минимум в промежуточной
области объясняется радиационными свойствами атмосферных
газов.
Эти весьма общие аргументы не объясняют тех особенностей,
которые часто наблюдаются при переходе от тропосферы к стра¬
тосфере. Гуди (Goody, 1949, 1954) указывает, что должна быть
граница между нижним слоем, где тепловой перенос происходит
главным образом при помощи конвекции и турбулентности, и
верхним, где имеет место радиационный перенос тепла (в При¬
ложении Ж это обсуждается). Границей является уровень, на
котором радиационно равновесный вертикальный градиент
в верхнем слое статически устойчив. Гуди утверждает, что
в этом случае на границе существует отрицательный темпера¬
турный разрыв. Даже при наличии устойчивого верхнего слоя
будет существовать тонкий слой ка граъице, где происходит кон¬
векция. Он показывает, что тропопауза должна быть на неко¬
тором более высоком уровне с разрывом первого порядка в тем¬
пературе, причем стратосфера имеет меньший вертикальный
градиент. Гуди вычислил высоту и температуру тропопаузы.
Для этого он использовал наблюденные средние з-начения тем¬
пературы на поверхности земли в различных широтных зонах,
радиационные характеристики атмосферных газов и вертикаль¬
ный градиент температуры в тропосфере, равъый 6,5° С на 1 км.
40

Соотношения между вычисленными значениями и наблюден¬
ными как высоты тропопаузы, так и температуры оказались
почти одинаковыми (табл. 2.2).
Т а б .’I i t ц а 2.2
Высота и температура тропопаузы в функции температуры
поверхности земли. По Гуди (Goody, 1949)
Температура
поверхности
земли, °К
Температура т
ропопаузы, °К
Высота тропопаузы, км
вычисленная
пабл юденная
вычисленная
наблюденная
300
205
193
14,6
16,5
280
208
208
12,0
12,6
280
210
214
10,8
10,2
27.0
213
217
8,8
8,2
260
214
219
7.1
6,3
Стейли (Staley, 1957 а, б) доказал, что радиационно-конвек¬
тивной гипотезой Гуди нельзя объяснить детальные характери¬
стики тропопаузы. Его принципиальный аргумент состоит в том,
что в наблюдаемой тропопаузе очень часто имеет место резкое
изменение вертикального градиента, иногда приближающегося
к температурному разрыву. Инфракрасная радиация сглажи¬
вает такие температурные минимумы, если нет никакого раз¬
рыва в распределении излучающих газов. На основе анализа
циркуляции, используя наблюдаемые температуры и профили
водяных паров в тропопаузе, Стейли пришел к выводу о суще¬
ствовании инфракрасного нагревания на тропопаузе. Он пред¬
положил, что резкий излом кривой температурной стратификации
в тропопаузе уравновешивается двумя процессами: радиацион¬
ным нагреванием и охлаждением вследствие дивергенции вер¬
тикального энтальпического потока. Последнее влияние необхо¬
димо, чтобы передача энтальпии со стратосферы на уровень
тропопаузы была меньше, чем передача энтальпии с уровня
тропопаузы в тропосферу. Полагают, что большой вертикальный
градиент потенциальной температуры выше тропопаузы обычно
приводит к противоположной картине. Однако поток, обуслов¬
ленный турбулентной диффузией, как известно, зависит также
и от статической устойчивости. Большая статическая устойчи¬
вость выше тропопаузы может действительно привести к усло¬
виям, предполагаемым Стейли.
Таким образом, можно считать, что модель Гуди является
в основном правильной с точки зрения объяснения особенностей
пространственного распределения тропопаузы. Однако равно¬
весные расчеты неприложимы к многослойным тропопаузам и
Устойчивым ламинарным слоям, имеющим место при рассмот-
41

рении тонкой структуры атмосферы. Представляет интерес гипо¬
теза Стейли об увеличении положительной кривизны за счет
вертикального энтальпического потока. Хотя предположение не
доказано наблюдениями, оно пригодно для объяснения квази¬
разрывов в атмосферных характеристиках.
2.3.	СОСТАВ НИЖНЕЙ СТРАТОСФЕРЫ —
ВОДЯНОЙ ПАР И ПЫЛЬ
Состав воздуха в нижней стратосфере мало отличается от
такового в тропосфере. Имеются, однако, два газа: озон и во¬
дяной пар, которые заслуживают специального рассмотрения,
поскольку их концентрацией, изменчивой как во времени, так
и в пространстве, в значительной мере определяются радиацион¬
ные свойства воздуха.
Проблема изучения озона важна и в то же время сложна.
Детально она будет обсуждаться в главе 5, после рассмотрения
материалов параграфов 2.4 и 2.5, а также глав 3 и 4. Озон при¬
сутствует в нижней стратосфере в количестве, достаточном для
•вызывания многих процессов, причем он имеет максимальную
плотность на этих уровнях.
Хотя в нижней стратосфере влажность относительно мала,
тем не менее концентрация водяного пара представляет боль¬
шой интерес. Методы измерения этой концентрации ело лены и
неудовлетворительны. Существующие методы и результаты на¬
блюдений будут обсуждены в подпараграфе 2.3.1.
Другой проблемой, представляющей значительный интерес,
является присутствие и распределение в нижней стратосфере
субмикроскопических частиц пыли, особенно радиусом 0,1—-
1,0 мкм. Она будет обсуждена в подпараграфе 2.3.2.
2.3.1.	Водяной пар в нижней стратосфере
Мы не располагаем простыми методами измерений содержа¬
ния водяного пара в стратосфере. Датчики влажности, которые
удовлетворительны для измерений в нижней тропосфере, недо¬
статочно чувствительны и инерционны при измерениях в верх¬
ней тропосфере и нижней стратосфере. В связи с этим данные
о содержании водяного пара в стратосфере получены на основе
нескольких серий наблюдений приборами, специально предна¬
значенными для этой цели, которые, однако, в оперативном
использовании неэкономичны и непрактичны.
Водяной пар играет важную роль в переносе инфракрасной
радиации. Поэтому попытки подсчитать радиационный баланс
стратосферы должны быть основаны на допущениях относи¬
тельно количества и распределения водяного пара. Обычно
предполагают его отсутствие. Несмотря на вполне удовлетвори-
42

тстьные результаты, оправдывающие это предположение, необ¬
ходимо иметь значительно большее количество измерений водя¬
ного пара для его обоснования.
Измерения в основном проводились английскими учёными
с помощью гигрометра Добсона — Брюэра, основанного на
использовании метода точки росы. К сожалению, использование
этого прибора ограничено потолком полета самолета в нижней
части стратосферы. Прибор является усовершенствованным ва¬
риантом конденсационного гигрометра. Он используется для из¬
мерений влажности при очень низкой температуре. Прибор де¬
тально описан Брюэром, Квайлонгом и Добсоном (Brewer, Cwi-
long anc! Dobson, 1948). Измеряемой величиной является тем¬
пература алюминиевого колпачка, на котором может поддержи¬
ваться в равновесии налет инея, выпадающего из воздуха, ко¬
торый натекает на его поверхность.
Измерения, проведенные в 1945—1950 гг. на высотах до
12 км, были проанализированы Бэнноном, Фричем и Шеллардом
(Bannon, Frith and Shellard, 1952). В 1954 и 1955 гг. измерения
до максимальной высоты 15—16 км на самолете были прове¬
дены в 81 случае. Они были обобщены Маргетройдом, Гольд-
смитом и Холлингсом (Murgatroud, Goldsmith and Hollings,
1955), а также Хелливеллом, Маккензи и Керли (Hellivell, Мас-
kenzi and Kerly, 1957). При этих многочисленных эксперимен¬
тах были получены согласующиеся результаты, представленные
на рис. 2.8. В дополнение к указанным измерениям английские
сотрудники использовали ту же самую технику для получения
данных над Англией и в других местах и широтах (см. обзор
Gutnick, 1961).
Проведенные измерения показали, что в самых нижних не¬
скольких километрах стратосферы <воздух очень сух. Точка за¬
мерзания в стратосфере уменьшается с высотой во многих слу¬
чаях со скоростью большей, чем в тропосфере, и в конце концов
около потолка наблюдений, на высоте приблизительно 15 км,
достигает более или менее устойчивой величины в пределах
—80, —85° С. Это соответствует относительной влажности около
1 или 2% и отношению смеси приблизительно 2-10-6.
Однако наблюдения, проведенные на этих высотах с по¬
мощью шарозондовых гигрометров, измеряющих влажность по
точке инея или другими методами, не всегда подтверждают эту
исключительную сухость. Кроме того, наблюдения, выполнен¬
ное на больших высотах, всегда показывают отношения смеси
на высоте 20—30 км большие, чем отношения смеси, получен¬
ное в Англии для более низких слоев.
Ранние шарозондовые гигрометры, измеряющие влажность
Но точке инея, были усовершенствованы и применены Барретом,
*ерндоном и Картером (Barrett, Herndon and Carter, 1950).
Прибор был подробно описан Барретом и Герндоном (Barrett
43

and Herndon, 1951). Их измерения показали, что на высоте 10—
15 км точка инея на 10—20° выше и отношение смеси в 10—
20 раз больше, чем это было получено при самолетных измере¬
ниях. Узкие насыщенные слои были обнаружены во всех трех
подъемах. Кроме того, точки инея, по-видимому, остаются по¬
стоянными, а отношения смеси увеличиваются с 15 км до по¬
толка подъема вблизи 30 км.
км
Рис. 2.8. Среднее вертикальное распределение
температуры (1) и точки инея (2) по английским
измерениям 1954—1955 гг. Количества наблюде¬
ний указаны в скобках, стандартные отклонения
отмечены горизонтальными линиями (по Хелли-
веллу и др., 1957)
Недавно были использованы другие, более удобные кон¬
струкции автоматического гигрометра для измерения влажности
по точке инея. Мастенбрук и Дингер (Mastenbrook and Dinger,
1961) сообщили о результатах трех таких измерений. Два из
них согласуются с английскими измерениями на высоте 10—
15 км, а одно дало отношение смеси, приблизительно в 20 раз
большее. Все три подъема, однако, указывают на отношение
смеси 10~5— 10-4 на высоте 22—30 км.
44

Наблюдения за содержанием водяного пара в верхней части
нижней стратосферы были проведены также путем взятия проб
и их последующего анализа. Методом анализа, усовершенство¬
ванным учеными Института атомной энергии в Англии (Barclay
et al., 1960), было показано, что продувание воздуха через
охлаждаемую жидким азотом ловушку приводит к замерзанию
и собиранию воды и двуокиси углерода. Количество собранной
воды и двуокиси углерода определялось лабораторным анали¬
зом. Общий объем испытываемого воздуха определялся по из¬
меренному количеству двуокиси углерода, концентрация кото¬
рого, как предполагают, является постоянной и известной. Эта
информация основана на большой серии измерений, проделан¬
ных Хагеманом и др. (Hagemann et al., 1959). Следует заметить,
что необходим большой период времени, чтобы собрать доста¬
точный объем воздуха на максимальной высоте, ввиду чего эти
приборы поднимаются на шарах.
Браун с сотрудниками (Brown et al., 1961) произвели семь
измерений, причем все они относятся к уровню между 24 и
30 км. Они дают отношение смеси, в среднем не превышающее
4-10-5.
Стейнберг и Рорбауг (Steinberg and Rohrbough, 1962) опи¬
сали другой эксперимент по методу проб, когда водяной пар и
двуокись углерода собираются на поглощающие синтетические
цеолиты. Объем испытываемого воздуха измеряется по скорости
потока. В одном эксперименте, результаты которого опублико¬
ваны, было найдено, что отношение смеси на высоте около 22 км
равняется 5-10-5. Количество двуокиси углерода удовле¬
творительно согласовывалось с результатами других изме¬
рений.
Третий метод измерения водяного пара, отличный от опре¬
деления его по точке инея или по методу непосредственных
проб, требует наблюдений на максимальных высотах солнечной
лучистой энергии в спектральных областях сильного поглоще¬
ния водяного пара. Этот спектр дает только интегральное коли¬
чество водяного пара между прибором и верхней границей атмо¬
сферы, причем после очень тщательной интерпретации. Форма
линий поглощения, о которых идет речь, зависит от давления
(см. главу 7). Согласно Хафтону и Силли (Houghton and Seely,
I960, 1961), данные измерений в полосе 2,7 мкм, произведенных
в Англии, соответствуют условиям сухой стратосферы, но не
Дают указаний на вероятность больших величин отношения
смеси на высоких уровнях.
Маркрей и др. (Markrey et al., 1962) получили результаты
измерений в полосе 6,3 мкм при помощи шарозондового спек¬
трометра. В двух случаях отношение смеси, постоянное по вы¬
соте, составляло 10~4 на высотах около 28 км. В одном из этих
случаев спектры, полученные поднимающимся шаром-зондом,
45

соответствовали вертикальному распределению водяного пара
при отношении смеси около 10-5 на высоте 10—15 км.
Некоторые из описанных результатов даны на рис. 2.9. В на¬
стоящее время не объяснено, почему на высоте 10—15 км раз¬
ными наблюдателями иногда определялась влажность значи¬
тельно выше той, которая была обнаружена при большом коли¬
честве тщательных измерений, выполненных на английских са¬
молетах. Предполагают, что такая более высокая влажность
10~6	10~5	10~4	ю
Отношение смеси
мм
30
25
Рис. 2.9. Измерения влажности
20	в	нижней	стратосфере
1 — по Хелливеллу и др. (1957); 2 — по
Маркрею и др. (1962); 3 — по Ме.стен-
/5 бруку и Данге (1961); 4 — по Брауну
и др. (1961);	5 — по Штайнбергу и
Рорбугу (1962); 6 — отношение смеси
(полагаемое постоянным в вертикаль-
'0	ном столбе до верхней границы атмос¬
феры), по спектрометрическим изме¬
рениям Маркрея и др. (1962); диаго¬
нальные линии — точка инея (в гра-
5	дусах Цельсия) в функции отношения
смеси и давления
О
может являться результатом загрязнения нижней стратосферы
шарами-зондами и, кроме того, что измерения более высоких
величин влажности нерепрезентативны.
Что касается верхней части нижней стратосферы, то все же
нельзя принять отношение смеси здесь равным 10-5—10-4, так
как хорошо известно периодическое присутствие облаков вблизи
этого уровня. Иризирующие перламутровые облака появляются
на высотах 20—30 км в отдельных географических областях.
Чаще всего они наблюдаются в Норвегии и на Аляске. Веро¬
ятно, они состоят из кристаллов льда, образованных при восхо¬
дящих движениях воздуха в орографических стоячих волнах.
Представление об очень сухой области выше тропопаузы и
относительно влажном слое на более высоких уровнях требует
объяснения. Если нет источника водяного пара выше 30 км, то
возникает необходимость выяснить, каким образом вода может
попасть с поверхности земли на высоту до 25 км, в то время
как более низкие области остаются сухими.
46

2.3.2. Пыль в нижней стратосфере
Хотя атмосферная пыль привлекает большое внимание
вследствие ее роли в процессах конденсации, до сих пор нет до¬
статочной количественной информации о ее содержании в верх¬
ней атмосфере. Наблюдения Юнге и его сотрудников дали
в последние несколько лет основную информацию о пыли в ниж¬
ней стратосфере. Измерения были проведены с помощью шаров
п самолетов. В основном они относятся к размерам пылинок.
Один из методов наблюдений основан на использовании
счетчика ядер Айткена,
который работает на прин- нм
ципе камеры расширения
Вильсона с фотографиро¬
ванием образующихся ка¬
пелек воды (Junge, Chag-
non and Manson, 1961;
Junge, 1961). Хотя эта
техника и не дает специ¬
альной информации о раз¬
мерах частиц, допускает¬
ся, что она применима
к частицам радиусом ме¬
нее 0,1 мкм, так как боль¬
шие	частицы	присут¬
ствуют в слишком ма¬
лом	количестве	(как
определено независимыми
измерениями, описанны¬
ми ниже), чтобы влиять
на результаты измере¬
ний.
На	рис. 2.10 представлены	результаты	измерений,	выполнен¬
ных в	нескольких	различных	случаях.	Осреднение	проводилось
относительно тропопаузы как исходного уровня. Эти средние
профили, а также отдельные подъемы указывают на приблизи¬
тельно постоянные концентрации частиц в пределах нескольких
километров ниже тропопаузы и на сильное увеличение концен¬
трации частиц с высотой над тропопаузой. Из исследований,
проводившихся в тропосфере, известно, что концентрация ядер,
измеренная счетчиком Айткена, резко убывает с высотой в ниж¬
них нескольких километрах атмосферы. Отсюда следует, что
источник этих малых частиц находится на поверхности земли,
а те частицы, которые обнаруживаются в нижней стратосфере,
проникают из тропосферы.
Большие частицы, радиусом 0,1 —1,0 мкм, могут быть выде¬
лены и измерены инерционными ловушками (Junge, Chagnon
25
20
15
10
5
1
Ю ICO ЮС О 10000 см"
Рис. 2.10. Вертикальное распределение ма¬
лых частиц пыли (радиусом меньше 0,1 мкм)
(по Юнге, 1961);
/ — число частиц в 1 см3 воздуха; 2 — число ча¬
стиц в 1 см3 воздуха при стандартных темпера¬
туре и давлении; 3 — заданная высота тропо¬
паузы
47

and Manson, 1961; Chagnon and Junge, 1961). В этих приборах
воздух продувается через узкую трубочку на покрытые специ¬
альной смолой пластинки. Как только, при быстром продувании
воздуха, частицы получают достаточную инерцию, они внедря¬
ются в смолистую поверхность. В используемых приборах соб¬
ранные частицы вследствие естественного распределения их по
размерам имеют в основном радиус 0,1—1,0 мкм. Эти частицы
дают неожиданное вертикальное распределение. На рис. 2.11 по¬
казано пять вертикальных профилей, полученных в различное
0,001
0,01
0,1
1,0
10
100 см'3
Рис. 2.11. Вертикальное распределение «больших» частиц (радиусом
больше 0,1 мкм) в нижней стратосфере (по Шаньо и Юнге, 1961)
/—21 ноября 1959 г.; 2 — 9 декабря 1959 г.; 3 — 27 июня 1960 г.; 4 — 25 сентября
1960 г.; 5 — 23 октября 1960 г.; данные по тропопаузе: а — 26 сентября 1960 г., б —
27 июня 1960 г.; в —9 декабря 1959 г.; г —21 ноября 1959 г.; данные ниже 10 км
приведены по измерениям других исследователей:	/ — Россман, 1950;	2 — лето и
3 — зима (Зидентопф, 1950); 4 — Пенндорф, 1954
время года; все они имеют максимум концентрации на высоте
около 20 км. Полеты самолетов на высоте около 20 км
от 63° ю. ш. до 72° с. ш. (Junge and Manson, 1961) в течение
марта — ноября 1960 г. подтвердили существование вблизи этой
высоты неожиданно большого количества частиц на разных ши¬
ротах и в разное время.
Лабораторные анализы показывают, что эти частицы
в основном состоят из сульфатов. Из наблюдаемых вертикаль¬
ных распределений очевидно, что они 'не тропосферного и не
внеземного происхождения. Юнге и Мэнсон (Junge and Manson,
1961)	показали, что данные частицы формируются в нижней
48

стратосфере при окислении газообразных H2S или S02. Эти
газы существуют и в тропосфере, они переносятся в нижнюю
стратосферу в основном процессами перемешивания.
Вольц и Гуди (Volz and Goody, 1962) из фотометрических
наблюдений за сумерками определили существование макси¬
мума замутненности вблизи уровня 20 км, что согласуется
с приведенными выше наблюдениями. Первое указание на пы¬
левой слой вблизи 20 км было сделано Грюнером (1942) при
объяснении оптических эффектов сумерек («пурпурный свет»).
Наша информация о распределении ветра и температуры
в нижней стратосфере намного лучше, чем о водяном паре. Не¬
смотря на все трудности, упомянутые в параграфе 2.1, собрано
достаточное количество данных наблюдений, так что особен¬
ности крупномасштабного распределения температуры и ветра
теперь известны. Можно ожидать, что по мере поступления но¬
вых данных, картина, представленная в этом параграфе, будет
меняться, но не очень существенно.
К сожалению, техника наблюдений не лишена недостатков.
Основные из них следующие:
а) когда стратосфера очень холодна, то шары-зонды могут
быть использованы только до малых высот вследствие разрыва
оболочки. Положение исправляется в последние годы путем
улучшения качества шаров;
б) когда средний вектор ветра по горизонтали имеет большое
значение по величине, то шары сносятся на большие расстоя¬
ния и из-за малых вертикальных углов приходится ограничи¬
вать зондирование низкими уровнями.
Анализы редких данных в основном проводятся с помощью
уравнения термического ветра, связывающего изменение ветра
по вертикали с горизонтальным градиентом температуры, при
допущениях геострофического и статического равновесия. В де¬
картовых координатах1 эти уравнения записываются следую¬
щим образом:
1 Строго говоря, градиент температуры в этих уравнениях должен быть
Взят вдоль изобарической поверхности. Если он измерен на поверхности с по¬
стоянной высотой, то к правой части уравнений (2.5а) и (2.56) должен быть
добавлен член (обычно малый), включающий вертикальный градиент тем-
ПеРатуры.
2.4.	КЛИМАТОЛОГИЯ НИЖНЕЙ СТРАТОСФЕРЫ
(2.5а)
(2.56)
3 Заказ 2160
49

где и — скорость по оси х (обычно положительна в направлении
на восток); v — скорость по оси у (обычно положительна в на¬
правлении на север); f — параметр Кориолиса 2(Dsin(p, где со —
угловая скорость вращения Земли и ср— широта. Из уравнения
(2.5а) следует, что западная компонента ветра 1 увеличивается
с высотой, когда температура понижается к северу, и умень¬
шается с высотой, когда температура повышается к северу.
Метеорологические условия в нижней стратосфере изменя¬
ются с широтой, сезоном года и долготой. Чтобы облегчить
обсуждение этих параметров, параграф 2.4 делится на не¬
сколько подпараграфов. Подпараграф 2.4.1, являющийся вве¬
дением, посвящен характеристикам глобальных температурных
изменений в северном полушарии, основывающимся на летних
и зимних меридиональных разрезах. Подпараграф 2.4.2 содер¬
жит средние карты для одного уровня (50 мб), которыми иллю¬
стрируются долготные свойства и некоторые детали сезонных
вариаций геопотенциала, температуры и ветра. В подпараграфе
2.4.3 рассматривается вопрос о репрезентативности месячных
средних в стратосфере; показано, что в высоких широтах усло¬
вия в течение данного зимнего месяца могут сильно отличаться
от изображенного на средней карте для данного календарного
месяца. В этих подпараграфах речь идет о нижней стратосфере
северного полушария, севернее примерно 20° с. ш. В подпара¬
графе 2.4.4 обсуждаются недавно открытые 26-месячные коле¬
бания зонального ветра в тропической стратосфере. Наконец,
в подпараграфе 2.4.5. рассматриваются отдельные наблюдения,
произведенные в южном полушарии.
2.4.1.	Крупномасштабная картина температурных изменений
в нижней стратосфере
Простым способом представления основных метеорологиче¬
ских условий в нижней стратосфере является построение верти¬
кальных разрезов с севера на юг, подобных тому, который пред¬
ставлен на рис. 2.4. Конечно, такой разрез не показывает ни
долготных, ни временных вариаций, которые должны обсуж¬
даться отдельно.
Некоторые такие температурные разрезы по меридианам 80
и 90 з.д. были построены. К сожалению, ни один из них не со¬
держит данных, которые появились в последние годы. Из них
только разрезы Коханского (Kochanski, 1955), Веги и др.
1 Как принято в метеорологии, за направление ветра в этой книге при¬
нимается направление, откуда дует ветер. Таким образом, западный ветер
дует с запада на восток, и можно говорить о нем как о части западного по¬
тока. Метеорологи, которых интересуют ветровые наблюдения на высоких
уровнях, должны знать, что аэрономами за направление ветра принимается,
наоборот, направление, куда дует ветер.
50

(Wega et al., 1958) характеризуют состояние стратосферы. Здесь
мы представим вертикальные разрезы, характеризующие средние
условия июля за 1955—1958 гг. и января за 1956—1959 гг. Для
изобарических поверхностей выше 100 мб эти разрезы основаны
на анализах Мунча и Бордена (Muench and Borden, 1962) за
эти годы; некоторые из соответствующих карт поверхности
50 мб для северного полушария включены в подпараграф 2.4.2.
Для изобарических поверхностей ниже 100 мб необходимые
данные взяты из «Месячных климатических данных мира»
(U. S. Weather Bureau, 1955—1959 гг.).
нм
30
25
20
15
10
5
80	70	60	50	40	30	20°С.Ш.
Рис. 2.12. Меридиональный	разрез вдоль	80° з. д.
для июля за 1955—1959 гг.
1 — температура (в градусах Цельсия); 2 — изобариче¬
ские поверхности (в миллибарах); 3 — положение тро¬
попаузы
На рис. 2.12 представлен разрез с севера на юг для июля.
Здесь имеются три высотных интервала с различными темпера¬
турными характеристиками. Особенности разреза таковы.
1)	До	высоты 9 км все широты	находятся	в тропосфере.	Тем¬
пература	понижается с высотой и	к полюсу.	Градиент	темпера¬
туры максимален преимущественно в средних широтах; в этой
°оласти скорость западного ветра в тропосфере в средних ши¬
ротах возрастает с высотой.
2) Между 16 и 30 км все широты находятся в стратосфере,
емпература здесь с высотой повышается очень сильно в юж-
Ых широтах, но очень слабо повышается или остается постоян¬
ной в северных широтах. В противоположность тропосфере
Аесь у полюса температура достигает наибольших значений;
аправленный к полюсу градиент температуры имеет наиболь-
УА> величину в средних широтах. Скорость западных ветров
3*
51

в тропосфере сначала с высотой уменьшается, но начиная с вы¬
соты около 20 км становится постоянной на всех широтах.
3)	Слой от 9 до 16 км является промежуточным между
двумя описанными выше. Одна его часть находится в северных
широтах в стратосфере, другая — в южных широтах в тропо¬
сфере. Высота тропопаузы меняется от 9 до 16 км в средних
широтах. В области разрыва тропопаузы западный поток в тро¬
посфере достигает наибольшей скорости и затем убывает с вы¬
сотой, по мере того как вертикальный градиент температуры
меняет знак.
нм
Рис. 2.13. Меридиональный разрез вдоль 80° з. д.
для января за 1956—1959 гг.
Уел. обозначения см. рис. 2.12
На рис. 2.13 представлен разрез с севера на юг для января.
Распределение температуры здесь гораздо сложнее, чем в июле.
Температура в стратосфере уже не возрастает равномерно
к полюсу, как в июле, а в северных широтах она убывает к по¬
люсу. Следуя Пановскому (Panofsky,1961), будем называть эту
ситуацию «полярным режимом». Граница полярного режима,
указанная 'на рис. 2.13 жирной линией, простирается верти¬
кально вверх от тропопаузы вблизи 50° с. ш. с некоторым на¬
клоном к югу, оставаясь неопределенной на более высоких
уровнях.
За исключением полярного режима, распределение темпера¬
туры на разрезах для января и июля качественно сходно, хотя
тропопауза на разрезе для июля имеет другие высоты и вер-
тикальные градиенты температуры несколько больше по вели-
чине. В тропосфере температура с высотой и к полюсу понижа¬
ется, а скорость западных ветров с высотой возрастает. В ниЖ'
52

ней стратосфере (кроме полярного режима) температура с вы¬
сотой и к полюсу повышается, а скорость западных ветров
с высотой уменьшается. В переходной зоне вблизи разрыва тро¬
попаузы знак вертикального градиента температуры меняется
на обратный, скорость западного ветра в верхней тропосфере
становится максимальной и струйные течения быстро затухают
с высотой.
Полярный режим имеет ряд особенностей среднеширотной
тропосферы. Так, например, температура понижается к полюсу
от максимума на границе полярного режима. Скорость запад¬
ных ветров возрастает с высотой, в частности между 60 и
70° с. ш., и часто достигает наивысших значений на высоте
около 20 км. Температура с высотой уменьшается, хотя намного
медленнее, чем в тропосфере.
2.4.2.	Температура и ветер на поверхности 50 мб
в средние месяцы сезонов
На рис. 2.14—2.17 представлены высоты поверхности 50 мб
в сотнях метров и изотермы в градусах Цельсия с опущенным
знаком минус над северным полушарием для января, апреля,
июля и октября соответственно. Для построения этих карт
Мунч и Борден (Muench and Borden, 1962) использовали дан¬
ные только за четыре года (июль 1955 г. — июнь 1959 г.).
С точки зрения наблюдаемых междугодовых флуктуаций
(кроме, вероятно, июля) это слишком короткий период для по¬
лучения количественно правильных средних карт; тем не менее
эти карты позволяют выявить многие качественно правильные
свойства.
Для января (рис. 2.14) характерна холодная депрессия, цен¬
трированная около полюса. На всех широтах господствует за¬
падный ветер; в пределах полярного режима, ограниченного
максимальной температурой, на 40—55° с. ш. (в зависимости от
долготы) скорость этих западных ветров возрастает с высотой
в соответствии с понижением температуры к полюсу. Представ¬
ляют интерес долготные вариации. Особо отметим высокоши¬
ротный гребень и относительное тепло в районе Аляски. По-ви-
димому, это постоянное свойство нижней стратосферы зимой.
На средней июльской карте (рис. 2.16) видны совершенно
Другие условия. В это время года на поверхности 50 мб наблю¬
дается теплый максимум, центрированный около полюса, с вос¬
точными ветрами на всех широтах. Возрастание температуры
к полюсу приводит к восточному термическому ветру. Скорость
восточных ветров на поверхности 25 мб, например, значительно
оольше скорости на поверхности 50 мб. Поразительна симмет¬
рия изотерм и изобар около полюса, особенно очевидная на по-
Верхности 25 мб.
53

Рис. 2.14. Среднее распределение темпера¬
туры (/) и геопотенциала (2) на уровне по¬
верхности 50 мб для января 1956—1959 гг.
(по Мунчу и Бордену, 1962)
Рис. 2.15. Среднее распределение темпера¬
туры (/) и геопотенциала (2) на уровне по¬
верхности 50 мб для апреля 1956—1959 гг.
(по Мунчу и Бордену, 1962)

Рис. 2.16. Среднее распределение темпера¬
туры (1) и геопотенциала (2) на уровне по¬
верхности 50 мб для июля 1955—1958 гг.
(по Мунчу и Бордену, 1962)
Рис. 2.17. Среднее распределение темпера¬
туры (1) и геопотенциала (2) на уровне по¬
верхности 50 мб для октября 1955—1958 гг.
(по Мунчу и Бордену, 1962)

Апрель является переходным месяцем с общим ослаблением
циркуляции, детали которого изменяются от года к году. Сред¬
няя месячная карта по данным за четыре года представлена на
рис. 2.15. Она мало напоминает карты для отдельных лет, обоб¬
щением которых является. Так, по Бельмонту (Belmont, 1962),
летние восточные ветры не устанавливаются вплоть до мая, и
апрель характеризуется целлюлярной циркуляцией и слабыми
меридиональными потоками.
В октябре происходит обратный переход от летней восточной
циркуляции к зимней западной. Средняя карта, по данным за
4 года, представленная на рис. 2.17, в этом случае очень похожа
на средние карты для отдельных лет. Она похожа и на январ¬
скую карту, но с более слабой циркуляцией. Бельмонт (Belmont,
1962)	установил, что осенняя перестройка происходит очень
быстро, в течение сентября для исследуемых лет.
2.4.3.	Междугодовые вариации
Даже при относительно небольшом числе лет, за которые
имеются пригодные стратосферные данные, можно заметить, что
в зимние и весенние месяцы наблюдаются гораздо большие ва¬
риации от года к году, чем в летние и осенние. Междугодовая
изменчивость средних месячных карт для данного календарного
месяца зимой и весной отчасти связана с явлением, известным
как «стратосферное потепление», «южное потепление», «взрыв¬
ное потепление» или «импульсное потепление». В течение зимы
в некоторый промежуток времени на какой-либо долготе поляр¬
ный режим неожиданно исчезает и в высокоширотной страто¬
сфере восстанавливаются условия, очень похожие на те, кото¬
рые типичны для июля. Это изменение от условий крайнего по¬
лярного режима к летним условиям начинается с сильного по¬
вышения температуры вблизи границы полярного режима,
обычно наблюдаемого на высоких уровнях. Область высоких
температур распространяется в течение одной-двух недель на
большую часть полярной области.
Указанные изменения столь существенны в деталях, что
обобщать их не представляется целесообразным. На этом воп¬
росе более подробно мы остановимся в параграфе 2.5. В связи
с настоящим обсуждением климатологических данных доста¬
точно отметить, что соответствующие изменения ветра и темпе¬
ратуры настолько устойчивы и обширны, что сильно меняют
средние месячные карты для зимы.
В течение зимних сезонов, проанализированных Мунчем,
феврали 1957, 1958 гг. и март 1959 г. были месяцами, когда это
явление было особенно ярко выражено. Примером может служить
карта поверхности 50 мб для февраля 1957 г., представленная
на рис. 2.18. Отметим сходное с летним распределение темпе¬
56

ратуры с максимумом вблизи полюса, а также слабую цирку¬
ляцию при восточных ветрах на некоторых широтах. Хотя со¬
ответствующие средние карты не могут быть реализованы,
карты для январей 1953 и 1955 гг., построенные на основе су¬
точных данных, характеризуются менее выраженным полярным
режимом, чем это представлено на рис. 2.13 и 2.14.
Рис. 2.18. Среднее распределение
температуры (/) и геопотен¬
циала (2) на уровне поверхности
50 мб для февраля 1957 г.
(по Мунчу и Бордену, 1962)
С другой стороны, даже на основе этих примеров, очевидно,
что с июля до ноября годовые вариации распределения темпе¬
ратуры и ветра значительно меньше. Для этих месяцев клима¬
тологические оценки представляются имеющими большую
реальность.
2.4.4.	Ветры в тропической стратосфере
Циркуляция в тропической стратосфере заслуживает особого
внимания, так как исследования последних нескольких лет об¬
наружили сложное и совершенно неожиданное изменение на¬
правления зонального ветра с периодом около 26 месяцев.
В классической картине (основанной на очень небольшом
числе наблюдений) поле стратосферного ветра вблизи экватора
представляется состоящим из двух ветровых систем — запад¬
ного потока Берсона и восточного потока Кракатау. Западный
поток Берсона представляется как узкий поток западных вет¬
ров, центрированных над экватором на уровне поверхности
о0 мб. Протекающий над ним восточный поток Кракатау можно
Рассматривать как обширную систему сильных восточных вет¬
ров, приближающихся к уровню 10 мб. Допускалось, что оба
потока сохраняются более или менее постоянными по интенсив¬
ности и положению от года к году.
57

Однако в 50-годах регулярные наблюдения на высоких уров¬
нях, в частности над тропической зоной Тихого океана, при¬
влекли внимание к тому, что Рид назвал «экваториальным ко¬
лебанием стратосферного ветра». Визе в 1958 г. (Viezee, 1958)
и Мак-Креари в 1959 г. (МсСгеагу, 1959 )в неопубликованных
докладах представили данные наблюдений, которые обнару¬
жили неожиданную сложность в поле зонального ветра и в его
временных вариациях. Эбдон (Ebdon, 1960), по-видимому, со¬
вершенно независимо отметил, что направление ветра на уровне
50 мб на станциях между экватором и 20° с. ш. в основном вос¬
точное в январе 1958 г. и западное в январе 1959 г. Дальней¬
шее исследование позволило Риду и др. (Reed et а 1., 1961),
а также Эбдону и Вериарду (Ebdon and Veryard, 1961) сделать
более широкие обобщения относительно этих колебаний.
Основные особенности такого явления хорошо иллюстриру¬
ются пространственно-временным разрезом зонального ветра
над о. Кантон (3° ю. ш., 173° з. д.), подготовленным Ридом и др.
(Reed et al., 1961) и представленным на рис. 2.19. Скорость
ветра в м/сек. нанесена слева от вертикалей, а количество на¬
блюдений, использованное для получения среднего, — справа.
Наблюдения на других станциях (Reed et al., 1961; Ebdon,
1960, 1961) показывают, что аналогичные колебания стой же
фазой имеют место и на других долготах. Основные особенно¬
сти этих колебаний следующие:
а)	зональная компонента ветра в экваториальной страто¬
сфере изменяется от востока к западу с периодом около 26 ме¬
сяцев;
б)	фаза этого колебания изменяется с высотой так, что вос¬
точные и западные потоки опускаются примерно на 1 км за ме¬
сяц;
в)	колебания имеют наибольшую амплитуду на высоте около
25 км и не обнаруживаются вблизи тропопаузы (отмечаемое
уменьшение амплитуды выше 25 км может быть обусловлено
погрешностями измерения сильных ветров вблизи потолка зон¬
дирования);
г) колебание отмечается одновременно в обоих полушариях
и на всех долготах с наибольшей амплитудой вблизи экватора,
но оно едва достигает 30° с. ш.
Исследование колебаний экваториального стратосферного
ветра до сих пор носит в основном описательный характер.
Удовлетворительного объяснения его возникновения нет. Рид и
Роджерс (Reed and Rogers, 1962) создали математическую тео¬
рию поля ветра, используя долгопериодные средние, для годо¬
вых и 26-месячных вариаций. Рид (Reed, 1962) показал, что
26-месячная вариация существует при геострофическом и ста¬
тическом равновесии, а также малом колебании температуры,
отмеченном Вериардом и Эбдоном (Veryard and Ebdon, 1961)-
58

нм
3
о
ГГ1
a.=t
н —
CJ —
® >>
о ^
2га
о
та
с,
о
га

Данные об этом явлении были получены только за 1951 г.
Однако недавно Эбдон (Ebdon, 1963), исследуя отдельные ран¬
ние наблюдения в Батавии и Восточной Африке, показал, что
в какой-то форме оно, вероятно, имело место в 1908—1918 гг.
2.4.5.	Климатология стратосферы южного полушария
Большинство наблюдений в стратосфере южного полушария
проводятся, начиная с Международного геофизического года
(июль 1957 г.). Они сосредоточены в Антарктике вдоль двух ме¬
ридианов— 170° в. д. и 90° з. д. На рис. 2.20 представлен раз¬
рез температуры по первому меридиану для июля, по Векслеру
Рис. 2.20. Вертикальный разрез температуры (в градусах Цель¬
сия) по меридиану 170° в. д. в южном полушарии для июня
1957 г. (по Векслеру, 1959)
1 — Кантон 17Г43' з. д.;	2 — Нанди 177°27' в. д.; 3 — Норфолк 167°56' в. д.:
4 — Окленд 174°46' в. д.; 5—Харевуд 172°32' в. д.; 6 — Инверкаджил 168°19'
в. д.; 7 — Кэмпбелл 169°07' в. д., 8 — Галле 170°18' в. д.;	9 — Мак-Мердо
166°37' в. д.; 10 — полюс
(1959). Южное полушарие имеет ярко выраженный полярный
режим. Антарктическая стратосфера отличается от арктической
по крайней мере тремя особенностями:
1) для антарктического полярного вихря характерна боль¬
шая долготная симметрия;
2) антарктический полярный вихрь является более интен¬
сивным, чем его арктический двойник (более низкие темпера¬
туры, более сильные ветры);
3) антарктический полярный вихрь, судя по наблюдениям
за три зимы, более стабилен в зимние месяцы и не разруша¬
ется вплоть до весны. Однако согласно Пальмеру и Тейлору
(Palmer and Taylor, 1960), разрушение, когда оно имеет место,
сходно со стратосферными потеплениями, которые бывают зимой
в арктической стратосфере.
60

2.5. ВОЗМУЩЕННАЯ ЦИРКУЛЯЦИЯ В НИЖНЕЙ СТРАТОСФЕРЕ
Наряду с сезонными и годовыми вариациями представляют
большой интерес междусуточные и междунедельные изменения
стратосферной циркуляции. Анализ синоптических карт, по
крайней мере до поверхности 25 мб, за последние несколько
лет дал значительную информацию, хотя остается еще много
неясного.
Из-за большого различия между средними картами для
зимы и лета можно ожидать также большое различие и между
возмущениями этих сезонов. В связи с этим поставленный воп¬
рос удобнее рассматривать в двух подпараграфах: 2.5.1 — осо¬
бенности зимней циркуляции и 2.5.2 — особенности летней цир¬
куляции.
2.5.1.	Особенности зимней циркуляции
Хорошо известен тот факт, что тропосферная ложбина в об¬
щем связана с относительно низкой и теплой тропопаузой,
а тропосферный гребень — с относительно высокой и холодной
тропопаузой. Столб относительно теплого воздуха, располагаю¬
щийся над ложбиной, и столб относительно холодного воздуха,
располагающийся над гребнем, по законам статики приводят
к уменьшению контрастов давления по мере проникновения
в нижнюю стратосферу. Ложбины и гребни движущейся корот¬
кой волны в верхней тропосфере затухают поэтому с высотой
и едва различимы на поверхности 50 мб. В результате этого
обычный зимний поток характеризуется слабо смещающимися
ложбинами и гребнями больших волн.
Как отмечалось в параграфе 2.4, осенняя и ранняя зимняя
циркуляции в нижней стратосфере преобладают при холодной
депрессии, центрированной около полюса, которая получает бо¬
лее четкое выражение с высотой и окружена поясом сильных
западных ветров. Эти ветры совершенно отличны от сильных
тропосферных западных потоков в низких широтах. Они часто
называются западными потоками полярной ночи, так как наи¬
более сильные ветры располагаются в относительно высоких
Широтах вблизи границы полярной ночи. Эти сильные ветры
иногда называются также струйным течением полярной ночи.
В некотором смысле термины «западные потоки полярной ночи»
и «струйное течение полярной ночи» могут вводить в заблужде¬
ние. Как будет показано в главе 3, где рассматривается средняя
зимняя циркуляция в стратосфере и мезосфере, наиболее силь¬
ные западные ветры находятся на более высоких уровнях и
значительно южнее. Тем не менее мы будем использовать эти
сведения в настоящей главе, посвященной нижней стратосфере,
так как с их помощью мы отметим сильные ветры в относи-
61

тельно высоких широтах на соответствующих уровнях и тем са¬
мым подчеркнем ту роль, которую играет в их развитии радиа¬
ционное охлаждение в течение полярной ночи.
Детальное описание западного течения полярной ночи, вклю¬
чая скорости ветра, градиенты температуры, сдвиги ветра и
временные вариации этих параметров, представляет большой
МО
074	924	918	090	909	90S	816	815	800
Рис. 2.21. Вертикальный разрез для 19 января 1957 г. (по Годсону и Ли,
1958)
/—тропопауза; 2 — изотермы (в градусах Цельсия); 3 — изотахи западо-юго-заиадиого
ветра (в узлах)
практический и теоретический интерес. К сожалению, малое ко¬
личество данных высоких подъемов и ошибки наблюдений при
низких температурах и сильных ветрах затрудняют такое опи¬
сание. Тем не менее возможно построить вертикальные разрезы
через рассматриваемые западные потоки.
На рис. 2.21 представлен такой разрез для 19 января 1957 г.,
когда сильный ветер был измерен над Гус-Бей, Лабрадор
53° с. ш.). Разрез простирается с юго-юго-востока от Изаксена
62

(79° с. ш.) до корабля на 35° с. ш. и примерно перпендикулярен
западо-юго-западным ветрам, связанным со струйным тече¬
нием в это время. Наиболее сильные ветры на высоте около
26 км достигали 362 км/час. Отметим сильные поперечный и
вертикальный сдвиги ветра, а также большой градиент темпе¬
ратуры в направлении разреза на уровнях ниже максимума
ветра. Тот факт, что этот градиент также интенсивен на уровне
более высоком, где имеются данные о ветре, показывает, что
его скорость возрастает вверх до большего максимума на ка¬
ком-то более высоком уровне. Другие подобные разрезы (God¬
son and Lee, 1958; Krishnamurti, 1959) дают более низкие ско¬
рости ветра, причем они находятся севернее примерно на 10—20°.
Указанные максимальные скорости ветра, по-видимому, не¬
достаточно велики вследствие ошибок наблюдения. В случае,
представленном на рис. 2.21, отмечаются необычайно слабые
ветры в тропосфере, причем шар достиг высоты 26 км при вер¬
тикальном угле подъема, меньшем критической величины 6°,
когда измерения становятся нерепрезентативными. В последую¬
щие годы, при более репрезентативных наблюдениях, не окажется
неожиданным, если будут найдены ветры со скоростями, превы¬
шающими скорости ветра в струйном течении полярной ночи.
Исследования температурных вариаций в зоне западных по¬
токов полярной ночи обнаруживают флуктуации с большими
амплитудами и периодами, которые отличаются от подобных
возмущений в тропосфере. Остин и Кравиц (Austin and Kra-
witz, 1956), по-видимому, являются первыми, кто отметил это.
Рисунок 2.22 представляет пространственно-временной разрез
температуры над о. Резольюшен для осени и зимы и иллюстри¬
рует флуктуации, относящиеся к данному пункту. Обращает на
себя внимание отсутствие очевидной связи между температур¬
ными вариациями в нижней стратосфере и тропосфере, а также
относительно малые флуктуации осенью и возрастание их амп¬
литуды зимой. В последнем случае они распространяются на
всю нижнюю стратосферу и характеризуются изменениями тем¬
пературы вначале на более высоких уровнях. Распространение
температурных изменений с верхних на низкие уровни является
однозначным, если изучить детали этого явления в рамках че¬
тырехмерной пространственно-временной картины.
Периоды резкого повышения температуры, например в се¬
редине января, в начале февраля или в начале марта, связаны
со знаменитыми стратосферными потеплениями, впервые отме¬
ченными Шерхагом (Sherhag, 1952) и интенсивно изучавши¬
мися в течение последних 10 лет. В настоящее время сущест¬
вует слишком большая неразбериха в вопросе о том, насколько
велики и географически протяженны должны быть темпе¬
ратурные изменения, чтобы говорить о «стратосферном потеп¬
лении». Иногда относят это название ко всем или большинству
63

периодов повышения температуры, таких, как показано на
рис. 2.22. Вместе с тем из ряда исследований этого явления
ясно, что некоторые из обнаруженных повышений температуры
Рис. 2.22. Высотно-временной разрез температуры (в градусах Цель¬
сия с опущенным знаком минус) над о. Резолыошен в течение осени —
зимы 1958/59 г. (по Нару, 1960)
Тропопауза указана жирной линией
отражают возмущения, строго локализованные и короткопериод¬
ные. С другой стороны, это могут быть такие повышения темпе¬
ратуры, которые обнаруживаются на больших площадях в арк¬
тической стратосфере в течение длительных периодов времени.
64

Последние имеют место в конечном счете в течение всей зимы
и связываются с интенсивным ослаблением или исчезновением
струйного течения полярной ночи над большей частью поляр¬
ной шапки. Иногда такое повышение температуры называется
окончательным потеплением, так как после него полярный ре¬
жим в определенных частях полушария восстанавливается до¬
вольно слабо перед наступлением летних условий. Здесь мы
будем их называть основными стратосферными потеплениями,
хотя этот термин не является общепринятым.
Время, интенсивность и характер больших стратосферных
потеплений заметно изменяются от года к году. Следует под¬
черкнуть,. что это сложное явление может быть описано только
с точки зрения трехмерной эволюции во времени. Междугодо-
вая изменчивость времени наступления потеплений иллюстри¬
руется рис. 2.23, построенным Годсоном и Ли (Godson and Lee,
1958), где представлены средние 10-дневные температуры на
поверхности 100 мб для станций на нескольких широтах в Ка¬
надской Арктике.
Представляют интерес следующие особенности:
а) по тому, как на всех станциях отмечается постепенное
понижение температуры, можно считать, что в течение сентября
и октября существует относительно малый градиент темпера¬
туры с севера на юг;
б) в течение ноября и декабря арктическая нижняя страто¬
сфера над северными станциями охлаждается быстрее, чем над
станциями более низких широт, причем развивается сильная
бароклинная зона;
в) в течение исследуемого периода долгопериодные потепле¬
ния наблюдаются наряду с тенденцией постепенного охлажде¬
ния;
г) в нижней стратосфере над всеми станциями наблюдаются
большие потепления. Отмечаются разные времена этих потеп¬
лений— начало января 1955 г., конец марта 1956 г., начало
февраля 1957 г., начало февраля 1958 г., середина марта 1959 г.
Поскольку вышеприведенные данные характерны только для
одного (и относительно низкого) уровня, отдельного географи¬
ческого района и сглаженных во времени температур, они дают
только приблизительную картину того, что происходит в аркти¬
ческой стратосфере. Чтобы представить полную картину, необ¬
ходимо анализировать ежедневные карты на нескольких уров¬
нях. Таким способом было изучено потепление 1957 г. Тьюл-
сом (Teweles, 1958) и Крейгом и Герингом (Craig and Hering,
1959). Потепление 1957 г. началось раньше, чем это показано
на рис. 2.23, над различными станциями и намного выше уровня
100 мб. Анализ наиболее высокого уровня (25 мб) показал
сильное потепление как раз после 23 января в окрестностях
Лабрадора, Ньюфаундленда и Гренландии. С 23 по 30 января
65

температура над Гус-Бей, Лабрадор, возросла с —60 до—20° С.
(Имеются указания на более раннее повышение температуры на
поверхности 10 мб вблизи Пеории, Иллинойс, но имеющихся
Рис. 2.23. Средние 10-дневные температуры на уровне по¬
верхности 100 мб в зимний период (по Годсону и Ли, 1958)
1 — Алерт; 2 — Юрика; 3 — Моулд-Бей; 4 — Норман-Уэлс.
данных недостаточно для описания явления.) Заметные измене¬
ния на поверхностях 50 и 100 мб не отмечаются вплоть до на¬
чала февраля. Нужно подчеркнуть, что потепление на поверх¬
ности 25 мб в его начальной фазе не является результатом ад¬
векции тепла вдоль изобарической поверхности. Скорее всего
оно является результатом нисходящего движения и адиабати-
66

ческого сжатия воздуха при движении с северо-запада США
к району Лабрадора. Крейг и Латиф (Craig and Lateef, 1962)
вычислили эти вертикальные движения при условии адиаба¬
тического движения и нашли их вполне разумными.
Исследования этого потепления, проведенные Тыолсом,
Крейгом и Герингом и Крейгом и Латифом, относятся к облас¬
тям с относительно хорошими данными по стратосфере Север¬
ной Америки и Северной Атлантики. Тем не менее большие
стратосферные потепления могут происходить на всех высоких
широтах северного полушария, и следует изучить данные по
всем долготам, насколько это возможно. Для случая потепления
1957 г., несмотря на скудность данных над тихоокеанским сек¬
тором Азии, Мунч смог построить карту поверхности 50 мб для
всего полушария, которая была опубликована Ридом, Вольфом
и Нишимото (Reed, Wolfe and Nishimoto, 1963). Посредством
этой карты наряду с центром потепления, о котором говорилось
выше, было открыто наличие второго центра потепления при¬
мерно на 180° в. д.1
Следует отметить, что ни одно большое потепление в стра¬
тосфере из рассмотренных выше не является показательным.
В частности, по Вильсону и Годсону (Wilson and Godson, 1963),
потепления с одним основным центром можно характеризовать
как потепления одноволнового типа с теплым антициклоном на
одних долготах (обычно в западном полушарии) и холодным
антициклоном на других. При исследовании вариаций от года
к году следует подробно рассмотреть материалы, относящиеся
к разным годам. Читатель может ознакомиться с ними по ра¬
ботам Варнеке (Warnecke, 1956), Тьюлса и Фингера (Tewe-
les, Finger, 1958), Шерхага (Sherhag, 1960) и Хэра (Hare,
1960а). В последней работе на рис. 18 представлен пример
большого потепления одноволнового типа.
Единой точки зрения относительно причин больших страто¬
сферных потеплений не существует. Большинство исследовате¬
лей связывают повышение температуры с нисходящим движе¬
нием и адиабатическим сжатием, а соответствующее понижение
температуры в другом месте (которое обычно не упоминается,
но им нельзя пренебречь) с восходящим движением и адиа¬
батическим расширением. Однако все это является только от¬
правной точкой для объяснения стратосферных потеплений, так
как связанные с ними вертикальные токи сами по себе тре¬
буют объяснения. Они, вероятно, возникают с развитием неус¬
тойчивых волн в сильном западном потоке полярного вихря,
что может объясняться бароклинной или баротропной неустой¬
чивостью (Fleagle, 1958; Murray, 1960) или комбинацией их
1 См. также Тьюлс (Teweles, 1958) для карт поверхности 100 мб над
полушарием.
67

обеих (Charney, Stern, 1962). Но ни в одном из этих исследо¬
ваний не приводятся достаточные условия для неустойчивости,
которые подтверждались бы наблюдениями. Зато отмечается
тот эмпирический факт, что в южном полушарии (см. подпа¬
раграф 2.4.5) разрушения вихря не происходит до весны, не¬
смотря на большие горизонтальные и вертикальные сдвиги
ветра, связанные с этим вихрем. Это позволяет предположить
влияние топографии ( хотя механизм этого явления еще нё изу¬
чен), что является самым очевидным отличием обоих полу¬
шарий.
Представляет также значительный интерес связь между
большими потеплениями и тропосферными вариациями. При от¬
сутствии теоретического объяснения данной связи и небольшом
количестве данных, полученных эмпирическим путем, можно
сказать об этом совсем немного. Джулиан (Julian, 1961) отме¬
тил несколько соответствующих тропосферных ситуаций, свя¬
занных с потеплениями 1956—1957, 1957—1958 и 1958—1959 гг.,
а именно: увеличение давления на уровне моря в полярной об¬
ласти. При таком малом числе случаев можно лишь делать
предположение. Так, можно полагать, что глубокие изменения
стратосферной циркуляции в какой-то степени связаны с тро¬
посферной циркуляцией.
Кроме области полярного режима, изменений, сравнивае¬
мых по величине с рассмотренными выше, не отмечается нигде.
Впрочем, Риль и Хигс (Riehl and Higgs, 1960) описали замет¬
ную линию сдвига на высоте 30 км над Карибским морем в те¬
чение января 1960 г. Это напоминает в некоторых чертах явле¬
ния, наблюдаемые в тропосфере.
2.5.2.	Особенности летней циркуляции
В стратосфере летом отсутствуют сильные ветры и резкие
изменения его. В стратосферном восточном потоке направление
ветра отличается постоянством от суток к суткам на всех ши¬
ротах и резко отклоняется более чем на 10 или 20° от восточ¬
ного направления. По Флону, Холсапфелю и Окелю (Flohn,
Holzapfel and Oeckel, 1959), существует максимум ветра над
большими континентами со скоростями до 20 м/сек., характе¬
ризующийся высоким постоянством.
К тому лее имеется свидетельство о мелкомасштабной флук¬
туации в стратосферном восточном потоке. Флон и др. (Flohn
et al., 1959) обнаружили колебания с длинами волн порядка
100 км по траекториям уравновешенных шаров, а Мантис
(Mantis, 1963) сообщил таклее, исследуя траектории уравнове¬
шенных шаров, что многие из изменений ветра вблизи 30 км
связаны с системами, которые намного меньше по масштабу.
68

чем обнаруживаемые в тропосфере или те, которые могут быть
обнаружены наблюдениями за ветром.
Хэр (Hare, I960) исследовал летнюю циркуляцию в запад¬
ном потоке высоких широт (примерно ниже 20 км и севернее
50° с. ш.). Он обнаружил, что здесь температурный режим свя¬
зан в основном с тропосферным возмущением и до некоторой
степени с замкнутыми системами вблизи полюса в районе дей¬
ствия западных ветров. Эта связь быстро затухает с высотой, и
в стратосферном восточном потоке (выше 15—20 км) он нашел
весьма устойчивые условия, описанные ранее.
ЛИТЕРАТУРА
Austin J. М. and Krawitz L. 1956. 50-millibar patterns and their rela¬
tionship to tropospheric changes. /. Meteor. 13, 152—159.
Bannon J. K-, Frith R. and S h e 11 a г d H. C. 1952. Humidity of the upper
troposphere and lower stratosphere over southern England. Geoph. Mem.
XI, No. 3.
Barclay F. R. et al. 1960. A direct measurement of the humidity in the stra¬
tosphere using a cooled-vapour trap. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 86,
259—264.
Barrett E. W. and Herndon L. R., Jr., 1951. An improved electronic
dew-point hydrometer. J. Meteor. 8, 40—51.
Barrett E. W., Herndon L. R., Jr. and Carter H. J., 1950. Some
measurements of the distribution of water vapor in the stratosphere. Tel-
las 2, 302—311.
Belmont A. D. 1962. The reversal of stratospheric winds over North Ame¬
rica during 1957, 1958 and 1959. Beitr. Phys. Atmos. 35, 126—140.
Bjerknes J. 1932 Exploration de quelques perturbations atmospheriques
a l’aide de sondages rapproches dans le temps. Geofys. Publ. 9, No. 9,
1—47.
Bjerknes J. and Palmen E. 1937. Investigations of selected European
cyclones by means of serial ascents. Geofys. Publ. 12 No. 2, 1—62.
Brewer A. W., С w i 1 о n g B. and Dobson G. М. B. 1948. Measurement of
absolute humidity in extremely dry air. Proc. Phys. Soc. 60, 52—70.
Brown F., Goldsmith P., Green H. F., Holt A. and Par¬
ham A. G. 1961. Measurements of the water vapour, tritium and car¬
bon-14 content of the middle stratosphere over southern England. Tellus
13, 407—416.
Chagnon C. W. and Junge С. E. 1961. The vertical distribution of sub¬
micron particles in the stratosphere. J. Meteor. 18, 746—752.
Charney J. G. and Stern М. E. 1962. On the stability of internal baro-
clinic jets in a rotating atmosphere. /. Atmos. Sci. 19, 159—172.
Craig R. A. and Hering W. S. 1959. The stratospheric warming of Ja¬
nuary— February 1957. J. Meteor. 16, 91—107.
Craig R. A. and Lateef M. A. 1962. Vertical motion during the 1957
stratospheric warming. /. Geoph. Res. 67, 1839—1854.
Danielsen E. F. 1959. The laminar structure of the atmosphere and its
relation to the concept of a tropopause. Archiv Meteor., Geoph., Biokl. All,
293-332.
Defant F. and Tab a H. 1957. The threefold structure of the atmosphere
and the characteristics of the tropopause. Tellus 9, 259—274.
u e Jong H. M. 1958. Errors in upper-level wind computations. /. Meteor.
15, 131 — 137.

Ebdon R. A. 1960. Notes on the wind flow at 50 mb in tropical and sub¬
tropical regions in January 1957 and January 1958. Quart. J. Roy. Meteor.
Soc. 86, 540—542.
Ebdon R. A. 1961. Some notes on the stratospheric winds at Canton Island
and Christmas Island. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 87, 322—331.
Ebdon R. A. 1963. Evidence of the permanency of the tropical stratospheric
wind fluctuation. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 151 —152.
Ebdon R. A. and Veryard R. G. 1961. Fluctuations in equatorial strato¬
spheric winds. Nature 189, 791—793.
Em den R. 1913. Uber Strahlundgsgleichgewicht und atmospharische Strah-
lung. S. B. Akad. Wissenschaften, Munich No. 1, 55—142.
F 1 e a g 1 e R. G. 1958. Inferences concerning the dynamics of the mesosphere.
J. Geoph. Res. 63, 137—145.
Flohn H., Holzapfel R. and Oeckel H. 1959. Untersuchungen uber
die stratospharische Oststromung auf der Sommerhalbkugel. Beitr. Phys.
Atmos. 31, 217—243.
G о d s о n W. L. and Lee R. 1958. High-level fields of wind and temperature
over the Canadian Arctic. Beitr. Phys. Atmos. 31, 40—68.
Goody R. M. 1949. The thermal equilibrium at the tropopause and the tem¬
perature of the lower stratosphere. Proc. Roy. Soc. A197, 487—505.
G о о d у R. M. 1954. The Physics of the Stratosphere. Cambridge Univ. Press,
London and New York.
Gruner P. 1942. Dammerungserscheinungen. In «Handbuch der Geophysik»,
vol. 8, pp. 432—526. Borntrager, Berlin.
Gutnick M. 1961. How dry is the sky? J. Geoph. Res. 66, 2867—2871.
Hagemann F., Gray J., Jr., Machta L. and Turkevich A. 1959.
Stratospheric carbon-14, carbon dioxide, and tritium. Science 130, 542—552.
Hare F. K. 1960a. The disturbed circulation of the arctic stratosphere. J. Me¬
teor. 17, 36—51.
Hare F. K. 1960b. The summer circulation of the arctic stratosphere below
30 km. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 86, 127—143.
Helliwell N. C., Mackenzie J. K. and Kerley M. J. 1957. Some fur¬
ther observations from aircraft of frost point and temperature up to
50,000	ft. Quart J. Roy. Meteor. Soc. 83, 257—262.
Hess S. L. 1948. Some new mean meridional cross sections through the atmo¬
sphere. /. Meteor. 5, 293—300.
Houghton	J.	T. and	Seeley	J.	S.	1960.	Spectroscopic	observations of
the water-vapour content of the stratosphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc.
86, 358—370.
Houghton	J.	T. and	Seeley	J.	S.	1961.	Discussion of	«Houghton and
Seeley 1960». Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 87, 251.
Julian P. R. 1961. Remarks on «The disturbed circulation of the arctic stra¬
tosphere». /. Meteor. 18, 119—121.
Junge С. E. 1961. Vertical profiles of condensation nuclei in the strato¬
sphere. /. Meteor. 18, 501—509.
Junge С.	E.	and Manson	J.	E.	1961.	Stratospheric	aerosol studies
J. Geoph. Res. 66, 2163—2182.
Junge С. E., Chagnon C. W. and Manson J. E. 1961. Stratospheric
aerosols. /. Meteor. 18, 81—108.
King J. I.	1952. Line	absorption and	radiative equilibrium. /. Meteor. 9,
311—321.
Kochanski A. 1955. Cross sections of the mean zonal flow and tempera¬
ture along 80° W. J. Meteor.	12, 95—106.
Krishnamurti T. N. 1959.	A vertical cross section	through	the	«polar-
night» jet stream. /. Geoph.	Res. 64, 1835—1844.
Levi ton R. 1954. Height errors in a rawin system.	AF	Surveys	in	Geoph.
No. 60.
McCreary F. E. 1959. Unpublished report.
70

Mantis H. Т. 1963. Note on the structure of the stratospheric easterlies
of midlatitude. /. Appl. Meteor. 2, 427—429.
Mastenbrook H. J. and Dinger J. E. 1961. Distribution of water va¬
por in the stratosphere. /. Geoph. Res. 66, 1437—1444.
M u e n с h H. S. and Borden T. R. 1962. Atlas of monthly mean strato¬
sphere charts, 1955—1959: Part I, January — June; part II, July —Decem¬
ber. AF Surveys in Geoph. No. 141.
Murcray D. G., Murcr ay F. H. and Williams W. J. 1962. Distribu¬
tion of water vapor in the stratosphere as determined from infrared ab¬
sorption measurements. /. Geoph. Res. 67, 759—766.
Murgatroyd R. J., Goldsmith P. and Hollings W. E. H. 1955.
Some recent measurements of humidity from aircraft up to heights of about
50,000	ft over southern England. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 81, 533—537.
Murrav F. W. 1960. Dynamic stability in the stratosphere. J. Geoph. Res.
65, 3273—3305.
Palmen E. 1933. Aerologische Untersuchungen der atmospharischen Sto-
rungen mit besonderer Berucksichtigung der stratospharischen Vorgange.
Comm. Phys.-Math., Finska Veterskaps — Societeten 7, No. 6, 1—65.
Palmer С. Ё. and Taylor R. C. 1960. The vernal breakdown of the stra¬
tospheric cyclone over the south pole. J. Geoph. Res. 65, 3319—3329.
Pa nofsky H. A. 1961. Temperature and wind in the lower stratosphere..
Advances in Geoph. 7, 215—247.
Reed R. J. 1962. Evidence of geostrophic motion in the equatorial strato¬
sphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 88, 324—327.
Reed R. J. and Rogers D. G. 1962. The circulation of the tropical strato¬
sphere in the years 1954—1960. /. Atmos. Sci. 19, 127—135.
Reed R. J. et al. 1961. Evidence of a downward-propagating, annual wind
reversal in the equatorial stratosphere. /. Geoph. Res. 66, 813—818.
Reed R. J., Wolfe J. L. and Nishimoto H. 1963. A spectral analysis
of the energetics of the stratospheric sudden warming of early 1957. J. At¬
mos. Sci. 20, 256—275.
Riehl H. and Higgs R. 1960. Unrest in the upper stratosphere over
the Caribbean Sea during January 1960. J. Meteor. 17, 555—561.
Scherhag R. 1952. Die esplosionsartigen Stratospharenerwarmungen des
Spatwinters 1951/1952. Ber. Deut. Wetterd. 6, 51—63.
Scherhag R. 1960. Stratospheric temperature changes and the associated
changes in pressure distribution. J, Meteor. 17, 575—582.
Stalev D. O. 1957a. A study of tropopause formation. Beitr. Phys. Atmos.
29, 290—316.
Staley D. O. 1957b. Some comments on physical processes at and near
the tropopause. Archiv Meteor., Geoph., Biokl. A10, 1—19.
Steinberg S. and Rohrbough S. F. 1962. The collection and measure¬
ment of carbon dioxide and water vapor in the upper atmosphere. J. Appl.
Meteor. 1, 418—421.
Teisserenc de Bort L. P. 1902. Variations de la temperature de l’air
libre dans la zone comprise entre 8 km et 13 km d’altitude. Comptes Ren-
dus Acad. Sci. Paris 134, 987—989.
Teweles S. 1958. Anomalous warming of the stratosphere over North Ame¬
rica in early 1957. Mon. Wea. Rev. 86, 377—396.
Teweles S. and Finger F. G. 1958. An abrupt change in stratospheric
circulation beginning in mid-January 1958. Mon. Wea. Rev. 86, 23—28.
Teweles S. and Finger F. G. 1960. Reduction of diurnal variation in
the reported temperatures and heights of stratospheric constant-pressure
surfaces. J. Meteor. 17, 177—194.
TT- S. Weather Bureau 1955—1959. Monthly Climatic Data for the World, vols.
Tt 8—12. U. S. Dept, of Commerce, Washington, D. C.
E- S. Weather Bureau 1957. «Manual of Radiosonde Observations», Circular
P, 7th ed. U. S. Dept, of Commerce, Washington, D. C.
11

Veryard R. G. and Ebdon R. A. 1961. Fluctuations in tropical stratosphe¬
ric winds. Meteor. Magaz. 90, 125—143.
V i e z e e W. 1958. Unpublished report.
Volz F. E. and Goody R. M. 1962. The intensity of the twilight and upper
atmospheric dust. /. Atmos. Sci. 19, 385—406.
Warnecke G. 1956. Ein Beitrag zur Aerologie der Arktischen Stratosphare.
Meteor. Abhandlungen, Univ. Berlin III, No. 3, 1—60.
W e g e K. et al. 1958. Mean seasonal conditions of the atmosphere at altitude
of 20 to 30 km and cross sections along selected meridians in the 'Nort¬
hern Hemisphere. Meteor. Abhandlungen, Univ. Berlin, YI, No. 4, 1—28.
W e x 1 e r H. 1959. Seasonal and other temperature changes in the antarctic
atmosphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. .85, 196—208.
Wilson С. V. and Godson W. L. 1963. The structure of the arctic winter
stratosphere over a 10-yr period. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 205—224.

Глава 3
СТРУКТУРА И ЦИРКУЛЯЦИЯ ВЕРХНЕЙ СТРАТОСФЕРЫ
И МЕЗОСФЕРЫ
Количество доброкачественных метеорологических наблюде¬
ний стратосферы выше 30 км очень резко уменьшается с высо¬
той. Наши данные о структуре ветра и температуры в верх¬
ней стратосфере и мезосфере получены с помощью различных
методов, из которых только некоторые являются прямыми
в том смысле, что приборы помещаются непосредственно в ис¬
следуемой среде. В этой главе дается обзор некоторых методов
измерений и полученной информации. Состав верхней страто¬
сферы и мезосферы будет рассмотрен в главе 5.
С исторической точки зрения в развитии методов наблюде¬
ний этой части атмосферы можно отметить три периода.
С момента первого утверждения Линдемана и Добсона
(Lindemann, Dobson, 1923), что выше тропопаузы температура
возрастает с высотой, и вплоть до конца 40-х годов информа¬
ция получалась исключительно с помощью наземных измере¬
ний и относилась в основном к температуре (или плотности).
Наблюдения большей частью за метеорными следами и ано¬
мальным распространением звука дали картину вертикального
распределения температуры, указавшую на температурный
максимум около 50 км (стратопауза) и температурный
минимум вблизи 80 км (мезопауза). Однако'в определении ве¬
личины температурного максимума, который, как предполага¬
лось, достигает 350° К (Gutenberg, 1946; Warfield, 1947), име¬
лись существенные погрешности. Информация о ветре в тече¬
ние этого периода получалась только путем редких и несисте¬
матических наблюдений за движением серебристых облаков
(см. главу 5) и метеорных следов. В основном эта информация
относилась к верхней мезосфере и нижней термосфере.
Второй период начался в конце 40-х годов использованием
ракет для исследования верхней атмосферы и окончился с на-
73

чалом Международного геофизического года в 1957 г. Нет
скольких ракетных измерений в Уайт-Сендс, Нью-Мексико
(32° с. ш.), оказалось достаточно для исправления величины
температуры стратопаузы (Rocket Panel, 1952). Тщательные и
детальные акустические исследования позволили разделить
эффекты ветра и температуры и пролили некоторый свет
на циркуляцию в верхней стратосфере. В то же время раз¬
витие радиолокационных методов наблюдений ионизованных
метеорных следов позволило получать намного большую инфор¬
мацию о ветре, чем это было возможно на основе визуальных
наблюдений. Хотя информация относилась в основном к ниж¬
ней термосфере (80—100 км), благодаря акустическим иссле¬
дованиям более низких высот оказалось возможным сделать
некоторые заключения о преобладающих ветрах в мезосфере.
Эти и другие разрозненные наблюдения, рассмотренные ниже,
дали реальную картину крупномасштабных характеристик струк¬
туры атмосферы и циркуляции на высотах между 30 и 80 км.
Все же наблюдения проводились редко и по разным причинам
были сосредоточены в низких широтах (30—40° с. ш.).
В течение третьего периода, начавшегося в 1957 г. и про¬
должающегося до настоящего времени, некоторые ракетные си¬
стемы использовались и на других широтах, в частности в Форт-
Черчилле, Канада (59° с. ш.). Кроме того, этот период харак¬
теризуется разработкой относительно недорогих ракет и новых
методов наблюдений, а также учащенным использованием их.
В результате стало возможным изучение временных изменений
состояния атмосферы, так что теперь верхняя стратосфера и
в меньшей степени мезосфера стали предметом метеорологиче¬
ских исследований, которые были невозможны всего каких-ни¬
будь несколько лет назад.
В параграфе 3.1 излагаются крупномасштабные характе¬
ристики изменчивости температуры и ветра по высотам, сезо¬
нам и широтам. В параграфе 3.2 описываются методы назем¬
ных измерений и их результаты. Автор не считает целесообраз¬
ным давать столь полное и детальное изложение их, какое
могло бы появиться всего два или три года назад1, так как не¬
которые из этих методов теперь представляют в основном исто¬
рический интерес. В параграфе 3.3 рассматриваются результаты
экспериментов, произведенных с помощью ракет. Некоторые из
них были блестяще задуманы и осуществлены, и хотя частое
использование ракет невозможно по экономическим соображе¬
ниям, тем не менее они являются эффективными в специальных
исследованиях. В параграфе 3.4 описываются часто употребляе¬
мые измерительные системы, в основном включающие метео¬
1 Автор имеет в виду издание своей книги на английском языке, вышед¬
шей в 1965 г. {Прим. ред.).
74

рологические ракеты, а также результаты измерений. Наконец,,
в параграфе 3.5 мы пытаемся дополнить картину крупномас¬
штабных процессов, представленную в параграфе 3.1, некото¬
рыми деталями и кратко изложить современное состояние зна¬
ний в этой быстро развивающейся области науки.
3.1. КРУПНОМАСШТАБНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВЕТРА
И ВАРИАЦИИ ТЕМПЕРАТУРЫ
Маргетройд (Murgatroyd, 1957) на основании имевшихся
в то время данных построил меридиональные вертикальные раз¬
резы зонального ветра и температуры для лета и зимы, охва¬
тывающие высоты до 100 км. Окончательные разрезы согласо-
Рис. 3.1. Меридиональный разрез температуры (в граду¬
сах Кельвина) для лета и зимы (по Маргетройду, 1957)
вывались не только с характеристиками ветра и температуры
в отдельности, но и с соотношением термического ветра [урав¬
нение (2.5а)]. Результаты Маргетройда представлены на рис. 3.1
и 3.2.
Хотя теперь имеется гораздо больше данных, чем в 1957 г.,
тем не менее разрезы Маргетройда до сих пор широко исполь¬
зуются. В них суммированы результаты наблюдений до 1957 г.,
и они служат удобной моделью для сравнения с более позд¬
ними наблюдениями. Разрезы Маргетройда дают крупномас¬
штабные характеристики ветра и температуры, хотя некоторые
Данные следует изменить в свете последних набюдений.
Для вертикальной структуры поля температуры (рис. 3.1)
характерны следующие особенности, описанные в главе 1: тем¬
пература увеличивается с 30 км до стратопаузы, затем умень¬
шается до мезопаузы и вновь увеличивается в термосфере.
Представляют интерес сезонные и широтные изменения темпе¬
ратуры. Самая теплая стратопауза приходится зимой на высо¬
75

кие широты. С другой стороны, мезопауза на высоких широтах
самой холодной бывает летом и самой теплой — зимой.
Такое поведение температуры мезопаузы (теперь подтверж¬
денное данными, отсутствовавшими в 1957 г.) требует специаль¬
ного объяснения (см. главу 7). Маргетройд имел очень мало
температурных данных для мезопаузы высоких широт, и его
выводы были основаны главным образом на рассмотрении со¬
отношений для термического ветра.
В поле зонального ветра (рис. 3.2) наибольший интерес
представляет система восточных ветров летом и западных зи¬
мой с максимальной скоростью вблизи или даже выше страто¬
паузы. Хотя величины максимумов скорости и их положение
им
100
80
60
40
20
80	60	40	20	0	0	20	40	60	80° С. Ш-
Рис. 3.2 Меридиональный разрез зонального ветра (в м/сек.,
западный ветер положителен) для лета и зимы (по Маргет-
ройду, 1957)
требуют пересмотра, тем не менее эти системы ветра являются
основными характеристиками циркуляции верхней стратосферы
и мезопаузы.
Недавно Баттен (Batten, 1961) составил разрез зонального
ветра, подобный представленному на рис. 3.2. По Баттену, мак¬
симум летнего ветра вблизи стратопаузы располагается не¬
сколько ниже и южнее, а максимум зимнего ветра выше и юж¬
нее, чем у Маргетройда. Результаты Баттена также указывают
на иную высоту нулевой зональной ветровой компоненты, осо¬
бенно в летние месяцы. Однако поле зимнего ветра Баттена не
вполне согласуется с термическим ветром и наблюдаемыми
температурами, и это несоответствие требует пояснения.
Разрезы Маргетройда охватывают небольшую область тер¬
мосферы, от 80 до 100 км, которую мы будем рассматривать
лишь с точки зрения господствующих ветров, хотя ветры в тер¬
мосфере и в какой-то степени в верхней мезосфере значительно
усложняются приливными и мелкомасштабными кохмпонентами,
о чем будет идти речь в главе 8.
Лето
Зима
76

3.2. МЕТОДЫ НАЗЕМНЫХ (КОСВЕННЫХ) ИЗМЕРЕНИЙ
До использования ракет все данные об атмосфере выше
30 км получались из наземных (косвенных) наблюдений, допол¬
ненных теоретическими соображениями. Хотя при изучении не¬
которых других явлений и свойств верхней атмосферы (озон,
свечение атмосферы, северное сияние, ионосфера, геомагнетизм)
до сих пор широко используются наземные наблюдения, в изуче¬
нии рассматриваемых нами вопросов их вытеснили методы пря¬
мых измерений1. Поэтому раздел представляет в основ¬
ном лишь исторический интерес и изложен по возможности
кратко.
В течение первого периода основную массу данных о верх¬
ней атмосфере получали двумя методами, основанными на наб¬
людениях за метеорными следами (плотность в мезосфере) и
за аномальным распространением звука (температура верхней
стратосферы). Последний метод, усовершенствованный в отно¬
шении использования информации о поле ветра, применяли и
во второй период. Метеорные наблюдения (применительно к оп¬
ределению плотности) излагаются в подпараграфе 3.2.1, а аку¬
стические— в подпараграфе 3.2.2. В течение второго периода
несколько определений плотности в верхней стратосфере, рас¬
сматриваемых в подпараграфе 3.2.3, были сделаны прожектор¬
ным методом. Наконец, визуальные наблюдения за движением
серебристых облаков вблизи 80 км и за протяженными метеор¬
ными следами дали значительную информацию о ветре в верх¬
ней мезосфере. Эти данные рассматриваются в подпараграфе
3.2.4 наряду с некоторыми результатами, полученными с по¬
мощью метеорных наблюдений.
Некоторые исследования проводятся с помощью более эф¬
фективного и лучше контролируемого средства — ракет. Так,
звуковые эксперименты со взрывами на поверхности земли
уступили место звуковым экспериментам с гранатами, сбрасы¬
ваемыми с движущихся ракет; визуальные и фотографические
наблюдения естественно происходящих явлений, таких, как се¬
ребристые облака и метеорные следы, дополнились наблюде¬
ниями за искусственными облаками, сбрасываемыми движущи¬
мися ракетами. Ракетные измерения обсуждаются в пара¬
графе 3.3.
3.2.1.	Метеоры в мезосфере
Метеорный след, часто называемый «падающей звездой»,
обусловлен взаимодействием верхней атмосферы Земли с вы¬
сокоскоростной частицей внеатмосферного происхождения. Раз¬
1 Такое выражение не является строгим, так как по существу большая
часть этих методов относится к методам косвенных измерений. (Прим. ред.)
77

меры метеоров, которые дают видимые следы, обычно колеб¬
лются от миллиметра до нескольких сантиметров. Метеоры, бо¬
лее чем в 10 раз меньшие, могут быть обнаружены радионаблю¬
дениями их ионизационных следов. В очень большом количе¬
стве в атмосферу вторгаются еще более мелкие частицы, назы¬
ваемые микрометеорами. С другой стороны, метеоров более
крупных частиц сравнительно мало, и они достигают поверх¬
ности Земли в виде метеоритов, в то время как типичный ме¬
теор испаряется в верхней атмосфере.
Наиболее ранние исследования метеорных следов были
основаны на визуальных наблюдениях. С помощью одновремен
ных наблюдений за следами из двух различных мест можно оп¬
ределить траекторию метеора и, следовательно, высоту его по¬
явления и исчезновения, направление движения и (очень при¬
близительно) его скорость. Очевидно, что высота, на которой
появляется метеор (видимый свет), и высота, на которой он исче¬
зает (полностью испаряется), зависят от плотности атмосферы.
Линдеман и Добсон (Lindemann, Dobson, 1923) использо¬
вали большое количество визуальных наблюдений за метеор¬
ными следами для оценки плотности атмосферы на различных
высотах в пределах от 30 до 150 км, но главным образом в ме¬
зосфере. Рассчитанные плотности на различных высотах выше
60 км оказались большими, чем плотности, которые получаются
из уравнения статики, если допустить, что постоянная темпера¬
тура стратосферы составляет приблизительно 220° К. Соответ¬
ствие между плотностью, полученной из уравнения статики, и
плотностью, определенной по наблюдениям за метеорами, воз*
можно только тогда, когда средняя температура в слое между
тропопаузой и 60 км значительно выше 220° К. Линдеман и
Добсон предположили, что до 50 км сохраняется температура
220° К, а выше 60 км она увеличивается приблизительно до
300° К. Но эти неточности не умаляют значимости их работы.
Работа Линдемана и Добсона произвела коренную ломку
метеорологической концепции верхней атмосферы так же, как
работа Тейсерана де Бора, появившаяся на 20 лет раньше. От¬
дельные вопросы в ней нуждались в дальнейшем уточнении, но
общие положения были изложены правильно. В качестве при¬
мера приводим цитату из работы Линдемана и Добсона, кото¬
рые высокую температуру в соответствующих слоях атмосферы
объясняли наличием озона:
«Плотность выше 60 км намного больше плотности изотер¬
мического слоя атмосферы при 220° К, а температура равна
приблизительно 300° К. Для объяснения таких высоких темпера¬
тур должны быть приняты во внимание радиационные свойства
озона».
В последующие годы искусство анализа визуальных метеор¬
ных наблюдений достигло высокого уровня, особенно в работах
78

Эпика. Метод широко использовался в Гарвард-Аризонской
метеорной экспедиции (Shapley et al., 1932) Однако использова¬
ние данных метеорных наблюдений для вычисления плотности
верхней атмосферы началось с применения Ф. JI. Уиплом точной
фотографической техники для записи метеорных следов. Метеор¬
ный след фотографировался одновременно с двух мест на фоне
звездного неба. Вращающийся обтюратор перед каждой фото¬
камерой закрывал фотопленку через известные короткие интер¬
валы, что вызывало разрывы в фотографии метеорного следа.
Две такие фотографии дают довольно точную траекторию ме¬
теора, а также данные о скорости метеора и торможении его
в различных точках траектории (подробности см. F. L. Whipple,
Hawkins, 1959).
Для определения плотности атмосферы Уипл построил тео¬
рию метеорно-атмосферного взаимодействия, которая развива¬
ется со времени Линдемана и Добсона (F. L. Whipple, 1943,
1952а). Подробности теории здесь не приводятся, но следует
указать, что некоторые входящие в нее величины остаются не¬
известными, в том числе и абсолютные величины плотности.
Ф. Л. Уипл в 1943 г. представил несколько результатов опреде¬
ления плотности над Массачусетсом. Они послужили основой
для оценки температуры в мезосфере, по данным которой была
построена экспериментальная стандартная атмосфера NACA
(Warfield, 1947). Яккиа (Jacchia, 1948, 1949а, 19496) привел
результаты дальнейших наблюдений над Массачусетсом; они
были суммированы Уиплом (Whipple, 1952а).
Учитывая погрешности определения плотности метеорным
методом и трудности, возникающие из-за дробления малых ме¬
теоров, ввиду чего использование простой теории невозможно
(Jacchia, 1955), теперь при изучении метеоров фотографическим
способом с целью определения их массы и плотности исполь¬
зуют величины плотности атмосферы, полученные другими ме¬
тодами (см., например, Hawkins, Southworth, 1958; F. L. Wipple,
Hawkins, 1959). Таким образом, фотографическое изучение ме¬
теоров до сих пор способствует пополнению наших знаний о се¬
зонных и суточных изменениях плотности в верхней атмосфере
(см., например, Jacchia, 1957).
3.2.2.	Аномальное распространение звука
Под аномальным распространением звука понимается рас¬
пространение звука через атмосферу, когда он обнаруживается
за пределами зоны прямой слышимости. Обычно при сильных
взрывах на поверхности земли зона прямой слышимости, свя¬
занная с прохождением возмущения, сменяется зоной молча¬
ния, далее аномальной зоной слышимости, а иногда и дополни¬
тельными зонами молчания и слышимости. Первая аномальная
79

зона слышимости связана со звуковыми волнами, которые про¬
шли в верхнюю стратосферу и отразились обратно к поверх¬
ности земли. Следующая за ней зона, если она имеется, пред¬
ставляет собой звуковые волны, отразившиеся от земной по¬
верхности в первой аномальной зоне и аналогичным образом
отразившиеся вниз во второй или третий раз.
Скорость звука в идеальном газе при адиабатическом изме¬
нении состояния определяется из уравнения
C=(iRT;m)\	(3.1)
где у — отношение удельных теплоемкостей при постоянном дав¬
лении и постоянном объеме для сухого воздуха, равное 1,400.
Из этого выражения определяется скорость звука в среде,
где он распространяется, в данном случае — в воздухе. Скорость
звука относительно поверхности земли определяется прибавле¬
нием величины компоненты ветра в направлении распростране¬
ния звука. Звуковая волна может отражаться обратно к по¬
верхности земли в области атмосферы, где возрастает с высо¬
той температура или компонента ветра в направлении распро¬
странения звука. В экспериментах, которые мы будем рассмат¬
ривать, это имеет место в верхней стратосфере1.
Наблюдения аномального распространения звука относятся
к началу 1900 г. и нередко отмечались в Англии, где в период
первой мировой войны иногда была слышна канонада из Фран¬
ции. Давно было известно, что скорость звука в определенной
области атмосферы должна возрастать с высотой, но недоста¬
точность данных, незнание параметров ветра и характера воз¬
можного уменьшения молекулярного веса с высотой [см. урав¬
нение (3.1)] препятствовали ясному пониманию значения этого
явления. Линдеман и Добсон предложили для объяснения ме¬
теорных данных возрастание температуры с высотой.
Ф. Д ж. В. Уипл2 отметил связи между этой гипотезой и резуль¬
татами акустических наблюдений. В журнале «Природа»
Ф. Дж. В. Уипл (F. J. W Whipple, 1923) писал:
«Трудно переоценить значение работы Линдемана и Добсона
по теории метеоров с замечательным заключением, что темпера¬
тура атмосферы на высотах порядка 80 км примерно такая же,
что и вблизи поверхности земли. Мне представляется, что этим
можно объяснить, в частности, наличие зон слышимости и мол¬
чания, окружающих источник большого взрыва».
1 Нисходящее отражение может также иметь место и в термосфере.
Однако поглощение звука сильно возрастает с уменьшением плотности среды,
и звук, достигший таких высоких уровней и отразившийся от них, обычно
полностью затухает; несколько таких случаев опубликовано (см., например,
Tonson, Hale, 1953).
2 Не путать с Ф. Л. Уиплом, на которого имеются ссылки в подпара¬
графе 3.2.1.
80

Звук—волнообразное явление. С прохождением звука свя¬
заны малые колебания давления (или, если угодно, продольные
колебания молекул воздуха). При рассмотрении проблемы рас¬
пространения звука обычно чрезвычайно полезно использовать
понятия, принятые в геометрической оптике, — фронт волны,
лучи, принцип Гюйгенса, и законы отражения и преломления.
Понятия геометрической оптики применимы только тогда, когда
длина волны мала по сравнению с характерным расстоянием,
на котором происходят изменения скорости распространения
волны. Длины волн звуковых ко¬
лебаний будем считать порядка
10 м (это соответствует низкоча¬
стотной звуковой волне, которая
используется потому, что более
высокочастотная поглощается в
большей степени при прохожде¬
нии через атмосферу). Большин¬
ство экспериментаторов предпо¬
читает определять средние значе¬
ния ветра и температуры в слоях
мощностью несколько километ¬
ров, так что дифракционными
эффектами можно пренебречь.
Рассмотрим некий идеализи¬
рованный эксперимент, в кото¬
ром атмосфера неподвижна и
стратифицирована горизонтально
в соответствии с условиями, обычно принимавшимися в ранних
исследованиях звука. Фронт волны от взрыва на земле распро¬
страняется вверх и в стороны от источника. Спустя небольшое
время после взрыва, он приобретает форму сферического фронта,
распространяющегося со скоростью звука, а затем — плоского
волнового фронта, когда радиус сферы становится достаточно
большим. На рис. 3.3 показана часть луча (нормального к вол¬
новому фронту), проходящего через тропосферу. В этом при¬
мере допускаются постоянными величины Г0, Ти Т2, Тк в до¬
статочно мощных слоях. По закону Снеллиуса можно написать,
что
Ср   С) ___ 6*2   	 Cfe	/О Г)\
sin /0 sin ix sin i2 * ’ * sin
Если Г0>Г1>Г2> ... >Tkl то, по уравнению (3.1) C0>Ci>
->C,2> ... >Сь, и участок луча отклоняется от земной поверх-
ности. Если атмосфера становится изотермической, то луч сле¬
дует по прямой линии; если температура возрастает с высотой,
т° луч отклоняется по направлению к земле. В каждом из этих
случаев уравнение (3.2) полностью справедливо. Более того, его
4 Заказ 2160	81
Рис. 3.3. Схематическое представ¬
ление пути звукового луча через
тропосферу

справедливость не зависит от толщины слоев, в которых Т по¬
стоянно, так что в предельном случае непрерывного распреде¬
ления температуры для некоторого уровня k будут справед¬
ливы соотношения:
С* :
sin ik
Tk
sin- i)Z
С,
T о
(3.3)
(3.4)
Отношение С/sin i называется кажущейся скоростью, оно
представляет собой такую скорость звука, которую он имел
бы, распространяясь вдоль горизон¬
тальной поверхности (ею может быть
земля). На рис. 3.4 кажущаяся ско¬
рость записывается в виде Ах/Аt. Она,
|	очевидно,	остается постоянной для
некоторой части фронта волны во вре¬
мя его прохождения через атмосферу.
Горизонтальное расстояние, пробе¬
гаемое лучом при его прохождении
через один из слоев (на рис. 3.3 слой
с индексом 1), есть Ax=Azigi, а вре¬
мя этого пробега At = As/C=Az/C cos i.
Х1	хСАх	Если луч	находится в точке	(хи	zx)
Горизонтально расстояние	в МОМент	времени t\ ив точке	(х2,	z2)
Рис.	3.4.	Схематическое	® момент	/2, ТО МЫ имеем
г,
х1= j* tg idz,
dz
представление части волно¬
вого фронта, достигающего
поверхности земли
Фронт волны достигает поверх¬
ности на расстоянии xi в мо¬
мент ti и на расстоянии xi +Дх
в момент ti + At. Кажущаяся
скорость выражается как Ax/At
и равна Co/sin f0
ДС->
(3.5)
U~tx= f
С cos i *
(3.6)
Эти интегралы вычисляются с использованием формулы
(3.1) и закона Снеллиуса, если известны вертикальное распре¬
деление температуры и величина угла i на некотором уровне.
Если луч отражается обратно к поверхности земли, то путь
его должен быть горизонтальным в вершине траектории. Если
обозначить этот уровень индексом h, то sin г/г = 1 и из формул
(3.3) и (3.4) будем иметь
С"	(3.7)
Си
Ти
sin /„
sin2 /0
(3.3)
82

Уравнение (3.8) дает простой, но очень существенный ре¬
зультат. Он показывает, что температура на вершине траекто¬
рии должна быть по крайней мере такой же, как и у подсти¬
лающей поверхности, если луч возвращается на землю. Более
того, этот результат можно использовать и для вычисления Thy
если может быть измерен угол падения приходящего луча.
С другой стороны, неизвестна высота Zju на которой должна
быть определена температура Th.
Угол падения прихо¬
дящего луча может быть
определен в данном месте
при использовании не¬
скольких микрофонов с
самописцем. Для этого ]
требуется по крайней b zd
мере три микрофона, но в |
некоторых случаях ис-- ^
пользуется до 12 микро- oq
фонов. По времени прихо¬
да волнового фронта к
различным микрофонам
можно определить угол i0
и азимут пришедшего лу¬
ча [анализ проблемы см.
у Митры (Mitra, 1952),
стр. 68—69, или Маргет-
ройда (Murgatroyd, 1956)].
Зная эти величины и
локальную температуру,
из уравнения (3.8) можно
определить температуру
на высоте TV Ф. Дж. В.
Уипл (F. J. W. Whipple,
1935) описал приближенный метод определения высоты Zju на
которой наблюдается температура 7V В более поздних экспери¬
ментах (см. ниже) вопрос осложняется рассмотрением ветровых
эффектов, но основа анализа и характер приближения анало¬
гичны методу Уипла для безветренной атмосферы.
Пусть на месте наблюдения определяется угол наклона луча,
имеющего в месте возникновения угол наклона i0 при ^ = 0
(рис. 3.5). Вследствие горизонтальной стратификации атмо¬
сферы угол наклона на месте наблюдения на расстоянии хт от
Места возникновения луча при его возвращении на землю будет
таким же (/0). Пусть полное время прохода лучом расстояния
0Т * = 0 до х = хт будет tm. Оно измеряется в точке хт. Рассмот¬
рим исходный уровень zfj, на котором и ниже которого темпера-
тУра известна, так что из уравнений (3.5) и (3.6) можно вы¬
Горизонта льнов расстояние ——
Рис. 3.5. Схематическое представление зву¬
кового луча, проходящего через однород¬
ную по горизонтали атмосферу
Луч достигает максимальной высоты z^ на рас¬
стоянии и возвращается на поверхность земли
на расстоянии хт. Часть луча ниже данного
уровня z^ может быть вычислена с помощью
данных метеорологических наблюдений. Горизон¬
тальный масштаб меньше по сравнению с верти¬
кальным; в реальной атмосфере луч, который
возвращается на землю, имеет больший началь¬
ный угол падения /о, чем показано здесь
4*
83

числить расстояние xd и вре1\1я td достижения лучом этого
уровня. Таким образом, имеем
zd
xd= ^tg idz,	(3.9)
О
'-“J'cfsTr	<ЗЛ0>
о
Пусть луч достигает максимальной высоты Zh за время th
на расстоянии хн от источника. Тогда, так как Xh — xci = xml2 —
— ха и учитывая условие (3.5), получим
zh
j tg idz = xm2 — xd.	(3.11)
Аналогично можно записать соотношение
]т£я = ‘ч 2-(-	<*•'»
Zd
Интегралы в (3.11) и (3.12) зависят от неизвестного распре¬
деления температуры между zd и zh. Для его определения нет
единственно правильного решения, но если допустить простую
форму распределения температуры, описываемую только двумя
параметрами, то эти два параметра могут быть определены из
(3.11) и (3.12). Например, Уипл предполагал постоянство тем¬
пературы между Zd и промежуточным уровнем h' и линейное
изменение ее с градиентом Г между уровнями W и Z]X. Вели¬
чины Л' и Г могут быть определены из (3.11) и (3.12). Затем
определяется высота Ziu на которой достигается темпера¬
тура Т}1.
В этом анализе пренебрегается влиянием ветра на скорость
звуковой волны. Если СЕ — скорость звука относительно по¬
верхности земли в движущейся атмосфере, то
ся = с+ Vs,	(3.13)
где С — обычная скорость звука, определяемая из формулы
(3.1), Vs — компонента скорости ветра в направлении луча.
В этой более общей формулировке уравнения (3.3) и (3.7) при¬
нимают вид
С,

Уравнения (3.4) и (3.8) при наличии ветра не удовлетворя¬
ются, причем эффекты ветра и температуры не могут быть раз¬
делены при измерениях только в одном азимуте.
Пренебрежение влиянием ветра на отражение, по-видимому,
сказалось на ранних экспериментах по определению темпера¬
туры стратопаузы, которая оказалась слишком высокой. Про¬
стые вычисления показывают, что ветер может быть важен при
этих обстоятельствах. Положим, что аномально распространяю¬
щийся звук достигает поверхности земли под углом. 80°, где
температура воздуха составляет 273° К и ветер отсутствует; по¬
ложим далее, что на уровне Zh скорость ветра в направлении
распространения звука составляет 30 м/сек. Тогда в соответст¬
вии с уравнением (3.8), в котором пренебрегается ветром, 7\
должно равняться 282°К, но в соответствии суравнением (3.15)
Тн равно только 235° К.
В экспериментах со звуком, относящихся к 50-м годам, из¬
мерялись ветер и температура (Сгагу, 1950, 1952, 1953; Сгагу
and Bushnell, 1955; Richardson and Kennedy, 1952; Kennedy,
Brogan and Sible, 1955; Murgatroyd, 1955). Во всех этих иссле¬
дованиях измерения проводились по различным азимутам от
места взрыва. Требовалось по крайней мере три азимута для
определения трех неизвестных — температуры, скорости и на¬
правления ветра. Метод анализа, развитый Крери (Сгагу, 1950),
был использован в большинстве упомянутых работ (техника
Маргетройда несколько отлична). Хотя детали здесь не приво¬
дятся, метод в основном аналогичен описанному выше.
Крери (Сгагу, 1950) получил данные о ветре и температуре
над Бермудскими островами, зоной Канала и Аляской в тече¬
ние летних месяцев и над Аляской в течение зимних месяцев.
Крери (Сгагу, 1953) опубликовал данные наблюдений над Аляс¬
кой за период с мая 1950 г. по май 1951 г. С июля 1950 г. по
май 1951 г. Ричардсон и Кеннеди (Richardson and Kennedy,
1952) провели серию экспериментов в Восточном Колорадо
в районе 39° с. ш. Они были повторены (Kennedy et al., 1955)
в период с октября 1951 г. по август 1952 г. Эксперименты Мар¬
гетройда проводились в Англии в течение 1944—1945 гг.
Эксперименты, проведенные во второй период, упомянутый
в нашем введении, дали хорошую информацию о других широ¬
тах, отличных от 30° с. ш. (где сосредоточены ракетные наблю¬
дения). Данные этих экспериментов сыграли важную роль в по¬
строении разрезов Маргетройда, представленных на рис. 3.1
и 3.2.
В принципе возможно получить большую информацию о вер¬
тикальном распределении температуры в отражающих слоях,
Используя рассмотренные принципы аппроксимации, если про¬
изводить измерения на различных расстояниях от источника
звука и по разным азимутам. Отметим, что изящный метод,

заимствованный из сейсмологии, использовался при некоторых
ранних экспериментах ( в которых, однако, ветер не рассмат¬
ривался) Гутенбергом (Gutenberg, 1932, 1939), Кохом и др.
(Сох et al., 1949), а также Джонсоном и Гале (Jonson and
Hale, 1953). Этот метод описан Гутенбергом (Gutenberg, 1951).
3.2.3.	Измерения с помощью прожектора
Интенсивность луча света, направленного в атмосферу, умень¬
шается из-за поглощения и рассеяния. Последнее происхо¬
дит на частицах примесей или молекулах воздуха. В верхней
атмосфере, как полагают, только молекулярное рассеяние
должно быть значительным. Кроме того, интенсивность света,
рассеиваемого в направлении, составляющем угол ф с направле¬
нием пучка света, предсказываемая теорией молекулярного рас¬
сеяния Рэлея, должна быть пропорциональна (1+соэ2ф) и
плотности воздуха. Поэтому измерение интенсивности рассеян¬
ного света при известном угле ф на известной высоте 2 наряду
с определением других необходимых факторов, дает возмож¬
ность определить плотность на высоте г.
Можно привести целый ряд попыток использовать этот
принцип, но мы рассмотрим только эксперимент Эльтермана
(Elterman, 1954а, 19546), поскольку только он один дал зна¬
чительное количество температурных профилей. На рис. 3.6
схематически показана геометрия эксперимента. Прожектор
диаметром 1,5 м, помещенный на Седро-Пике близ Альбукерке,
Нью-Мексико, служил источником пучка света, направляемого
в верхнюю атмосферу под фиксированным углом 60° к горизонту.
Приемное устройство, расположенное на гребне Сандия, удален¬
ном приблизительно на 20 км, представляло собой фотоумно¬
житель, помещенный в фокусе 1,5-метрового параболического
зеркала, идентичного зеркалу прожектора.
Приемник реагировал не только на свет, рассеянный непо¬
средственно от луча, но также на фоновую засветку, обусловлен¬
ную многократным рассеянием луча, светом звезд и ночным све¬
чением неба. (Эксперимент проводился только в безлунные
ночи.) Наибольшей и единственной трудностью в эксперименте
было устранение фонового «шума», обусловленного этими источ¬
никами. Для борьбы с шумами применялись модуляция и фильт¬
рация сигнала, а также учитывалась яркость неба в направле¬
нии, противоположном ходу луча.
Из-за необходимости работать в безлунные ночи и некоторых
других трудностей, этот эксперимент не был широко поставлен.
Все же Эльтерман получил данные о плотности воздуха в пе¬
риод с мая по октябрь 1952 г., главным образом за июнь, сен¬
тябрь и октябрь. Построение температурного профиля по плот¬
86

ности воздуха вводило дополнительные неопределенности. В ча¬
стности, температурные данные вблизи потолка зондирования
являлись ненадежными, если не было независимых определений
температуры на высоких уровнях (см. подпараграф 3.3.4, где об¬
суждается эта проблема). Нижняя граница экспериментов, вы-
Рис. 3.6. Геометрия прожекторного эксперимента
(по Эльтерману, 1954а, 19546)
полненных Эльтерманом, составляла приблизительно 60 км.
Данные этих экспериментов использовались Маргетройдом при
построении разрезов, представленных на рис. 3.1 и 3.2.
3.2.4.	Серебристые облака и метеорные следы
Наземные наблюдения таких естественных явлений, как се¬
ребристые облака и метеорные следы, дают информацию о ветре
главным образом на высотах от 80 до 100 км. Интерпретация
ветровых наблюдений на этой высоте усложняется двумя факто-
пами: во-первых, значительными суточными и полусуточными
колебаниями, связанными с атмосферными приливами; во-вто-
рых, нерегулярными движениями с временным масштабом 2—3
87

часа и вертикальным масштабом в несколько километров. Здесь
рассматриваются только преобладающие ветры и их широтные
и сезонные изменения. Другие характеристики ветра рассматри¬
ваются в главе 8.
Серебристые облака (см. главу 5) наблюдаются не регу¬
лярно, а именно: в течение летних месяцев в высоких широтах
на высотах от 80 до 85 км и обычно в середине ночи. Поэтому
по их наблюдениям может быть собрана небольшая информа¬
ция о широтных, сезонных и вертикальных изменениях ветра;
выделение приливных компонент затрудняется ограниченностью
интервалов местного времени появления серебристых облаков.
Кроме того, возникает вопрос, представляет ли визуально на¬
блюдаемое движение облаков истинный ветер или их волновое
движение.
В отношении преобладающих ветров Маргетройд (Murgat-
royd, 1957), изучив имеющиеся данные наблюдения, сделал вы¬
вод об их значительном изменении, но выделил следующие об¬
щие черты:
а) дрейф направлен на запад, что указывает на преобла¬
дание восточных ветров, хотя наблюдаются также северные и
южные компоненты;
б) скорости ветра изменяются в пределах от 20 до 100 м/сек.,
причем средняя скорость составляет 40—50 м/сек.
Относительно мало метеоров оставляют следы, которые ви¬
димы в течение нескольких минут или даже нескольких десят¬
ков минут. Такие стойкие следы собственно и называются мете¬
орными следами. Наблюдения перемещений следов на различ¬
ных высотах дают измерения ветра в функции высоты. Оптиче¬
ские (визуальные или фотографические) наблюдения фактиче¬
ски не систематизированы, хотя Оливье (Olivier, 1942, 1947,
1957) привел большое количество таких наблюдений. Маргет¬
ройд (Murgatroyd, 1957) изучил наблюдения, приведенные
в первых двух работах Оливье (около 1600), и пришел к сле¬
дующим выводам:
а) на высоте 80—100 км летом преобладают западные ветры,
реже бывают ветры восточного направления;
б) зимой наиболее часты западные ветры, реже наблюда¬
ются ветры северного направления.
Другие результаты визуального изучения дрейфа облаков
таковы:
1) скорости ветра 50—100 м/сек. часты на высотах между
70 и 100 км, а 30—50 м/сек. — между 30 и 70 км. Отме¬
тим, что иногда сообщается о значительно больших скоростях
ветра;
2) получены данные о заметных изменениях направления
ветра на уровне около 80 км. Калке (Kahlke, 1921) считает, что
направление ветра является в основном восточным ниже этого
88

уровня и западным — выше него. Это предположение подтверж¬
дается материалами наблюдений Траубриджа (Trowbridge,
1907), Хофмейстера (Hoffmeister, 1946) и Федынского (Fedynsky,
1955), хорошо согласующимися между собой;
3)	получены данные о больших вертикальных сдвигах ветра
различного направления на разных высотах и значительной
турбулентности на всех уровнях выше 40—100 км.
Техника изучения ветра между 80 и 100 км, основанная на
исследованиях с помощью радиоэхо от ионизированных следов,
оставленных метеорами, развивалась в течение последних 10
лет. Эта техника широко используется, так как ею можно поль¬
зоваться днем и ночью, получая большое количество данных,
так что преобладающий ветер может быть отделен от его су¬
точной компоненты. Суточные вариации ветра рассматриваются
с большими подробностями в главе 8, выводы же о преоблада¬
ющем ветре коротко суммированы здесь. Измерения производи¬
лись на станциях Джодрел-Бэнк, Англия (53° с. ш.), Аделаида,
Австралия (35° с. ш.), и Моусон, Антарктика (68° ю. ш.).
Результаты для Джодрел-Бэнк за 1953—1958 гг. приведены
Гринхау и Ньюфельдом (Greenhow and Neufeld, 1961). Они от¬
носятся к области 80—100 км и могут быть резюмированы сле¬
дующим образом:
а) как летом, так и зимой преобладают зональные ветры
с западными компонентами, имеющие скорость приблизительно
20 м/сек. Несколько слабее восточные ветры весной и очень
слабые осенью;
б) меридиональная компонента, малая в течение большей
части года, неизменно северная в летние месяцы с величиной
10—20 м/сек.
в) хотя сезонные изменения ветра сохраняются из года
в год, иногда на них накладываются большие нерегулярные из¬
менения с периодами в несколько дней. Гринхау и Ньюфельд
(Greenhow and Neufeld, 1969) предположили, что они связаны
с большими барическими системами на высотах вблизи 90 км.
Эти результаты, поскольку они относятся к лету, зиме и
средней зональной компоненте, согласуются с зональным вет¬
ровым разрезом Маргетройда.
Данные измерений над Аделаидой в средние месяцы сезо¬
нов 1953—1954 и в течение нескольких месяцев конца 1952 г.—
начала 1955 г. были суммированы Элфордом (Elford, 1959). Из¬
мерения производились на трех высотных областях, центриро¬
ванных около 80, 90 и 100 км. Они показали следующее:
а) преобладание зональных западных ветров;
б) летом (южное полушарие) — западные ветры, причем
скорость их увеличивается с высотой приблизительно до 75 м/сек.
на высоте 100 км; экстраполяция вниз указывает на нулевую
зональную компоненту приблизительно на высоте 70 км;
80

в) зимой — западные ветры и скорость их уменьшается с вы¬
сотой до нуля приблизительно на высоте 100 км;
г) восточные ветры появляются только весной, а скорость
их меняется от 10 до 25 м/сек;
д) меридиональная компонента мала и неизменно южная
летом и северная зимой.
Результаты наблюдений на о. Моусон, Антарктика (68° ю. ш.),
в течение декабря 1957 г., декабря 1958 г. и января 1959 г.
(Elford and Murray, 1960) отличаются от вышеуказанных тем,
что меридиональная компонента в течение этих месяцев оказы¬
вается намного больше. Измерения проводились на двух уров¬
нях, центрированных около 90 и 100 км. В течение декабря
1957 и 1958 гг. ветры были приблизительно юго-восточными со
скоростью 40—60 м/сек. на нижних уровнях и почти южными
со скоростью 25—40 м/сек. на верхних уровнях. В течение ян¬
варя 1959 г. ветры были почти южными на нижнем уровне и
юго-западными на верхнем со скоростью, аналогичной выше¬
указанной. Что касается зональной компоненты, то полученные
результаты могут означать сдвиг с востока на запад на больших
высотах (от 90 до 100 км) летом; это не соответствует
рис. 3.2.
Поведение меридиональной компоненты ветра в указанных
местах означает летний поток, направленный к зимнему полюсу,
наиболее выраженный на о. Моусон. Наиболее важным, ожида¬
ющим дальнейшего освещения, является вопрос о том, пред¬
ставляет ли это реальное поведение атмосферы в пределах 80—
100 км или это результат малого количества данных.
3.3 РАКЕТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ
Использование ракет как средства для изучения верхней
атмосферы внесло большой вклад в физику атмосферы за по¬
следние 15 лет. Измерения ветра и температуры (либо плотно¬
сти, либо давления) в верхней стратосфере и мезосфере пред¬
ставляют только часть полученных данных. Результаты других
видов наблюдений рассматриваются в последующих главах.
В подпараграфе 3.3.1 описываются характеристики некоторых
ракетных зондирующих систем, в подпараграфе 3.3.2—методы
и результаты измерения давления и плотности с помощью ра¬
кет. Подпараграф 3.3.3 посвящен эксперименту с падающими
сферами, а подпараграф 3.3.4 — эксперименту с ракетными гра¬
натами. В подпараграфе 3.3.5 сделан обзор результатов (отно¬
сящихся к ветру) наблюдений искусственных облаков. Послед¬
ние данные, полученные с помощью метеорологических ра¬
кет, и методы их использования рассматриваются в пара¬
графе 3.4.
90

3.3.1. Ракеты для атмосферных исследований
Ракета является летательным аппаратом, который не только
несет с собой горючее, но также и средства, обеспечивающие
сжигание горючего. Таким образом, ракета в отличие от реак¬
тивного самолета не нуждается в кислороде из атмосферы.
Действие ракет основано на простом и фундаментальном
принципе, который заключается в том, что полный момент коли¬
чества движения физической системы изменяется только с при¬
ложением внешних сил. В физической системе, включающей как
тело ракеты, так и ракетное горючее, выбрасывание с высокой
скоростью определенной массы горючего сообщает ракете и
остатку горючего, при отсутствии внешних сил и при сохране¬
нии полного момента, дополнительную скорость в направлении,
противоположном тому, по которому двигалось выброшенное
горючее. Конечно, решение проблемы движения усложняется
непрерывным, а не внезапным извержением массы и наличием
внешних сил, таких, как сила тяжести и торможение окружаю¬
щей атмосферы.
Проблемы ракетной техники не входят в задачу автора.
Месси и Бойд (Massey and Boyd, 1959), не обращаясь к мате¬
матическому аппарату, дали четкую характеристику ракет.
Ныоэл (Newell, 1959) изложил основы ракетной теории, а также
дал подробную характеристику специальных зондирующих ра¬
кет. Эта книга содержит достаточно ссылок для читателя, кото¬
рый желает более подробно ознакомиться с вопросом. Цель на¬
стоящей книги — ознакомить читателя с функциональными пара¬
метрами ракеты, такими, как полезный груз, потолок зондиро¬
вания и характеристики запуска нескольких ракет, которые ис¬
пользуются для атмосферных исследований. В таблицах 3.1а
и 3.16 представлены характеристики ракетных систем США.
Сведения о ракетах других стран, хотя и успешно применяю¬
щихся в последние годы, в таблицу не включены. Нет сведений
и о ракетных системах, которые в настоящее время разраба¬
тываются.
Таблица 3 • 1а
Некоторые зондирующие ракеты и их характеристики1
Назнапне
Полезный
нес, кг
Предельная
нысота,
км
Запуск
Примечания
Фау-2
<Герман А—4)
1000
160
Башня
Первая ракета, исполь¬
зованная в исследова¬
ниях верхней атмо¬
сферы
Предельная устойчи¬
вость, когда слабо за¬
гружена
91

Полезный
Предельная
Запуск
Примечания
Название
вес, кг
высота,
км
Викинг I
225
215
Башня
Слишком дорогие для
Викинг II
550
250
я
широкого использова¬
ния. Иногда использу¬
ются для целей зонди¬
70
120
рования
Аэроби
Широко использовались
Аэроби-Хи
70
240
„
в 50-е годы
Дикон-Рокун
До 25
60—120
Ракеты за¬
Пластиковые шары и
Локи I Рокун
3
60-100
пускаются
твердотопливные ра¬
Локи II Рокун
До 5
100-150
с шаров на
кеты; недорогие; ша¬
ры обычно запуска¬
(Хаук)
высотах от
15 до 25 км
ются с борта корабля;
относительно легко
транспортабельны и со¬
бираются
Дикоп-Найк
25
100
С земли
или корабля
Два твердотопливных
двигателя
1 Таблица не является всеобъемлющей, но включает характеристики
большинства ракет США, упоминаемых в этой книге.
Таблица 3.16
Зондирующие ракеты, использованные Кэмбриджской исследователь¬
ской лабораторией Воздушных Сил до марта 1964 г.1
Название
Полезный
вес. кг
Предельная
высота, км
Запуск
Примечания
Локи Дарт
3,2
60
Рельс
Один твердотопливный
двигатель
Аркас
4,5
66
п
То же
Блэк Брэнт II ... .
145
144
и
Найк-Кайуи ....
31,6
145
”
Дв а тв ердотоплив н ы х
двигателя
Найк-Апаш ....
31,6
158
я
То же
Аэроби 150
68
250
Башня
п
Астроби 200 ....
68
282
Рельс
Два твердотопливных
двигателя
Экзос
36,2
480
-
Три твердотопливных
двигателя
Джевелин
36,2
1120
”
Четыре твердотоплив¬
ных двигателя
1 Составлена при сотрудничестве с Ф. Густаисоном и Р. Левптоном.

Развитие зондирующих ракет имеет тенденцию к уменьшению
их габаритов и специализации по назначению. Это связано
с требованием оснащения ракет малогабаритными и легкими
приборами, а также необходимостью уменьшения стоимости ра¬
кет. Ракеты Викинг стоят 300 000—400 000, Аэроби — 30 000 и
Дикон-Рокун — менее 2000 американских долларов. Другое на¬
правление развития ракет — применение твердого топлива
с целью достижения большей портативности и мобильности их
использования.
Однако даже при радикальном уменьшении стоимости ракет
и радикальном увеличении мобильности использование зонди¬
рующих ракет как приборов для обычных атмосферных изме¬
рений в настоящее время затрудняется тем, что они не могут
быть запущены в населенных районах. Даже в пунктах ракет¬
ного зондирования некоторые ракеты могут быть запущены
только в случаях, когда направление ветра таково, что исклю¬
чается возможность их приземления в населенной зоне. Поэтому
обычного зондирования верхней стратосферы и мезосферы, по¬
добного зондированию тропосферы и нижней стратосферы
шарами, до последних лет не проводится.
3.3.2.	Измерения давления и плотности с помощью ракет
Измерение структурных параметров (температура, давление
или плотность) при помощи приборов на движущихся ракетах
является трудной проблемой. Вследствие малого периода вре¬
мени и аэродинамического нагревания датчиков прямые изме¬
рения температуры не делались. Различные типы датчиков
давления могут быть использованы для достаточно точного из¬
мерения давления на поверхности ракет, но измеряемые ими
величины должны быть приведены к величине окружающего
давления или окружающей плотности. Такой метод использо¬
вался в ранних измерениях, и практически он остается един¬
ственным способом зондирования атмосферы выше 100 км
(кроме определения атмосферной плотности по торможению
спутников). Структурные параметры верхней стратосферы и ме¬
зосферы в последнее время определяются путем наблюдения
различных объектов, выбрасываемых из ракет.
Результаты измерений структурных параметров атмосферы,
произведенных до 1952 г., были систематизированы Американ¬
ским советом по ракетным исследованиям верхней атмосферы
(Rocket Panel, 1952) (см. также F. L. Whipple, 19526). Зонди¬
рования, на данных которых были основаны эти результаты, про¬
изводились в Уайт-Сендс (32° с. ш.) в Ныо-Мексико, кроме един¬
ственного запуска ракеты на экваторе, который не показал за¬
метного отклонения от результатов Нью-Мексико. Были пред¬
93

ставлены данные за год без выделения сезонных вариаций. Тем¬
пературу стратосферы, по данным Совета по ракетным исследо¬
ваниям, использовал Маргетройд. Мы не будем вновь воспроиз¬
водить эти результаты. Рассмотрим лишь измерительную тех¬
нику, которая была при этом использована.
а) Многие данные получены Морской исследовательской ла¬
бораторией с помощью ракет Фау-2, Аэроби и Викинг. Эти дан¬
ные опубликовали Хейвенс, Колланд и Ла-Гоу (Havens, Kolland,
La Gow, 1952). Во всех девяти их экспериментах давление изме¬
рялось в специальных местах ракеты, там, где по испытаниям
в аэродинамической трубе оказывается, что измеряемое давле¬
ние равно давлению в окружающем воздухе (с точностью до
нескольких процентов). Из этой информации температура мо¬
жет быть найдена только по наклону кривой логарифма давле¬
ния в зависимости от высоты1, согласно уравнениям (1.1) и
(1.2), что связано с большими погрешностями. Хейвенс, Колланд
и Ла-Гоу свои данные таким способом не обрабатывали.
б) В течение половины или всего полета измерялось пол¬
ное давление на кончике носового конуса ракеты. Согласно тео¬
рии трубки Пито (формула Рэлея), измеряемое давление свя¬
зано определенным образом с окружающей плотностью, давле¬
нием и скоростью ракеты (Havens et al., 1952). (Для высоты бо¬
лее 100 км, где длина свободного пробега молекул воздуха ве¬
лика, эту теорию следует доработать; см. подпараграф 6.4.1.)
Таким образом, плотность можно определить из такого измере¬
ния при знании окружающего давления и скорости. Последняя
находится по траекторным или другим данным. Следует заме¬
тить, что для оценки плотности этим методом не обязательно
иметь точные данные о давлении. Когда плотность и давление
известны, температура может быть подсчитана при помощи
уравнения (1.1).
в) В результате запусков двух ракет Аэроби Мичиганским
университетом по контракту с воздушными силами США были
получены данные по давлению на кончике и в других местах
верхней части конуса ракеты, которые по аэродинамической тео¬
рии можно связать с окружающей плотностью и давлением и,
следовательно, с окружающей температурой. Эти результаты
и метод обработки данных рассматриваются Сицинским, Спен¬
сером и Доу (Sicinski, Spencer and Dow, 1954).
г) При одном зондировании, проведенном Мичиганским уни¬
верситетом по контракту с армией США, был измерен угол удар¬
ной взрывной волны на носу ракеты и отсюда определено число
Маха. Число Маха и скорость летательного аппарата (изданных
прослеживания) позволяют найти окружающую температуру.
1 В этой главе допускается, что на рассматриваемых высотах средний
молекулярный вес воздуха тот же, что и на уровне моря.
94

д)	Наконец, данные, полученные Советом по ракетным иссле¬
дованиям (США), основывались на пяти-шести измерениях, про¬
изведенных Инженерной лабораторией войск связи армии США
ракетно-гранатным методом. По этому методу ракеты Аэроби
через регулярные интервалы высоты выбрасывали серию взры¬
вающихся гранат в верхнюю стратосферу и мезосферу. Время и
углы приема различных звуковых волн наземными микрофо¬
нами, если известны время и место взрывов гранат, позволяют
получить температуру и ветер в верхней стратосфере и мезо¬
сфере. Эти результаты резюмировались в работах Ференса и др.
(Ference et al., 1956) и Вайснера (Weisner, 1956). Рассматри¬
ваемые методы исследования, получившие большое применение
за последние несколько лет, более подробно изложены в под¬
параграфе 3.3.4.
Очевидно, что методы групп «а» и «в» требуют большого ко¬
личества измерений давления. Поэтому на ракете часто исполь¬
зуется несколько типов приборов для измерения давления. По¬
дробное описание оснащения ракеты приборами можно найти
в работах, указанных ранее. Во всех перечисленных методах тео¬
рия обработки измерений требует нулевого угла атаки ракет.
Практически продольная ось ракеты обычно прецессирует около
направления траектории, поэтому необходимо вводить поправки
на этот фактор. Наконец, необходимо достаточно точно знать
траекторию и скорость ракеты, а это обычно достигается с по¬
мощью визуального или радиолокационного их прослеживания.
В течение 1953 и 1954 гг. Морская исследовательская ла¬
боратория (США) провела измерения в высоких широтах (La-
Gow and Ainsworth, 1956). Летательными аппаратами служили
ракеты Дикон, которые стартовали с шаров, выпускаемых с ко¬
раблей. Во время двух зондирований в августе 1953 г. были изме¬
рены величины окружающего давления, плотности и температуры
методом «б» до 40—45 км. При двух зондированиях в июле 1954 г.
было измерено только полное давление, а окружающие плот¬
ности определялись по формуле Рэлея. Все же были даны оценки
окружающего давления. Прослеживание ни за одной из этих
ракет не производилось и все траектории вычислялись по дан¬
ным телеметрических измерений высоты подъема и времени
сжигания горючего с учетом атмосферного торможения. Вычис¬
ленные траектории корректировались таким образом, чтобы ве¬
личина давления была одинаковой на каждом уровне при изме¬
рениях на подъеме и спуске ракеты.
В течение МГГ над Форт-Черчиллем Морской исследователь¬
ской лабораторией были успешно осуществлены два измерения
структурных параметров атмосферы с помощью ракет Аэроби¬
ки, снабженных трубками Пито. Эти эксперименты, их теория
и метод обработки измерений для получения структурных па¬
раметров атмосферы подробно рассматриваются Айнсвортом,
95

Фоксом и JTa-Гоу (Ainsworth, Fox and LaGow, 1961). Fla рис. 3.7
представлены полученные результаты для окружающей темпера¬
туры, величины которой не определялись непосредственно, а вы¬
водились из измеренных
значений давления и
j?	плотности.	Результаты
км
100
90
80
70
60
40
30
20
/
\
этих же самых экспери¬
ментов, относящиеся к
‘V	высотам	выше	100	км,
\	о	1	включены	в	главу	6.
/
*2	Flo	измерениям, вы¬
полненным в летний
день, температура на
стратопаузе на 20°
меньше температуры,
указанной Маргетрой-
дом (см. рис. 3.1). Тем¬
пературы на высоте
50 [-	около	30 и 70 км, одна¬
ко, совпадают с темпе¬
ратурами, указанными
на рис. 3.1. Зондирова¬
ние в осенний день дает
стратопаузу на более
высоком уровне и при
более низкой темпера-
—00 —220	240	260	280 °К-~	туР^, чем летом, и пол-
г\	ностыо согласующуюся
п о 7 ~	.	с данными для зимы,
Рис. 3.7. Температурные профили, полученные	’
по	измерениям с помощью трубок	Пито над	показанными на рис.
Форт-Черчиллем в указанные даты	(по Айн-	3.1. Отметим Ярко вы-
сворту и др., 1961)	раженный вторичный
1 -9 июля 1957 г. 16 час. ЦПВ', 2 — -31 октября	мяvru
1958 г. 13 час. 59 мин. цпв	температурный макси-
мум на высоте прибли¬
зительно 80 км. Как мы
увидим в последних частях этой главы, вторичный температур¬
ный максимум этого типа в высоких широтах мезосферы зимой,
по-видимому, является правилом, а не исключением.
3.3.3.	Метод падающих сфер
Одним из методов определения плотности в мезосфере и
верхней стратосфере является метод «падающих сфер». Группой
Отделения аэронавтики и астронавтики Мичиганского универси¬
тета были осуществлены двенадцать таких измерений. В этой
методике используется ускорение свободно падающей сферы, вы¬
брасываемой из ракеты вблизи вершины ее траектории, с целыо
96

определения плотности и температуры, если известно изменение
плотности в функции высоты. Так как влияние движения воз¬
духа довольно мало, то основными силами, действующими на
сферу, являются сила земного притяжения и сила, направленная
вверх, вследствие торможения окружающего воздуха. Ускоре¬
ние торможения можно выразить как
„ _Ру2Асо
D	2 М	’	(3.16)
где V — скорость падающей сферы, А — площадь ее поперечного
сечения, М — ее масса, р — плотность окружающего воздуха и
Со — коэффициент торможения. Последний как функция V и
числа Рейнольдса известен из данных, полученных в аэроди¬
намической трубе. По траектории падения сферы и данным о ее
размерах и массе можно определить плотность р.
В более ранних вариантах эксперимента 120-сантиметровая
сфера, содержащая миниатюрный радиопередатчик, прослежи¬
валась системой DOVAP (доплеровская скорость и положение).
Четыре измерения, произведенные на Уайт-Сендс в различные
сезоны 1952 и 1953 гг., дали результаты, в основном совпадаю¬
щие с результатами, полученными Советом по ракетным иссле¬
дованиям (Bartman et al., 1956). (Вертикальное температурное
распределение в районе 30° с. ш., данное на рис. 3.1, весьма на¬
поминает распределение, полученное Советом.) В последних
вариантах эксперимента использовалась 18-сантиметровая жест¬
кая сфера, содержащая специальный акселерометр. Прямое из¬
мерение и телеметрирование ускорений устранили необходи¬
мость ее прослеживания. Траекторию и скорость сферы можно
определить интегрированием записей ускорения. Малые размеры
сферы позволили производить запуск с малых ракет Найк-Дикон
или Найк-Кайун. Четыре ракеты были запущены с корабля
в 1956 г. на различных широтах и четыре — над Форт-Черчил¬
лем, Канада, в течение МГГ.
В работе Джонса и др. (Jones et al., 1959) даны результаты
всех этих измерений. Несколько измерений, произведенных поз¬
дней осенью на различных широтах, показали, что плотность
по мере увеличения широты и высоты выше 25 км постепенно
уменьшается по сравнению с данными Совета по ракетным ис¬
следованиям. В верхней стратосфере была зарегистрирована
более низкая температура, чем по данным Совета.
Серии измерений в районе Форт-Черчилля в 1958 г. пред¬
ставляют особый интерес. Они были выполнены в течение пе¬
риода большого стратосферного потепления в январе 1958 г.
и обнаружили, по крайней мере в одном случае, большие тем¬
пературные изменения на высотах в пределах 50—60 км.
Прежде чем обсудить эти данные, рассмотрим метод, исполь¬
зуемый для определения температуры по данным плотности.
Г)7

Этот метод основан на использовании уравнений статики и
состояния. Пусть индекс 1 означает уровень вблизи вершины
траектории сфер, а индекс г — уровень, для которого нужно
определить температуру.
Интегрирование уравне¬
ния статики дает
км
Pz — P\ = \gvdz- (3-17)
Z
Подставляя в (3.17)
уравнение состояния, по¬
лучим, что
тг = -
~ I
J
Ry)?Z
+ ^•(3.18)
В качестве произволь¬
ной постоянной целесооб¬
разно принять температу¬
ру Г! на верхнем пределе
измерений (если она не
известна из независимого
измерения). Ошибка рас¬
чета по формуле (3.18),
обусловленная этой не¬
определенностью, очевид¬
но, не велика на высотах
порядка 15 км или еще
более низких уровнях, где
отношение pi/pz мало.
Сначала думали, что
можно рассмотреть это
уравнение по отношению
К уровню 2! вблизи НИЖ¬
НИХ уровней зондирова¬
ния и использовать для
определения Тх незави¬
симое измерение тем¬
пературы, например, по радиозондовым данным. Однако такая
методика не дает хороших результатов вблизи вершины зонди¬
рования. Отношение (pi/pz) во втором члене уравнения (3.18)
по мере	увеличения	высоты	становится значительно больно
а определяемая	величина	Тг	становится более чувствительной
даже к малой ошибке в величине Т\. Следует также отметить,
что при получении уравнения (3.18) из уравнения (3.17) за
Рис. 3.8. Температура в функции высоты
над Форт-Черчиллем для четырех дней
в начале 1958 г. (по Джонсону и др.,
1959).
Температуры выше потолка радиозонди¬
рования (светлые точки) выведены из из¬
мерений плотности методом падающих
сфер (темные точки)
/ — 25 января 13 час. 12 мин. ЦПВ, 2 — 27 января
12 час. 18 мин. ЦПВ; 3 — 29 января 13 час. 6 мин.
ЦПВ; 4 — 4 марта 13 час. 30 мин. ЦПВ; 5 — мо¬
дель 1950 ARDC. Ракетные данные осреднены
в 5-километровых интервалах
98

средний молекулярный вес воздуха принималась величина мо¬
лекулярного веса воздуха на уровне моря.
Некоторые распределения температуры, наблюдаемые в те¬
чение и после потепления в январе 1958 г., показаны на рис. 3.8.
Отметим относительно большое повышение температуры на вы¬
сотах от 40 до 50 км 27—29 января 1958 г. и возврат к «нор¬
мальной» температуре в марте. Над Форт-Черчиллем этому по¬
вышению температуры предшествовало аналогичное потепле¬
ние в нижней стратосфере. Однако большой подъем темпера¬
туры наблюдался в нижней стратосфере в некоторых местах и
до 27 января; на высоте поверхности 25 мб повышение темпе¬
ратуры в Западной Европе, очевидно, произошло за неделю до
27 января или даже раньше (Sherhag, 1960). Следует отметить
также, что во всех четырех зондированиях наблюдался вторич¬
ный температурный максимум в мезосфере.
3.3.4.	Ракетно-гранатный метод
Ракетно-гранатный метод является эффективным методом
определения характеристик ветра и температуры в верхней
стратосфере и мезосфере. Поднимающаяся ракета выпускает
серию гранат с интервалом в несколько километров. Измеря¬
ются точное время и место каждого взрыва. При помощи боль¬
шого количества микрофонов на земле почти прямо под взрыва¬
ющимися гранатами определяется точное время прибытия звука
от взрывов, а также направление и угол наклона звуковой волны
в каждом эксперименте. Эта информация достаточна для опре¬
деления средней величины ветра и температуры в каждом атмо¬
сферном слое между двумя взрывами, причем каждый слой до¬
стигает нескольких километров.'
Двенадцать успешных запусков были выполнены на Уайт-
Сендс, Нью-Мексико, в течение 1950 г. (Ference et al., 1956;
Weisner, 1956; Stroud et al., 1956). В этих экспериментах взрывы
фиксировались в пространстве при помощи фотографирования
тремя камерами, расположенными на земле. Время взрывов
регистрировалось наземным фотоэлементом. Таким образом,
эксперимент мог проводиться только в безоблачные ночи. В экс¬
периментах использовалось пять микрофонов.
Над Форт-Черчиллем, Канада (Stroud et al., 1960), ракета
прослеживалась системой DOVAP. Каждый взрыв нарушал пе¬
редачу информации с ракеты на Землю, так что время взрыва
определялось с достаточной точностью. Для приема и измерения
звуковой волны были использованы девять микрофонов. Опубли¬
кованы результаты 10 успешных экспериментов, произведенных
в период между ноябрем 1956 г. и январем 1958 г.
99

Эксперименты проводились также на о. Гуам (14° с. ш.)
в течение ноября 1958 г. (Nordberg and Stroud, 1961). Было вы¬
полнено девять запусков, но только в семи были получены дан¬
ные выше 50 км. В этих экспериментах, в противоположность
ранним, которые проводились на ракетах Аэроби, использовались
ракеты на твердом топливе, причем ракеты Найк-Кайун дали
основную массу данных. Прослеживание ракет осуществлялось
комбинацией одной баллистической камеры с наземной системой
DOVAP, которая давала довольно точные траектории, но могла
быть использована только в ясные ночи.
Проблема определения ветра и температуры непосредственна
из наблюдений в большинстве случаев является весьма сложной.
Она подробно рассматривается Гровсом (Groves, 1956).
Наиболее простой случай — это когда две гранаты взорваны
непосредственно над микрофонами и отсутствует ветер. По вре¬
мени распространения двух лучей t2 и tx и высотам этих взрывов
z2 и Z\ можно определить среднюю скорость звука в промежу¬
точной области с помощью соотношения
~ ~т~~г •	<зл9>
Г 2  Ч
Практически невозможно осуществить точное вертикальное
расположение микрофонов и всех взрывов. Конечно, присут¬
ствует и ветер, что добавляет еще одну переменную, подлежа¬
щую измерению.
Рассмотрим гранату, которая взорвалась на высоте гь а звук
достиг микрофона в момент времени t\ после взрыва, и вторую
гранату, которая взорвалась на высоте z2, а звук достиг микро¬
фона в момент времени г2 после взрыва. Допустим, что струк¬
тура ветра и температура между поверхностью Земли и zx изве¬
стны и требуется определить средний ветер и температуру между
zx и г2. Пусть
V0i — средний вектор ветра (горизонтальный)
между подстилающей поверхностью и zx;
Vi2 — средний вектор ветра (горизонтальный)
между Z\ и г2;
т{ — смещение луча, идущего от уровня zx
к Земле, обусловленное ветром;
г2 — смещение луча, идущего от уровня -г2
к Земле, обусловленное ветром;
г2—смещение луча, идущего от уровня <г2,
между подстилающей поверхностью и zx~
обусловленное ветром;
1*2—смещение луча, идущего от уровня
между уровнями zx и z2, обусловленное
ветром;
100

t2—время прохождения лучом, идущего от
уровня z2j пути между подстилающей по¬
верхностью И Z\\
t2 — время прохождения лучом, идущего от
уровня Z2, пути между уровнями Z\ и z2.
По определению можно записать следующие равенства:
t2 = t'2 + t'2,	(3.20)
г2 = r2 + г2 = г2 + Vl2f2,	(3.21)
ri = V01/i; r' = V01*'.	(3.22)
Применяя соотношение (3.6), получим, что
t1 cos i1 = t2 cos i2,	(3.23}
где cos 11 — соответствующая средняя величина угла падения
луча от уровня zx между Z\ и земной поверхностью, a cos i2 — со¬
ответствующая средняя величина угла падения луча от уровня
z2 между Z\ и земной поверхностью. Согласно формулам (3.22)
и (3.23), можно записать, что
г 1 cos h = r2 cos i2.	(3.24)
Время 11 и t2 измеряется и, зная места взрывов, температуру
и ветровое поле между земной поверхностью и уровнем zu по
известным углам падения лучей на поверхность определяются
величины гь r2, cosib cos i2. При наличии этой информации ве¬
личины r2', t2, t2r и V12 можно вычислить из формул (3.20),
(3.21), (3.23) и (3.24). Вектор V12 является одной из основных
искомых переменных, а для вычисления средней температуры
слоя необходимо знать время t2f. Последнее получается из за¬
кона Снеллиуса, выражающегося уравнением (3.14). Если'
V\2 — компонента V{2 в направлении от места взрыва на вы¬
соте z2 к микрофону и если i\2 — угол падения звукового луча,
идущего от z2 в слое от z{ до z2, то из формулы (3.13) имеем
Vs=V\2smi\2 и формула (3.14) дает соотношение
—12 4- V„ =	,	(3.25)
Sin ll2	12	sin i2 ’	4	7
где CQ — скорость звука у земной поверхности, i2 — измеренный
угол падения на поверхность (где скорость ветра считается ну¬
левой) и Ci2 — скорость звука в слое между z{ и z2. Другое
(очевидное) соотношение между С{ 2 и i{ 2 имеет вид
С\ 2cos h<2 = (z2 — zi)/t2•	(3.26}
Из соотношений (3.25) и (3.26) может быть определено С12 и,,
следовательно, ТХ2.
lot

Возможные ошибки обсуждаются в работах, ссылки па ко¬
торые были даны ранее. Ошибки, как полагают, не превосходят
±5° К, ±10 м/сек. и ±18° (в направлении ветра) для высот
менее 75 км.
Для построения рис. 3.1 и 3.2 были использованы данные,
полученные в Уайт-Сендс и относящиеся к средним летним и
зимним условиям. Они показали максимальные температуры,
приблизительно равные 270° К вблизи уровня 50 км с малым
сезонным изменением на этой широте. От октября до февраля
были сильные запад¬
ные ветры, а от апреля
до августа — менее
сильные восточные вет¬
ры. Вертикальный тем¬
пературный градиент в
мезосфере был доволь¬
но мал по сравнению
с тропосферными зна¬
чениями, а именно от 2
до 3° на 1 км.
Отдельные зондиро¬
вания, однако, показа¬
ли температурные рас¬
пределения, которые
отличаются одно от
другого и от средних
величин, описанных
стандартными атмосфе¬
рами. На рис. 3.9
показаны 4 из 12
имеющихся профилей.
Отметим большое тем¬
пературное	отличие выше	60 км	между двумя измерениями,
сделанными	через	один день,	а	также температурные инверсии
на высотах	от 70	до 75 км	16	октября 1950 г. и на высотах
от 65 до 70	км 31	августа	1953	г.	Эти зондирования также по¬
казывают возможность появления в ограниченных высотных
интервалах градиентов, близких к сухоадиабатическому верти¬
кальному температурному градиенту, хотя «средний» вертикаль¬
ный температурный градиент в мезосфере значительно меньше
этой величины.
Данные, полученные на Форт-Черчилле, не были использо¬
ваны Маргетройдом, но они представляют немалый интерес и
воспроизведены на рис. 3.10—3.14 по работе Страуда и др.
(Stroud et al., 1960). Летнее зондирование показало малую раз¬
ницу между отдельными зондированиями па каждом уровне.
Особый интерес представляет низкая температура на мезопаузе,
200 220 240 260 280° К
Рис. 3.9. Температура в функции высоты
над Уайт-Сендс, определенная по данным
ракетно-гранатного эксперимента
7—11 декабря 1950 г.; 2— 12 декабря 1950 г.;
3—10 октября 1950 г.; 4 — 31 августа 1953 г.
102

1 1 Г
о
□ X
@>
Г 1
1 1
- >■» CN«T> <*.
< О < о
! <3 «<3 "а
! <1<1 ^
•
Li °
си
<»<]
1
К*
%
4
□
-з
*
<е«
%о
.•
°:
<
3
к.
а
Хсд
<о
к
1
и
а
!
i
1
□
■4
□
: ]
j |
□
<«
1
)
	L.
О
°o
О»
c-o
О
Wrj
Q>
Q>
Q>
CN
СЬ
*0
о
CO
«N
§
<N
О
<o
5*
в ^
I-1
н 3
СХ о
о с
eg-
э § u’
Я £«-
~ ю
2 "В
0^0)
2 £ н
m в и ^
I- >>о
sgfeg
3 S
«е- .
S ' И г
>> О 3*
-©-е^
«ч <у
PQ ^
03	-
03 СХ^
СС
С S-
п к
—1 о
IB
—i
CQ -
Са
а
Он
>,
н
к
С\Г
03
03
сх
ж
_
аз
с
X
аз
~
03
аЗ
03
г(
Н
в
03
О
СХ 03
•—1
с
О
о
в
со
03
о
S
СХ
03
а
в
CN|
• О
V— О)
*< <
i
*
»:
On
4*
«ч
<3
o*
co
<
Щ
<1
о
о
|
О
<
%
<
<1
■*
о
о
!
N
ч
•*
«О
о
с
*s
1*
!
*
a
j
<,«
И
ta
5
j
i
L
^ -о
-I J
05
°5
О
со
О
fs.
О
<о
о
lO
О
о
<о
о
<N
trc
2 К
к
со
i§
о
г- В
-
2
н
03
£ 5
сгз
1
О
сх 2
1
О
и ^
2
оа
о _.о
X ^ со
с*3
н ^ аз
аз —.
И;
5"
03 — г
с!
ж
сх сх
~ ’
ВХ К 2 Я S зг
“ S §>,г:
“$S g,-s
« 2 3 g. «ь
яЧ§н??
Г? СХ 03 4
^ С а,
}U
" о
о
гй
аз
Н
аз °о
~ I
=3 w"'
СО
к ^ (
'■’*•
О
сх
О
со
аз р
В г9
со
н Й
Рис
Фор
мете

как, например, 160° К 21 июля 1957 г. Это в некоторой степени
меньше полученной Маргетройдом (см. рис. 3.1). Температура
на стратопаузе также меньше температуры, показанной на рис.
3.1.	Ветры в основном восточные выше 50 км, но имеют тенден¬
цию к изменению на западные приблизительно выше 75 км, т. е.
значительно ниже высоты, указанной на рис. 3.2.
км
Рис. 3.12. Температура в функции вы¬
соты над Форт-Черчиллем, определенная
ракетно-гранатным методом (/, 3) и
радиозондами (2, 4) в декабре 1957 г.
(по Страуду и др., I960)
Градиент между 55 и 60 км 14 декабря очень
близок к сухоадиабатическому.
1, 2— 11 декабря 22 час. ЦПВ; 3, 4—14 де¬
кабря 15 час. ЦПВ; 5 — среднее по двум
слоям
Рис. 3.13. Температура в функ¬
ции высоты над Форт-Черчил¬
лем,	определенная	ракетно¬
гранатным методом (/, 3) и
радиозондами (2, 4)	27	ян¬
варя	1958 г. (по Страуду
и др., I960)
1, 2 — 0 час. 4 мин. ЦПВ: 3. 4 —
12 час. 48 мин. ЦПВ
Зимнее зондирование (рис. 3.12 и 3.13) дает хорошо замет¬
ные изменения вертикального температурного градиента на вы¬
соте порядка 30 км, стратопаузу на более низком уровне, чем
это показано на рис. 3.1, и ярко выраженные температурные
инверсии в мезосфере, такие, как мы отмечали и прежде,
На высоте около 70 км в период с 11 по 14 декабря 1957 г. на¬
блюдаются большие температурные изменения. Скорость ветра
больше 100 м/сек., а в мезосфере иногда превышает 150 м/сек.
Представляют значительный интерес меридиональные ком no¬
il 04

центы ветра, отмеченные 27 января 1958 г. Северные ветры
ниже 40 км и южные ветры выше этого уровня означают, что*
температурный градиент имеет восточное либо западное направ¬
ление и теплый воздух по направлению к востоку от Форт-Чер¬
чилля сосредоточен в верхней стратосфере и мезосфере. Это
явление, а также повышение температуры вблизи стратопаузы
(см. рис. 3.8), наблюдаемое в период с 27 по 29 января 1958 г...
12X1 56
25 Ml 57
Рис. 3.14. Ветер в функции высоты над Форт-Черчиллем, определенный
ракетно-гранатным методом и радиозондами (по Страуду и др., 1960)
свидетельствуют о распространении центра области тепла с во¬
стока на запад, что имело место и на более низких уровнях во*
время большого потепления 1958 г. (Teweles, 1961).
Следует отметить хорошее соответствие между измерениями,,
произведенными ракетно-гранатным методом и радиозондами
в области их перекрытия; в ряде случаев (27 января 1958 г.)
температуры, полученные по ракетно-гранатным данным, хо¬
рошо согласуются с температурами, полученными в то же са¬
мое время методом падающей сферы (см. рис. 3.8).
Данные о. Гуам за ноябрь 1958 г. показаны на рис. 3.15а и
3.156. Температура стратопаузы — около 270° К на высоте ниже
50 км — здесь немного меньше указанной на рис. 3.1. Измене¬
ние температуры с высотой как в верхней стратосфере, так и
в мезосфере, более плавное, чем в высоких широтах, а измене-
105-

км
Рис. 3.15а. Средняя температура в функции высоты над о. Гуам, опре¬
деленная ракетно-гранатным методом (/) и радиозондами (2) в но¬
ябре 1958 г. (по Нордбергу и Страуду, 1961)
Рис. 3.156. Ветер в функции высоты над о. Гуам, определенный ра¬
кетно-гранатным методом в ноябре 1958 г. (по Нордбергу и Страуду,
1961)

ние во времени мало. Западные ветры выше 30 км в основном
совпадают (хотя они, возможно, слабее) с теми, которые пока¬
заны для зимы на рис. 3.2.
Ракетно-гранатные эксперименты, выполненные в ноябре
1957 г. и апреле 1958 г. в Вумера, Австралия, с помощью бри¬
танских ракет Скайларк, опубликованы Гровсом (Groves, 1960).
Измерения дают температурный максимум на высоте около
50 км с температурой около 272° К при запуске весной и не¬
сколько меньший максимум в осенний запуск. Ветры выше 30 км
были восточными весной и западными осенью. С целью опреде¬
ления ветра в обоих экспериментах ракеты также выбрасывали
дипольные отражатели (алюминиевые иголки), которые просле¬
живались радиолокатором.
Соответствие между этими данными и измерениями ветров
при ракетно-гранатных экспериментах весьма удовлетвори¬
тельное.
3.3.5.	Прослеживаемые искусственные облака
Представляет большой интерес информация, полученная при
оптическом прослеживании хемилюминесцентных следов, фор¬
мируемых в верхней атмосфере в сумерки при выбрасывании из
ракет определенных материалов. Такие следы могут быть обра¬
зованы парами щелочей, обычно натриевых (Manring et al.v
1959; Manring and Bedinger, 1960), пиротехническими вспыш¬
ками, которые прослеживаются баллистическими камерами (Gro¬
ves, 1960; Woodbridge, 1962),
или отработанными продукта¬
ми многоступенчатых ракет
(Carnpe, Smith and Brown,
1962). Хемилюминесцентные
следы от метеоров рассматри¬
вались в подпараграфе 3.2.4.
Ветровые данные, получен¬
ные с помощью фотографиро¬
вания таких следов, слишком
немногочисленны для того,
чтобы добавить существенную
информацию к нашим «клима¬
тологическим» знаниям о пре¬
обладающих ветрах и их сезон¬
ных и долготных изменениях
(что составляет основное со¬
держание настоящей главы). Зато такие данные дают уникаль¬
ную картину мгновенного и несглаженного вертикального рас¬
пределения ветра в верхней мезосфере и термосфере.
Прежде всего, эти наблюдения свидетельствуют о больших
вертикальных изменениях ветра. В табл. 3.2 приведены некото¬
Таблица 3.2
Ветер над о. Уоллопс 27 февраля
I960 г. По Кампе и др. (Kampe et
al., 1962)
Высота, км
Направление
ветра, град.
Скорость вет¬
ра, м/сек.
64
380
68
70
280
62
73,5
255
83
75
155
12
77
225
26
81
210
33
93
245
179
97
245
122
100
160
19
101
105
35
104
140
95
107

рые данные Кампе и др. (Kampe et al., 1962), полученные назем¬
ной триангуляцией ракетного выхлопного следа. Ниже 100 км
преобладали главным образом западные ветры, а выше 100 км—
восточные. Отметим, однако, большие вертикальные сдвиги
ветра в относительно тонком слое. Например, на высоте около
75 км наблюдалась восточная компонента, которая очень бы¬
стро сменилась на ЗЮЗ и далее на ЮЮВ в слое от 97 до
100 км. Более подробно об этом будет говориться в главе 8, где
делается упор на особенности термосферы. Согласно данным
табл. 3.2, мезосфера не свободна от таких мелкомасштабных
нерегулярностей.
3.4. ОБЫЧНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ С ПОМОЩЬЮ ШАРОВ-ПИЛОТОВ
И МЕТЕОРОЛОГИЧЕСКИХ РАКЕТ
Наблюдения, описанные в предыдущем разделе, в основном
вследствие большой стоимости проведения эксперимента, осу¬
ществлялись «случайным» образом. Наш опыт наблюдений за
тропопаузой и нижней стратосферой показал преимущество ре¬
гулярных, оперативных наблюдений за атмосферой, проводимых
в большом количестве пунктов. Для верхней стратосферы и ме¬
зосферы такие условия пока еще невозможны. Однако доста¬
точно большое количество данных из нескольких пунктов может
быть получено путем использования специально предназначен¬
ных шаров или малых метеорологических ракет. Первые могут
достигать высот около 40—45 км. В подпараграфе 3.4.1 мы рас¬
смотрим несколько результатов, полученных с помощью шаров,
а в 3.4.2 и 3.4.3 перейдем к вопросу об использовании малых
ракет для метеорологических целей.
3.4.1.	Результаты, полученные при помощи шаров
Большинство метеорологических данных, полученных с по¬
мощью зондирующих шаров, описаны достаточно подробно
в предыдущей главе. Однако имеется несколько примеров ис¬
пользования либо специальных программ наблюдения за боль¬
шими шарами, либо специальных методов анализа наблюдений
за обычными шарами, в которых делается упор на исследова¬
ния верхней стратосферы.
Наибольшая высота, до которой были сделаны попытки по¬
строить регулярные синоптические карты по обычным радио-
зондовым данным, соответствует поверхности 10 мб (высота при¬
мерно 31 км). Бюро погоды США (U. S. Weather Bureau, 1959)
предприняло построение 3-месячных карт этой поверхности за
период МГГ. Суточные карты для поверхности 10 мб строятся
в Берлинском университете (ФРГ) и публикуются в Meteorolo-

gische Abhandlungen. Несмотря на скудные данные, имеющиеся
результаты, несомненно, отражают крупномасштабные харак¬
теристики циркуляции и температурное поле на уровне поверх¬
ности 10 мб. Эти данные за период с июля 1957 г. по июнь
1959 г. обсуждались Фингером, Мейсоном и Корзиным (Finger,
Mason and Corzine, 1963).
На уровне поверхности 10 мб летом температура возрастает
по направлению к полюсу, но менее резко, чем в нижней страто¬
сфере. Ветры являются пре¬
имущественно восточными
на всех широтах с наиболь¬
шими скоростями на 20—
25° с. ш. и не имеют долгот¬
ных вариаций. В течение
сентября направление тем¬
пературного градиента меж¬
ду 30° с. ш. и полюсом по¬
степенно меняется и восточ¬
ные ветры сменяются запад¬
ными, которые становятся
вполне устойчивыми над
средними и высокими широ¬
тами в октябре. На поверх¬
ность 10 мб, очевидно, рас¬
пространяется стратосфер¬
ное потепление, судя по тем
зимним периодам, для кото¬
рых имеются данные. Короче
говоря, качественно метео¬
рологические условия на
этой поверхности анало¬
гичны условиям в нижней
стратосфере, рассмотренным
в параграфах 2.4 и 2.5.
Большая работа по развитию и использованию шаров и ра¬
диозондов для высотных измерений проделана Исследователь¬
ской лабораторией связи Армии США. В течение нескольких
лет исследователи этой лаборатории ежесуточно проводили из¬
мерения в основном в Бельмаре, Ныо-Джерси (40° с. ш.). Изме¬
рения проводились в то же время на других широтах. Некото¬
рые результаты опубликованы Брейзфилдом (Brasefield, 1950),
Коновером и Венциеном (Conover and Wentzien, 1955). Арноль¬
дом и Ловенталем (Arnold and Lowenthal, 1959), Пановским
(Panofsky, 1961) и Коновером (Conover, 1961). Высотные зонди¬
рования на одной или нескольких станциях не достаточны для
рассмотрения синоптических ситуаций, но по ним можно судить
о наличии высотных или временных вариаций.
,Рис. 3.16. Временной разрез средней
месячной температуры (в градусах
Кельвина) в Бельмаре, Нью-Джерси
(по Арнольду и Ловенталю, 1959)
109

км
Арнольд и Ловенталь (Arnold and Lowenthal, 1959) сумми¬
ровали результаты ежедневного зондирования в Бельмаре за
16 месяцев с ноября 1952 г. по март 1954 г. Высотные и времен¬
ные вариации температуры (осредненные по календарным ме¬
сяцам) представлены на рис. 3.16. На этом рисунке можно отме¬
тить два интересных явления. Годовые вариации температуры
в стратосфере соответственно этим результатам имеют тенден¬
цию к более раннему появлению максимума и минимума на
больших высотах, чем на
низких. Арнольд и Ловен¬
таль, аппроксимировав го¬
довые вариации на каж¬
дом уровне синусоидаль¬
ной кривой, нашли, что
время появления макси¬
мальных температур ука¬
зывает на смещение фазы
этих кривых с поверх¬
ности 2 мб в середине мая
на поверхность 25 мб в
середине июля. Ампли¬
туды кривых больше на
высших уровнях. Стан¬
дартные отклонения тем¬
пературы являются наи¬
большими (до 8—9°) для
зимних месяцев на самых
высоких уровнях. Второе,
о чем следует упомянуть,
это граница между ниж¬
ней и верхней стра¬
тосферой. Если ее опре¬
делить как уровень рез¬
кого изменения верти¬
кального градиента тем¬
пературы, то в течение летних месяцев она исчезает. Коновер
и Венциен (Conover and Wentzien, 1955), исследуя результаты
4-летних наблюдений, проводившихся также в Бельмаре, отме¬
тили то же самое. Они указали на то, что с осени до весны уро¬
вень с минимальной температурой находится между 20 и 28 км.
Рассмотрение нескольких примеров, приведенных в подтвержде¬
ние такого положения минимума температуры, показывает, что
этот уровень не столь ярко выражен, как относительный мини¬
мум, соответствующий тропопаузе. В среднем, кроме летних ме¬
сяцев, была отмечена малая скорость изменения температуры
на высотах между 10 и 26 км и возрастание градиента темпе¬
ратуры примерно на 2° С на 1 км выше 26 км.
Рис. 3.17. Высотно-временной разрез
температуры (в градусах Цельсия)
в Бельмаре, Ныо-Джерси за январь
1960 г. (по Коноверу, 1961)
110

По междусуточным вариациям Коновером (Conover, 1961)
составлен весьма интересный пространственно-временной раз¬
рез температуры, приведенный на рис. 3.17. Наибольший инте¬
рес представляют сильное потепление и последовательное охла¬
ждение на уровне вблизи 30 км в течение суток 11 января
1960 г. Это, очевидно, случай ограниченного стратосферного
потепления в верхней стратосфере, которое здесь не распростра¬
няется до более низких уровней. Из этого примера, который
в дальнейшем будет дополнен данными, полученными с по¬
мощью ракет, видно, что метеорологические возмущения в верх¬
ней стратосфере сравнимы с наблюдаемыми в нижней страто¬
сфере.
3.4.2.	Метеорологические ракеты. Оборудование
и методы исследования
Использование ракет увеличивает потолок зондирования,
ограничиваемый разрывами шаров. Если измерения должны
быть частыми во времени и пространстве, то возникает необхо¬
димость в дешевой системе с относительно простым оборудова¬
нием. В течение последних пяти лет были достигнуты большие
успехи в развитии и использовании такой системы; теперь вет¬
ровые зондирования, достигающие верхней стратосферы, исчис¬
ляются тысячами, а температурные — сотнями; зондирования
производятся несколько раз в неделю и каждый раз несколь¬
кими ракетами. Целью этой части параграфа 3.4 является рас¬
смотрение оборудования и методов исследования, которые поз¬
воляют проводить подобные зондирования (Ioint Scientific Ad¬
visory Group, 1961; Keegan, 1961; Webb et al., 1962).
Большинство наблюдений были выполнены метеорологиче¬
скими ракетами Локи II и Аркас, характеристики которых были
приведены в табл. 3.1. Метеорологические ракеты несут полез¬
ный груз до больших высот, который потом выбрасывается и слу¬
жит для наблюдений в период возвращения его на Землю. Ра¬
кета Локи II несет груз около 1 кг до высоты 75 км, а Аркас —
груз в несколько килограммов до высоты около 75 км (в зависи¬
мости от веса полезного груза). Обе ракеты работают на твер¬
дом топливе, относительно легко управляются и запускаются.
Использовались различные виды измерительного оборудова¬
ния. Мы рассмотрим сначала системы, которые предназначены
для ветровых измерений. Они включают дипольные отража¬
тели («сечка»), парашюты и шары, прослеживаемые наземным
радиолокатором для получения данных о ветре.
Дипольные отражатели состоят из большого количества
очень тонких полосок или цилиндров из металла (обычно алю¬
миния или меди) или металлизированного нейлона, нарезан¬
ного в виде полос с линейными размерами, равными половине
111

длины волны следящего радиолокатора. Полезный груз Локи
содержит более чем миллион таких диполей. Трудность, связан¬
ная с использованием сечки, состоит в ее тенденции к рассеива¬
нию по мере падения, так что в конечном итоге она представ¬
ляет плохую радиолокационную цель. Сечка наиболее часто
используется на Локи II.
На ракете Аркас обычно используется 4,5-метровый шелко¬
вый металлизированный парашют. На старой системе ракеты—
Локи I—используют 2,4-метровый парашют. Трудность, связан¬
ная с использованием парашюта, состоит в чрезвычайно боль¬
шой скорости падения его на больших высотах и плохом реаги¬
ровании на ветровые сдвиги. Это позволяет применять пара¬
шюты только на высотах ниже 60—65 км. Скорость падения
сечки также увеличивается с высотой, но некоторые типы ее
все же используются выше указанных уровней. Парашюты бо¬
лее удобны, так как представляют собой дискретные цели и
оснащены оборудованием для телеметрической передачи данных
0 температуре (см. ниже).
Третьим чувствительным элементом, который используется,
является 1-метровый майларовый шар, названный «Робином».
Он может выдержать большие внутренние давления и предна¬
значен для получения данных о плотности воздуха (из наблюде¬
ний за скоростью его падения подобно тому, как это происходит,
в экспериментах с падающими сферами), а также ветровых
данных. Робин применяется на ракете Аркас, но до 1963 г. редко
использовался для определения плотности.
Все ветрочувствительные элементы, когда они выбрасыва¬
ются из ракет вблизи апогея, имеют первоначально скорость ра¬
кеты (несколько десятков метров в секунду). Однако очень
скоро они теряют эту компоненту, в связи с чем эта проблема
не представляется серьезной. Все сказанное тем не менее тре¬
бует тщательно разработанной методики прослеживания сечки
или шаров с поверхности земли.
Измерения температуры выполняются исключительно с по¬
мощью гамма-зонда, температурно-чувствительным элементом
которого является термистор с телеметрией, сходной с наземным
оборудованием зонда GMD-1. Он используется на ракете Аркас
и 4,5-метровом парашюте. Естественно возникает вопрос о точ¬
ности этого элемента с точки зрения возможной инерции, радиа¬
ционной ошибки и ошибки за счет динамического нагрева. По
Вагнеру (Wagner, 1961, 1962), который первым подверг анализу
эту сложную проблему с теоретической точки зрения, измерен¬
ная температура после введения поправок имеет точность около
1 или 2° до высот не более 50—55 км.
По различным причинам ракетно-зондовые данные собраны
по измерениям на различных ракетных полигонах, в частности
на Уайт-Сендс, Нью-Мексико; Пойнт-Мугу, Калифорния; Кап-
112

Кеннеди, Флорида; о. Уоллопс, Виргиния; Форт-Черчилле, Ка¬
нада; Форт-Грили, Аляска; Тонопа, Невада. Это вызвано необ¬
ходимостью запусков ракет при наличии специального оборудо¬
вания, размещаемого в малонаселенных районах. К сожалению,
большинство этих мест находится в нижней части средних ши¬
рот, так что данные плохо распределяются по широтам. Работа
в различных пунктах координируется Метеорологической иссле¬
довательской группой, а сеть станций называется Метеорологи¬
ческой ракетной сетью (MRN) (см. Webb el at., 1961, 1962; Toint
Scientific Advisory Group, 1961).
Хотя мы рассматриваем главным образом обычное техниче¬
ское оснащение Метеорологической ракетной сети, укажем, что
Смит (Smith, 1960, 1962) использовал ракеты Дикон-Арроу с ди-
польными отражателями для получения ветровых данных на вы¬
соте приблизительно 85 км. Ниже дано краткое изложение этих
данных. Другой зондирующей системой, представляющей интерес
и разработанной Морской исследовательской лабораторией для
запуска с корабля, является HASP, использующая модифициро¬
ванную ракету Локи. Ракета запускается из стандартного 12,7-
сантиметрового орудия, а затем отражатели прослеживаются
корабельным артиллерийским радиолокатором.
3.4.3.	Метеорологические ракеты — некоторые результаты
В работе Смита (Smith, 1960) приведены результаты 3 зон¬
дирований в Тонопе, Невада (38° с. ш.), в мае 1958 г. и 20
зондирований на о. Джонстон (18° с. ш.) в июле и августе 1958 г.
Потолком большинства зондирований была высота между 75 и
90 км. По данным, полученным в Неваде, ветры главным обра¬
зом восточные, но с некоторыми меридиональными компонен¬
тами, меняющимися по высоте и во времени. Средняя скорость
зональной компоненты, однако, была меньше той, что указана
для лета на той же широте и высоте на рис. 3.2. По данным
ст. о. Джонстон также в основном получены восточные ветры до
высоты около 80 км, со сдвигом к западу на более высоких
уровнях. Согласно Раппу (Rapp, 1960), эти данные имеют систе¬
матическую ошибку приблизительно в 10 м/сек.
Ракетная исследовательская сеть начала работу в октябре
1959 г., когда проводились запуски с Форт-Черчилля и Тихо¬
океанского ракетного полигона Пойнт-Мугу, Калифорния, к ко¬
торым потом присоединились упомянутые выше станции. Перво¬
начальным планом предусматривалось проведение возможно бо¬
лее частых запусков в течение средних сезонных месяцев, но
в апреле 1961 г. план изменился в сторону более регулярного
оперативного получения результатов, если возможно, то по три
зондирования в неделю в течение всего года. Данные были обра¬
ботаны обычным методом в военно-исследовательском центре
5 Заказ 2160
113

Уайт-Ссндс, после чего в научной литературе появились мно¬
гие результаты и анализы, о которых мы будем упоминать.
Мастерсом, Хьюберт и Карр (Masterson, Hubert and Carr,
1961) опубликовали все данные, полученные в Пойнт-Мугу (110
зондирований) с октября 1959 г. по февраль 1961 г. Эти данные
хорошо согласуются с данными, представленными на рис. 3.2,
но имеют меньшие зимние зональные скорости ветра вблизи
стратопаузы. Температура в верхней стратосфере имеет большие
междусуточные колебания, но в среднем имеется хорошее совпа¬
дение с температурами, представленными на рис. 3.1 (ниже 50 км).
им
60
50
40
30
20
10
Рис. 3.18. Высотно-временной разрез зональных ветров (в м/сек.,
западный ветер положителен) над о. Уоллопс в начале 1960 г.
(по Кигану, 1962)
Имеется несколько других исследований. Так, Эплман (Ар-
pleman, 1962, 1963) исследовал изменчивость ветра на высоте
от 45 до 60 км, Майэрс (Miers, 1963) рассмотрел весенние и
осенние изменения направления зонального ветра в зависимости
от времени и высоты. В обоих случаях весной и осенью изме¬
нение направления ветра происходит сначала на самых высоких
из наблюдаемых уровней.
Киган (Keegan, 1962) использовал данные о ветре, получен¬
ные с помощью ракетных зондирований, для иллюстрации вре¬
менной изменчивости зональной ветровой компоненты зимой
в верхней стратосфере. На рисунках 3.18 и 3.19 представлены
временные разрезы зонального ветра по данным, полученным
на о. Уоллопс и Пойнт-Мугу зимой 1960 г. Оба рисунка иллю¬
стрируют период аномальных восточных ветров в последних
числах января и начале февраля с максимальной скоростью
114

па высоте около 30 км. В течение зимы 1961 г.. над Уайт-Сендс
(рис. 3.20) восточные ветры встречаются в январе и феврале.
60
/ /42-^41	50
v ^ ' / S'
г40 4—	/ >40'42(Б<^
6СК	/•//
—/, . ч ^	.	V X Iи 4-v<3	42	*	/ 40 46 40 .-Ч	40
4----\ \	зhj,/ (
w ^ и .		^—УХ30
r-y-zf% 4С6	ХЧ*ч	^Лв~23"18—\ Х20
v\4> 1 \
^•10-10-10-5^	8	^	^5 8(12)
3	—,0
20 II 19вО
Рис. 3.19. Высотно-временной разрез зональных ветров (в м/сек., западный
ветер положителен) над Пойнт-Мугу в начале 1960 г. (по Кигану, 1962)
нм
70
60
50
40
30
20
10
VVJ
'гею) Д2/б2	70«2Гвб
7n.s'>'\l(	^ V -Ч 90^4 3
17 17 2020,23
_ 20
-5-2-3	б 10 1 б	6
g
к”2 -б	.0 2 2-2	2
/
7	QJbJQT	б 6 8 3	7,
S£\f
30 !
10
15 U 1961
Рис. 3.20. Высотно-временной разрез зональных ветров (в м/сек., западный
ветер положителен) над Уайт-Сендс в начале 1961 г. (по Кигану, 1962)
Из аналогичных данных ясно, что превалирующее западное
струйное течение, принятое за положительное, в верхней зимней
стратосфере подвержено крупномасштабным возмущениям и
5*
115

изменениям. Когда будет достаточно данных для построения до¬
стоверных синоптических карт таких высоких уровней, то будет
развиваться новое направление верхнеатмосферных исследо¬
ваний.
3.5. РЕЗЮМЕ И ДИСКУССИЯ
Рассмотрим данные, описанные и представленные в этой
главе. В подпараграфе 3.5.1 рассматривается средняя структура
и циркуляция летом и зимой, по Маргетройду (рис. 3.1 и 3.2),
в подпараграфе 3.5.2—вопрос о границе между верхней и ниж¬
ней стратосферой, в подпараграфе 3.5.3 — ситуация вблизи ме-
зопаузы и в подпараграфе 3.5.4 — вопросы изменчивости основ¬
ных характеристик верхней атмосферы.
3.5.1.	Сравнение последних данных со средними
распределениями
В табл. 3.3 сравниваются летние температуры, измеренные
над Форт-Черчиллем методами ракета-граната и статической
Т а блица 3.3
Температуры, полученные в результате летних
гранатных экспериментов в Форт-Черчилле и
измерений с помощью трубки Пито, в сравнении
с летними температурами, приведенными на
рис. 3.1 для 60° с. ш.
Высота, км
Страуд1, °К
А и пс сорт2, СК
Маргетройд3,
°К
20
223
227
25
228
—
230
30
236
236
236
35
245
246
247
40
258
262
262
45
270
268
277
50
274
267
293
55
268
264
287
60
258
240
267
65
242
228
246
70
214
219
226
75
194
—
199
80
174
—
183
1 Летние гранатные зондирования над Форт-Чер¬
чиллем (59° с. ш.). Даны средние температуры по
четырем зондированиям.
2 Эксперименты с трубкой Пито на Форт-Чер¬
чилле.
3 По рис. 3.1 (60° с. ш.).
116

трубки Пито, с температурами, приведенными на рис. 3.1 для
60° с. ш. Из таблицы видно, что первые данные дают более
низкую температуру, особенно на высотах более 45 км. Эти дан¬
ные включают только шесть измерений, выполненных в одно и
то же лето и в одном и том же месте. У Маргетройда не было
непосредственных измерений температуры для высокоширотной
мезосферы. Его результаты основаны на низкоширотных данных
температуры и ветра и получены путем использования соотно¬
шения термического ветра на основе ничтожно малых данных.
Учитывая это, можно считать, что температуры на 60° с. ш., дан¬
ные Маргетройдом для летней мезосферы, слишком вы¬
соки.
В соответствии с уравнением термического ветра можно
предположить, что либо среднеширотные температуры на вы¬
сотах более 45 км являются также более низкими, чем показано
на рис. 3.1, либо термический ветер выше 45 км, например, для
50° с. ш., имеет более сильную западную компоненту, чем это
показано на рис. 3.2. Имеющиеся данные указывают на спра¬
ведливость обоих факторов, а именно:
а) летние температуры на 40° с. ш., согласно данным, полу¬
ченным с помощью шаров Арнольдом и Ловенталем (Arnold
and Lowenthal, 1959), ниже температур, указанных Маргетрой¬
дом в пределах от 35 до 45 км. Кроме того, стратосферные тем¬
пературы, полученные в летних ракетно-гранатных эксперимен¬
тах на Уайт-Сендс, ниже указанных на рис. 3.1;
б) исследования Баттена (Batten,1961) для широты 50° на
низких уровнях действительно дают максимум восточного
ветра и более слабые ветры этого направления, чем указано на
рис. 3.2 на других уровнях.
Что касается зимних условий, то температурные данные,
полученные над Форт-Черчиллем, достаточно хорошо соответ¬
ствуют результатам Маргетройда для верхней стратосферы и
стратопаузы. С другой стороны, как данные, полученные по ме¬
тоду падающих сфер, так и данные, полученные по методу
взрыва гранат, дают большие температуры на высотах между
70 и 80 км, чем это указывается на рис. 3.1. В среднем для
всех четырех гранатных зондирований это различие составляет
более чем 20° К. Такие высокие температуры, если они типичны,
могут означать довольно сильный термический восточный ветер
на высотах между 70 и 80 км в средних широтах, так что изме¬
нение направления ветра с западного на восточное может про¬
исходить на меньшей высоте, чем 90—100 км, указанной на
рис. 3.2. Однако нет достаточно обоснованных данных, которые
бы подтвердили, что такое явление действительно имеет место.
Данные Баттена, как указывалось в параграфе 3.1, не согласо¬
ваны с этими высокими температурами.
117

3.5.2. Граница между нижней и верхней стратосферой
С точки зрения разделения атмосферы на слои интересно рас¬
смотреть, при каких обстоятельствах происходит ярко выражен¬
ное изменение вертикального градиента температуры в области
от 25 до 30 км, которая разделяет верхнюю и нижнюю страто¬
сферу (стратосферу от мезосферы по старой системе Чэп¬
мена) .
Есть основания полагать, что в низких широтах таких изме¬
нений не наблюдается. Выше уровня, который мы называем
«тропической тропопаузой», вертикальный градиент темпера¬
туры остается постоянным вплоть до стратопаузы. «Среднее
тропическое зондирование», представленное Пальмером и др.
(Palmer et al., 1955), обнаруживает заметно постоянный верти¬
кальный градиент температуры между уровнями 80 мб (около
18 км) и 10 мб (около 31 км), равный —2,84° на 1 км. Экстра¬
поляция температуры до 50 км с тем же самым вертикальным
температурным градиентом дает температуру около 290° К.
Кроме того, летние данные в нижней части средних широт при
наличии «тропической тропопаузы» показывают сильно выра¬
женное изменение вертикального температурного градиента до
стратопаузы (например, данные шаров-зондов, полученные
в Бельмаре, и данные, полученные прожекторным методом на
Уайт-Сендс). Что касается первых данных, то Коновер и Венцин
(Conover and Wentzien, 1955) отмечают следующее:
«Хотя тропическая тропопауза редко исчезает над этой стан¬
цией в любое время года, арктическая тропопауза появляется
осенью и исчезает весной. В период существования арктической
тропопаузы часто можно найти третью точку минимума темпе¬
ратуры на высотах между 20 и 28 км. Наличие нескольких точек
минимальной температуры, таких как эти, дает в среднем малый
градиент температуры между 10 и 26 км. Выше 26 км темпера¬
тура повышается приблизительно на 2° на 1 км. В течение лет¬
них месяцев эти изотермические слои редко наблюдаются, тем¬
пературный профиль характеризуется ярко выраженным мини¬
мумом в области 16 км. Выше этой точки температура
увеличивается при среднем градиенте около 1,6° на 1 км».
С другой стороны, по-видимому, имеется изменение верти¬
кального градиента температуры в высоких широтах, особенно
зимой, на высотах от 25 до 30 км. Это подтверждают
как ракетно-гранатные данные, полученные на Форт-Черчилле
(рис. 3.10—3.14), так и данные с падающими сферами, получен¬
ные здесь же (рис. 3.8).
Достаточно резкое изменение вертикального градиента тем¬
пературы, которое особенно заметно в высоких широтах зимой
и существует также в средних широтах большую часть года,
118

образует границу между нижней и верхней стратосферой. Ее
можно даже назвать «нижней стратопаузой», хотя лучше воз¬
держаться от введения нового термина. В низких и средних ши¬
ротах летом, когда не происходит ярко выраженного изменения
вертикального градиента температуры, различие' между «ниж¬
ней стратосферой» и «верхней стратосферой» до сих пор
является удобным. За границу между ними можно принять
высоту около 30 км, поскольку этот уровень совпадает и с при¬
близительным потолком обычных метеорологических наблю¬
дений.
3.5.3.	Высокоширотная мезопауза
Возможно, самое интересное явление, обнаруженное в по¬
следние несколько лет, — это температурная структура высоко¬
широтной мезосферы. Неожиданный второй максимум темпера¬
туры был обнаружен на высотах между 65 и 80 км при всех
четырех зондированиях по методу гранат, произведенных над
Форт-Черчиллем зимой, а также осенью при зондировании со
статической трубкой Пито и при всех зимних зондированиях ме¬
тодом падающих сфер. С другой стороны, летние наблюдения
дают устойчивое уменьшение температуры до мезопаузы и не¬
ожиданно низкую ее температуру.
Вблизи 80 км температуры выше летних, что не согласуется
с расчетами, основанными на радиационных факторах. Эта про¬
блема обсуждается в главе 7. Если обратиться к дополнитель¬
ным данным, показывающим, что второй максимум тем¬
пературы является типичным для зимней высокоширотной
мезосферы, то эта проблема становится значительно более
сложной.
3.5.4. Изменчивость температуры и ветра
Мы часто замечаем ежедневное и еженедельное изменения
ветра и температуры в верхней стратосфере и мезосфере. Это
показано, например, на рис. 3.8—3.14 и 3.17—3.20, а также
в табл. 3.4. Эта таблица содержит стандартные отклонения тем¬
пературы по сезонам (разность между суточной величиной и
сезонной средней) в Бельмаре, Ныо-Джерси (Arnold and Lo-
wenthal, 1959). Они увеличиваются с высотой и особенно вы¬
соки зимой. Аплмэн (Appleman, 1963) нашел довольно большое
стандартное отклонение вектора ветра на высоте от 45 до
60 км, преимущественно зимой. Дополнительные статистические
исследования этой изменчивости требуют большего количества
данных.
119

Т а б л и ц а 3.4
Стандартные отклонения температуры (в градусах Кельвина) в Бель¬
маре, Нью-Джерси1
Давление, мб
Декабрь
1952 г. — фев¬
раль 1953 г.
Март — мам
1953 г.
Июнь 1953 г. —
август 1953 г.
Сентябрь —
ноябрь 1953 г.
Декабрь
1953 г. —фев¬
раль 1954 г.
3
7,6 (24)
4
—
—
4,6 (29)
6,2 (37)
8,7 (23)
5
—
5,9 (33)
4,2 (47)
5,8 (58)
7,4 (50)
6
6,4 (28)
5,8 (43)
4,2 (54)
5,7 (67)
6,4 (60)
7
5,7 (39)
5,5 (45)
3,8 (57)
5,4 (67)
6,9 (63)
8
5,5 (55)
4,8 (50)
3,4 (59)
5,2 (68)
7,1 (66)
9
5,5 (58)
4,2 (55)
3,3 (60)
5,0 (69)
7,0 (69)
10
5,7 (66)
4,5 (68)
3,1 (66)
4,9 (70)
7,0 (73)
15
3,8 (76)
3,2 (78)
2,4 (73)
4,5 (77)
4,8 (79)
20
3,3 (80)
2,9 (87)
2,5 (78)
4,5 (79)
3,8 (85)
25
2,9 (79)
2,7 (91)
2,3 (80)
4,5 (80)
3,8 (85)
40
2,9 (84)
2,0 (90)
2,1 (87)
3,8 (82)
3,4 (85)
50
2,7 (86)
2,1 (90)
2,2 (90)
3,2 (82)
3,6 (85)
75
3,6 (87)
3,2 (91)
3,0 (88)
2,5 (85)
3,8 (86)
100
3,6 (87)
3,6 (92)
3,4 (87)
3,5 (86)
4,5 (86)
1 В скобках указывается число наблюдений по Арнольду и Ловенталю
(Arnold and Lowenthal, 1959).
ЛИТЕРАТУРА
Ainsworth J. Е., F о х D. F. and LaGow H. E. 1961. Upper-atmo-
sphere structure measurement made with the pitot-static tube. /. Geoph.
Res. 66, 3191—3212.
Ap pieman H. S. 1962. A comparison of climatological and persistence
wind forecasts at 45 kilometers. /. Geoph. Res. 67, 767—771.
Appleman H.	S. 1963. The climatological wind and wind	variability	be¬
tween 45 and	60 kilometers. J. Geoph. res. 68, 3611—3617.
Arnold A. and	Lowenthal M. J. 1959. A sixteen-month	series	of	mid-
stratospheric temperature measurements. /. Meteor. 16, 626—629.
Aufm Kampe H. J, Smith М. E. and Brown R. M. 1962. Winds
between 60 and 110 kilometers. J. Geoph. Res. 67, 4243—4257.
Bartman F. L, Chaney L. W., Jones L. M. and Liu V. C. 1956.
Upper-air density and temperature by the falling-sphere method. /. Appl.
Phys. 27, 706—712.
Batten E. S. 1961. Wind systems in the mesosphere and lower ionosphere.
/. Meteor. 18, 283—291.
В r a s e f i e 1 d C. J. 1950. Winds and temperatures in the lower stratosphere.
J. Meteor. 7, 66—69.
Conover W. C. 1961. An instance of a stratospheric «explosive» warming.
/. Meteor. 18, 410—413.
Conover W. C. and Wentzien C. J. 1955. Winds and temperatures to
forty kilometers. /. Meteor. 12, 160—164.
Cox E. F. et al. 1949. Upper-atmosphere temperatures from Helgoland Big
Bang. /. Meteor, 6, 300—311.
120

С гагу А. Р. 1950. Stratosphere winds and temperatures from acoustical pro¬
pagation studies. /. Meteor. 7, 233—242.
Crary A. P. 1952. Stratosphere winds and temperatures in low latitudes
from acoustical propagation studies. /. Meteor. 9, 93—109.
Crary A. P. 1953. Annual variations of upper air winds and temperatures
in Alaska from acoustical measurements. J. Meteor. 10, 380—389.
Crary A. P. and Bushnell V. C. 1955. Determinatipn if high-altitude
winds and temperatures in the Rocky Mountain area by acoustic soundings,
October 1951. J. Meteor. 12, 463—471.
Elford W. G. 1959. A study of winds between 80 and 100 km in medium
latitudes. Plan. Space Sci. 1, 94—101.
Elford W. G. and Murray E. L. 1960. Upper atmosphere wind measure¬
ments in the Antarctic. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl, ed.),
pp. 158—163. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Elterman L. 1954a. Seasonal trends of temperature, density, and pressure
to 67.6 km obtained with the searchlight probing technique. J. Geoph. Res.
59, 351—358.
Elterman L. 1954b. Seasonal trends of temperature, density, and pressure
in the stratosphere obtained with the searchlight-probing technique. Geoph.
Res. Papers No. 29, 1—70.
Fedynsky V. V. 1955. Meteor studies in the Soviet Union. In «Meteors»
(T. R. Kaiser, ed.), pp. 188—192. Pergamon Press, New York.
Fere псе M. et al. 1956. Measurement of temperatures at elevations of 30
to 80 km by the rocket-grenade experiment. /. Meteor. 13, 5—12.
Finger F. G., M a s о n R. B. and Corzine H. A. 1963. Some features
of the circulation at the 10-mb surface, Jily 1958 through June 1959. Mon.
Wea. Rev. 91, 235—249.
Greenhow J. S. and Neufeld E. L. 1960. Large scale irregularities in
high altitude winds. Proc. Phys. Soc. 75, 228—234.
Greenhow J. S. and Neufeld E. L. 1961. Winds in the upper atmosphere.
Quart. /. Roy. Meteor. Soc. 87, 472—489.
Groves G. V. 1956. Introductory theory for upper atmosphere wind and so¬
nic velovity determination by sound propagation. J. Atmos. Terr. Phys. 8,
24—38.
Groves G. V. 1960. Wind and temperature results obtained in Skylark ex¬
periments. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl, ed.), pp. 144—153.
North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Gutenberg B. 1932. Die Schallausbreitung in der Atmosphare. In «Hand-
buch der Geophysik», vol. 9. pp. 89—145. Borntrager, Berlin.
Gutenberg B. 1939. The velocity of sound waves and the temperature in
the stratosphere in southern California. Bull. Amer. Meteor. Soc. 20, 192—
201.
Gutenberg B. 1946. Physical properties of the atmosphere up to 100 km.
/. Meteor. 3, 27—30.
Gutenberg B. 1951. Sound propagation in the atmosphere. In «Compendium
of Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 366—375. American Meteorological
Society Boston, Massachusetts.
Havens R. J., Ко 11 R. T. and LaGow H. E. 1952. The pressure, den¬
sity and temperature of the earth’s atmosphere to 160 kilometers. I. Geoph.
Res. 57. 59—72.
Hawkins G. S. and South worth R. B. 1958. The statistics of meteors
in the earth’s atmosphere. Smiths. Contr. Ap. 2, No. 11, 349—364.
Hoffmeister C. 1946. Sie Stromungen der Atmosphare in 120 km Hohe.
Z. Meteor. 1, 33—41.
Jacchia L. G. 1948. Ballistics of the upper atmosphere. Harvard Coll. Obs.
Reprint Series II, No. 26, 1—30.
Jacchia L. G. 1949a. Photographic meteor phenomena and theory. Harvard
Coll. Obs. Reprint Series II, No. 31, 1—36.
121

J а с с h i a L. G. 19496. Atmospheric density profile and gradients from early
parts of photograohic meteor trails. Harvard Coll. Obs. Reprint Series И,
No. 32, 1 — 12. ^
Jacchia L. G. 1955. The physical theory of meteors. VIII, Fragmentation
as cause of the faint-meteor anomaly. Ap. J. 121, 521—527.
Jacchia L. G. 1957. A preliminary analysis of atmospheric densities from
meteor decelerations for solar, lunar and yearly oscillations. /. Meteor. 14,
34—37.
Johnson С.	T.	and Male F. F.	1953. Abnormal	sound propagation over
the southwestern United States. /. Acoust. Soc. Amer. 25, 642—650.
Joint Scientific Advisory Group. 1961. The meteorological rocket network —
an analysis of the first year in operation. /. Geoph. Res. 66, 2821—2842.
Jones L. M. et al. 1959. Upper-air density and temperature: some variations
and an abrupt warming in the mesospere. /. Geoph. Res. 64, 2331—2340.
Kahlke S. 1921. Meteorschweife und hochatmospharische Windstromungen.
Ann. Hydrog. Mar. Meteor. 49, 294—299.
Keegan T. J. 1961. Meteorological rocketsonde equipment and techniques.
Bull. Amer. Meteor. Soc. 42, 715—721.
Keegan T.	J.	1962. Large-scale	disturbances of	atmospheric circulation
between 30 and 70 kilometers in winter. J. Geoph. Res. 67, 1831—1838.
Kennedy W. B., Brogan L. and S i b 1 e N.J. 1955. Further acoustical
studies of atmospheric winds and temperatures at elevations of 30 to 60 ki¬
lometers. J. Meteor. 12, 519—532.
LaGow FI. E. and Ainsworth J. 1956. Arctic upper-atmosphere pressure
and density measurements with rockets. J. Geoph. Res. 61, 77—92.
Lindemann F. A. and Dobson G. М. B. 1923. A theory of meteors and
the density and temperature of the outer atmosphere to which it leads.
Proc. Roy. Soc. A102, 411—436.
M a n r i n g E.	and Bedinger J.	1960. Winds in	the atmosphere from 80
to 230 km.	In	«Space Research I» (H. Kallmann	Bijl, ed.), pp. 154—157.
North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
M a n r i n g E. et al. 1959. Some wind determinations in the upper atmosphere
using artificially generated sodium clouds. /. Geoph. Res. 64, 587—591.
Massey FI. S. W. and Boyd R. L. F. 1959. The Upper Atmosphere. Philo¬
sophical Library, New York.
Masterson J. E., Hubert WT. E. and Carr T. R. 1961. Wind and tem¬
perature measurements in the mesosphere, by meteorological rockets.
/. Geoph. Res. 66, 2141—2151.
Miers В. T. 1963. Zonal wind reversal between 30 and 80 km over the south¬
western United States. J. Atmos. Sci. 20, 87—93.
Mitra S. K. 1952. The Upper Atmosphere. 2nd ed. Asiatic Society, Calcutta.
Murgatroyd R. J. 1956. Wind and temperature to 50 km. over England.
Geoph. Mem. No. 95, 1—30.
Murgatroyd R. J. 1957. Winds and temperatures between 20 km and
100 km — a review. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 417—458.
Newell H. E. 1959.	Sounding	Rockets.	McGraw-Hill,	New York.
N or d berg W. and	Stroud	W.	G.	1961. Results	of	IGY rocket-grenade
experiments to measure temperatures and winds above the island of Guam.
J. Geoph. Res. 66,	455—464.
Olivier C. P. 1942.	Long enduring	meteor trains. Proc.	Amer. Phil.	Soc.	85,
93—135.
Olivier C. P. 1947. Long enduring meteor trains: second paper. Proc. Amer.
Phil. Soc. 91,	315—327.
Olivier C. P.	1957. Long	enduring	meteor	trains:	third	paper.	Proc.	Amer.
Phil. Soc. 101, 296—315.
Palmer С. E.	et al. 1955.	The	practical	aspect	of	tropical	meteorology.	AF
Surveys in Geoph. No. 76, 1—95.
Panofsky H. A 1961. Temperature and wind in the lower stratosphere.
Advances in Geoph. 7, 215—247.
122

Rapp R. R. 1960. The accuracy of winds derived by the radar tracking
of chaff at high altitudes. /. Meteor. 17, 507—514.
Richardson J. M. and Kennedy W. B. 1952. Atmospheric winds and
temperatures to 50-kilometers altitude as determined by acoustical propa¬
gation studies. /. Acoust. Soc. Amer. 24, 731—741.
Rocket Panel. 1952. Pressures, densities, and temperatures in the upper atmo¬
sphere. Phys. Rev. 88, 1027—1032.
Scherhag R. 1960. Stratospheric temperature changes and the associated
changes	in	pressure distribution. /. Meteor. 17, 575—582.
S hap ley	H.,	Opik E. and Boothroyd S. 1932.	The Arizona	expedi¬
tion for the study of meteors. Proc. Nat. Acad. Sci. 10, 16—23.
S i	с i n s к i	H.	S., Spencer N. W. and Dow W. G.	1954. Rocket	measu¬
rements	of	upper atmosphere anbient temperature and	pressure in the 30-to
75-kilometer region. /. Appl. Phys. 25, 161 —168.
Smith L. B. 1960. The measurement of winds between 100,000 and 300,000 ft
by use of chaff rockets. /. Meteor. 17, 296—310,
Smith L. B. 1962. Monthly wind measurements in the mesodecline over
a one-year period. /. Geoph. Res. 67, 4653—4672.
Stroud W. G., Nordberg W. and Walsh J. R. 1956. Atmospheric tem¬
peratures and winds between 30 and 80 km. /. Geoph. Res. 61, 45—56.
Stroud W. G. et al. 1960. Rocket-grenade measurements of temperatures
and winds in the mesosphere over Churchill, Canada. J. Geoph. Res. 65,
2307—2323.
Teweles S. 1961. Time section and hodograph analysis of Churchill rocket
and radiosonde winds and temperatures. Mon. Wea. Rev. 89, 125—136.
Trowbridge С. C. 1907. On atmospheric currents at very great altitudes.
Mon. Wea. Rev. 35, 390—397.
IJ. S. Weather Bureau. 1959. 10-Millibar Synoptic Weather Maps. U. S. Dept,
of Commerce, Washington, D. C.
Wagner N. K. 1961. Theoretical time constant and radiation error of a ro-
cketsonde thermistor. /. Meteor. 18, 606—614.
Wagner N. K. 1962. Unpublished technical reports.
Warfield C. N. 1947. Tentative tables for the properties of the upper atmo¬
sphere. Nat. Adv. Comm. Aeron. Tech. Notes No. 1200.
Webb W. L., Hubert W. E., Miller R. L. and S p u г 1 i n g J. F.
1961. The first meteorological rocket network. Bull. Amer. Meteor. Soc. 42,
482—494.
Webb W. L. et al. 1962. Interrange instrumentation group participation
in the meteorological rocket network. Bull. Amer. Meteor. Soc. 43, 640—649.
Weisner A. G. 1956. Measurement of winds at elevations of 30 to 80 km
by the rocketgrenade experiment. /. Meteor. 13, 30—39.
Whipple F. J. W. 1923. The high temperature of the upper atmosphere as
an explanation of zones of audibility. Nature 111, 187.
Whipple F. J. W. 1935. The propagation of sound to great distances. Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 61, 285—308.
Whipple F. L. 1943. Meteors and the earth’s upper atmosphere. Rev. Mod.
Phys. 15, 246—264.
Whipple F. L. 1952a. Exploration of the upper atmosphere by meteoritic
techniques. Advances in Geoph. 1, 119—154.
Whipple F. L. 19526. Results of rocket and meteor research. Bull. Amer.
Meteor. Soc. 33, 13—25.
Whipple F. L. and Hawkins G. S. 1959. Meteors. In «Handbuch der
Physik» (S. Fliigge, ed.), vol. 52, pp. 519—564. Springer, Berlin.
Woodb ridge D. D. 1962. Ionospheric winds. /. Geoph. Res. 67, 4221—4231.

Глава 4
СОЛНЕЧНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ И ВЕРХНЯЯ АТМОСФЕРА
Земная атмосфера в значительной степени прозрачна для
излучения видимой части солнечного спектра. Напротив, она
полностью непрозрачна для ультрафиолета с длинами волн ме¬
нее примерно 3000 А. В ультрафиолетовой части спектра по¬
глощение атмосферными газами так велико, что солнечная
энергия в основном вся поглощается в верхней атмосфере — на
различных высотах для различных длин волн. Верхняя атмо¬
сфера, таким образом, в противоположность тропосфере полу¬
чает большую часть энергии не после переизлучения или кон¬
векции от земной поверхности, а путем непосредственного по¬
глощения прямой солнечной радиации1. Хотя поглощенная энер¬
гия составляет только несколько процентов от полной солнечной
энергии, достигающей Земли, ее влияние чрезвычайно важно.
Во-первых, теплоемкость верхней атмосферы мала из-за низкой
плотности; во-вторых, коротковолновая радиация имеет доста¬
точно высокую энергию для вызывания диссоциации или иони¬
зации некоторых поглощающих ее молекул.
Многие важные характеристики верхней атмосферы не мо¬
гут рассматриваться без учета взаимодействия атмосферных
газов с солнечным излучением. Состав, структура и ионизация
непосредственно связаны с характеристиками падающей ради¬
ации, поглощательными свойствами различных атмосферных
газов и влиянием на них этого поглощения. Существуют, кроме
того, вторичные процессы, такие, как испускание радиации и
химические реакции, которые, безусловно, зависят от поглощен¬
ной энергии Солнца.
При рассмотрении всех этих вопросов необходимо 'некоторое
знакомство с определенными аспектами спектроскопии, кванто¬
вой механики, фотохимии и переноса радиации. Некоторые из
них излагаются в параграфах 4.1—4.3, а также в Приложе-
1 В тексте перевода сохранен термин «радиация», хотя более удачным
здесь и далее было бы название «лучистая энергия». (Прим. ред.)
124

нии Б. В зависимости от подготовки некоторые читатели могут
ознакомиться со всем материалом, другие — только с частью
его или обойтись без этого. Затрагиваемые здесь вопросы
в связи с исследованиями верхней атмосферы анализируются в ра¬
ботах Чэпмена (Chapman, 1951) и Митры (Mitra, 1952), а более
подробно — в монографиях Герцберга (Herzberg, 1944, 1955).
В параграфе 4.4 рассматривается вертикальное распределе¬
ние поглощенной энергии для некоторых идеализированных
условий. Параграф 4.5 посвящен отдельным характеристикам
Солнца и его ультрафиолетового излучения, а параграф 4.6
содержит описание спектров поглощения некоторых важных со¬
ставляющих верхней атмосферы и анализ распределения погло¬
щенной энергии в верхней атмосфере.
Следует отметить, что в этой главе речь идет только об элек¬
тромагнитной радиации, а не об эффектах частиц, испускаемых
Солнцем.
4.1. НЕКОТОРЫЕ ВОПРОСЫ СПЕКТРОСКОПИИ И КВАНТОВОЙ
МЕХАНИКИ
Ряд метеорологических объектов (например, поверхность
Земли, большинство облаков и некоторые спектральные обла¬
сти Солнца) испускает непрерывную радиацию и даже сход¬
ную в отдельных частях спектра с излучением черного тела. Га¬
зовые составляющие атмосферы отличаются характеристиче¬
скими спектрами. Они поглощают и излучают в узких интервалах
длин волн, называемых линиями. В отличие от атомных моле¬
кулярные спектры содержат группы линий с большими интер¬
валами длин волн, которые называют полосами. При слабой
дисперсии полосы могут даже казаться участками непрерывного
излучения или поглощения. Для атомов и молекул эти спек¬
тральные области называются континуумами, если коэффици¬
ент поглощения или излучения слабо меняется с длиной волны.
Каждый вид атома (или молекулы) имеет характерное распре¬
деление спектральных линий (или полос) и континуум. Интер¬
претация наблюдаемого спектра соответственно атомарной и
молекулярной структуре, развитая в первой половине XX в.,
была связана с развитием квантовой механики.
В этом параграфе рассматриваются некоторые основные поня¬
тия и определения (подпараграф 4.1.1), энергетические свойства
атомов, в частности водорода, гелия, азота и кислорода (под¬
параграф 4.1.2), а также свойства двухатомных молекул, в част¬
ности азота и кислорода (подпараграф 4.1.3). Следует заметить,
что параграф 4.1 в основном касается только радиационных эф¬
фектов и тех изменений внутренней энергии атомов и молекул,
которые связаны с поглощением или излучением. Такие измене¬
ния могут иметь место и при столкновениях, что подробно ана¬
лизируется в параграфе 4.2.
125

4.1.1.Основные понятия и определения
Исследование излучения основано на учете внутренней энер¬
гии, связанной с отдельными энергетическими уровнями атома
или молекулы (без учета кинетической энергии, связанной
с движением частицы1 как целого). Для атома эта энергия сла¬
гается из кинетической энергии электронов и потенциальной
энергии, обусловленной силами притяжения электронов к ядрам.
Молекулы обладают дополнительной энергией за счет колеба¬
ний отдельных электронов относительно их равновесного поло¬
жения и вращения молекулы как целого. В противоположность
классической механике с целью интерпретации ‘наблюдаемых
спектроскопических (и других) явлений квантовая теория по¬
стулирует следующее.
а) Атом или молекула могут находиться только в устойчи¬
вых дискретных состояниях, характеризуемых определенными
значениями (уровнями) энергии. Энергии, промежуточные этим
дискретным величинам, не наблюдаются.
б) Поглощение или излучение электромагнитной энергии
с частотой v связано с изменением энергии атома или молекулы
от одного дискретного уровня до другого, причем частота элек¬
тромагнитной энергии определяется из соотношения
Е' — Е" — //V.	(4.1)
Здесь Е' — энергия более высокого уровня, Е" — энергия
более низкого уровня (Е'>Е") и h — постоянная Планка, рав¬
ная 6,625* 10-27 эрг-сек. Величину hv часто называют квантом
энергии. Частица поглощает электромагнитную радиацию и
переходит на более высокий уровень только тогда, когда час¬
тота радиации соответствует разности между начальной энер¬
гией и некоторым более высоким разрешенным уровнем. Час¬
тица, обладающая энергией большей, чем ее разрешенная
величина, имеет тенденцию спонтанно вернуться к некоторому
более низкому разрешенному уровню энергии. Это сопровож¬
дается излучением электромагнитной энергии с частотой, про¬
порциональной разности между начальной энергией и более
низким уровнем.
в) Согласно волновой механике, имеются определенные ве¬
роятности всех возможных энергетических изменений или пере¬
ходов. Переходы с наибольшими вероятностями связаны с из¬
менением электрического дипольного момента атома или моле¬
кулы и определяются правилами отбора. Вероятности других
переходов, которые называются запрещенными переходами,
1 В этом параграфе термин «частица» используется для краткости только
для обозначения атома или молекулы, либо нейтральной, либо ионизованной.
В другом контексте этот термин может иметь более общее значение; напри¬
мер, он может обозначать свободные электроны.
126

малы, хотя обычно и не равны нулю. В частности, некоторые
запрещенные переходы имеют важное значение для верхней
атмосферы.
Таким образом, спектр атома или молекулы может быть опи¬
сан более точно при определении энергетических уровней и пра¬
вил отбора, которые соответствуют всем возможным энергети¬
ческим разностям. Энергетические уровни часто представляют
графически на диаграмме энергетических уровней с энергией
в качестве ординаты и горизонтальными линиями, представляю¬
щими возможные дискретные уровни энергии. Вертикальное
расстояние между двумя энергетическими уровнями, в соответ¬
ствии с уравнением (4.1), пропорционально частоте радиации,
излучаемой или поглощаемой при переходе. Примеры диаграмм
энергетических уровней даются в конце этого параграфа.
Атомы и молекулы содержат группы близких энергетических
уровней, причем разности энергии между группами больше, чем
разности энергии между уровнями в каждой группе. В случае
молекул такие группы называются молекулярным состоянием;
состояние содержит как колебательные, так и вращательные
уровни. В случае атомов такая группа называется термом или
иногда состоянием 1; терм содержит несколько уровней (иногда
всего лишь один). Часто на диаграмме энергетических уровней
представлена только энергия, соответствующая одному терму.
Основной терм (для атома) или основное состояние (для мо¬
лекулы) имеет наименьшую энергию. Другие термы или состоя¬
ния можно назвать возбужденными. Возбужденный терм или
состояние, с которого радиационные переходы к более низким
уровням запрещены правилами отбора, называются метаста-
бильными.
Каждой частице требуется определенная величина энергии
для освобождения электрона, которая (относительно основного
уровня) называется ионизационной энергией или ионизацион¬
ным потенциалом этой частицы. Для атомов или молекул с бо¬
лее чем одним электроном ионизационный потенциал обычно
относится к каждому из свободно связанных электронов, что
соответствует энергии, требуемой для их отрыва. Могут быть
второй, третий и т. д. ионизационные потенциалы, соответствую¬
щие освобождению второго, третьего и т. д. электронов. Одно¬
кратно ионизованный атом или молекулу обычно обозначают
знаком +, двукратно ионизованную частицу — знаком + +
и т. д. Иногда нейтральную частицу обозначают римской циф¬
рой I, однократно ионизованную частицу — следующей рим¬
ской цифрой II и т. д. Например, Н (или HI), Не+ (или Не II),
1 Автор избегает такого использования термина «состояние», так как этот
термин часто используется в другом смысле по отношению к атомам (Condon
and Short!еу, 1951, Предисловие).

Li++ (или Li III) сохраняют только по одному электрону. С дру¬
гой стороны, некоторые газы (в атмосфере О или 02) могут
образовывать отрицательные ионы, обозначаемые как О"
или 02~; энергия, ’необходимая для отделения избыточных элек¬
тронов от отрицательного иона, называется энергией связи или
электронным сродством.
Радиационный переход от одного уровня к другому отража¬
ется в спектре поглощения или излучения линией, частота ко¬
торой связана с разностью энергий уравнением (4.1). Однако
в процессе ионизации атом или молекула могут поглощать
больше, чем минимальная энергия, необходимая для освобож¬
дения электрона. Эта дополнительная энергия расходуется на
дополнительную кинетическую энергию свободного электрона и
не квантуется. Поэтому в спектре излучения существует иони¬
зационный континуум, в котором поглощение непрерывно. Иони¬
зационный континуум должен соответствовать энергии реком¬
бинации электрона и ионизованной частицы.
В случае молекулы требуется определенная энергия для
диссоциации, или отделения атома. Она (взятая относительно
основного уровня) называется энергией диссоциации или потен¬
циалом диссоциации. В общем молекула имеет более чем один
потенциал диссоциации, наинизший из которых соответствует
случаю, когда отделенные атомы имеют их основные термы,
а другие — случаям, когда отделенные атомы имеют различные
возбужденные термы. Как и в случае ионизации, молекула мо¬
жет поглощать или излучать иногда больше энергии, чем ми¬
нимум, необходимый для диссоциации, так что молекулярный
спектр может содержать континуум диссоциации, располагаю¬
щийся с высокочастотной стороны линии, соответствующей энер¬
гии диссоциации.
Некоторые уровни, соответствующие потенциалу ионизации,
могут лежать выше как основного уровня, так и континуума,
соответствующего другому (более низкому) ионизационному
потенциалу. Атом или молекула, находящиеся на одном из этих
уровней, могут в некоторых случаях ионизироваться без допол¬
нительного поглощения энергии. Этот процесс называется пре-
ионизацией. Аналогичный процесс, приводящий к диссоциации
молекул, называется предиссоциацией.
Всем энергетическим уровням соответствует ряд квантовых
чисел, целых или полуцелых, и символов, которые определяют
эти числа и другие характеристики энергетического уровня.
Хотя полное изложение квантовой теории не входит в нашу за¬
дачу, тем не менее некоторое знакомство с номенклатурой и
обозначениями необходимо, так как правила отбора, энергети¬
ческие уровни и переходы, которые важны в верхней атмосфере,
часто описываются с помощью этих обозначений. Естественно,
что с молекулами дело обстоит значительно сложнее, чем с ато¬
128

мами. Эти особенности рассматриваются в подпараграфах 4.1.2
и 4.1.3.
Энергия атома или молекулы определяется относительно не¬
которой произвольной нулевой точки. В случае атома нуль
обычно соответствует наинизшему ионизационному потенциалу;
таким образом, в этом масштабе дискретные уровни могут
иметь «отрицательную» энергию, причем основной уровень
имеет наибольшую отрицательную величину. Тем не менее диа¬
граммы энергетических уровней для атомов часто имеют орди¬
наты с нулем на основном уровне. Нуль для молекул выбира¬
ется обычно соответственно уровню наинизшей энергии.
В спектроскопии энергия обычно выражается в электрон-
вольтах (эв) или единицах волновых чисел; электрон-вольт — это
энергия, которую получает электрон, ускоряемый посредством
разности потенциалов в 1 в. Так как электрон имеет заряд
4,803 ПО-10 эл. ст. ед и 1 в соответствует 1/299,8 эл. ст. ед., то
1 эв эквивалентен 1,602* 10~12 эрг. Волновое число v является
величиной, обратной длине волны в вакууме, и обычно выра¬
жается в см _1. Оно связано с частотой волны соотношением
v=v/c, где с — скорость света, равная 2,998* 1010 см/сек.; 1 см-1
эквивалентен 1,986* 10~16 эрг. или 1,240* 10~4 эв. С другой сто¬
роны, положение спектральных линий часто дается в ангстре¬
мах (А). Длина волны спектральной линии в ангстремах
равна 108, поделенному на разность энергии в см-1, или 12,397,
поделенному на разность энергии в электрон-вольтах.
4.1.2.	Атомные энергетические уровни; водород, гелий, азот,
кислород
Простейший из всех атомов — атом водорода имеет один
электрон и одно ядро. Поэтому целесообразно рассмотреть
прежде всего атом водорода. Кроме того, этот атом играет важ¬
ную роль в процессах солнечного излучения ультрафиолетовой
части спектра.
С некоторым приближением энергия уровней атома водо¬
рода равна
Еп = — RHhcln2 при п — 1, 2, 3. . .,	(4.2)
где /?н — постоянная Ридберга для водорода, равная 1,097Х
X 105 см-1.
Этим соотношением дается энергия уровней для всех поло¬
жительных значений п. Целое число п называется главным
квантовым числом. Наинизший (отрицательный) энергетический
Уровень соответствует /2=1, а нулевая энергия (ионизации)
Достигается при больших значениях п.
129

Как следует из уравнений (4.1) и (4.2) и так как v = v/c,
волновые числа спектральных линий атома водорода равны
(п'У {п'у
(4.3)
где п'— главное квантовое число верхнего уровня и п" — глав¬
ное квантовое число нижнего уровня, пг>п/г.
э8
13,60
1Z
§ 8
1
1
4
§
fo
!2
till
ар
Серии
Серии Брэкетта
Пашет
ар'/
Серии
Бальмера
Серии
6 Лаймана
Рис. 4.1. Диаграмма энергетических уровней
атома водорода, рассчитанная по уравнению
(4.2):
Главные квантовые числа показаны рядом с энерге¬
тическими уровнями.
Это простое уравнение достаточно точно выражает волновые
числа для всех линий атома водорода. Оно было впервые опре¬
делено эмпирически и, кроме того, следует из модели Бора для
атома водорода. В понятиях волновой механики энергетические
уровни, представленные формулой (4.2), являются собствен¬
ными значениями волнового уравнения Шредингера для элек¬
трона, движущегося в кулоновском поле (см. Приложе¬
ние Б. 1).
На рис. 4.1 представлена диаграмма энергетических уровней
атома водорода в соответствии с формулой (4.2). Отметим, что
энергетические уровни для различных величин п располагаются
130

тем ближе, чем больше п. В пределе, когда значение п стано¬
вится очень большим, энергия на шкале достигает нуля. Основ¬
ной уровень с ti= 1 соответствует энергии — 13,6 эв.
Переходы между энергетическими уровнями происходят при
всех значениях п. Так, переходы, для которых квантовое число
нижнего уровня п" имеет фиксированную величину, образуют
серии спектральных линий. В частности, переходы с n/f= 1 обра¬
зуют серии Лаймана, с п" = 2— серии Бальмера, с /г" = 3 — се¬
рии Пашена. Линии с п' — п"-И, п" + 2, п" + 3 и т. д. называ¬
ются а, р, у и др. линиями этих серий. На рис. 4.2 показано
/
1
X
1
X
1
Нв
ну W
Нл
1
Контину-4000
ум бальмера
5000
6000
7000
р ос
Контину-МО
ум Лаймана
гооо
3000
то
Длина Волны А
Рис. 4.2. Положения в спектре атома водорода
первых четырех линий и континуумов в сериях
Лаймана и Бальмера
положение в спектре некоторых линий и континуумов, соответ¬
ствующих сериям Лаймана и Бальмера. Другие серии распола¬
гаются в инфракрасной области' и не представляют интереса.
Следует отметить, что линии во всех сериях сходятся по мере
достижения континуумов. Линии Лаймана в линейном мас¬
штабе длин волн располагаются более тесно, чем линии Баль¬
мера. Серии линий, возникающих при переходах между энер¬
гетическими уровнями с различными главными квантовыми чис¬
лами, даже в более сложных атомах и молекулах, называются
сериями Ридберга и имеют некоторые общие характеристики
в расположении линий.
Другие одноэлектронные атомы, такие как однократно иони¬
зованный гелий или двукратно ионизованный литий, имеют
спектры, как у атома водорода, но с двумя отличиями: кон¬
станта Ридберга у них несколько другая, и правая часть урав¬
нения (4.2) должна быть помножена на Z2, где Z равно числу
элементарных зарядов е ядра. Последнее приводит к сильному
смещению соответствующих линий в область коротких длин
волн. Например, линия Н Лаймана а находится примерно на
131

о	о
1216 А, а соответствующая линия Не+ — вблизи 304 А. Обе
эти линии являются чрезвычайно важными в спектре излучения
Солнца.
Для того чтобы определить квантовое состояние электрона,
в дополнение к числу п требуются другие квантовые числа. Ука¬
жем их. Азимутальное квантовое число / может принимать все
целые значения от 0 до (ti— 1) для данной величины п. Магнит¬
ное квантовое число mi для данной величины / может прини¬
мать значения 0, ±1, ±2,..., ±/. Спиновое квантовое число
ms	Состояние	с	отличающимся	рядом квантовых чисел
и одной и той же энергией называется вырожденным. Для рас¬
смотренного выше простейшего случая одного электрона, дви¬
жущегося в кулоновском поле, энергия зависит только от п.
Однако даже в этом случае вырождение по отношению к /
устранено, если сделана релятивистская поправка, но это не
имеет для наших целей практического значения. Для щелочных
атомов, в которых электрон движется в поле ядер и внутренних
электронов, уровни с тем же самым п и различными I могут
иметь слабо отличающиеся значения энергии. В отношении mi
вырождение устраняется наличием слабого внешнего поля,
электрического или магнитного. В Приложении Б. 2 содержится
дальнейшее рассмотрение электронных квантовых чисел.
Состояние электрона определяется величинами его кванто¬
вых чисел ми/. Для квантового числа / используются следую¬
щие обозначения: 5 для / = 0, р для 1 = 1, d для 1 = 2, f для / = 3,
g для / = 4. Этим обозначениям предшествуют числа, обознача¬
ющие п. Так, электрон Is имеет п= 1, / = 0; электрон 25 имеет
п = 2, / = 0; электрон 2р имеет я = 2, 1=1 и т. д. Совокупность
квантовых чисел п и / для всех электронов в атоме называется
электронной конфигурацией. Некоторые примеры конфигураций
приводятся в дальнейшем. Электроны с теми же самыми вели¬
чинами п и I называются эквивалентными электронами.
В соответствии с принципом исключения Паули не может
быть двух электронов в одном и том же атоме, у которых были
бы одинаковы все четыре квантовых числа я, /, mi и m,s.
В основной конфигурации атома гелия оба электрона имеют
п= 1 и должны иметь 1 = 0 и mi = 0 в соответствии с возмож¬
ными значениями этих двух чисел и определенным значением п.
Поэтому один электрон должен иметь ms= +i, а другой —
1
ms = —у. Отметим, что в атоме не может быть более двух элек¬
тронов с п= 1. Может быть 8 электронов с п = 2 и 18 электронов
с я = 3. Электроны с п=\ называются /(-оболочкой, с п = 2 — Z-
оболочкой, с /7 = 3 — М-оболочкой и т. д. /(-оболочка подобна
гелиевой, и атомы с большим числом электронов должны иметь
часть из них в других оболочках.
132

Электронная конфигурация атома характеризует уровень
энергии атома, но описывает его в общем не однозначно. До¬
полнительно требуется знать атомные квантовые числа, которые
выводятся определенным образом 1 из квантовых чисел отдель¬
ных электронов. Так, квантовое число L относится к результи¬
рующему орбитальному угловому моменту, 5 — к результиру¬
ющему спиновому моменту, J — к результирующему полному
угловому моменту. Символы термов состоят из буквы2, опре¬
деляющей L (5 для L = 0, Р для L= 1,' D для L = 2, F для L = 3),
и индекса, 25+1. Их сочетание определяет терм электрон¬
ной конфигурации. Каждому терму могут соответствовать раз¬
личные энергетические уровни, связанные с различными вели¬
чинами /, поэтому последняя может быть записана как допол¬
нительный индекс к символу терма для данного уровня. Таким
образом, 3Si относится к атому с L = 0, 5 = 1, /=1 и читается
«триплет 5 один».
Атомные неквантовые числа важны не только для отожде¬
ствления энергетических уровней, связанных с некоторой элек¬
тронной конфигурацией, но также и для правил отбора, которые
формулируются в этих обозначениях следующим образом:
а) Д5 = 0;
б) AL = 0, ±1;
в) Д/ = 0, ±1 (кроме переходов между /' = /" = 0);
г) если сумма значений / для всех электронов в одном
терме — число нечетное, то оно должно быть четным в дру¬
гом терме. Нечетные термы иногда отличают от четных
введением индекса о, иногда — g (gerade — четный) и и (unge-
rade — нечетный), записываемых вместо величин J.
Рассмотрим теперь атом гелия в свете предыдущего изло¬
жения. В основной конфигурации оба электрона имеют п = 1,
/ = 0, и электронная конфигурация записывается как 1 s2, где
последний индекс означает, что имеется два эквивалентных
1 5-электрона. В этом случае возможен только уровень !50. Для
характеристики возбужденных термов и уровней достаточно
рассмотреть обычный случай, в котором один электрон остается
во внутренней оболочке с п= 1, 1 = 0, mi = 0 и ms = +-у, а дру¬
гой электрон (называемый излучающим электроном) —во внеш¬
ней оболочке. В табл. 4.1 приводятся некоторые возможные
величины п, / и ms для излучающего электрона и результирую¬
щие величины L, 5, J для атома, а также обозначения термов.
На рис. 4.3 представлена диаграмма энергетических уровней
1 См. Приложение Б.З.
2 Букву S, которая означает L = 0, не следует путать со спиновым кван¬
товым числом S. Один и тот же символ используется в двух различных зна¬
чениях.
133

атома гелия. Спектр гелия в связи с этой диаграммой и прави¬
лами отбора рассмотрен в Приложении Б. 4.
Т а б л и ц а 4.1
Возможные величины / и ms для электрона в возбужден¬
ном атоме гелия с п 2, 3, 41
п
1
mv
L
5
J
Терм.
2
0
0
0
0
25 15
2
0
0
1
1
25 35
2
1
—
1
0
1
2р 1/»
2
1
Г
1
1
0,1,2
2р 3Р>
3
0

0
0
0
35 15
3
0
0
1
1
35 35
3
1
—
1
0
1
3р ip j
3
1
■ Г
1
1
0,1,2
3р 3ро
3
9
—
2
0
2
3d1D
3
2
+
2
1
1,2,3
3d *D
4
0
—
0
0
0
45 15
4
0
0
1
1
45 э5
4
1
—
1
0
1
4р ip>
4
1
-г
1
1
0,1,2
4р гР"
4
2
—
2
0
2
4
2
2
1
1,2,3
4 d 3D
4
3
—
3
3
0
4/lp°
4
3
—
3
1
2,3,4
4/ 3P°
1 Когда	в /С-оболочке имеются другие	электроны	с / = 0	и
ms~~	то возможны указанные	величины /„,5 и	У (и соот¬
ветствующие обозначения термов). В столбце для ms — и 1
1 ,	1
означают соответственно — и  —.
Атом азота с семью электронами обычно имеет два в К-обо¬
лочке, два в L-оболочке с / = 0 (иногда называемой оболоч¬
кой Li) и три в L-оболочке с 1=1 (оболочка L2). Электронная
конфигурация записывается в виде ls22s22p3, иногда внутрен¬
ние электроны не упоминаются, так что электронная конфигура¬
ция для нормального атома азота может быть просто записана
как 2s22/?3.	Из	двух 25-электронов	оба	должны	иметь	mL = 0.
Один из них должен иметь ms — -f -Jp, а другой, в соответ¬
ствии с принципом исключения Паули, яг5= . Оболочка
L\ не может содержать более двух электронов, L2-oбoлoчкa мо¬
жет включать в себя шесть электронов (т/ = 0, ±1 и ms —
134

для каждой величины /72/), из которых только три имеются
в нормальном атоме азота. В атоме азота эквивалентны два
15-электрона, два 25-электрона и три 2/2-электрона. Вклад экви¬
валентных электронов в величины L и 5 полностью заполнен¬
ной оболочки равен нулю; таким образом атомные квантовые
числа могут определяться по квантовым числам электронов не¬
заполненных оболочек, в данном случае это будут три 2/7-элек¬
трона. Три терма, соответствующие этой электронной конфигу¬
рации, будут 4S°, 2D° и 2Р°. Из них 45° имеет наименьшую энер¬
гию и представляет собой
основной терм атома азо-	3
та. Он состоит только из	^
3
ОДНОГО уровня С J ^ ~Y
(см. Приложение Б.З).
Термы 2Р° и 2D° оба мета-
стабильны, причем пере-	^
ходы на основной терм	g1S
запрещены правилами от-	§
бора «а» и «г», а в по-	g iz
следнем случае также и	§
«б». Каждый из этих тер-	| ^
мов состоит из двух уров- ^
т 3	1
ней, первый с«/ = — и — ,	§ ^
.5	3	|
последний сУ=у иу .
Другие возбужденные	0
уровни атома N возни¬
кают, когда один из трех
2/7-электронов переходит	Рнс
на оболочку с п ^ 3.
Тогда возникает новый r.iai
энергетический уровень,
который можно опреде¬
лить по энергии, соответствующей оставшимся электронам.
Возможна и другая ситуация, когда излучающий электрон
полностью устраняется, тогда два остающихся в июне 2/7-элек¬
трона должны порождать три возможных терма iS, XD и 3Л из
которых последний должен быть основным. Очевидно, удаление
электрона, за счет чего образуется ион 3Р, требует наименьшей
энергии и соответствует наименьшему ионизационному потенци¬
алу. В случае азота он составляет около 14,54 эв или длину волны
около 852 А. Поэтому мы полагаем, что в спектре поглощения N
континуум с длиной волны более чем 852 А отсутствует. Для
Других случаев реализуются различные серии термов с различ¬
ными ионизационными потенциалами.
. 4.3. Диаграмма энергетических уров¬
ней атома гелия
зныс квантовые числа излучающего элек¬
трона показаны около каждого терма

о 00
СХ-*
* Я
sr о, 1
к <и ;
н н 1
<L>
0.5
5*ч
X ^
т т
го
s §
£ °
2 ч
СХ, О
^ 35
го ^
S
С{ я
S
О
**3
sss ■
s 5 ® s
get* н
rs?
н ^ a «
5» 5 o?
«За
£2i*
« a-* *
sis-s
о 2 c
u|s«
!§!*
X? CO q
4 rr< °*H
2 к h«
H 5. Cl et
° ^ S с
•0*я
к о,
3 о н
й s *
^ Я «
И
О
О,
со
х ~
о
а> и
Я* О
s S
а.
а»
1	<	а>	<п
S^ss
с;	£	»>
й	2	у	л
а	*	«и	г
«	5	о
S	ч	£	«
ас(	4»	*
02	^	—
5	а	• ►	л
S	2	4)	X	Н
5	5	я	«	"
5	*	а>	с-	н
а>
5 *-
*s о
аЗ со
2 л
*5- ^
- л
Tt* =a
5 я во a>
S § л S &
ft?23S
я 3 р,я
н Й я в
" 3 я J0
а е- х о
Н 02 3 со
2 и 2 я сг
Д Я СО
й s ftS 3
О * р ™ й
о я с я £
и?
>» Я VD
1)2" *<
'о ^ 2 йн
ч •
SE&S
, СО X
*5
hpi2«
о t-c я а> “
R*&4
я
§*§£
v я m
я я «5 о
«| я о а
Я с( >.

На рис. 4.4 представлена диаграмма энергетических уровней
для N с одним излучающим электроном, которому соответствует
ион в состоянии 2р23Р. Большое число энергетических уровней
достигается в соответствии с различными величинами /г, / и ms
для излучающего электрона. Очевидно, что атом азота сложнее,
чем атом гелия, который, в свою очередь, сложнее, чем атом
водорода.
Следует отметить, что возможные возбужденные уровни не
исчерпываются рассмотрением одного излучающего электрона,
с меньшей вероятностью допускается выбивание двух электро¬
нов из оболочки L2; термы, возникающие при этом условии, на¬
зываются аномальными. Еще менее возможно иметь только
один электрон в оболочке L\ и четыре в оболочке L2.
Атом кислорода с восемью электронами обычно имеет кон¬
фигурацию ls22s22p4. Четыре эквивалентных 2р-электрона могут
вызвать появление термов 3Р, *D, iSi из которых 3Р является
основным. Терм 3Р содержит три уровня с / = 2, 1 и 0; другие
содержат только по одному уровню. В противоположность
атому N ионизационный потенциал кислорода зависит от того,
какой из 2р-электронов является излучающим. Однократно
ионизованный атом кислорода в основной конфигурации обычно
имеет электронную конфигурацию, как у нейтрального атома
азота, с соответствующими термами 4S°, 2D° и 2Я°. На рис. 4.5
представлена диаграмма энергетических уровней атома О в со¬
ответствии с излучающим электроном, для которого ион имеет
наинизший (4S) терм. Ионизационный потенциал (для этого
электрона) составляет около 13,61 эв. Последний соответствует
континууму с длинами волн короче 911 А. Запрещенные пере¬
ходы от метастабильного iD к 1S терму	и	3Р-«-Ф)	на¬
блюдаются в полярных сияниях и собственном излучении атмо¬
сферы наряду с другими разрешенными переходами.
4.1.3.	Молекулярные энергетические уровни; азот, кислород
Знак и величина силы взаимодействия между двумя ато¬
мами в молекуле двуатомных газов зависят от двух факторов:
расстояния между двумя ядрами и электронной конфигурации
каждого из атомов. Для данной пары электронных конфигура¬
ций, которые можно назвать электронным состоянием молекулы,
сила меняется с расстоянием между ядрами, но форма измене¬
ния зависит от электронного состояния. Обычно зависимость
этой силы от междуядерного расстояния г изображают потен¬
циальной кривой, координатами которой являются потенциаль¬
ная энергия (по ординате) и расстояние г (по абсциссе). На
рис. 4.6 схематически представлены две потенциальные кривые;
эти кривые могут быть, например, использованы для анализа
Двух различных электронных состояний молекулы.
137

При малых значениях г, как мы видим, потенциальная энер¬
гия быстро убывает с его возрастанием. Это соответствует дей¬
ствию больших отталкивающих сил. С другой стороны, при
больших значениях г в обоих случаях потенциальная энергия
не зависит от междуядерного расстояния г. Это соответствует
действию силы притяжения между двумя атомами. В одном из
случаев, однако, потенциальная кривая достигает минимума при
некоторой величине г. На этом рас¬
стоянии, соответствующем мини¬
муму, атомы находятся в положе¬
нии равновесия, поэтому может
образоваться устойчивая моле¬
кула. В противном случае атомы
отталкиваются один от другого
либо притягиваются и существо¬
вание устойчивой молекулы не¬
возможно. Обычно энергию мо¬
лекулярного состояния опреде¬
ляют в минимуме потенциальной
кривой. Основное состояние при¬
нимается за нулевую точку в шка¬
ле молекулярной энергии, т. е.
выбор нуля отличается от случая
атома.
Молекула в противоположность атому может иметь два до¬
полнительных вида энергии: а) отдельные атомы могут коле¬
баться около положения их равновесия относительно друг
друга; б) молекула может вращаться как целое относительно
оси, проходящей через центр масс и перпендикулярной между-
ядерной оси. Полная энергия молекулы может быть представ¬
лена как сумма электронной, колебательной и вращательной
энергии
Е — ^эл + ^кол + £пр »	(4.4)
хотя они не полностью независимы друг от друга.
В нашем изложении невозможно рассмотреть в деталях эти
виды энергии и их зависимость от квантовых чисел. Мы огра¬
ничимся описанием обозначений и некоторых качественных
спектральных результатов только для двухатомных молекул.
Как и для атомов, электронные состояния молекул опреде¬
ляются посредством некоторого квантового числа, которое свя¬
зывается с угловым орбитальным моментом электронов. Для
двухатомных молекул квантовое число обозначается через А.
При Л = 0, 1, 2, 3 и т. д. состояние молекулы обозначается
соответственно как 2, П, А, Ф и т. д. Спиновое квантовое число,
обозначенное через 5, относится к результирующему угловому
моменту электронных спинов, и, как и для атомов, число 2S+1
Рис. 4.6. Схематическое представ¬
ление потенциальных кривых для
двухатомной молекулы
138

называется мультиплетностью состояния и записывается как
индекс, предшествующий Л. Третье квантовое число Q отно¬
сится к результирующему (орбитальному и спиновому) угло¬
вому моменту, иногда записываемому как последующий индекс.
Указанные квантовые числа рассматриваются более детально
в Приложении Б.5.
Этих квантовых чисел все же недостаточно для описания
электронного состояния. Для состояний 2 (Л = 0) некоторой
молекулы последующее состояние уточняется значками +
или —. Для всех состояний молекулы, ядра которой имеют оди¬
наковый заряд (например N2 или 02), состояние характеризу¬
ется как нечетное или четное, обозначаемое соответственно ин¬
дексом и или g. Например, основным состоянием молекулы 02
является	а основным состоянием молекулы N2 — 1S^*-
В дополнение к этим обозначениям добавляется еще символ X,
указывающий основное состояние молекулы, и символы А, В, С
и т. д. или а, Ь, с и т. д. для указания последовательных все
более высоких энергетических состояний.
Правила отбора для электронных переходов значительно
сложнее для молекул, чем для атомов. Они могут быть проил¬
люстрированы с помощью табл. 4.2. Приведенные к ней пере¬
ходы, как и для атомов, имеют место только тогда, когда два
состояния имеют ту же самую мультиплетность.
Т а б л и ц а 4.2
Возможные электронные переходы для двухатомных молекул,
когда оба состояния имеют ту же самую мультиплетность1
Одинаковые заряды ядер
Неодинаковые заряды ядер
V V +
>je
g
~2а
2+
«-> У+
S’
-2
Kg'
- 2а
п
п
<-> v
АЛ
п < -> V
и« 2jg
П„<
П,,оП„
п
~ п
п* « д„
п„-
<->Д,
Г1
*-> д
Д (j. Д ц
д
<-» д
1 Переходы между состояниями с различной мультиплетностью запре¬
щены.
Колебательная энергия двухатомной молекулы связана с ко¬
лебательными движениями обоих атомов относительно поло¬
жения их равновесия. Равновесное расстояние между ато¬
мами гЕ соответствует минимуму потенциальной кривой (и, ко¬
нечно, изменяется с электронным состоянием). Если расстояние г
139

больше гЕу то сила взаимодействия направлена в сторону умень¬
шения г; если г<гЕ, то эта сила ведет к возрастанию г. В соот¬
ветствии с законами квантовой механики, возможны1 только
дискретные изменения колебательной энергии. Колебательные
энергетические уровни с удовлетворительным приближением
описываются формулой
£кол /»е ^ + -§”) ПРИ v = °> 1. 2,...,	(4.5)
где ve — частота колебаний, которая зависит от электронного
состояния молекулы, a v — колебательное квантовое число, рав¬
ное нулю или положительному целому числу. Заметим, что ко¬
лебательные энергетические уровни в противоположность энер¬
гетическим уровням в сериях Ридберга расположены эквиди¬
стантно (в этом приближении). Более того, возможно только
ограниченное число колебательных уровней; если энергия коле¬
баний достаточно велика (соответствует большим значениям и),
то расстояние между атомами становится больше того, на кото¬
ром действуют силы притяжения, и молекула диссоциирует.
Так как энергия, при которой атомы могут разделиться, не
квантуется, то в дополнение к колебательным полосам может
иметь место диссоциативный континуум.
Переходы от одного колебательного уровня к другому опре¬
деляются величинами v для двух уровней, причем эта величина
для верхнего уровня (большее значение энергии) указывается
первой. Квантовое число верхнего уровня отмечается одним
штрихом, нижнего — двумя. Когда колебательные переходы
происходят без электронных переходов,™ правила отбора для v
в приближении, описанном выше, будут Av = v' — и"=1; более
реальная модель показывает, что другие изменения v также
возможны, но менее вероятны. При нормальных атмосферных
температурах большинство молекул находится в основном
электронном состоянии с и = 0; их колебательный спектр погло¬
щения поэтому состоит из одного колебательного перехода
(1—0) с v'=\ и v" = 0 или, что менее вероятно, (2—0), (3—0)
и т. д. переходов. Полосы, соответствующие этим переходам, ле¬
жат преимущественно в близкой инфракрасной области. Пере¬
ход (1—0) соответствует наибольшей длине волны, в то время
как электронные переходы в основном дают полосы в видимой
и ультрафиолетовой частях. Энергия, связанная с колебатель¬
ными переходами, намного меньше, чем та, которая связана
с типичным электронным переходом.
Мы говорим «полосы», а не «линии», поскольку, как это
будет изложено ниже, колебательные переходы главным обра¬
зом сопровождаются переходами между различными враща¬
1 См. Приложение Б.1.
140

тельными уровнями. Эти полосы называются колебательно-вра¬
щательными полосами. Молекулы с двумя одинаковыми
атомами, такие как N2 и 02, не имеют чистых колебательно-вра¬
щательных переходов, а поэтому они заметно не поглощают
излучения в инфракрасной области. Это происходит потому, что
в соответствии с классическими и квантово-механическими пред¬
ставлениями поглощение и излучение радиации сопровождается
изменением дипольного момента, а дипольный момент таких мо¬
лекул— тот же самый в различных вращательных и колебатель¬
ных состояниях, если электронное состояние остается одним и
тем же. Этот факт имеет большое значение для теплового ба¬
ланса атмосферы и приводит к ситуации, когда инфракрасный
перенос зависит от малых атмосферных компонент, таких, как
Н20, С02 и 03.
Колебательные переходы возможны в сочетании с электрон¬
ными переходами. Совокупность колебательных полос, сопро¬
вождающаяся одним электронным переходом, называется систе¬
мой полос. В соответствии с тем, что говорилось выше, система
полос может быть связана с коротковолновым концом диссоци¬
ативного континуума. Система полос может содержать полосы,
в которых v'<v", и в этом случае колебательная энергия в верх¬
нем состоянии меньше, чем в нижнем, хотя полная энергия,
включая электронную, больше. Когда колебательные переходы
сопровождают электронный переход, то установить правила от¬
бора для первых нелегко. Большинство интенсивных колебатель¬
ных полос находится вблизи некоторой величины Av, которая
в соответствии с принципом Франка — Кондона зависит от по¬
тенциальных кривых двух электронных состояний.
Дополнительная квантованная молекулярная энергия свя¬
зана с вращением молекул. Вращательная энергия характери¬
зуется квантовым числом /. В первом приближении энергия,
связанная с вращением молекулы, равна (см. Приложение Б.1)
Евр = hcBKOnJ(J+ 1); 7=0, 1,2,...,	(4.6)
Вращательная «константа» Вкол слабо связана с колеба¬
тельным квантовым числом, и уравнение (4.6) может быть соот¬
ветственно преобразовано для анализа электронных движений,
однако это в нашу задачу не входит. Достаточно лишь заме¬
тить, что разности энергии, связанные с различными величи¬
нами вращательного квантового числа /, малы по сравнению
с разностями между колебательными уровнями и электронными
состояниями. Чистый вращательный спектр молекулы состоит
из серий линий в инфракрасной области. Вращательные пере¬
ходы, сопровождающиеся колебательными переходами, приво¬
дят к появлению серий линий, которые составляют различные
полосы. Правила отбора для J имеют вид Д/ = 0, ±1 (кроме
141

случая, когда оба состояния имеют Л = 0, так как тогда случай
Д/ = 0 является запрещенным). В зависимости от того, имеет ли
Л/=(// — J") величину —1, 0 или +1, линии, соответствующие
вращательным переходам, относятся к Я-, Q- или 7?-ветвям полосы.
На рис. 4.7 дана диаграмма энергетических уровней для
молекулы N2. На ней указаны потенциалы диссоциации и термы
результирующих ато¬
мов. Отметим, что име¬
ется несколько потен¬
циалов диссоциации,
наинизший из которых
соответствует двум ато¬
мам в основном терме
N; в других случаях
один атом будет возбу¬
жден. Следует особо
отметить, что для моле¬
кулы азота диссоциа¬
тивных континуумов не
наблюдается. Во всех
случаях наивысшая ко¬
лебательная энергия
недостаточна для его
диссоциации. Молекула
N2 может диссоцииро¬
вать в результате пре-
диссоциации. Предис-
социация молекулы N2
происходит в состоя¬
ниях lY\g и 3Ylg, с пре¬
делом 9,76 эв; и в со¬
стоянии 3Пи с преде¬
лом 12,14 эв.
С другой стороны, наблюдается ионизационный континуум^
Наинизший ионизационный потенциал 15,58 эв (около 796 А
для переходов с основного состояния) приводит к ионизации
N2 в основном состоянии	в	то время как второй, рав¬
ный 16,94 эв, вызывает ионизацию N2" в возбужденном состоя¬
нии 2Ug. Оба связаны с сериями Ридберга в спектре поглоще¬
ния. Они соответствуют энергетическим уровням, в которых
один из электронов молекулы азота увеличивает главное кван¬
товое число, т. е. как раз в случае ионизации атома. Отметим,
что более низкие энергетические состояния существуют для свя¬
занных атомов с термами 4S, 2D и 2Я, которые соответствуют
наинизшим возможным электронным конфигурациям для атома
азота, а именно ls22s22p2.
зб
го
15
10
_
ы'1
ВгЪ+и
-
N2
АгП<Г
-
ХЩ
а%
x1zt
18,7S
16,94
15,58
**$+ZP
^3’31
С3Пу	12>14
4S+*S
— 9,76
В%-
A3Zt
Рис. 4.7. Диаграмма энергетических уровней
атома азота, представляющая некоторые из
наблюдавшихся состояний и наинизшие по¬
тенциалы диссоциации и ионизации
142

0г
%
0г
ог
X
0г
Х3Пд
На рис. 4.8 показана диаграмма энергетических уровней для
молекулы 02 и иона 02~. В противоположность N2 наблюдается
два диссоциативных континуума. Первый имеет место в состоя¬
нии :>У,и и приводит к двум 3Р атомам. Переходы от основного
состояния 02 к этому диссоциативному континууму запрещены,
но тем не менее наблюдаются слабые серии полос и очень сла¬
бый континуум между 2000
и 2423 А. Второй потенци¬
ал	диссоциации около
о
1750 А (для переходов от
основного состояния) при¬
водит к одному нормаль¬
ному 3Р атому и одному
возбужденному lD атому.
Поглощение, приводящее
к	этой диссоциации
(:12и ■е_	очень	вели-
ко. Оба эти континуума
очень важны для верхней
атмосферы.
Четыре ионизационных
континуума связаны сери¬
ями Ридберга полос око¬
ло 1026, 771, 736 и 682 А
Первый приводит к иони¬
зации 02+ в основном со¬
стоянии 2Пё и наблюдает¬
ся чрезвычайно редко.
Второй вызывает иониза¬
цию 02h в различных воз¬
бужденных состояниях и
дает заметное поглоще¬
ние в крайнем ультрафио¬
лете.
В дальнейшем мы будем возвращаться к рис. 4.4, 4.5, 4.7 и
4.8 при обсуждении спектров излучения и поглощения N, О,
N2 и 02.
эв
го
is
16
14
1Z
Ьо
С*.
8
c1Zu
Ъ'Ъд
ff'v
x3z:
is,г
16,8
16,1
18,08
3р+’о
C3Za
а 3,	Зр+Зр
J йа	—5,18
*38+и
Рис. 4:8. Диаграмма энергетических уров¬
ней молекулы кислорода, представляющая
некоторые из наблюдавшихся состояний,
а также наинизшие потенциалы диссоциа¬
ции и ионизации
4.2. ОБМЕН ЭНЕРГИЕЙ ЗА СЧЕТ СТОЛКНОВЕНИЙ
В предыдущем параграфе мы говорили в основном об изме¬
нениях энергии, связанных с поглощением или излучением элек¬
тромагнитной энергии. Кроме радиационных процессов, суще¬
ствует большое число реакций, обусловленных столкновениями
между частицами, и некоторые из этих реакций очень важны
Для верхней атмосферы. В радиационных процессах изменение
143

внутренней энергии атома или молекулы уравновешивается
энергией, обусловленной поглощенным или излученным квантом.
В процессе столкновения кинетическая энергия перемещения ча¬
стиц может преобразовываться в другие виды передаваемой
энергии. Реакция, которая протекает при возрастании кинети¬
ческой энергии, называется экзотермической, а та, которая про¬
текает при уменьшении кинетической энергии, называется эндо¬
термической.
Таким образом, атом или молекула на возбужденном уровне
может терять избыток энергии полностью или частично за счет
радиационного перехода или столкновения с другой частицей.
Вероятность того, что радиационный переход будет иметь место
в интервале времени от t до (£ + Д£), определяется отношением
dt/T, где Т — время жизни возбужденной частицы, постоянное
для данного возбужденного уровня и данной частицы. С другой
стороны, вероятность реакции столкновения зависит частично
от частоты столкновения и поэтому от плотности рассматривае¬
мых частиц. Радиационный переход с временем жизни Т может
быть маловероятен при условиях, когда интервал столкновений
намного меньше, чем Т, но в то же время он может иметь место
на достаточно высоких уровнях атмосферы, где плотность мала
и интервал столкновения велик.
При столкновении должны сохраняться не только энергия,
но и момент. Таким образом, полный момент частиц будет тем
же самым после реакции, как и до нее. Это требование делает
некоторые реакции, которые мы будем рассматривать ниже,
маловероятными, даже когда столкновения часты.
В последующем изложении рассмотрим некоторые важные
виды реакций, приводя, когда это необходимо, примеры процес¬
сов, которые имеют место в верхней атмосфере Земли. Мы бу¬
дем обозначать атомы буквами Л, В, С, молекулы — соответ¬
ствующими комбинациями этих обозначений А, В, С, а частицы,
которые могут быть атомами или молекулами, буквами L, М.
Буквой е обозначим электрон, а штрихом — возбужденный атом
или молекулу. При возбуждении столкновением требуемая энер¬
гия возбуждения получается за счет кинетической энергии
частиц. Например,
При температурах верхней атмосферы только малая часть
атмосферных частиц имеет кинетическую энергию, достаточную
для диссоциации или ионизации или даже электронных пере¬
ходов. Однако иногда является важным возбуждение низких
L + М -> V + М,
АВ + М -> А + В + М,
L + М -> L+ + е + М.
(4.7а)
(4.76)
(4.7в)
144

колебательных, вращательных или /-уровней (см. главу 7). Час¬
тицы (включая электроны), приходящие из космоса или очень
высоких слоев атмосферы, могут иметь достаточную энергию
для возбуждения более высоких уровней. Возбуждение при
столкновении с этими частицами ответственно за энергию, ко¬
торая выделяется при свечении полярных сияний.
Мы упоминали уже о возможности потери возбуждения при
столкновении. Комбинация (атома с атомом или электрона
с ионом) является важным частным случаем этого явления. Она
может происходить при столкновении двух тел с излучением фо¬
тона (радиационная комбинация), а именно
А + В АВ + Av,	(4.8а)
L+ + е L + Av	(4.86)
или при столкновении трех тел (комбинация трех тел), что за¬
писывается следующим образом:
А + В + М^АВ + М,	(4.9а)
А + ВС + М -> ABC + М,	(4.96)
L+ + e + M-*L + M.	(4.9в)
В случае радиационной комбинации одна частица образу¬
ется из двух и ее момент (а также и кинетическая энергия)
однозначно определяется начальным моментом частиц (момен¬
том фотона пренебрегаем). Сохранение энергии требует излу¬
чения точно такой же энергии, которая включает в себя энергию
комбинации, и изменения кинетической энергии движения. Веро¬
ятность того, что это может иметь место в течение очень корот¬
кого периода контакта между частицами, обычно мала.
С другой стороны, в комбинации трех тел сохранение мо¬
мента и энергии может быть достигнуто более легко. Разуме¬
ется, вероятность столкновения трех тел намного меньше, чем
столкновение двух тел, и эта вероятность резко уменьшается
с уменьшением плотности. В верхней стратосфере и мезосфере
комбинации трех тел играют важную роль. Наиболее характер¬
ными	являются	следующие процессы:
0 + 02 + М-0з +	М,	(4.10)
0 + 0 + М^02 +	М.	(4.11)
На достаточно	больших высотах, где плотность мала, радиаци¬
онная комбинация должна иметь более существенное значение.
В реакциях переноса внутренняя энергия того или иного
вида передается от одной сталкивающейся частицы к другой.
При химическом переносе это включает в себя разрыв одних
молекулярных связей и формирование других, например
АВ + С АС + В,	(4.12)
6 Заказ 2160
145

где одна или обе образующиеся частицы могут быть в возбуж¬
денном состоянии. При температурах верхней атмосферы этот
тип реакции важен только тогда, когда он экзотермичен, т. е.
когда энергия, требуемая для разрыва начальной связи, меньше,
чем та, которая освобождается при формировании новой. Бо¬
лее того, в этом типе реакции необходимая кинетическая энер¬
гия должна превышать определенный порог, называемый энер¬
гией активации (даже в экзотермическом процессе). Примером
реакции химического переноса, играющей важную роль в верх¬
ней стратосфере и мезосфере, является следующая:
0 + 08-> 02 + 02.	(4.13)
Возможны также реакции переноса, в которых энергия воз¬
буждения перемещается
L' + M->L + M'.	(4.14)
Например, реакция
О (Ю) + 02 (32~, v" = 0) -> О (зр2) + 02 (*2+ V' < 2) (4.15)
может играть важную роль в нижней термосфере.
Реакцией, которая имеет большое значение в термосфере, яв¬
ляется диссоциативная рекомбинация вида
АВ+ + е -> А + В,	(4.16)
где энергия, освобождаемая при молекулярно-электронной ком¬
бинации, используется для диссоциации молекулы на атомы
(которые могут быть возбужденными). Это — эффективный про¬
цесс рекомбинации электронов и ионов (в случае молекулярного
иона). Молекулярные ионы могут формироваться из атомных
ионов переносом заряда
А+ + ВС -> А + ВС+
(4.17)
или при ионно-атомном обмене
А+ + ВС В -f АС+.
(4.18)
Например, свободный электрон и ион, образующиеся при
фотоионизации атома кислорода, могут непрерывно рекомбини¬
ровать в следующей последовательности:
о+ + о2-о + о+,
(4.19а)
0^ + е 0 + 0
(4.196)
или
0+ + N3 N + N0+,
(4.19в)
N0++e-*-N + O.
(4.19г)
146

4.3.	ИЗЛУЧЕНИЕ ЧЕРНОГО ТЕЛА И НЕКОТОРЫЕ ВОПРОСЫ
ПЕРЕНОСА ИЗЛУЧЕНИЯ
В дополнение к рассмотренным выше изменениям молеку¬
лярной энергии следует обсудить обмен радиационной энергией
с макроскопической точки зрения в понятиях экспериментально
определяемых величин отражения, излучения или поглощения
энергии. Этот параграф включает
в себя некоторые представления,
основанные	на использовании
макроскопической точки зрения.
Названия и обозначения, введен¬
ные здесь и применяемые далее
в книге, выбраны автором из мно¬
гообразия используемых обозна¬
чений. Приложение В посвящено
обсуждению некоторых из этих
проблем.
Прежде всего рассмотрим
энергию, излучаемую бесконечной
поверхностью, например землей,
верхней границей облаков или
слоем атмосферы. Нас интересует
энергия, излучаемая в некотором направлении, или энергия, из¬
лучаемая в полусферу с экваториальной плоскостью на излу¬
чающей поверхности.
Рассмотрим элементарную площадку dA такой поверхности.
Пусть (dQ) 1 — энергия, излучаемая этой площадкой в полу¬
сферу за время dt в частотном интервале от v до v + dv. Назо¬
вем испусканием энергию, излучаемую в полусферу с еди¬
ницы площади в единицу времени для единицы частоты. Тогда
(dQ), = MdAdtdv.	(4.20)
Теперь	рассмотрим (dQ) 2, такую часть энергии	(dQ) ь	кото¬
рая содержится	в телесном угле dco по направлению,	составля¬
ющему угол Ф с нормалью к поверхности и угол ср с некоторым
произвольно выбранным направлением в плоскости dA (см.
рис. 4.9). Назовем излучением Z,v энергию, излучаемую едини¬
цей поверхности, нормальной к выбранному направлению,
в единицу времени для единицы частоты и в единичном телес¬
ном угле. Тогда
(dQ)2 = Iv (dA cos ft) dtd^du.	(4.21)
Можно найти соотношение между Z,v и /14,, учитывая, что
(dQ)< = \(dQ).z,
Нормаль
Рис. 4.9. Диаграмма, иллю¬
стрирующая определение из-
лучательной способности
6*
147

где интегрирование проводится по всей полусфере. Поэтому
2к 71/2
= J Lv cos ftdu> — I* I* Iv sin ft cos bdbdv,	(4.22)
о 0
так как dco = sin ММф. Излучение изотропного излучателя Lv
не зависит от направления, и в результате интегрирования по¬
лучаем, что
Ж =	(4.23)
Мы полагаем, что это соотношение 1 будет справедливо для
рассматриваемых излучателей.
В соответствии с законом Планка излучение черного тела
является функцией только температуры и частоты. Это записы¬
вается в виде формулы
I — —	-	 (4 24)
с2 е^1ЬТ _х ’	У*-***!
где h—постоянная Планка, с — скорость света, k — постоянная
Больцмана.
Интегральное излучение черного тела, содержащееся в ко¬
нечном частотном интервале от \ч до V2, будет
Когда vi и V2 охватывают весь спектр, то получается закон
Стефана-Больцмана, записываемый в виде
1в = оТ*1к или Мв = аТ4,	(4.25)
где о — постоянная	Стефана-Больцмана, равная 5,669Х
ХЮ-5 эрг/см2 сек-град4. Длина волны в максимуме излучения
черного тела при температуре Г, согласно закону смещения
Вина, равна
К„ = С/Т,	(4-26)
где С = 0,2898 см-град. — постоянная.
Отношение действительного излучения объекта к излуче¬
нию черного тела называется коэффициентом излучения, или
коэффициентом серости ev. Тогда
К =	(4-27)
где коэффициент излучения sv в общем зависит от частоты.
1 Указанное соотношение является следствием закона Ламберта. Вели¬
чины М и L обычно называют энергетическими светимостью и яркостью
соответственно. (Прим. ред.)
148

Для черного тела sv = l при всех частотах, а для серого тела
sv<M. В соответствии с законом Кирхгофа излучательная спо¬
собность объекта равна поглощательной способности, которая
выражается отношением поглощенного излучения к падающему.
В проблемах переноса атмосферной радиации целесообразно
считать поверхность Земли и поверхности облаков черными
телами и вычислять излучение данной массы воздуха с исполь¬
зованием закона Кирхгофа. Однако закон Кирхгофа выполня¬
ется только при условиях локального термодинамического рав¬
новесия и не может быть применен к очень высокой атмосфере.
Этот вывод обсуждается в параграфах 7.1 и 7.2.
Рассмотрим теперь некоторые основные определения и по¬
нятия переноса радиации через среду с поглощением, рассея¬
нием и излучением. Эти вопросы достаточно полно изложены
в работе Чандрасекара (Chandrasekhar, 1950).
Поле радиации описывается удельной интенсивностью /v,
которая определяется как энергия, проходящая через элемент
площади dA в частотном интервале от v до v + rfv в телесном
угле du> в направлении, составляющем угол ft с нормалью
к площади dA, за время dt, а именно
I^dA cos bdvdwdt,
Таким образом, мы можем говорить о потоке энергии как
о пучке излучения. Поток Fv определяется как энергия, прохо¬
дящая через единицу поверхности в единичном частотном интер¬
вале в единицу времени по всем направлениям в полусфере,
так что, как и в (4.22),
2- тс/2
Fv — | j* /v sin 9 cos ftrf&dcp.	(4.28)
0 0
Пучок излучения, проходящий через атмосферу, ослабляется за
счет взаимодействия со средой. Если удельная интенсивность
изменяется от 7v до/v +	,	когда	пучок	проходит	расстояние
ds по направлению распространения, то
rf/v = xvp/vrfs,	(4.29)
где р — плотность среды и \— коэффициент ослабления, кото¬
рый определяется этим соотношением. Некоторая часть радиа¬
ции может теряться (при той же частоте) за счет рассеяния по
различным направлениям. С другой стороны, некоторая часть
радиации преобразуется в другие формы энергии или в излу¬
чения других частот. Это обусловлено поглощением радиации.
Радиация в пучке может также усиливаться за счет допол¬
нительного излучения. Это излучение может включать в себя
радиацию некоторой частоты, рассеянную по другим направле¬
149

ниям и попавшую в рассматриваемый пучок. Если определить
коэффициент излучения j\ через изменение удельной интенсив¬
ности, обусловленное излучением, то
dlv = jjpds.	(4.30)
Уравнение переноса получается комбинированием формул
(4.29) и (4.30) следующим образом:
^ = -V/+7>	(4-31)
Это уравнение записывается через функцию источника /,
равную
(4.32)
и уравнение переноса преобразуется к виду
dL
*VP ds
=	(4.33)
Проблемы переноса радиации в атмосфере, где происходит
поглощение, рассеяние и излучение, чрезвычайно сложны.
Мы будем в дальнейшем касаться только относительно простых
проблем переноса, в которых рассеянием пренебрегается. Тем
не менее для некоторых проблем верхней атмосферы, таких, как
фотометрия полярных сияний и собственное свечение атмо¬
сферы, а также для многих астрофизических проблем, должно
быть рассмотрено и рассеяние.
Рассмотрим простой частный случай переноса радиации,
когда можно пренебречь рассеянием и излучением. Это, напри¬
мер, применимо к процессу прохождения ультрафиолетовой
солнечной радиации через верхнюю атмосферу. Тогда функция
источника равна нулю и
dls = — ЛА,Р dsy	(4.34)
где kv—коэффициент поглощения. Интегрирование этого урав¬
нения дает
Д = и ехР ^ — I k-Pds j •	(4-35)
где /v0 — величина удельной интенсивности в точке, где 5 равно
нулю.
Следуя практике астрофизики и аэрономии, мы будем назы-
вать величину j* kods оптической толщиной или оптической глу-
о
биной. Часто в проблемах атмосферной радиации (Elsasser,
150

1960; Huschke, 1959 и др.) название оптическая толщина приме-
ной массой (в единичном столбе) или иногда длиною пути. Если
£v не зависит от расстояния 5, то уравнение (4.35) называют за¬
коном Бэра.
В теории переноса инфракрасной радиации важную роль иг¬
рает так называемая прозрачность атмосферы т;, которая опре¬
деляется, как отношение прошедшей радиации к падающей, при¬
чем собственным излучением пренебрегается. Прозрачность по¬
глощающего столба в соответствии с формулой (4:35) равна
Прозрачность обычно является функцией оптической тол¬
щины. Функциональное соотношение, такое, как уравнение (4.36),
которое определяет эту зависимость, называется функцией проз¬
рачности (пропускания).
Мы вернемся в главе 7 к вопросу об инфракрасном переносе.
Здесь же отметим, что в земной атмосфере уравнение переноса
инфракрасной радиации несколько сложнее, чем уравнение
(4.34), однако оно значительно проще, чем в общем случае.
Это объясняется тем, что можно пренебречь рассеянием, а из¬
лучение можно получить из закона Кирхгофа. Излучение массы
рds выразится величиной k^dsL^B и уравнение переноса запи¬
шется в виде
Очень важно отметить, что вСе уравнения в этом разделе
сформулированы для монохроматической радиации. Если изме¬
нения частоты достаточно слабы, то можно применять эти урав¬
нения для малых конечных спектральных интервалов, используя
средние величины и /;. Это иногда и делается при изучении
переноса солнечной радиации в верхней атмосфере, но недопус¬
тимо при решении задачи инфракрасного переноса. Все уравне¬
ния переноса в настоящем параграфе сформулированы для ра¬
диации, заключенной в бесконечно малых телесных углах. Для
определения потока следует проинтегрировать удельную интен¬
сивность по направлениям в соответствии с формулой (4.28),
как это делается при инфракрасном переносе.
Когда энергия заключена в малом телесном угле и поток,
определенный уравнением (4.28), может считаться постоянным
(с геометрической точки зрения) на необходимом нам расстоя¬
нии, то можно говорить о параллельном пучке радиации. На¬
няется к величине
которую мы будем называть интеграль-
б
о
(4.36)
151

пример, для солнечной радиации, пользуясь уравнением (4.28) т
можно показать, что поток на внешней границе атмосферы че¬
рез плоскость, нормальную солнечному пучку, выражается фор¬
мулой
FH = M4(rs!d)\	(4,38)
где — солнечное излучение, rs — радиус Солнца, d — рас¬
стояние от Солнца. Солнечная радиация, проходящая через
земную атмосферу, считается параллельной радиацией, так как
значение d в (4.38) практически то же самое на внешней гра¬
нице атмосферы, что и на поверхности Земли. Тем не менее
солнечный поток на расстоянии, скажем, Юпитера сильно отли¬
чается от его значения на расстоянии Земли, и в этом смысле
солнечная радиация не является параллельной. В случае парал¬
лельной радиации можно для описания изменения потока вдоль
пучка использовать формулу (4.35), так как формально для
этого нужно только умножить обе части уравнения на некото¬
рый малый телесный угол Доэ и перейти от удельных интенсив¬
ностей к потокам. Обычно поток в параллельном пучке радиации
(через поверхность, перпендикулярную пучку) называется «ин¬
тенсивностью» пучка и обозначается буквой /. Чтобы не спутать
с удельной интенсивностью, определенной выше (которая сама
по себе иногда называется «интенсивностью»), будем в дальней¬
шем обозначать поток в параллельном пучке буквой F или /До.
4.4.	ПОГЛОЩЕНИЕ СОЛНЕЧНОЙ РАДИАЦИИ
В ЭКСПОНЕНЦИАЛЬНОЙ АТМОСФЕРЕ
Ультрафиолетовая солнечная энергия, падающая на верх¬
нюю атмосферу, прежде чем достигает тропосферы, поглоща¬
ется на различных высотах различными газовыми составляю¬
щими. Как упоминалось в параграфе 4.3, закон Бэра часто
приложим для рассмотрения вертикального распределения по¬
глощенной радиации при определенном вертикальном измене¬
нии плотности. Строго говоря, рассмотрение применимо только
для монохроматической радиации, но для простоты мы будем
опускать индекс v.
Чэпмен (Chapman, 1931) первым рассмотрел эту проблему.
Хотя результаты Чэпмена основаны на ряде допущений, он су¬
мел определить сущность проблемы переноса и его результаты
до сих пор используются (в частности при интерпретации ионо¬
сферных данных)1.
1 Чэпмен полагал количество поглощенной энергии в единице объема
пропорциональным числу ионизаций (или диссоциаций) в объеме, и далее он
учел процессы рекомбинации. Здесь, мы касаемся только поглощения излу¬
чения.
152

Идеализированная проблема, рассмотренная Чэпменом,
включает поглощение пучка параллельной монохроматической
радиации, падающей в атмосферу однородного состава, в ко¬
торой плотность экспоненциально изменяется с высотой. Прежде
всего рассмотрим поглощение в функции высоты и зенитного
угла падающей радиации. Далее, будем считать Землю плоской;
решение для сферической Земли, которое должно использо¬
ваться при больших зенитных углах, рассматривается в Прило¬
жении Г (Chapman, 1931).
Пусть F — поток радиации, Z — зенитный угол. Допустим,
что плотность воздуха изменяется с высотой г в соответствии
с формулой
р = Ро ехр (— z!H),	(4.39)
где Я— приведенная высота, р0 — величина плотности на неко¬
тором произвольном уровне г, принятом равным нулю. Измене¬
ние потока, когда радиация проходит (наклонный) путь между
г и z + dz, в соответствии с формулой (4.34) будет v С у
dF = kFp0 exp (— z/H) sec Zdz.	(4.40)
Знак минус здесь опущен, так как система координат та¬
кова, что поток убывает с уменьшением угла Z. Коэффициент
поглощения k относится к единице воздушной массы, тогда как
ро и Я — к полной плотности воздуха.
Интегрирование (4.40) при F = Foo на внешней границе атмо¬
сферы дает
F = Fw exp [— kp0Hsec Z exp (— zjH)].	(4.41)
Энергия, поглощенная в единицу времени, в единице объема
будет dF/(secZdz). Назовем ее q. Из формул (4.40) и (4.41)
тогда получим, что
q — £о0ехр [ — (zjH) — kpQHsecZexp (— z/H)].	(4.42)
Величина q убывает с высотой, так как уменьшается плот¬
ность воздуха. На достаточно низких уровнях (если радиация
поглощается почти вся при прохождении через атмосферу) q
должно быть мало и возрастать вверх, поскольку поток в пучке
мал и увеличивается с высотой. На некотором промежуточном
уровне zm имеется максимум поглощения qm. Этот максимум
может быть найден из формулы (4.42) обычными методами
и связан с другими переменными следующим образом:
ехр (zjH) = kp0Hsec Z,	(4.43)
F„ cos Z
^m= H exp (1)'	(4.44)
Интересно отметить, что zm не зависит от начального потока
в пучке, a qm не зависит от величины коэффициента поглощения.
153

Что касается зависимости от зенитного угла, то гт возра¬
стает, a qm убывает с увеличением Z. Это соотношение между
гт и углом Z показано на рис. 4.10. Высота максимума погло¬
щения гт дана в единицах
приведенной высоты от уров¬
ня, где поглощение макси¬
мально, при Z=0.
Удобно выразить q в
функции расстояния от уров¬
ня максимального поглоще¬
ния в единицах высоты Н
следующим образом:
z1 = (z — zm)IH. (4.45)
* Относительно этой пере¬
менной формула (4.42) пре-
°0 ИГ'W 30 40 50 60 70°Z образуется к виду
Рис. 4.10. Изменение высоты максимума	(я1Ят)	= ехР Ю —	—
поглощения с зенитным углом в экспо¬
ненциальной атмосфере	—ехр (—2t)].	(4.46)
Эта функция представлена на рис. 4.11, показывающем что
большая часть поглощения приходится на слой, который на
четыре приведенные высоты выше и на две ниже уровня мак¬
симального поглощения. Форма слоя не зависит от зенитного
угла, хотя qm> а следовательно, и q изменяются как cos Z соот¬
ветственно формуле (4.44).
Другой удобный путь описа¬
ния вертикального измененияq
(на основании работы Чэпме¬
на)— это представление его
как функции расстояния от
уровня максимального погло¬
щения при Z=0 (в единицах
измерения Н). Пусть Zm(0) —
величина zm при Z=0 и пусть
*2=[г-г„(0)]/Я. 0.47)
Тогда
Ч/Чт (0) = exp [1 — z8 —
— sec Z exp (— z2)\, (4.48)
где qm(0) представляет собой максимальную величину погло¬
щения при Z = 0.
Для больших зенитных углов, скажем, Z>75°, Чэпмен (Chap¬
man, 1931 б) показал, что величины sec Z в формулах (4.41) и
Рис. 4.11. Изменение поглощения q
с высотой в экспоненциальной ат¬
мосфере
1,0
^0,8
гЧ-
§
§40
К
0,1
154

(4.42) должны быть заменены более сложным выражением, ко¬
торое приведено в Приложении Г.
Чэпмен (Chapman, 1939) обобщил эту теорию для полосы по¬
глощения на случай зависимости коэффициента поглощения
от длины волны, когда он симметричен относительно длины
волны, максимального поглощения. Чэпмен нашел, что слой
поглощения, в частности его нижняя граница, в этом случае
должен быть определен менее четко.
Ряд авторов (Nicolet and Bossy, 1949; Gledhill and Szendrei,
1950; Nicolet, 1951) определили влияние градиента приведенной
высоты на эти результаты. В рассматриваемом случае, если Н =
= tf0 + |3z, то соотношение, аналогичное (4.48), будет
я!ят (0) = ехр {(1+Э)[1 — С — ехр (— С)]},	(4.49)
где £— переменная, определяемая из соотношения ехр((3£) =
= Н/Нт(0), причем Нт(0)—приведенная высота на уровне
максимального поглощения при Z = 0. Максимальная величина
поглощения определяется следующими выражениями:
?«= H.(o>+ipo'+?) <c°sZ>W'	И-50»
4я1 (0) = Ят. (sec Z)1+?.
4.5.	СОЛНЦЕ И ЕГО УЛЬТРАФИОЛЕТОВАЯ РАДИАЦИЯ
Как уже отмечалось в начале этой главы, верхняя атмосфера
получает большую часть энергии за счет прямого, поглощения
солнечной электромагнитной энергии в ультрафиолетовой и
рентгеновской областях спектра. Большой интерес представляет
тот факт, что часть солнечной энергии, которая влияет на верх¬
нюю атмосферу, в противоположность видимой и инфракрасной
радиации, поглощающейся в тропосфере, изменчива в ряде
спектральных областей. Многие периодические и апериодиче¬
ские изменения в верхней атмосфере определяются непосред¬
ственно этой изменчивостью.
В настоящем параграфе мы рассмотрим вначале некоторые
физические характеристики Солнца, в частности те, которые
связаны прямо или косвенно с вариациями энергии [более де¬
тально об этом см. Атай и Варвик (Athay and Warwick, 1961)],
а затем вернемся к обсуждению самой энергии.
4.5.1.	Некоторые физические и оптические свойства Солнца
С астрономической точки зрения Солнце является вращаю¬
щейся звездой не слишком большой яркости. Его масса состав¬
ляет примерно 2-1033 г, диаметр видимого диска около 1,4-106 км.
Внутри Солнца, где температура, возможно, выше 2-107° К, энер-
155

гия освобождается в результате цепных ядерных реакций, кото¬
рые превращают Н в Не. Эта энергия излучается в направлении
к поверхности, но поглощается и переизлучается все более хо¬
лодными газами внешних слоев, так что энергия, испускаемая
Солнцем, определяется состоянием этих слоев.
Большая часть энергии, достигающей Земли, возникает
в сравнительно тонком слое газа толщиною в несколько сот
километров, называемом фотосферой. Хотя Солнце повсюду
газообразно, мы можем говорить о фотосфере как «поверхности»
Солнца, подразумевая его видимую поверхность. Значительная
часть солнечной массы располагается выше фотосферы, но она
сильно прозрачна по отношению к фотосферной радиации. На¬
блюдения фотосферы показывают, что она неоднородна. Кроме
больших и хорошо заметных деталей, таких, как солнечные
пятна и факелы, в фотосфере наблюдаются относительно яркие
гранулы. Они имеют диаметры порядка 1000 км и разделяются
узкими темными областями. Гранулы распределяются более
или менее однородно по солнечному диску и связаны с зоной
интенсивной конвекции ниже фотосферы.
Радиация, испускаемая фотосферой, непрерывна и в види¬
мой части спектра подобна излучению черного тела при темпе¬
ратуре около 6000° К, определяемой из формулы (4.24). Такое
представление, однако, не является совершенным; в частности,
в коротковолновой части видимой области и в близком ультра¬
фиолете, кроме коротковолнового отрезка вблизи 3000 А, эта
энергия меньше, чем следовало бы ожидать по указанной фор¬
муле. Ракетные измерения ультрафиолета с длиной волны ме¬
нее 3000 А дают намного меньшую энергию излучения фото¬
сферы, чем та, которую следует ожидать от черного тела при
6000° К.
На непрерывную радиацию, излучаемую фотосферой в ви¬
димой области спектра, накладываются относительно темные
фраунгоферовы линии. Они возникают при селективном погло¬
щении и переизлучении света газами в верхней фотосфере и рас¬
полагающейся над ней хромосфере (которая рассматривается
ниже). В соответствии с этой простой интерпретацией энергия
в центрах фраунгоферовых линий меньшая, чем в соседних ча¬
стях спектра, возникает за счет излучения от уровней с более
низкими температурами, чем та, которая характерна для фото¬
сферы. Такой слой более холодного газа, лежащий выше фото¬
сферы, идентифицируется как «обращающий слой». По послед¬
ним исследованиям известно, однако, что ряд линий возникает
на уровнях с более высокими температурами в хромосфере, где
отсутствие термодинамического равновесия приводит к радиа¬
ционным температурам, которые намного ниже, чем господству¬
ющая там кинетическая температура.
156

Область, расположенная выше фотосферы, называется хро¬
мосферой. Она простирается примерно на 5000 км над фото¬
сферой. В хромосфере температура возрастает с высотой, воз¬
можно менее резко вблизи нижней границы, и на верхнем уровне
достигает 106° К. Излучение хромосферы в виде линий Н, Не и
Са, расположенных в видимой области спектра, мало по сравне¬
нию с излучением фотосферы. Когда фотосфера затемняется
Луной или с помощью экранов, то хромосфера становится ви¬
димой. Она имеет характерный красноватый цвет, обусловлен¬
ный большим количеством энергии, излучаемой в линии На
6563 А. Другой способ исследования хромосферы состоит в из¬
мерении интенсивности линий излучения, таких,' как На или
линий Call, посредством спектрографа.
На протяжении многих солнечных диаметров от вершины
хромосферы располагается корона. Корона видна как слабый
белый ореол во время полных затмений. Этот белый свет воз¬
никает в фотосфере и рассеивается свободными электронами ко¬
роны. Кроме того, спектральное исследование света от короны
обнаруживает серии линий излучения, возникающих в самой ко¬
роне. Они происходят за счет излучения сильно ионизованных
металлов, таких, как никель, железо и кальций. Например, ин¬
тенсивная корональная линия 5303 А (иногда называемая «зе¬
леной корональной линией») излучается Fe XIV — атомом же¬
леза без 13 из его обычных 26 электронов. Этот и другие ионы
возникают за счет столкновений. Так как для отделения этих
атомов требуются большие энергии (355 эв для Fe XIV), то
кинетическая температура должна быть очень высокой. Она оце¬
нивается в 106° К и может быть значительно выше в отдельных
(локальных) областях. Для исследования короны в отсутствие
солнечного затмения путем экранирования солнечного диска
служит специальный прибор — коронограф. С помощью короно¬
графа интенсивность некоторых корональных эмиссионных ли¬
ний промерена достаточно хорошо.
Некоторые характеристики Солнца представляют особый
интерес в связи с использованием их как индикаторов измен¬
чивости в излучении солнечной энергии, которая влияет на верх¬
нюю атмосферу. Когда эти характеристики проявляются более
часто и интенсивно, чем обычно, то говорят, что Солнце «ак¬
тивно» или «возмущено»; когда они отсутствуют, то говорят
о «спокойном» Солнце.
Наиболее известными и давно наблюдавшимися из этих ви¬
димых характеристик являются солнечные пятна. Солнечное
пятно представляет собой относительно темную область фото¬
сферы, размеры которой достигают 50 000 км в диаметре. Сол¬
нечные пятна обычно появляются группами; каждая группа со¬
стоит из «лидирующего» пятна, расположенного по направлению
157

солнечного вращения, которое обычно появляется первым, и
одного или нескольких идущих за ним более мелких пятен. Сол¬
нечные пятна располагаются обычно между 5 и 35° солнечной
широты в обоих полушариях. Как показывает их более темный
цвет, солнечные пятна являются областями более холодного фо-
тосферного газа. Таким образом, они сами по себе не служат
источниками увеличивающегося излучения, но сопровождаются
другими кратковременными явлениями, которые характерны для
увеличения излучения. Области, характеризуемые этими явле¬
ниями, называются активными обла¬
стями. Группа солнечных пятен после об¬
разования может сохраняться в течение
нескольких солнечных оборотов, каждый
из которых для широт возникновения
солнечных пятен продолжается примерно
27 земных суток.
Число солнечных пятен на солнечном
диске, осредняемое по месяцам или го¬
дам, является переменной величиной в их
квазипериодическом изменении. Имею¬
щиеся различные способы подсчета пятен
с учетом объединения их в группы или
с учетом их размеров свидетельствуют
о наличии периодов, называемых солнеч¬
ными максимумами, когда пятна относи¬
тельно многочисленны, и периодов, раз¬
деленных промежутком около одиннад¬
цати лет, называемых солнечными минимумами, когда пятен
мало. Средний промежуток времени между максимумами сол¬
нечных пятен, как показали наблюдения, проводившиеся в тече¬
ние 200 лет, может составлять от 6—7 до 15—16 лет. Более того,
число пятен, связанных с различными максимумами, изменяется
в 2 раза и более. В начале нового цикла, наступающего после
минимума солнечных пятен, новые пятна начинают появляться
в более высоких широтах (по отношению к имеющимся пятнам),
а по мере развития цикла они приближаются к экватору.
Солнечные пятна являются местами локализации интенсив¬
ных магнитных полей обычно с характерной полярностью, схе¬
матически показанной на рис. 4.12. Примечательно, что лидиру¬
ющие пятна и следующие за ними имеют противоположные по¬
лярности. Лидирующие пятна в одном и том же полушарии
имеют ту же самую полярность в течение солнечного цикла, но
противоположные полярности от одного цикла к другому. Это
характерное изменение от цикла к циклу приводит к «22-лет-
нему» или «двойному» периоду солнечных пятен, который отно¬
сится только к магнитным характеристикам, но не к числу сол¬
нечных пятен. Связанные с группами солнечных пятен и окру¬
Рис. 4.12. Диаграмма,
иллюстрирующая поляр¬
ности магнитных полей
в обоих полушариях
в течение цикла солнеч¬
ных пятен
158

жающие их яркие области фотосферы называются факелами.
Факелы появляются иногда раньше и сохраняются после види¬
мого появления солнечных пятен. Факелы наблюдаются в высо¬
ких солнечных широтах также и при отсутствии солнечных
пятен.
Солнечные пятна и факелы являются только наиболее види¬
мыми проявлениями большого класса явлений, которые харак¬
терны для активной области. К ним относятся хромосферные
вспышки, различные типы протуберанцев, усиливающих коро-
нальные эмиссионные линии, а также солнечные флоккулы.
Как упоминалось выше, за хромосферой можно наблюдать,
выделяя излучение определенной эмиссионной линии, такой, как
На> Излучение этой длины волны, достигающей Земли, возни¬
кает в хромосфере. Исследование Солнца таким способом об¬
наруживает обширные яркие области, называемые светлыми об¬
ластями, связанные с группами солнечных пятен. Для светлых
областей характерно медленное изменение их размеров или яр¬
кости в противоположность вспышкам, рассматриваемым ниже.
Когда яркая фотосфера затемняется луной или инструмен¬
тально (посредством коронографа), то на верхней границе хро¬
мосферы видны непрерывные извержения, даже над спокойными
областями. Тысячи малых струеобразных протуберанцев, или
спикулов, простираются вверх, причем продолжительность
жизни каждого из них составляет несколько минут. Гораздо
большие и более устойчивые «облака» яркого газа иногда от¬
рываются от хромосферы и рассеиваются над ней. Они называ¬
ются протуберанцами. Протуберанцы в окрестности активных
областей обычно мельче и отличаются от обычных протуберан¬
цев более резким изменением числа появлений, яркостью и
протяженностью. Увеличение излучения корональных эмиссион¬
ных линий наблюдается как раз в окрестности активных обла¬
стей, в частности это относится к зеленой корональной линии
и красной линии 6374 А.
Активность отдельных областей различна. Степень актив¬
ности оценивается по характеру магнитного поля, связанного
с активной областью. В областях, где магнитное поле сложно
и сильно меняется, рассмотренная выше картина сопровожда¬
ется целым рядом интенсивных взрывных явлений, из которых
наиболее достойны внимания солнечные вспышки. Солнечная
вспышка — хромосферное явление, наиболее проявляющееся
в линии На. При возникновении вспышки обширные районы
в окрестности активной области на несколько минут значительно
увеличивают яркость, а затем постепенно (в течение нескольких
часов или менее) принимают обычную яркость. В соответствии
с занимаемой площадью, которая обычно тем больше, чем
больше солнечное пятно, вспышки делятся на классы 1, 2 или 3.
159

Вспышки класса 3 наиболее велики и продолжительны. Одно¬
временно со вспышкой эмиссия может возрастать сильнее, чем
в нормальной корональной линии над активной областью.
Температуры в короне над вспышкой часто достигают несколь¬
ких миллионов градусов, на что указывает появление эмиссион¬
ных линий таких высокоэнергетических ионов, как Са XV.
Вспышки иногда сопровождаются также активными независи¬
мыми протуберанцами переменного типа, при которых материя
извергается из хромосферы с огромными скоростями.
Солнечное излучение в радиодиапазоне с длинами волн от
1 см до 1 м также непостоянно. Обнаруживается изменение
интегрального радиоизлучения в течение солнечного цикла. На¬
блюдения указывают на наличие отдельных долгоживущих цент¬
ров излучения вблизи областей вспышек. Имеются и более ко¬
роткие периоды увеличения излучения, иногда называемые ра¬
диовспышками. Они часто связаны с хромосферными и коро-
нальными явлениями, такими, как солнечные вспышки, и так
как они сравнительно легко наблюдаются, то могут служить
удобными индикаторами солнечной активности.
4.5.2.	Электромагнитная энергия Солнца
Согласно Джонсону (Johnson, 1954), около 50% электро¬
магнитной энергии, получаемой от Солнца, приходится на длины
волн, большие, чем видимая область, около 40% —на видимую
область (4000—7000 А) и около 10% —на длины волн, которые
короче, чем видимая область. За некоторыми небольшими ис¬
ключениями, такими, как слабое поглощение озона в видимой
о
части и между 3000 и 3500 А, на верхнюю атмосферу непосред¬
ственно влияет лишь 1% полной энергии, приходящейся на
длины волн короче 3000 А. Так как верхняя атмосфера погло¬
щает всю эту энергию, то ни спектральное распределение, ни
интегральную величину энергии с длинами волн менее 3000
А нельзя наблюдать на поверхности Земли. Все это было пред¬
метом догадок, пока ракеты не смогли доставить приборы выше
поглощающих газов.
За 15 лет тщательных и трудных экспериментов получена
большая количественная информация об этом 1% солнечной
электромагнитной энергии. Особый интерес с геофизической
точки зрения представляет значение точных абсолютных вели¬
чин (и их вероятностей) солнечного потока на внешней границе
атмосферы для ультрафиолетовой и рентгеновской радиации.
Хотя эти достижения далеки от идеала, в течение последних
нескольких лет проделаны большие исследования. Обзор их
(за исключением исследований рентгеновской области) был дан
Тауси (Tousey, 1963).
160

При рассмотрении данных, полученных с ракет, следует
иметь в виду несколько источников погрешностей. Часть из
них состоит в наличии даже на высоких уровнях определенной
массы атмосферы, располагающейся выше достигнутых высот,
что может влиять на интенсивность потока в спектральных об¬
ластях сильного поглощения; результаты наблюдений (в опре¬
деленные моменты времени) могут изменяться с солнечным
циклом или при наличии активных областей. Кроме того, отме¬
тим трудность определения абсолютных величин при количе¬
ственных измерениях потока.
Детальное рассмотрение приборного оснащения не входит
в нашу задачу, но некоторые основные аспекты все же необхо¬
димо упомянуть. Обычно использовались ракеты Аэроби-Хи со
спектрографом, направленным на Солнце. Первая удовлетвори¬
тельная система слежения за Солнцем была разработана в Ко¬
лорадском университете (Stacey et al., 1954), и эта основная
система использовалась в дальнейшем. Испытывалось несколько
различных проектов спектрографов, но во всех в качестве дис¬
пергирующего элемента использовались решетки отражающего
типа. Проекты спектрографов постепенно улучшались в направ¬
лении получения лучшего разрешения и достижения наинизшего
предела наблюдений крайнего ультрафиолета. Например, Тауси
(Tousey, 1962) недавно сообщил о спектрографе, имеющем за¬
мечательное разрешение ниже 170 А. Спектрографы с нормаль¬
ным падением луча используются при более длинных волнах,
а спектрографы с наклонным падением луча обычно применя¬
ются для длин волн, меньших 1000 А. В большинстве экспери¬
ментов в качестве детектора использовалась фотопленка, по¬
этому применялись методы фотографической фотометрии. Ис¬
пользованный Хинтереггером (см., например, Hinteregger,
1961а) фотоэлектрический детектор с прямой телеметрией позво¬
лил улучшить абсолютные измерения, но это связано с меньшим
разрешением. В области рентгеновских лучей необходимо приме¬
нять счетчики фотонов, которые воспринимают энергию в спект¬
ральных интервалах, более широких в сравнении с разрешением,
получаемым для более длинных волн (см., например, Friedman,
1961а). Детальное рассмотрение приборной части содержится
в работах Фридмана (Friedman, 1960, 1961а), Тауси (Tousey,
1961, 1963), Ренсе (Rense, 1961) и Хинтереггера (Hinteregger,
1961а).
До 2085 А солнечный спектр качественно аналогичен види¬
мой части. Это — континуум с многочисленными фраунгоферо-
выми линиями. Ниже этой длины волны фраунгоферовы линии
слабеют и исчезают около 1550 А. Эмиссионные линии появля-
о
ются около 1900 А и становятся более важными относительно
континуума с уменьшением длин волн. Идентификация и относи¬
161

тельные интенсивности этих линий имеют самое большое значе¬
ние для астрофизиков (Wilson et al., 1954; Malitson et al., 1960;
Detwilier et al., 1961; Violett and Rense, 1959; Pagel, 1963). Мы
будем рассматривать здесь только величины потока, проинтегри¬
рованного по спектральным интервалам.
Джонсон (Johnson, 1954) и Детвилер и др. (Detwilier et al.,
1961) обобщили работы Морской исследовательской лаборато¬
рии по солнечным потокам с длинами волн вплоть до 850 А.
Более ранние обобщения простирались до 2200 А. В табл. 4.3
приводятся результаты для спектральных интервалов шириной
50 А. Как отмечалось выше, такое «сглаживание» затемняет
многие детали спектра. К тому же существуют некоторые не¬
определенности в абсолютной шкале измерений, особенно ниже
2000 А, причем они возрастают по мере уменьшения длины волны.
Таблица 4.3
Поток солнечной энергии на внешней границе атмосферы 1
X
F
X
F
X
F
X
F
О
эрг/см- - сек. X
о
А
эрг/см2 - сек.X
о
А
эрг/см2 - сек. X
о
д
эрг/см2 - сек. X
А
Х50А
А
Х50А
А
Х50А
А
Х50А
3000
3050
1900
41
2450
390
1350
0,26
2950
3150
1850
28
2400
340
1300
0,18
2900
2600
1800
19
2350
320
1250
0,15
2850
1700
1750
12
2300
360
1200
5,7
2800
1200
1700
8,2
2250
350
1150
0,08
2750
1100
1650
5,0
2200
310
1100
0,05
2700
1250
1600
3,2
2150
240
1050
0,10
2650
1000
1550
1,7
2100
145
1000
0,18
2600
700
1500
0,95
2050
90
950
0,15
2550
560
1450
0,50
2000
70
900
0,25
2500
380
1400
0,26
1950
55
850
0,11
1 Даны интегральные величины (включая линии и континуумы) по ин-
о
тервалам 50 А, центрированным около определенной линии. Для длин волн
о	о
выше 2600 А, по Джонсону (Johnson, 1964); для длин волн ниже 2600 А,
по Детвилеру и др. (Detwilier et al., 1961).
Полученные и представленные в табл. 4.3 потоки для ин¬
тервала 2600—2100 А соответствуют эквивалентной темпера¬
туре черного тела 5000° К, и эта температура постепенно сни¬
жается, достигая 4700° К около 1400 А. Напротив, при смеще¬
нии от 1400 А к более коротким длинам волн эквивалентная
температура черного тела постепенно возрастает, достигая
6000° К в континууме Лаймана, где длины волн короче 912 А.
162

На эту картину накладывается большая величина энергии в ли¬
нии Лаймана а при 1216 А, как это показано на рис. 4.13.
Для сравнения здесь представлены и кривые излучения черного
тела при различных температурах.
Ниже 1300 А основной особеностью солнечного спектра яв¬
ляется наличие линии Лаймана а водорода при 1216 А. Линия
Лаймана а впервые была сфотографирована в 1952 г. (Rense,
1953). С тех пор она изучалась несколькими методами. В Мор¬
ской исследовательской лаборатории (Purcell and Tousey, 1960)
Рис. 4.13. Солнечный поток (в градусах Кельвина)
на внешней границе атмосферы, выведенный по
ракетным измерениям (по Джонсону, 1954; Детви-
леру и др., 1961)
получили спектрограмму этой линии шириной около 1 А с вы¬
соким разрешением и четким центральным поглощением, по-
видимому, обусловленным водородом на внешней границе зем¬
ной атмосферы. Солнечный диск фотографировался в спектраль¬
ной области линии Лаймана a (Purcell et al., 1960), и обнару¬
жено увеличение излучения вблизи вспышек.
Поток энергии в линии Лаймана а намного больше, чем
в окружающих областях спектра. Он определяет большую ве¬
личину энергии, указанную в табл. 4.3 для области 1175—1224А.
Эти измерения были описаны Фридманом (Friedman, 1960, 1961).
Измерения с помощью ионизационной камеры, проведенные в по¬
следнее время, дают величины энергии, лежащие между 5 и
6эрг/см2-сек. Предшествующие измерения другими приборами,
проведенные в 1950—1955 гг., дали более низкие значения, по¬
рядка 0,1 эрг/см2-сек. Согласно Фридману, последние измерения
более реальны, в то время как ранние измерения скорее свя¬
заны с неточностями эксперимента, чем с различием цикла
163

солнечной активности. Изменение излучения в линии Лаймана а
во время солнечных вспышек рассматривается в дальнейшем.
Таблица 4.4
Поток солнечной энергии на внешней границе атмосферы 1
X или Xj—Хл,
О
А
F
_ 2
10 ~ эрг/сма-сек.
Замечания
1025,7
5
Лайман р линия Н
1000—1027
3
Ионизация 02 ниже 1027 А
989,9
1
N III линия
977,8
6
С III линия
972,5
2
Лайман 7 линия Н
949,7
1
Лайман о линия Н
911—1000
8
Ионизация О,и континуум Лайман
ниже 911 А
850»—911
22
Ионизация N ниже 850А
796—850
6
Ионизация N3 ниже 79бА
700—796
13
—
600^700
15
—
584,3
10
Резонансная линия Не I
500—600
11
—
400—500
11
—
303,8
28
Резонансная линия (Лайман а)
Не II
300—400
17
—
230—300
24
—
170—230
33
—
110—170
7
1 Даны величины для определенных линий X или интеграль¬
ные величины в интервале Xt—Х2, включающем континуумы и
все линии.
Таблица 4.4, подготовленная Ватанабе и Хинтереггером (Wa-
tanabe and Hinteregger, 1962), дает некоторые предваритель¬
ные данные для солнечного потока в крайнем ультрафиолете
(см. также Hinteregger, 19616). В области длин волн короче
850А они основаны на малом числе данных и нуждаются в кор¬
рекции.
В ряде случаев (Byram et al., 1956; Friedman, 1960; Kreplin,
1961)	с помощью фотонных счетчиков и ионизационных камер
сделаны измерения в различных спектральных участках рент¬
геновских лучей. Использованные приборы были чувствительны
к различным областям спектра, как-то 0—8, 8—20, 44—60,
44—100А. Даже для этих ограниченных полос имеющиеся ре¬
зультаты сильно зависят от длины волны, так что для пересчета
этих измерений в величины эрг/см2-сек. нужно знать или допу¬
стить зависимость падающего излучения от длины волны. Эти
данные обычно используются при допущении, что спектральное
164

распределение солнечной энергии в рентгеновской области со¬
ответствует температурам серого тела в интервале (0,5-f-2,0) X
хю6°к.
Результаты ракетных измерений согласуются со следующей
картиной распределения спектра рентгеновских лучей. «Нор¬
мальный» спектр по форме похож на кривую черного тела, со¬
ответствующую температурам в интервале (0,5-М,0) • 106° К, но
с более низким испусканием 1. Вычисленная полная энергия
этого излучения может изменяться от 0,1 до 1 эрг/см2-сек. Для
указанного распределения следует ожидать очень малую энер¬
гию в области ниже 20 А, и действительно в некоторых случаях
наблюдаемая энергия была очень малой. Область ниже 20 А,
однако, оказывается сильно переменной. Креплин (Kreplin,
1961) заключил из имеющихся данных, что с 1953 до 1959 г. на¬
блюдалось возрастание в 650 раз энергии в области ниже 8 А,
о	о
в 60 раз в полосе 8—20 А и в 7 раз в полосе 44—60А. Это изме¬
нение от солнечного минимума к солнечному максимуму суще¬
ствует не только в полной энергии, но также и в усилении же¬
сткой части спектра.
В Морской исследовательской лаборатории при измерениях
рентгеновского излучения во время солнечных вспышек (Fried¬
man, 1959; Kreplin, 1961) было обнаружено несомненное воз¬
растание излучения рентгеновских лучей в это время. Ракетные
наблюдения указывают, в частности, на большое возрастание
излучения в спектральной области короче 8 А ; эта же область
исследовалась ранее посредством рентгеновского фотометра,
установленного на спутнике NRL SR-1 в 1960 г. (Kreplin et al.,
1962). Выводы относительно потока рентгеновских лучей таковы:
«Во-первых, мы можем сказать, что Солнце обычно не излу¬
чает в спектральной области короче 8 А такой поток, величина
которого находилась бы выше предела точности измерений,
а именно энергию 0,6• 10—3 эрг/см2-сек. при температуре 2*106°1С
Во-вторых, в то время когда солнечный поток с длинами волн
0—8А превышал 0,6* 10—3 эрг/см2-сек., на Солнце было видно
одно из наиболее выраженных извержений, хотя измеряемый
в течение не менее суток поток был, как представлялось, связан
только с общим высоким уровнем активности. В-третьих, когда
поток в полосе 0—8 А превышал 2-10~3 эрг/см2-сек., отмечались
1 Ученые Морской исследовательской лаборатории получили спектр
о
до 14 А. Они показли, что спектр рентгеновских солнечных лучей характе¬
ризуется излучением линий при малом вкладе излучения континуума. Неко-
О
торые предварительные результаты о спектре до 33 А опубликованы
в ж. «Небо и телескопы», № 27, апрель 1964,	1—4. Автор признателен
Д-ру Р. В. Креплину из Морской исследовательской лаборатории, обратив¬
шему его внимание на эти результаты.
165

ионосферные бури на Земле. В-четвертых, изменения в излуче¬
нии рентгеновских лучей продолжалось около 1 мин.»
В другом интересном эксперименте с рентгеновскими лу¬
чами Морская исследовательская лаборатория получила изобра¬
жение Солнца в этих лучах 19 апреля 1960 г. (Blake et al.,
1963). Было установлено, что по крайней мере 75% рентгенов¬
ского излучения возникает в нижней короне в областях выше
кальциевых. Эти области хорошо коррелируют с областями де¬
циметрового радиоизлучения.
В ряде экспериментов (ракеты й спутники) поток рентге¬
новских лучей измерялся в течение периодов солнечной актив¬
ности, причем была определена изменчивость излучения в ли¬
нии Лаймана а. Иногда, сверх ожидания, каких-либо изменений
не было замечено. Креплин и др. (Kreplin et al., 1962) на этом
основании сделали следующее заключение.
«В-пятых, полное изменение излучения в линии Лаймана а,
сопровождающееся определенными солнечными явлениями, со¬
ставляет малую часть среднего излучения в области Лаймана а
со всего солнечного диска; поэтому сильные изменения в солнеч¬
ном Лаймане а геофизически несущественны.»
4.6.	ПОГЛОЩЕНИЕ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ
Ультрафиолетовая энергия, поглощаемая в верхней атмо¬
сфере, вызывает электронные переходы и иногда диссоциацию
или ионизацию. Вероятности переходов для различных возмож¬
ных изменений определяют «сильное» или «слабое» поглощение,
что показывает, исчерпывается ли энергия после прохождения
относительно тонкого слоя верхней атмосферы или только после
проникновения до более низких уровней. Хотя в отдельных слу¬
чаях можно вычислить вероятности переходов с помощью кван¬
товой теории, степень поглощения обычно выражается через
определяемые эмпирически коэффициенты поглощения.
Выражение для оптической толщины J kpds, разумеется, без¬
размерно. Однако интегральная масса поглощающего матери¬
ала jprfs, а следовательно, и коэффициент поглощения k выра¬
жаются в различных единицах. Двумя наиболее часто употреб¬
ляемыми единицами являются: а) число молекул поглощающего
газа и б) интегральная масса в сантиметрах NTP или1 просто
в сантиметрах.
1 Единица 1 см NTP представляет слой единичного сечения высотой 1 см
при нормальных температуре и давлении, содержащий массу, эквивалентную
J pds. За нормальные температуру и давление принимаются 0° С и 1013 мб.
Эта единица иногда записывается 1 см STP, «атм-см» или «см-атм», а иногда
просто «см».
166

а)	Число молекул поглощающего газа в единице объема п
связано с плотностью поглощающего газа
где N — число Авогадро и т — вес грамм-молекулы. Когда
количество поглощающего газа выражается через /г, то целе¬
сообразно записывать оптическую толщину как J ends, где
а — поперечное сечение поглощения, имеющее размерность пло¬
щади; обычно а выражается в см2, п—в см-3 и 5— в санти¬
метрах.
Иногда это записывают как (a ns), так как п часто не зави¬
сит от s, особенно при лабораторных исследованиях. В верхней
атмосфере это, как правило, несправедливо, и даже а иногда
зависит от 5 (например, если оно зависит от давления), так что
выражение J ends является более точным.
б)	Когда интегральная масса поглощающего вещества вы¬
ражается в сантиметрах NTP, то нередко для j рds используется
символ и. Тогда оптическая толщина равна ku (если k не зави¬
сит от s), где k — коэффициент поглощения в (см NTP)-1, и —
интегральная масса в сантиметрах NTP. Поперечное сечение
поглощения связано с k, выраженным в этих единицах, форму¬
лой k = an0, где п0 — число Лошмидта (2,687-1019 частиц/см3
в NTP) и и= (l/n0) J nds. Мы будем использовать как те,
так и другие единицы.
4.6.1.	Поглощение атомарным азотом и атомарным кислородом
Несмотря на недостаточное количество атомарного азота
для поглощения в верхней атмосфере, нет сомнений в том, что
он играет существенную роль в поглощении солнечной радиа¬
ции в термосфере. К сожалению, практически нет эксперимен¬
тальных данных о коэффициентах поглощения рассматривае¬
мых газов. Тем не менее ясно, что для О отсутствует континуум
поглощения выше 911 А, соответственно первому ионизацион¬
ному пределу 13,61 эв, и для N — выше 852 А, соответственно
первому ионизационному пределу 14,54 эв. Коэффициенты по¬
глощения для обоих атомов вычислены для коротких длин волн
Бейтсом и Ситоном (Bates and Seaton, 1949) и Дальгарно и
Паркинсоном (Dalgarno and Parkinson, 1960). Результаты по¬
следнего представлены на рис. 4.14.
Для линий поглощения больших длин волн информация от¬
сутствует. Однако разрешенному переходу 2рА гР 2pzM3D°
167

кислорода (см. рис. 4.5) довольно близко соответствует линия
Лаймана (3 в солнечном спектре, которая может играть важную
роль (Kato, 1954).
Рис. 4.14. Поперечные сечения фотоионизации для О (а) и
N (б), по вычислениям Дальгарно и Паркинсона (I960)
4.6.2.	Поглощение молекулярным азотом
Для молекулы азота не наблюдался диссоциативный кон¬
тинуум и отсутствует ионизационный континуум при длине
о
волны более 796 А, соответствующей первому ионизационному
потенциалу 15,58 эв. Никакого поглощения не наблюдалось
о
выше 1450 А — длины волны полосы (0—0) с запрещенным
переходом гПе X(см. рис. 4.7). Эта система полос, со¬
держащая полосы Лаймана — Бирга — Хопфильда, наблюда-
о
ется в спектре поглощения короче 1120 А и состоит из 14 (Та-
о
пака, 1955) более тонких полос [меньше 5 А, согласно Ватанабе
и др. (Watanabe et al., 1953)], для получения которых требу¬
ется высокое разрешение. Согласно уже цитированным авторам,
максимум поперечного сечения поглощения (который распола¬
гается в полосе 2—0) равен 4• 10~21 см2 (коэффициент 0,11 см
NTP-1), хотя Ватанабе (Watanabe, 1958) приводит величину
7-10-21 см2 по более новым измерениям. Между полосами, со¬
гласно Ватанабе и др. (Watanabe et al., 1953), максимальная
величина поперечного сечения поглощения равна ЗЛО-22 см2
(коэффициент около 0,01 см NTP-1). Верхний предел для Лай¬
мана а, согласно Дитчборну и др. (Ditchburnet et al., 1954),
даже ниже 6-10-23 см2.
Между наиболее короткими длинами волн полосы Лаймана —
Бирга — Хопфильда и ионизационным континуумом спектр
азота содержит различные другие узкие полосы (полосы Танака,
полосы Уорли) и серии Ридберга, переходящие к первому иони¬
зационному континууму. Этот спектр чрезвычайно сложен, а ко-
168

эффициенты поглощения в высшей степени переменны и плохо
известны. Согласно Ватанабе и Мармо (Watanabe and Marmo,
1956), поперечные сечения поглощения в интервале длин волн
между 850 и 1000 А изменяются от 3 -10—17 до 3 -10—20 см2. Они,,
возможно, меньше в «атмосферных окнах».
Рис. 4.15. Полусхематическое представ¬
ление поглощения N2
/ — максимальная величина в полосах; 2 —
максимальная величина между полосами
о	о
В ионизационном континууме короче 796 А вплоть до 200 А,,
согласно Вейсслеру и др. (Weissler et al., 1952), Куртису (Cur¬
tis, 1954) и Астойну и Гранье (Astoin and Granier, 1957), попе¬
речные сечения поглощения близки к 10~17 см2. Огава и Танака
(Ogawa and Tanaka, 1962) исследовали несколько серий Рид-
о
берга в области от 1000 до 600 А, но поперечных сечений погло¬
щения не получили.
Эти данные суммированы на рис. 4.15, который является
схематическим и не предназначен для извлечения количествен¬
ных данных.
4.6.3.	Поглощение молекулярным кислородом
Ультрафиолетовый спектр поглощения О2 широко исследо¬
вался в лаборатории и хорошо известен. На рис. 4.16 грубо по¬
казано изменение поперечного сечения поглощения с длиной
волны. (В масштабе рис. 4.16 невозможно показать детали в по¬
лосах поглощения; как и рис. 4.15, он предназначен для ил¬
люстрации, но не может служить источником количественных
данных.)
о
Очень слабое поглощение длин волн примерно более 2000 А
прежде всего обусловлено запрещенным переходом от основ¬
ного состояния 327 к (см. рис. 4.8). Первый диссоциатив-
169

ный предел 02, приводящий к двум 3Р атомам, располагается
о
при 5,515 эв или 2423 А, согласно Бриксу и Герцбергу (Brix
and Herzberg, 1954). Колебательные полосы, приводящие
к этому пределу, подробно обсуждались Герцбергом (Herzberg,
1952), но их интенсивность настолько мала, что количествен¬
ные значения коэффициента поглощения не удалось получить.
Поглощением кислорода в этой области спектра поэтому
Рис. 4.16. Схематическое представление поглощения 02
1 — области непрерывного поглощения; 2 — максимум и мини¬
мум в спектральных областях, где важны полосы. В конти¬
нууме Герцберга, где поперечное сечение поглощения зависит
от давления, кривая относится к атмосферному давлению
можно пренебречь по сравнению с поглощением озона (см.
ниже). Герцберг (Herzberg, 1953) описал систему полос, пере¬
ходящую в диссоциативный предел, но связанную с перехо¬
дами от основного состояния к 3Д„ и •
о
В континууме Герцберга короче 2423 А поглощение также
очень мало. Некоторые измерения были проделаны в воздухе
(Buisson et al., 1933; Cotz and Maier-Leibnitz, 1933). Недавно
Дитчборн и Юнг (Ditchburn and Young, 1962) исследовали по¬
перечное сечение поглощения для этой спектральной области
в лаборатории. Они нашли, что поперечные сечения (при ат-
о
мосферном давлении) изменяются от 1,4-10-24 см2 при 2500 А
о
до 2,64-10“23 при 2000 А. Они также проверили зависимость а
от давления, впервые предложенную Гийлперном (Heilpern,
о
1941) по измерениям только на одной длине волны (2144А).
Кривая рис. 4.16 построена по результатам Дитчборна и Юнга
при атмосферном давлении.
170

Система полос Шумана — Рунге, обусловленная переходом
, начинается с полосы (0—0) при 2026 А и закан-
* ’	о
чивается у второго диссоциативного континуума около 1750 А.
Эти полосы широко изучались рядом исследователей, например
Ватанабе и др. (Watanabe et. al., 1953), Уилкинсоном и Милли-
кеном (Wilkinson and Mulliken, 1957). Для исследований
в этом интервале требуется большая дисперсия, так как коэф¬
фициент поглощения сильно меняется с длиной волны. На
рис. 4.16 даны приблизительно верхний и нижний пределы мак¬
симума и минимума полос в этой области. Карроль (Carroll,
1959) предположил предиссоциацию в полосе (4—0) этой си¬
стемы, а Уилкинсон и Милликен (Wilkinson and Mulliken,
1957)	указали на предиссоциацию в полосе (12—0)	(1790—
о
1800 А) с квантовым состоянием 3Пи, вблизи которого потен¬
циальная кривая пересекается с состоянием 32й- ®ни нашли
также указание на то, что ниже полос Шумана — Рунге рас¬
полагается слабый континуум, вероятно обусловленный прямым
переходом 3ПИ <— Ar32~ приводящим к двум атомам.
°	о
Континуум Шумана — Рунге от 1250 до 1750 А включает
в себя диссоциацию на один 3Р и один lD атомы. Измерения
Ладенбурга и Ван Вуриса (Ladenburg and Van Voorhis, 1933)
с одной стороны, Ватанабе и др. (Watanabe et al., 1953), с дру¬
гой, различаются на 25% Для тех же длин волн с максималь-
о
ной величиной сечения вблизи 1450 А примерно 10-17 см2.
Поглощение более коротких длин волн рассматривалось Ва¬
танабе и Мармо (Watanabe and Marmo, 1956). Ли (Lee, 1955)
и Абудом и др. (Aboud et al., 1955). Некоторое несоответствие
между измеренными ими результатами видно из рис. 4.16, взя-
о
того из обзора Ватанабе (Watanabe, 1958). Ниже 1000 А коэф¬
фициент поглощения сильно меняется с длиной волны, причем
различные полосы (большинство из которых плохо известны
в понятиях молекулярных энергетических состояний) наклады¬
ваются на слабый диссоциативный континуум. Первый иониза-
о
ционный потенциал 02 близок к 1026 А, но это приводит к от¬
носительно слабому континууму, который, согласно Ли (Lee,
1955), имеет максимум поперечного сечения около 4* 10-18 см2
о	о
при 920 А. Выше этого континуума и ниже 800 А располагаются
сильные полосы, но большей частью полосы Ридберга, сходя-
о
щиеся к ионизационным континуумам около 771, 736 и 682 А.
о
Полосы поглощения между 900 и 1000 А, согласно Ватанабе и
Мармо (Watanabe and Marmo, 1954), приводят к преионизации.
Для длин волн короче 682 А, в основном ионизационном конти¬
нууме, наблюдается сильное увеличение поглощения, хотя
171

CM
имеются большие разногласия насчет точных величин коэффи-
о
циента поглощения. От 400 до 100 А коэффициент поглощения
заметно уменьшается (Aboud et al., 1955).
Очень большой интерес представляет величина коэффици¬
ента поглощения для линии Лаймана а при 1216 А, в связи
,	с	чем	эта спектральная об¬
ласть интенсивно исследова¬
лась. Оказалось, что рас¬
сматриваемая длина волны
почти точно соответствует
«атмосферному окну» в спек¬
тре поглощения, что иллю¬
стрируется рис. 4.17, по¬
строенным по Ватанабе (Wa-
tanabe, 1958). Результаты
Ватанабе хорошо согласу¬
ются с более ранними изме¬
рениями Престона (Preston,
1940). Такое малое поглоще¬
ние на длине волны силь¬
ного солнечного излучения
означает, что молекулярный
кислород не представляет
собой преграды для про¬
се в мезосферу. Мы гово-
также прозрачны для этой
Рис. 4.17.
глощения
Поперечное сечение по-
02 вблизи Лаймана а
(по Ватанабе, 1958)
никновения радиации Лаймана
рили раньше, что N, О и N2
важной длины волны. Очевидно, что в определенных частях
спектра коэффициент поглощения зависит от давления п закон
Бэра не выполняется. Герцберг (Herzberg, 1952) уточнил это
для ряда полос, что уже упоминалось нами при описании кон¬
тинуума Герцберга. Ватанабе и др. (Watanabe et al., 1953) ука¬
зали на очевидное влияние давления для полос Шумана —
Рунге. С другой стороны, согласно Шнейдеру (Schneider, 1937)
и Ватанабе и др. (Watanabe et al., 1953), влияние давления не¬
существенно в континууме Шумана — Рунге. Эффекты давле¬
ния в большинстве случаев плохо определяются на основе
измерений, в частности, при давлениях, имеющих место в
верхней атмосфере, и являются источником сомнений при
приложении лабораторных результатов к атмосферным усло¬
виям.
4.6.4.	Поглощение озоном
Из основных составных частей верхней атмосферы, рассмот¬
ренных выше, только молекулярный кислород (и то очень слабо)
поглощает в интервале длин волн между 2000 и 3000А. Эта
172

часть солнечного спектра поглощается главным образом незна¬
чительными количествами озона в верхней стратосфере и мезо¬
сфере. Мы рассмотрим здесь спектр поглощения озона, оставив
вопросы образования и вертикального распределения озона до
главы 5.
Спектр поглощения озона неоднократно исследовался в ла¬
боратории. Ранние работы в этой области были выполнены
Крейгом (Craig, 1950). Позднее были получены более полные
Рис. 4.18. Спектр поглощения 02. Вблизи
2600 А структура полос сглажена
данные. В частности, измерения Вигру (Vigroux, 1953) между
2300 и 3400 А и Инна и Танака (Inn and Tanaka, 1953) между
о
2000 и 3500 А дали коэффициенты поглощения существенно
меньшие, чем те, которые принимались ранее. Кроме того, Та¬
нака и др. (Tanaka et al., 1953) исследовали область 1050—
о
2200 А, о которой вообще не было информации.
Рисунок 4.18 иллюстрирует имеющиеся данные. Область
о
Хартли от 2000 до 3000 А наиболее важна в тепловом бюджете
верхней атмосферы. Слоя озона толщиной не более 10-1 см
NTP достаточно для полного поглощения соответствующего
участка спектра солнечной радиации в верхней атмосфере. В по-
о
лосах Хиггинса (более 3000 А) атмосфера полупрозрачна. (Это
произвольное различие между «непрозрачной» и «полупрозрач¬
173

ной» атмосферой зависит от зенитного угла Солнца и количе¬
ства озона.) Неожиданно большие коэффициенты поглощения
о
для волн короче 2000 А, определенные Танака и др. (Tanaka et
al., 1953), не имеют значения, поскольку приходящая солнечная
энергия поглощается 02 на уровнях выше тех, где озон имеется
в значительном количестве. Возможное исключение из этого
утверждения составляет длина волны Лаймана а, в поглощении
которой озон может играть важную роль, если он имеется в до¬
статочных количествах на достаточно высоких уровнях.
4.6.5. Поглощение другими составными частями
Поперечные сечения поглощения ряда других незначитель¬
ных составных частей верхней атмосферы, таких как NO, N20,
Н20 и С02, рассматривались Ватанабе (Watanabe, 1958). Ввиду
того что эти газы либо находятся в слишком малом количестве,
либо диссоциируют на высоких уровнях, они поглощают отно¬
сительно мало энергии. Тем не менее некоторые из них могут
играть важную роль в верхней атмосфере, несмотря на низкие
концентрации. Например, N0 имеет низкий ионизационный по¬
тенциал и может заметно влиять на образование слоя D ионо¬
сферы, так как он поглощает наиболее сильно в линии Лай¬
мана а.
4.6.6. Высоты и величины поглощенной энергии
Основным источником энергии для стратосферы является по¬
глощение озоном в полосе Хартли для верхней стратосферы и
полосах Хеггинса для нижней стратосферы. Если по порядку
величин вся солнечная энергия в интервале длин волн 2000—
о
3000 А поглощается озоном на высоте 30—50 км, то в таком
случае, согласно данным табл. 4.3, около 1,8 • 104 эрг поглоща¬
ется в каждом столбе с площадью основания 1 см2 в направле¬
нии солнечного потока между указанными предельными высо¬
тами. Это число необходимо для сравнения с намного мень¬
шими величинами энергии, поступающими в верхние слои атмо¬
сферы на более коротких длинах волн.
Уточненные значения поглощенной энергии в функции зе¬
нитного угла Солнца и вертикального распределения озона
можно получить с помощью рис. 4.19. Эта диаграмма, впервые
предложенная Крейгом (Craig, 1951), в качестве ординаты
имеет интегральную массу и озона выше уровня г, на котором
вычисляется поглощение (и равно вертикальной длине, помно¬
женной на секанс солнечного зенитного угла, для значений,
меньших 90°). Абсциссой является qjn, где q — энергия, погло¬
174

щенная в единице объема в единицу времени, и п — плотность
озона (выраженная в этом случае в сантиметрах NTP на 1 см
длины вертикального столба единичного сечения). Кривая на
рис. 4.19 основана на неопубликованных расчетах П. Р. Стик-
селя во Флоридском университете, где использованы коэффи¬
циенты поглощения Вигру (Vigroux, 1953) и Танака и др. (Ta¬
naka et al., 1953) (см. подпараграф 4.6.4 и рис. 4.18), а также
солнечные данные Джонсона (Jonson, 1954). Поэтому она не¬
сколько отличается (но не более чем на 15% в величинах q/n)
от кривой, первоначально данной Крейгом (Craig, 1951).-Стоит
отметить, что истинное нагре¬
вание верхней стратосферы
включает также некоторое по¬
глощение молекулярным кис¬
лородом в континууме Герц-
берга, но оно дает малый теп¬
ловой эффект (хотя это погло¬
щение и существенно для обра¬
зования озона, см. главу 5).
Прессман (Pressman, 1955)
и Маргетройд (Murgatroyd,
1957) вычислили скорости на¬
гревания в верхней стратосфе¬
ре для определенного распре¬
деления озона и для различных
широт и сезонов, принимая во
внимание соответствующие из¬
менения солнечного зенитного
угла и продолжительность ин¬
соляции. Хотя их результаты
в деталях различаются, оба они нашли заметные тепловые ис¬
точники с максимальной скоростью' нагревания до 15° С в сутки
вблизи летнего полюса тепла между 45 и 50 км. В равноден¬
ствие этот максимум меньше и сдвигается в низкие широты.
(Максимум скорости нагревания располагается на большей вы¬
соте, чем максимум скорости поглощения энергии, поскольку
плотность воздуха быстро убывает с высотой.)
В противоположность этому мезосфера поглощает очень
мало солнечной радиации. Поглощение заметно только в неко¬
торых полосах Шумана — Рунге, в интервале длин волн от
о
1750 до 1950 А, в определенной части радиации Лаймана а и
рентгеновской. По порядку величины поглощенная энергия со¬
ставляет около 102 эрг/см2-сек. на 1 см2 столба в направлении
солнечного потока. Согласно расчетам Маргетройда, скорость
нагревания резко убывает с высотой во всей мезосфере и на вы¬
соте 70 км составляет всего несколько градусов в сутки даже
Для летнего полюса тепла.
и см NTP
Рис. 4.19. Поглощение озона в функ
ции длины пути
175

Вся энергия с длинами волн короче 1750 А (за исключе¬
нием упомянутых выше) поглощается в термосфере. Она до¬
стигает примерно 30 эрг/см2-сек. для нормального падения, при¬
чем большая часть ее поглощается молекулярным кислородом
в континууме Шумана — Рунге. Величина этой поглощенной
энергии зависит от вертикального распределения 02, но должна
быть наибольшей в области 100—125 км. Важно заметить, од¬
нако, что в термосфере высота, на которой поглощается энер¬
гия, в общем не соответствует той высоте, где она превращается
в тепловую энергию. Относительно поглощения в £-слое !, Николе
(Nicolet, 1961) пришел к выводу, что большая часть энергии
переносится вниз в химической форме путем диффузии диссо¬
циированных атомов кислорода, которые в основном рекомби¬
нируют на уровнях ниже 100 км (см. главу 7).
Вертикальное распределение поглощения энергии в не-
о
сколько эргов на 1 см2 за секунду для длин волн короче 1000 А
имеет решающее значение в теориях образования ионосферы
и структуры термосферы. Оно определяется с большим трудом.
Поперечные сечения поглощения для атмосферных газов мало
известны, а вертикальное распределение этих газов выше 100 км
все еще не изучено. Согласно Хинтереггеру и Ватанабе (Hin-
teregger and Watanabe, 1962), на длинах волн между 1027 и
о
911 А энергия проникает до высот 100—120 км. Более корот¬
кие длины волн и мягкие рентгеновские лучи дают вклад в пол¬
ное поглощение, который относительно постоянен с высотой до
160—200 км. Выше поглощение уменьшается.
ЛИТЕРАТУРА
Aboud A. A. et al. 1955. Oxygen gas continuous absorption in the extreme
ultraviolet. /. Opt. Soc. Amer. 45, 767—768.
As to in N. and Granier J. 1957. Sur le spectre d’absorption de l’azote
dans l’ultraviolet extreme. Comptes Rendus Acad. Sci. Paris 244, 1350—
1353.
Athay R. G. and Warwick C. S. 1961. Indices of solar activity. Advances
in Geoph. 8, 1—83.
Bates D. R. and Seaton M. J. 1949. The quantal theory of continuous
absorption of radiation by various atoms in their ground states. II. Further
calculations on oxyden, nitrogen and carbon. Mon. Not. Roy. Ast. Soc. 109,
698—704.
В 1 a k e R. L. et al. 1963. Interpretation of X-ray photograph of the sun. Ap. /•
137, 3—15.
Brix P. and Herzberg G. 1954. Fine structure of the Schumann—Runge
bands near the convergence limit and the dissociation energy of the oxy¬
gen molecule. Canad. J. Phys. 32, 110—135.
1 См. введение к параграфу 9.2, где рассматривается ионосферная но¬
менклатура.
176

Buisson H., Jausseran G. and Rouard	P.	1933.	La	transparence
de la basse atmosphere. Rev. Opt. 12, 70—80.
В у ram E. Т., С h u b b T. A. and Friedman	H.	1956.	The	solar X-ray
spectrum and the density of the upper atmosphere. J.	Geoph. Res. 61,
251—263.
Carroll P. K. 1959. Predissociation in the Schumann-Runge bands of oxy-
den. Ap. J. 129, 794—800.
Chandrasekhar S. 1950. Radiative Transfer. Oxford Univ. Press, (Cla¬
rendon), London and New York. (Reprinted, 1960, Dover, New York.)
Chapman S. 1931a. The absorption and dissociative or ionizing effect of
monochromatic radiation in an atmosphere on a rotating earth. Proc. Phys.
Soc. 43, 26—45.
Chapman S. 19316. The absorption and dissociative or ionizing-effect of
monochromatic radiation in an atmosphere on a rotating earth. II. Grazing
incidence. Proc. Phys. Soc. 43, 483—501.
Chapman S. 1939. The atmospheric height distribution of band-absorbed
solar radiation. Proc. Phys. Soc. 51, 93—109.
Chapman S. 1951. Photochemical processes in the upper atmosphere and
resultant composition. In «Compendium of Meteorology» (T. F. Malone,
ed.), pp. 262—274. American Meteorological Society, Boston, Massachusetts.
Condon E. U. and Shortley G. H. 1951. The Theory of Atomic Spectra.
Cambridge Univ. Press, London and New York.
Craig R. A. 1950. The observations and photochemistry of atmospheric
ozone and their meteorological significance. Meteor. Monogr. 1, No. 2,
1—50.
Craig R. A. 1951. Radiative temperature changes in the ozone layer. In
«Compendium of Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 292—302. American
Meteorological Society, Boston, Massachusetts.
Curtis J. P. 1954. Absorption coefficients of air and nitrogen for the extreme
ultraviolet. Phys. Rev. 94, 908—910.
Dalgarno A. and Parkison D. 1960. Photoionization of atomic oxyden
and atomic nitrogen. I. Atmos. Terr. Phys. 18, 335—337.
Detwiler C. R. et al. 1961. The intensity distribution in the ultraviolet solar
spectrum. Ann. Geoph. 17, 263—272.
Ditchburn R. W. and Young P. A. 1962. The absorption of molecular
oxyden between 1850 and 2500 A. J. Atmos. Terr. Phys. 24, 127—139.
Ditchburn R. W. et al. 1954. Absorption cross-sections for Lyman & and
neighboring lines. In «Rocket Exploration of the Upper Atmosphere»
(R. L. F. Boyd and M. J. Seaton, e,ds.), pp. 327—334. Pergamon Press.
New York.
Elsasser W. М., 1960. Atmospheric radiation tables. Meteor. Monogr., 4,
No. 23, 1—43.
Friedman H. 1959. Rocket observations of the ionosphere. Proc. Inst. Rad.
Eng. 47, 272—280.
Friedman H. 1960. The sun’s ionizing radiations. In «Physics of the Upper
Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 133—218. Academic Press, New
York.
Friedman H. 1961a. X-ray and ultraviolet radiation measurements from
rockets. In «Space Astrophysics» (W. Liller, ed.), pp. 107—120. McGraw-
Hill, New York.
Friedman H. 19616. Lyman-a radiation. Ann. Geoph. 17, 245—248.
Gledhill J. A. and Szendrei М. E. 1950. Theory of the production of
an ionized layer in a non-isothermal atmosphere neglecting the earth’s
curvature, and its application to experimental results. Proc. Phys. Soc.
B63, 427—445.
Gotz F. W. P. and Maier-Leibnitz H. 1933. Zur ultraviolett Absorp¬
tion bodennaher Luftschichten. Z. Geoph. 9, 253—260.
Heilpern W. 1941. Die Absorption des Lichtes durch Sauerstoff bei der
7 Заказ 2160
177

Wellenlange. * Л-2144 A Abhangigkeit vom Druck. Helv. Phys. Acta 14,
329—354.
Herzber g G. 1944. Atomic Spectra and Atomic Structure, 2nd ed. Dover,
New York.
Herzberg G. 1950. Molecular Spectra and Molecular Structure. I, Spectra
of Diatomic Molecules, 2nd ed. Van Nostrand, Princeton, New Jersey.
Herzberg G. 1952. Forbidden transitions in diatomic molecules. II,
The	absorption	bands	of	the oxyden molecule. Canad. J. Phys.
30, 185—210.
Herzberg G. 1953. Forbidden transitions in diatomic molecules. Ill, New
and 3Au-*-32g~ absorption bands of the oxygen molecule. Ca¬
nad. J. Phys. 31, 657—669.
Hinteregger H. E. 1961a. Telemetering monochromator measurements
of extreme ultraviolet radiation. In «Space Astrophysics» (W. Liller, ed.),
pp. 34—95. MvGraw-Hill, New York.
Hinteregger H. E. 19616. Preliminary data on solar extreme ultraviolet
radiation in the upper atmosphere. /. Geoph. Res. 66, 2367—2380.
Hinteregger H. E. and Watanabe K. 1962. Photoionization rates
in the E and F regions, 2. /. Geoph. Res. 67, 3373—3392.
Huschke R. E., ed. 1959. Glossary of Meteorology. American Meteorological
Society, Boston, Massachusetts.
Inn E. C. Y. and Tanaka Y. 1953. Absorption coefficient of ozone in the
ultraviolet and visible region. J. Opt. Soc. Amer. 43, 870—873.
Johnson F. S. 1954. The solar consntant. J. Meteor. 11, 431—439.
К a t о S. 1954. On the solar Lyman-beta radiation and the ionosphere. /. Geo¬
mag. Geoelect. Japan 4, 153—156.
Kreplin R. W. 1961. Solar X-rays. Ann. Geoph. 17, 151—161.
Kreplin R. W., Shubb T. A. and Friedman H. 1962. X-ray and Ly-
man-alpha emission from the sun as measured from the NRL SR-1 satel-'
lite. J. Geoph. Res. 67, 2231—2253.
Ladenburg R. and Van Voorhis С. C. 1933. The continuous absorp¬
tion of oxygen between 1750 and 1300 A and its bearing upon the dis¬
persion. Phys. Rev. 43, 315—321.
Lee P. 1955. Photodissociation and photoionization of oxygen (02) as infer¬
red from measured absorption coefficients. J. Opt. Soc. Amer. 45, 703—709.
Malitson H. H., Purcell J. D. and Tousey R. 1960. The solar spect¬
rum from 2635 to 2085 A. Ap. J. 132, 746—766.
M i t г a S. K- 1952. The Upper Atmosphere, 2nd ed. Asiatic Society, Calcutta.
Murgatroyd R. J. 1957. Winds and temperatures between 20 km and
100 km — a review. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 417—458.
Nicolet M. 1951. Effects of the atmospheric scale height gradient on the
variation of ionization and short wave absorption. J. Atmos. Terr. Phys. 1,
141 — 146.
Nicolet M. 1961. Structure of the thermosphere. Plan. Space Sci. 5, 1—32.
Nicolet M. and Bossy L. 1949. Sur l’absorption des ondes courtes dans
l’ionosphere. Ann. Geoph. 5, 275—292.
О g a w a M. and Tanaka Y. 1962. Rydberg absorption series of N2. Canad.
J. Phys. 40, 1593—1607.
Pa gel В. E. J. 1963. Ultraviolet emission from the sun. Plan. Space Sci. 11,
333—353.
Pressman J. 1955. Seasonal and latitudinal temperature changes in the
ozonosphere. /. Meteor. 12, 87—89.
Preston W. M. 1940. The origin of radio fade-outs and the absorption coef¬
ficient of gases for light of wavelength 1215. 7 A. Phys. Rev. 57, 887—894.
Purcell J. D. and Tousey R. 1960. The profile of solar hydrogen-Ly-
man-a. /. Geoph. Res. 65, 370—372.
Purcell J. D., Packer D. M. and Tousey R. 1960. Photographing
the sun in Lyman Alpha. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl, ed.),
pp. 594—598. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
178

Rense W. A. 1953. Intensity of Lyman-alpha line in the solar spectrum.
Phys. Rev. 91, 299—302.
Rense W. A. 1961. Solar ultraviolet research. In «Space Astrophysics»
(W. Liller, ed.), pp. 17—33. McGraw-Hill, New York.
Schneider E. G. 1937. The effect foreign molecules on the absorption
coefficient of oxygen in the Schumann region. J. Chem. Phus. 5, 106—107.
Stacey D. S. et al. 1954. Rocket-borne servo tracks the sun. Electronics 27,
149—151.
Tanaka Y. 1955. Absorption spectrum of nitrogen in the region from 1075
to 1650 A. J. Opt. Soc. Amer. 45, 663—664.
T a n a к a Y., I n n E. C. Y. and Watanabe K. 1953. Absorption coefficients
of gases in the vacuum ultraviolet. Part IY. Ozone. J. Chem. Phys. 21,
1651—1653.
Tousey R. 1961. Ultraviolet spectroscopy of the sun. In «Space Astrophysics»
(W. Liller, ed.), pp. 1—16. McGraw-Hill, New York.
Tousey R. 1962. In a scientific discussion reported in Trans. Int. Ast.
Union Bll, 194.
Tousey R. 1963. The extreme ultraviolet spectrum of the sun. Space Sci.
Rev. 2, 3—69.
Vigroux E. 1953. Contribution a l’etude	experimentale	de	l’absorption	de
l’ozone. Ann Phys. [6] 8, 709—762.
V i о I e 11 T. and Rense W. A. 1959. Solar emission lines in the extreme
ultraviolet. Ap. J. 130, 954—960.
Watanabe K. 1958. Ultraviolet absorption processes in the upper atmo¬
sphere. Advances in Geoph. 5, 153—221.
Watanabe K. and Hinteregger H.	E. 1962. Photoionization	rates	in
the E and F regions. J. Geoph. Res. 67,	999—1006.
Watanabe R. and M a г m о F. F. 1956. Photoionization and total absorp¬
tion cross section of gases. II. 02 and N2 in the region 850—1500 A.
J. Chem. Phys. 25, 965—971.
Watanabe K., Zelikoff M. and Inn E. C. Y. 1953. Absorption coeffi¬
cients of several atmospheric gases. Geoph. Res. Papers No. 21, 1—80.
Weis si er G. L., Lee P. and Mohr E. I. 1952. Absolute absorption coef¬
ficients of nitrogen in the vacuum ultraviolet. J. Opt. Soc. Amer. 42, 84—90.
Wilkinson P. G. and Mu 1 liken R. S. 1957. Dissociation process in oxy-
den above 1750 A. Ap. J. 125, 594—600.
Wilson N. L. et al., 1954. A revised analysis of the solar spectrum from
2990 to 2635 A. Ap. J. 119, 590—612. ,
7*

Глава 5
СОСТАВ СТРАТОСФЕРЫ И МЕЗОСФЕРЫ;
АТМОСФЕРНЫЙ ОЗОН
Вопрос о составе атмосферы выше тропопаузы является
важным и сложным. При рассмотрении состава верхней атмо¬
сферы все более важную роль начинают играть два фактора,
которые отсутствуют в тропосфере. Первый из них — это обра¬
зование различных атомарных и молекулярных примесей в ре¬
зультате фотодиссоциации и химических реакций. Второй, кото¬
рый становится важным только в термосфере и обсуждается
в главе 6, — это стремление к диффузионному (быстрее, чем за
счет перемешивания) равновесию (см. параграфы 1.1 и 1.2).
Фотохимические процессы в стратосфере и мезосфере не ока¬
зывают заметного влияния на средний молекулярный вес воз¬
духа. С другой стороны, некоторые из газов, которые здесь об¬
разуются, несмотря на их малое содержание, играют очень
важную роль в процессах, происходящих в верхней атмосфере.
Они нередко полностью определяют поглощение, излучение и
ионизацию в верхней атмосфере.
Озон является особенно важной малой составляющей. Обра¬
зуясь в основном выше 25 км за счет фотохимических процес¬
сов, он тем не менее переносится в нижнюю стратосферу (и
тропосферу) в результате процессов перемешивания. Ввиду
очень сильного поглощения в ультрафиолете озон, несмотря на
малое содержание, вызывает ослабление солнечной радиации
о
в области 2000 и 3000 А. Поглощенная энергия является основ¬
ным источником термической энергии в стратосфере и обуслов¬
ливает возрастание температуры с высотой в верхней страто¬
сфере. Озон также играет важную роль в переносе энергии
инфракрасного излучения, особенно в верхней стратосфере.
В нижней сФратосфере озон приобретает важное метеорологи¬
ческое значение как трассер, указывающий на атмосферную
циркуляцию.
180

По этой причине, а также поскольку наблюдения и теория
озона более разработаны, чем для других малых составляю¬
щих, большая часть этой главы посвящена озону, в частности,
озону в стратосфере. В параграфе 5.1 рассмотрены методы и ре¬
зультаты сетевых измерений общего содержания озона (в вер¬
тикальном столбе единичного сечения). Параграф 5.2 посвящен
более трудной проблеме — изложению более редких результа¬
тов измерений вертикального распределения плотности озона.
В параграфах 5.3 и 5.4 дается объяснение этих наблюдений
с помощью фотохимических процессов (параграф 5.3) и процес¬
сов переноса (параграф 5.4).
Озон имеется и в мезосфере, но его количество и геофизиче¬
ское значение много меньше, чем в стратосфере. Атомарного
кислорода, например, в мезосфере больше, чем озона. В мезо¬
сфере фотохимические проблемы более сложны из-за реакций
с водородом и азотом. Среди малых составляющих, образую¬
щихся в результате этих реакций, имеется гидроксил (ОН),
излучение которого является важной частью спектра собствен¬
ного свечения атмосферы (см. параграф 9.3), и закись азота
(N0), которая, благодаря ее низкому потенциалу ионизации,
в основном полагается ответственной за ионизацию на этих
уровнях (см. параграф 9.2). В спектре собственного свечения
атмосферы также обнаруживается наличие натрия, излучаю¬
щего в основном в мезосфере и нижней термосфере. Пара¬
граф 5.5 посвящен краткому изложению всех этих процессов.
Наконец в параграфе 5.6 рассматриваются морфология и
причины образования серебристых облаков, которые появля¬
ются в окрестности мезопаузы.
5.1.	НАБЛЮДЕНИЯ ОБЩЕГО СОДЕРЖАНИЯ ОЗОНА
Наиболее ранние и до сих пор наиболее многочисленные из¬
мерения атмосферного озона давали только интегральное его
количество в вертикальном столбе воздуха над земной поверх¬
ностью, обычно называемое общим содержанием озона. Это ко¬
личество обычно выражалось в единицах 10_3 см NTP, назы¬
ваемых также единицами Добсона (D. U.). В более старой ли¬
тературе для обозначения общего содержания озона часто
пользовались символом х. Недавно Годсон (1962) предложил
символ Q, который принят и здесь.
5.1.1.	Метод наблюдения
Основной метод измерения количества озона впервые был
применен Фабри и Бьюсоном (Fabry and Buisson, 1913, 1921).
Первая систематическая программа широких измерений была
181

осуществлена Добсоном (Dobson, 1930) и его сотрудниками
(1926, 1927, 1929). Добсон — также автор усовершенствования
средств измерения (Dobson, 1931, 1957), которые теперь явля¬
ются стандартными во многих частях света и коротко описыва¬
ются несколько ниже в этом разделе. В спектральной области
о
полос Хеггинса (3000—3500 А; см. подпараграф 4.6.4) солнеч¬
ная радиация в известной мере уменьшалась за счет озонного
поглощения, но тем не менее достигала земной поверхности
в достаточном количестве, так что могла быть определена и из¬
мерена. Поток солнечной радиации, достигающий поверхности,
изменяется с зенитным углом и длиной волны; наблюдения этих
изменений, наряду с коэффициентом поглощения озона, опреде¬
ляемым в лаборатории, позволяют установить общее содержа¬
ние озона.
Пусть F (X) представляет интегральный солнечный поток
в узком спектральном интервале, центрированном при длине
волны X. Между z и (z + dz) частичное изменение F(X)y обус¬
ловленное поглощением озона, молекулярным и пылевым рассея¬
нием, может быть выражено посредством уравнения
dF (X)//7 (X) = k (X) р3 sec фdz + рАТ(Х) sec ^dz -f Ь2 sec tydz, (5.1)
где k(X) —коэффициент поглощения озона при длине волны X;
|рз — плотность озона на высоте г;
К(Х)—коэффициент молекулярного рассеяния при длине
волны X;
р — плотность воздуха на высоте г;
бz — часть потока, рассеянная (на единицу длины) атмо¬
сферой на высоте г, которая в первом приближении
не зависит от длины волны;
ф — зенитный угол на высоте г, который в общем за¬
висит от высоты вследствие сферичности Земли и
атмосферной рефракции.
Интегрирование уравнения (5.1) от земной поверхности до
внешней границы атмосферы дает
Ш [F (к)	(>.)] = -k (/.) f рз sec bdz -
о
oo	oo
— /С(X) j* osecOdz — j* bzsec^dz,	(5.2)
0 0
где F(X) — поток вне атмосферы.
Интегралы в правой части уравнения (5.2) практически ап¬
проксимируются различными способами. В первом из них эесф
полагается имеющим постоянную величину эесф^, где ф/г—
зенитный угол на уровне максимальной плотности озона (возь¬
мем для этой цели уровень 22 км). Второй интеграл записыва¬
182

ется как произведение (р/л), где р — величина его в случае
вертикального падения, вычисляемая по теории молекулярного
рассеяния Рэлея, а т есть так называемая «масса», являющаяся
функцией зенитного угла в точке наблюдения, аппроксимиро¬
ванная Бемпорадом [табулирована Листом (List, 1958)].
В третьем интеграле эесф считают имеющим постоянную вели¬
чину secZ, где Z — зенитный угол на поверхности, поскольку
основная часть рассеяния происходит в тропосфере. Таким об¬
разом,
In [Z7 (М/^ 00] = — к 00 sec Ол2 — 3 (к) т — 8 sec Z, (5.3)
оо
где 6 есть j bjiz , который является в первом приближении
о
независимым от длины волны.
Чтобы свести до минимума влияние рассеяния и сделать воз¬
можным относительное измерение потоков, наблюдения должны
быть проведены при двух длинах волн Х\ и Я2. Записывая урав¬
нение (5.3) отдельно для двух длин волн и вычитая уравнение
для Х2 из уравнения для М, получим уравнение для £2, из ко¬
торого находим, что
о_ in (ХО/^ео (Х2)] — In [.F (ХО//7 (Х2)] — ж [? (ХО — э (Ха)]
sec Ф/г \k (Xi) — k (А2)1	•	to.4)
В правой части уравнения (5.4) величина In [/ДМ)/^(^2)] из¬
меряется озонным спектрометром, как это будет рассмотрено
ниже. Величины ф/г и т есть функции зенитного угла на по¬
верхности и поэтому зависят в известной степени от места и
времени наблюдения. Все другие параметры существенно по¬
стоянны для данной пары длин волн и даны Добсоном (Dob¬
son, 1957) для определенных стандартных пар. Разность
[р (А-1) — р(М)] вычисляется по теории молекулярного рассеяния
измерениям; отношение [/^(АДАРоДМ)] определяется на основе
серии измерений для различных зенитных углов, а затем резуль¬
таты экстраполируются на внешнюю границу атмосферы.
Следует указать, что уравнение (5.4) справедливо в случае
независимости члена б, учитывающего пылевое рассеяние
в формуле (5.3), от длины волны. Это будет истинным только
для больших (сравнимых с длиной волны радиации) рассеиваю¬
щих частиц. В действительности же не все атмосферные аэрозоли
удовлетворяют этому критерию, и влияние частичного рассеяния
может привести к серьезным ошибкам, если уравнение (5.4) ис¬
пользуется при условии значительного рассеяния малыми части¬
цами. Чтобы свести до минимума это влияние, предпочтительно
произвести измерения на двух парах длин волн. Можно записать
Два уравнения, подобных (5.4), по одному для каждой пары
183

длин волн; Q определяется вычитанием одного уравнения из
другого. В случае если член [6(A,i)—б(^2)] не равен точно
нулю, как допускается в уравнении (5.4), то можно предполо¬
жить во втором приближении, что он имеет ту же самую ве¬
личину для двух пар длин волн.
Следует также указать, что рассмотренная методика приме¬
няется при измерениях прямого солнечного излучения. Общее
содержание озона тогда можно определить из измерений как
при ясном, так и при облачном небе в зените. Эти измерения
эмпирически связаны с содержанием озона.
Стандартный прибор для измерения общего содержания
озона называется спектрометром Добсона или озонным спект¬
рометром (Dobson, 1931, 1957). Он состоит в основном из
сдвоенного монохроматора для выделения пары узких спект¬
ральных интервалов, двух оптических клиньев для приведения
потоков к нулевому уровню фотоумножителя и усилителя.
Клинья снабжаются калиброванной шкалой и регулируются
для уменьшения энергии при более длинных волнах до тех пор,
пока они не дают один и тот же ток в фотоумножителе, что
определяется по отсутствию тока на выходе усилителя. Эгот
прибор и детали его использования описаны Добсоном (Dobson,
1957).
5.1.2.	Результаты наблюдений
Измерения общего содержания озона впервые системати¬
чески проводились (при помощи различных приборов, описан¬
ных выше, которые теперь, однако, являются стандартными)
Добсоном (Dobson, 1930) и его сотрудниками (1926, 1927, 1929).
Полученные ими данные и все другие результаты наблюдений,
опубликованные до 1950 г., были суммированы Крейгом (Craig,
1950) К С 1950 г. и особенно в течение МГГ было получено
большое количество данных. Принципиальные климатологиче¬
ские аспекты изменения общего содержания озона показаны на
рис. 5.1, по Годсону (Godson, 1960). На этом рисунке показаны
широтные и сезонные изменения в северном полушарии, сгла¬
1 Эти и другие данные, опубликованные до июля 1957 г., должны быть
умножены на 1,35 для согласования с более поздними данными, в силу того
что коэффициентам поглощения в формуле (5.4) теперь приписываются мень¬
шие величины, чем прежде, на основе более поздних лабораторных измере¬
ний Вигру (Vigroux, 1953). В действительности же до сих пор остается от¬
крытым вопрос об абсолютном масштабе озонных величин, так как вели¬
чины Q, определенные почти одновременно для пар различных длин волн,
различаются между собой на 10%- Они стандартизируются так, что конеч¬
ные результаты одинаковы, но это расхождение приводит к некоторому сом¬
нению в абсолютной точности стандартизируемого масштаба. Тем не менее
все озонные величины, приводимые в этой книге, выражены в новом масш¬
табе Вигру.
184

озона в 10-3 см NTP в функции месяца
и высоты в северном полушарии (по
Годсону, 1960)
женные осреднением большого количества наблюдений по вре¬
мени и долготе. Общее количество озона имеет максимум вес¬
ной и минимум осенью с
большой амплитудой из¬
менения на больших ши¬
ротах. Вблизи экватора
наблюдается очень малое
сезонное изменение со
слабым максимумом позд¬
ней весной и ранним ле¬
том. Общее содержание
озона увеличивается от
экватора к высоким ши¬
ротам с максимумом при¬
близительно на 60° с. ш.
в течение большей части
года и вблизи или на
самом полюсе1 весной.
Эти характеристики се¬
зонных и широтных ва¬
риаций представлены на
рис. 5.2, по Лондону
(London, 1962).
Наблюдения в южном
полушарии менее много¬
численны, но существенно
возросли в течение МГГ.
Кулькарни (Kulkarni,
1962) обсудил сезонные и
широтные изменения об¬
щего содержания озона
в южном полушарии,
сравнивая их с результа¬
тами, полученными в се¬
верном полушарии. Из
данных нескольких лет
можно заключить, что
между экватором и широ¬
той 55° сезонные и широт¬
ные изменения совершен¬
но сходны в обоих полу¬
шариях (причем ежегодные изменения относятся к одним
и тем же сезонам, но к разным календарным месяцам). В сред¬
них широтах, однако, имеется несколько больше озона в южном
1 На самом полюсе и в непосредственной близости от него весной обна¬
руживается резкий дефицит озона, так называемая «озонная дыра».
(Прям, ред.)
Рис. 5.2. Средние вариации общего со¬
держания озона (в 10_3 см NTP) с ши¬
ротой в различное время в северном
полушарии (по Лондону, 1962)
/ — год, 2 — весна, 3 — лето, 4 — осень,
о — зима
185

полушарии, чем в северном в течение позднего лета, осени и
зимы. Амплитуда весеннего максимума в этих широтах прибли¬
зительно та же самая в обоих полушариях. По направлению
от полюса к широте 55° имеется ярко выраженное отличие в ве¬
сенние месяцы: максимум общего озона в южном полушарии
наступает позднее и по величине меньше, чем в северном полу¬
шарии. Поскольку южное полушарие имеет максимум озона на
широте 55° летом, весной и зимой и меньше в направлении от
полюса к широте 55° (приблизительно) весной, то широтные
изменения наиболее
ярко выражены на этой
широте во все сезоны.
Кроме того, имеют¬
ся долготные и вре¬
менные изменения как
междусуточные, так и
межгодовые. Что ка¬
сается долготных изме¬
нений в северном полу¬
шарии, то Лондон
(London, 1962, 1963а)
отметил наибольшие
содержания озона над
восточной частью Се¬
верной Америки, вос¬
точной частью Азии
и Центральной Евро¬
пой во все сезоны, но
с наибольшим отличием от других долгот весной. Кулькарни,
Ангрей и Раманатан (Kulkarni, Angreji and Ramanathan, 1959)
указывали на неизменно большее содержание озона над Татено,
Япония (36° с. ш.), чем над Сринагаром, Индия (34° с. ш.), осо¬
бенно в конце зимы и весной.
Что касается межгодового изменения, то на рис. 5.3 пока¬
зано годовое изменение долгопериодной средней величины
в Арозе, Швейцария [основанной на уникальной серии измере¬
ний в период между 1926 и 1958 гг. с малым перерывом, кото¬
рая была обеспечена главным образом усилиями Ф. В. П. Гётца
и опубликована Перлем и Дютшем (Perl and Diitsch, 1959)].
Вертикальные линии, идущие вверх от кривой, показывают сред¬
ние квадратические отклонения индивидуальных месячных
средних от долгопериодной средней для одного месяца, обозна¬
ченной кружком. Эти отклонения могут быть значительны по
размерам, 23• 10~3 см NTP в феврале и (10-М2) • 10-3 см NTP
в период от июня до ноября.
Для южного полушария таких длинных серий данных, на
которых основывается изучение межгодовых вариаций, нет.
Рис. 5.3. Годовое изменение общего содер¬
жания озона (в 10-3 см NTP) в Арозе, Швей¬
цария
186

Функ и Гарнхем (Funk and Garnham, 1962) указали на 24-ме¬
сячную вариацию, которая имела место в Мельбурне (38° ю. ш.)
и Брисбене (27° ю. ш.) в течение семи лет наблюдений. Смысл
этой вариации в том, что весенний максимум изменяется от
относительно высокой величины в одном году до относительно
низкой величины в следующем году. Осенний минимум не дал
никакой регулярной вариации. В северном полушарии также не
наблюдалось никакой систематической межгодовой вариации.
Отклонения ежедневных отдельных величин от месячных
средних гораздо больше. Например, по данным, полученным
в Арозе, можно подсчитать отклонение ежедневной величины
от средней для конкретного месяца. Средняя квадратическая
величина такого отклонения с 1949 по 1959 г. была 33 -10—3 см
NTP в марте и 16-10-3 см NTP в октябре. Такая статистика из¬
меняется из года в год. Укажем на некоторые дневные вели¬
чины й осенью, которые до некоторой степени больше таковых
в период весеннего максимума. Рисунки, упоминавшиеся выше,
относятся только к Арозе, но эти положения качественно при¬
ложимы ко всем местам, не слишком близким к экватору. По¬
добные вариации ярче выражены на больших широтах, чем
в Арозе (47° с. ш.).
Межгодовые вариации наблюдаются и в северном полуша¬
рии (Kulkarni, 1962; Funk and Carnham, 1962), где они также
больше зимой и весной, чем летом и осенью. Однако для соот¬
ветствующих широт и сезонов они, по-видимому, меньше в юж¬
ном полушарии, чем в северном.
Имеется много исследований корреляции общего количества
озона и различных метеорологических параметров, но обсуж¬
дение их оставим до тех пор, пока мы не рассмотрим верти¬
кальное распределение озона и его фотохимическое образова¬
ние и разрушение.
5.2.	НАБЛЮДЕНИЯ ВЕРТИКАЛЬНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ОЗОНА
Нет ни одного метода измерения вертикального распределе¬
ния озона, который бы сравнился в экономии и точности с доб-
соновским методом определения общего содержания. Отдель¬
ные видоизменения этого метода использовались в течение
ряда лет, и мы обсудим их в разновидностях а) метода обра¬
щения Гётца, б) инфракрасного метода, в) оптического метода
с помощью шаров или ракет, г) химического метода и д) хеми-
люминесцентного метода. Другие методы мы только укажем
без обсуждения деталей, поскольку они широко не использу¬
ются. Сюда относятся наблюдения со спутников диффузно от¬
раженной ультрафиолетовой радиации (Sekera and Dave, 1961а;
Twomey, 1961) и фотометрия со спутников (Venkateswaran et
al., 1961) и шаров (Pittock, 1963).
187

В тексте будут использованы некоторые единицы, которые
употребляются для выражения плотности озона. Плотность
озона рз выражается в г/см3 в системе СГС. Однако эта единица
употребляется редко. Чаще употребляется единица 10-3 см
NTP/км и наиболее часто — мкг/м3, иногда называемая «гамма».
С другой стороны, очень часто в фотохимических исследованиях
употребляется число молекул в 1 см3 (числовая плотность).
Некоторые употребительные числовые соотношения таковы:
Рз (мкг/м3) = 21,4рз(10_? см NTP/км) =
= 7,97• 10~ирз (молекула/'см3).
Отношение смеси для озона г3 определяется как отношение
масс озона и воздуха в данном объеме р3/р и является безраз¬
мерной величиной. Удобной единицей является его миллионная
часть или «микрограмм на грамм» (мкг/г).
= ^1(Г:У,<мкг/мУТК± _
° v	7	р	(мб)
Парциальное давление озона р3 есть (п3/п)р, где п3 — чис¬
ловая плотность озона, п — числовая плотность воздуха и р —
полное давление. Так как грамм-молекулярный вес озона ра¬
вен 48, то это можно переписать как р3 = 0,603 ггр. Удобной еди¬
ницей является микромиллибар (мкмб).
/?з (мкмб) = 0,603г3 (мкг/г) р (мб) = 1,73- 10”3р3 (мкг/м3) Т (°К).
5.2.1.	Метод обращения Гётца
Метод обращения Гётца, или просто метод обращения, осно¬
ван на использовании измерений (например, с помощью спект¬
рофотометра Добсона) при больших зенитных углах отноше¬
ния рассеянного света от неба для двух длин волн в полосе Хиг¬
гинса (Gotz, 1931; Gotz et al., 1934). Характер изменения этого
отношения с изменением зенитных углов зависит от вертикаль¬
ного распределения озона и может быть использован для опре¬
деления с достаточной точностью (но без существенных дета¬
лей) его вертикального распределения. Из различных методов
определения вертикального распределения озона метод обраще¬
ния является наиболее распространенным. Основное уравнение,
которое выводится в Приложении Е, имеет вид
со
7рт =	5	  (5-5)
/ (л2)	со	’	V
К 6-2) FГ'2) f Рто г O'i) тг оо (^2) dz
о
где I (К)—интенсивность на поверхности, проинтегрированная
по узкому интервалу спектра, центрированному около X; К(Х) —
188

коэффициент рассеяния Рэлея для длины волны X, который об¬
ратно пропорционален Foo(X) —солнечный поток на внешней
границе атмосферы, проинтегрированный по узкому участку
спектра, центрированному около Я; р — плотность воздуха и
т — функция пропускания, определяемая ниже.
Функция пропускания воздуха в вертикальном столбе между
поверхностью и высотой z обозначается То,г(Я). Она состоит из
двух членов, учитывающих поглощение озона и рэлеевское рас¬
сеяние, и дается формулой
T0,z(X) = вХР
k(k) ^zdz-Km f[.dz
(5.6)
Функция пропускания наклонного столба воздуха в направ¬
лении на Солнце (между высотой г и внешней границей атмо¬
сферы) обозначается xz, <х>(Я) и определяется формулой
(/.) = ехр
k (>.) | р3 sec <bdz — К (/.) j* р sec bdz
(5.7)
где ф — угол солнечного луча с вертикалью на высоте z. Изме¬
рения обращения выполняются при очень больших зенитных
углах и угол ф нельзя счи- iN|
тать постоянным, так как
солнечная радиация про¬
ходит через атмосферу
(см. Приложение Г). На
практике при вычисле¬
ниях интеграла рассеяния
используется функция
Чэпмена, а интеграл по¬
глощения решают чис¬
ленно.
Отношение / (X\)/I (I2)
в формуле (5.5) для дан¬
ной пары длин волн Х\ и
%2 очень сложным обра¬
зом зависит от зенитного
угла и вертикального рас¬
пределения озона. На
рис. 5.4 показаны некото¬
рые измерения этого от¬
ношения плюс константа,
по Карандикару и Ра-
манатану (Karandikar
and Ramanathan, 1949) о
(^ = 3110 А, Х2 = 3300 А ). Оно уменьшается с увеличе¬
нием зенитного угла, обратно пропорционально Z4, до тех пор
О 50 60 70	60
Зенитный угол
Рис. 5.4. Типичные кривые обращения для
различных общих содержаний озона
в Дели, Индия (по Карандикару и Рамана-
тану, 1949)
/) 0,155; 2) 0,175; 3) 0,200; 4) 0,217 см NTP
189

км
54
36
24
12
О
О
пока последний не достигает примерно 85—87°, когда отноше¬
ние возрастает. Кривые различной формы соответствуют раз¬
ным вертикальным распределе¬
ниям озона. Типичный минимум
этих кривых и привел к названию
обращение (возвращающийся на¬
зад, обратный).
Для вывода вертикального
распределения озона из кри¬
вых обращения развиты слож¬
ные и стандартизированные
приближенные методы. Обычно
используются два метода, называ¬
емые методом А и методом Б.
В методе А в целях приближен¬
ного вычисления интегралов в
уравнениях (5.5) — (5.7) атмосфе¬
ра разделяется на пять слоев. Же¬
лательно определить плотность
озона (полагаемую постоянной) в каждом из слоев. На рис. 5.5
Qп означает массу озона (на столб единичного сечения) в д-ном
Qi = 0,085 Q
Рис. 5.5. Диаграмма, иллюстри¬
рующая разделение атмосферы
на пять слоев для обработки
кривых обращения методом А
НМ
Рис. 5.6. Среднее вертикальное распределение
озона в Моусоне и Эдмонтоне, Канада, для раз¬
личных сезонов года (по Матиру и Годсону, 1960)
/ — (0,297)	осень, 2 — (0,359) зима	(1), 3 — (0,455)
зима (2),- */—(0,369) весна, 5 — (0,333) лето.
Две сплошные кривые являются линиями постоянного
отношения смеси, верхняя — 21*10-6, нижняя — 2,1*10-6.
слое. Прямое решение уравнения (5.5) даже для пяти неизвест¬
ных неосуществимо. При помощи дальнейших допущений и из¬
190

мерения общего содержания озона Q число неизвестных сокра¬
щается до двух, которые определяются из кривых обращения
и становится возможным его решение. В методе Б атмосфера
разделяется на девять 6-километровых слоев, а также область
выше 54 км, где озонная плотность полагается равной нулю,
а затем для определения вертикального распределения озона,
которое сооответствует наблюдающейся кривой обращения,
используется метод совпадений. Окончательный результат не
является единственным решением, так как существуют несколько
распределений, которые совпадают с данной кривой обращения
без нарушения точности наблюдений. Однако они отличаются
друг от друга только в деталях. Методика обработки резуль¬
татов при использовании этих двух методов дана Валтеном
(Walton, 1957) в случае метода А и Раманатаном и Даве (Ra-
manathan and Dave, 1957) в случае метода Б. Дютш (Diitsch,
1959)	и Матир (Mateer, 1960) описали изменение метода Б,
удобное для использования на электронных машинах. В заклю¬
чение необходимо отметить, что допущение об однократном
молекулярном рассеянии не является строгим. Грубые поправки
могут быть сделаны за счет учета эффекта вторичного молеку¬
лярного рассеяния (см. Ramanathan and Dave, 1957), как это
указывалось ранее Секера и Даве (Sekera and Dave, 1961). На¬
блюдения обращения должны проводиться в чистом воздухе,
свободном от посторонних частиц.
Имеется большое число наблюдений по методу обращения.
Например, на рис. 5.6 представлено 5 вертикальных распреде¬
лений для различных сезонов, вычисленных Матиром и Годсо-
ном (Mateer and Godson, 1960) по наблюдениям в Моусоне и
Эдмонтоне, Канада. Эти кривые отражают основные свойства
вертикального распределения озона в высоких широтах (хотя,
как отмечалось выше, метод обращения неприменим для выяв¬
ления деталей и сглаживает мелкомасштабные особенности).
Максимум плотности озона имеет место в нижней стратосфере
между 15 и 30 км. Выше 30 км плотность озона быстро убы¬
вает с высотой. Ниже тропопаузы плотность озона мала, но не
настолько, чтобы ею пренебрегать. Заметим, что вариации об¬
щего содержания озона обусловлены главным образом вариа¬
циями его в нижней стратосфере. Вариации в верхней страто¬
сфере и тропосфере вносят гораздо меньшие изменения в общее
содержание.
На рис. 5.7 показаны аналогичные сезонные кривые для бо¬
лее низкоширотной ст. Ароза (47° с. ш.), по Дютшу (Diitsch,
1962а). Вертикальное распределение и его сезонные вариации
качественно те же самые, что и описанные выше, но сезонные
вариации в нижней стратосфере меньше.
С другой стороны, вертикальное распределение вблизи эква¬
тора качественно другое. Одно из таких распределений, пред¬
191

ставленное на рис. 5.7, основано на измерениях по методу обра¬
щения в Леопольдвиле, Конго. Максимальная плотность здесь
имеет место на больших вы¬
сотах. Малые сезонные ва¬
риации наблюдаются на
разных высотах.
Парциальная плотность озона,
Ю ~6 мб
Рис. 5.7. Среднее вертикальное распре*
деление озона в Арозе, Швейцария, для
различных месяцев года (по Дютшу,
1962а)
1 — январь; 2 — март; 3 — апрель; 4 — август;
5 — октябрь; 6 — декабрь; 7 — средняя годо¬
вая Леопольдвиля, Конго
5.2.2.	Инфракрасный метод
Другой метод, который
используется для определе¬
ния вертикального распреде¬
ления озона по наземным из¬
мерениям, основан на ис¬
пользовании наблюдений в
инфракрасной области. Озон
имеет полосу поглощения
9,6	мкм (1043 см-1) в обла¬
сти, где другие атмосферные
газы относительно прозрач¬
ны (см. параграф 7.1). Из¬
мерения в этой полосе по¬
глощения и излучения, соче¬
таемые с одновременным
определением общего содер¬
жания озона, приводят к
приближенной (без деталей)
картине вертикального рас¬
пределения. Мы коротко
сформулируем соотношения
между распределением озо¬
на и этими тремя наблю¬
дениями.
Плотность озона р3 про¬
сто связана с его общим со¬
держанием Q соотношением
со
Q = [ р„ate. (5.8)
0
При измерениях поглощения на земной поверхности изме¬
ряется солнечный поток (в полосе около 9,6 мкм), который свя¬
зан с солнечным потоком на внешней границе атмосферы со¬
отношением
(5.9)
192

где tv — функция пропускания. Функция пропускания в полосе
t(Av) дается выражением
j	JVvcot/v	j\rfv
'<А'')=т^=?таг=^-	(5Л0)
Последнее выражение формулы (5.10) получено за счет
того, что Fvoo изменяется относительно мало с частотой в рас¬
сматриваемом спектральном интервале и его средняя величина
может быть вынесена за знак интеграла.
В соответствии с уравнением (4.36), выражающим закон
Бэра, функция пропускания tv может быть представлена экспо¬
нентой, но так как коэффициент поглощения изменяется
с частотой, в инфракрасной области, то вычисление интеграла
в формуле (5.10) затруднительно. Это более детально
обсуждается в параграфе 7.1. Здесь интеграл и величина
t(Av)Av, которая может быть определена по измерениям, свя¬
зываются с вертикальным распределением озона посредством
лабораторных измерений, описываемых ниже. Величина
[1 —t(Av)]Av называется шириной полосы Аг, которая часто вы¬
ражается в волновых числах.
В лаборатории получено (Summerfield, 1941; Walshaw,
1957), что Аг является сложной функцией содержания озона и
полного давления смеси в кювете поглощения (озон и сухой
воздух, в случае измерений Уолшоу). Так как эти измерения
выполняются в кювете поглощения, где полное давление по¬
стоянно, а измерения в атмосфере выполняются при сильно ме¬
няющемся давлении, то в соотношение между ними входит не¬
которая неопределенность. При расчетах (Goody and Roach,
1956; Vigroux, 1959) использовалась следующая методика:
а) путем измерений определялась ширина полосы Аг для
атмосферы;
б) по данным об общем содержании озона на пути (QsecZ)
и Аг определялось давление ре, которое соответствует лабора¬
торным данным Уолшоу;
в) в соответствии с приближением Куртиса и Годсона (см.
параграф 7.1.4) допускалось, что справедливо соотношение
оо
[ PsPdz
Ре = Ь—0— ■	<5Л1>
Уравнение (5.11), которое связывает величины ре и Q, явля¬
ется вторым уравнением, дополняющим уравнение (5.8) для
определения вертикального распределения озона.
193

Что касается измерений излучения, то пусть / (Av) будет
удельной интенсивностью (проинтегрированной по частотному
интервалу Av полосы 9,6 мкм) потока, достигающего Земли;.
s — расстояние, измеряемое вдоль столба воздуха (не обяза¬
тельно по вертикали) в направлении, перпендикулярном соби¬
рающей энергию площадке прибора; dl(Av) —часть /(Av), ко¬
торая поступает в объем над единицей площади с толщиной ds
в этом столбе. Тогда
rf/(Av) =	(5.12)
Av
где Z,v —излучение этого объема, tv — функция пропускания
воздуха между прибором и излучающим объемом. Геометрия,
приводящая к (5.12), та же самая, что обсуждалась в Прило¬
жении Д. Это можно записать с использованием закона Кирх¬
гофа [см. уравнение (4.37)] следующим образом:
d/(Av) = j £vP 3L„BdsT^,	(5.13)
Av
где kv — коэффициент поглощения (озона), p3 — плотность
озона и Ly)B—излучение черного тела для частоты v. Здесь до¬
пускается, что других газов, радиационно активных вблизи.
9,6	мкм, кроме озона, нет. Для величины tv, даваемой выраже¬
нием (4.36), это может быть записано с использованием функ¬
ции пропускания, определяемой формулой (5.10), следующим
образом:
d/(Av) = -ЪнВШ1 (Av),	(5.14)
где Z,vB — средняя величина LvB в частотном интервале. При
этом подразумевается, что дифференциал dx(Av) вычисляется
для величины s, соответствующей расстоянию между прибором
и рассматриваемым объемом. Проинтегрированная интенсив¬
ность дает вклад всех таких объемов и поэтому определяется
выражением
/(Av) = -Av(°rvB^>ds.	(5.15)
о
Нужно отметить, что LvB является функцией температуры
на высоте 5, а по интерпретации dx(Av)/ds Куртиса — Год-
сона — функцией интегральной массы озона на пути луча между
прибором и уровнем s и, таким образом, эффективного сред¬
него давления на этом пути [см. уравнение (5.11)]. Уравнение
(5.15) поэтому используется в измерениях излучения при опре¬
делении вертикального распределения озона более сложным спо¬
собом.
194

Необходимо сделать несколько различных измерений излу¬
чения в разных частях полосы и при различных зенитных углах
и получить дополнительную информацию. В действительности
же эта информация является излишней [см. Гуди и Роч (Goody
and Roach, 1956) и обсуждение Уолшоу (Walshaw, I960)].
При использовании инфракрасного метода для вычисления
вертикального распределения озона, по рекомендации Между¬
народной комиссии по озону в 1956 г., что и описано Гуди и
Рочем (Goody and Roach, 1958), атмосфера разделяется на
четыре слоя: 1) от поверхности до 300 мб; 2) от 300 до 50 мб;
3)	от 50 до 10 мб; 4) от 10 мб до «верхней границы атмо¬
сферы». В качестве параметра, описывающего 'концентрацию
озона, выбирается е, отношение смеси /г3, поделенное на ускоре¬
ние силы тяжести g в единицах см NTP/мб. В самом нижнем
слое g дается простой формулой г—ар~1, в слое 2 г = Ьр~2,
в слое 3 е = ср~0'2 и в верхнем слое — неизменное (известное)
распределение. Параметры а, b и с определяются из трех усло¬
вий, выражаемых уравнениями (5.8), (5.11) и (5.15). Так, на¬
пример, уравнение (5.8) при этих допущениях дает
300	50	10
<2 = j ap~ldp-\- j* bp~2dp-\- j* cp-^^dp + const =
1000	300	50
=	1,202a + 0,01676	+ 20,70c	+ const.
Уравнение (5.11)	дает	аналогичное	простое выражение.
Однако измеренные излучения не могут быть просто выражены
функцией а, 6, с, и для их определения требуется применение
метода последовательных приближений.
Отметим, что при использовании этого метода не получа¬
ется непрерывности на поверхностях (300, 50 и 10 мб), разде¬
ляющих отдельные слои. Вигру (Vigroux, 1959) предложил бо¬
лее сложную процедуру, основанную только на трех наблюде¬
ниях для обеспечения непрерывности, и, более того, включил
высоты поверхностей между слоями 2 и 3 (которые в этом ме¬
тоде являются максимумами вертикального распределения).
Гуди и Роч (Goody and Roach, 1958) опубликовали резуль¬
таты годовых наблюдений этого типа в Аскоте, Англия, но про¬
анализировали только содержание озона в слое 1 (тропосфера).
Общее содержание озона ниже 300 мб равняется примерно
18-10~3 cmNTP1, что составляет около 5% полного содержания
1 Инфракрасные данные, использованные Гуди и Рочем, основаны на бо¬
лее ранних лабораторных данных Уолшоу. Эти данные получены при помощи
коэффициентов поглощения для ультрафиолета, больших, чем у Вигру (Vig-
гоих, 1953), которые теперь считаются стандартными. Общие содержания
■озона, использованные Гуди и Рочем, также выражены в старом масштабе.
Неясно, как это влияет на результаты, но число, приведенное выше,
в 1,35 раза больше числа, приведенного Гуди и Рочем.
195

в вертикальном столбе. Неожиданным результатом этого ана¬
лиза была отрицательная корреляция, в частности весной,
между кратковременными отклонениями содержания тропо¬
сферного озона и общим содержанием его. Другие результаты
были опубликованы Эпштейном и др. (Epstein et al., 1956),
Вигру и Дебейксом (Vigroux and Debaix, 1963).
Однако при использовании описанной методики имеется ряд
серьезных трудностей. Полоса 9,6 мкм перекрывается полосой
углекислого газа, на что должна быть сделана поправка. Здесь,
кроме того, имеется слабое поглощение, обусловленное водяным
паром (Roach and Goody, 1958), что также должно быть учтено.
Имеются источники ошибок в радиозондовых температурах и
условиях, принятых выше уровня 10 мб, а также в эффекте из¬
менения давления вдоль пути. Уолшоу (Walshaw, 1960) рас¬
смотрел это подробно.
5.2.3.	Оптический метод
Оптический метод определения вертикального распределе¬
ния озона весьма прост. Прибором, поднимаемым на шаре или
ракете, измеряется солнечный поток в известном спектральном
интервале ультрафиолета, поглощаемом озоном. По мере подъ¬
ема прибора содержание озона между ним и Солнцем умень¬
шается и измеряемый поток возрастает. Величина возрастания
при поправках на рассеяние и известном коэффициенте погло¬
щения озона дает величину вертикального распределения озона.
В этом методе плотность озона на некоторой высоте определя¬
ется по скорости изменения общего содержания озона над при¬
бором. Тем не менее оптические методы дают вполне приемле¬
мые результаты и возможность определить большие детали, чем.
наземные методы, рассмотренные выше.
Первые прямые измерения вертикального распределения:
озона до больших высот были выполнены Е. и В. Регене-
рами (Е. and V. Н. Regener, 1934) с помощью кварцевого спек¬
трографа, поднимаемого на шаре. Эти измерения дали макси¬
мум содержания озона (около 16-10—3 cmNTP/km) на высоте
24 км. Подобные измерения проделали также В. Регенер
(V. Regener, 1938, 1951, 1956), Е. Регенер, Питцольд и Эммерт
(Е. Regener, Paetzold and Ehmert, 1954), Питцольд (Paet-
zold, 1955). Они показали нерегулярность в вертикальном рас¬
пределении и большие флуктуации как по высоте, так и по ве¬
личине максимального количества озона, что иллюстрируется
рис. 5.8, заимствованным у Е. Регенера и др. (Е. Regener
et ah, 1954).
Весьма приемлемые результаты были получены группой
Морской исследовательской лаборатории с помощью спектро¬
196

графов, поднимаемых на ракетах (Johnson et al., 1951, 1952,.
1954). Аппаратура обеспечивала прямые измерения вертикаль¬
ного распределения озона выше потолка полета шаров. В одном
из подъемов 14 июня 1949 г. вертикальное распределение было
определено между 20 и 70 км. Полученные результаты пред¬
ставлены в табл. 5.1. Во время этого полета Солнце находилось
Рис. 5.8. Некоторые вертикальные распределения
озона, измеренные оптическим методом и иллю¬
стрирующие изменение отдельных профилей
озона (по Е. Регенеру и др., 1954).
Плотности озона даны в старой шкале и должны быть
умножены на 1,35 для согласования с другими данными
в этой книге.
на высоте 1°, обусловливая длинный наклонный путь между ра¬
кетой и Солнцем. Данные были получены тремя различными
спектрографами, измеряющими излучение в различных диапа-
о
зонах длин волн между 2500 и 3400 А, но дающими удовлет¬
ворительно согласующиеся результаты. Обработка этих данных
была проведена посредством фотографической фотометрии
с учетом рассеяния, кривизны Земли и рефракции. Необходимо
было, конечно, допустить, что вертикальное распределение
озона было одним и тем же над большим географическим рай¬
оном (так как солнечные лучи при заходе проходили через всю
атмосферу). На рис. 5.9 графически представлены эти и другие
ракетные данные. Мы рассмотрим их позднее в сравнении с тео¬
ретическими расчетами, основанными на фотохимическом рав¬
новесии.
197

Таблица 5.1
Плотность озона над Нью-Мексико 14 июня 1949 г.1
Вы¬
сота,
км
Плотность О.,
10“3см NTP/km
Вы¬
сота,
км
Плотность 03
10 —Зсм NTP/km
Вы¬
сота,
км
Плотность 0;j
10~3см NTP/km
Вы¬
сота,
км
Плотность 0;!
10—Зсм NTP/km
20
12,3
34
7,7
46
0,86
60
0,040
22
13,0
36
5,3
48
0,43
62
0,026
24
13,4
38
3,4
50
0,30
64
0,016
26'
14,6
40
2,2
52
0,18
66
0,0088
28
13,9
42
1,6
54
0,10
68
0,0051
30
12,0
44
1,3
56
0,069
70
0,0034
32
10,1
58
0,049
1 По Джонсону и др. (Johnson et al., 1952), но приведенная к повой
озонной шкале.
Дополнительные ракетные результаты были опубликованы
Яковлевой и др. (Yakovleva et al., 1963). Единственный подъем
км
Рис. 5.9. Некоторые вертикальные распределения
озона, измеренные оптическим методом с ракет
(по Джонсону и др., 1954).
Плотности озона даны в старой шкале и должны быть
умножены на 1,35 для согласования с другими данными
в этой книге. Данные, отмеченные ЛПФ, получены
в лаборатории прикладной физики университета Джона
Гопкинса, а МИЛ — в Морской исследовательской лабо¬
ратории. Две верхние кривые даны в увеличенном
масштабе (ХЮО)
/—25 января_ 1950 г. (ЛПФ); 2—14 июня 1949 г. (МИЛ);
3 — 5 мая 1951 г. (МИЛ); 4—14 июня 1949 г. (МИЛ);
5 — 25 января 1950 г. (ЛПФ); 5—10 октября 1946 г.
(МИЛ); 7 — 2 апреля 1949 г. (МИЛ)
в июне 1960 г. дал результаты в интервале высот 23—56 км.
Они показали экспоненциальное уменьшение плотности озона
198

с высотой при плотностях, составляющих примерно 7з плотно¬
стей, измеренных на соответствующих уровнях в рассмотренном
выше полете 14 июня.
Для измерения вертикального распределения озона необхо¬
димо создание недорогих и компактных приборов с телеметри¬
ческой передачей информации. Имеется несколько попыток при¬
менить оптический метод при конструировании озонозондов.
Интересны, например, первые результаты Кобленса и Стайра
(Coblentz and Stair, 1939, 1941) и более поздние по приборам
Васси и Розуля, с помощью которых были проведены измерения
в некоторых местах в течение МГГ (Vassy and Rasool, 1960).
Широкое использование оптических элементов имеется в озоно-
зонде Питцольда (Paetzold and Piscalar, 1961а), и мы рассмот¬
рим только его.
В озонозонде Питцольда в качестве приемника света исполь¬
зуется кварцевый шарик, покрытый окисью магния. Ультрафио¬
летовая радиация в двух спектральных областях, одна из кото-
о	о
рых располагается около 1100 А и другая около 3750 А,
поступает попеременно на фотоэлемент, а затем после соответ¬
ствующего усиления сигналы передаются на Землю закодиро¬
ванными в форме сигналов Морзе, причем они прокалиброваны
в величинах энергии, достигающей фотоэлемента. Аналогично
телеметрируется и давление. Спектральные области выделяются
посредством комбинации двух фильтров. Этим обеспечивается
использование сравнительно широких спектральных областей.
Изменение отношения энергии в этих двух интервалах после
сложной обработки с учетом изменения давления дает величину
вертикального распределения озона. Во время обработки (как
и в других оптических методах) кривая, представляющая вер¬
тикальное изменение солнечного потока, должна быть сглажена
вследствие определенного вклада рассеяния в эксперименталь¬
ные данные. Так как плотность озона на некоторой высоте
определяется наклоном сглаженной кривой (в данном случае
наклоном кривой, представляющей отношение двух сглаженных
кривых для каждой из спектральных областей), то способ
сглаживания является существенным. Поэтому следует ожи¬
дать, что эта методика может обнаружить только хорошо выра¬
женные свойства в кривой вертикального распределения. Метод
применим лучше всего на высоких уровнях, выше уровня мак¬
симума озонной плотности, где эффекты атмосферного рассея¬
ния малы, а плотность озона сильно изменяется с высотой.
Питцольд и Пискалар (Paetzold and Piscalar, 1961а, б)
проанализировали результаты зондирований, проведенных в те¬
чение МГГ в Тромсё, Норвегия (70° с. ш.), Вейсенау, Германия
(48° с. ш.), и Леопольдвиле, Конго (5° ю. ш.). Она обнаружили
широтные различия в вертикальном распределении, сходные
199

■с теми, которые обсуждались ранее в связи с методом обраще¬
ния. В Леопольдвиле максимум плотности озона находится на
высоте около 27 км и минимум — ниже 22 км. В Тромсё больше
озона обнаружено в нижней стратосфере, особенно в течение
весенних месяцев. Отмечено, что вертикальное распределение
в средних широтах может быть и полярного типа, и экватори¬
ального.
5.2.4.	Химический метод
Химические методы обнаружения и измерения озона обычно
состоят из использования реакции озона с йодидом калия в вод¬
ном растворе
03 + 2КJ -j- Н20 2КОН + 02 -f Л.	(5.16)
Если между двумя платиновыми электродами, погружен¬
ными в раствор йодистого натрия, поддерживается малая раз¬
ность потенциалов, то электроды становятся поляризованными и
никакого тока не будет. Когда же при озонной реакции обра¬
зуется йод, то последний деполяризует катод посредством реак¬
ции J2 + 2e-^2J_, в результате чего течет ток. На аноде йод снова
образуется посредством реакции 2J~ — 2e->J2.
Имеются различные способы количественного измерения со¬
держания озона. По одному методу (например, Bowen and Re-
gener, 1951.) известное количество тиосульфата натрия добавля¬
ется в раствор. Иод образуется вследствие химической реакции
с тиосульфатом, и через раствор течет ток. Время, в течение ко¬
торого это происходит, и известное начальное количество
тиосульфата натрия при измерении скорости, с которой
воздух, содержащий озон, нагнетается в камеру, где происходит
реакция, позволяют измерить концентрацию озона в воздухе.
Этот метод применяется очень широко и вполне удовлетворите¬
лен при измерении концентрации озона вблизи уровня земли
(V. Н. Regener, 1956), но не используется при зондированиях
верхней атмосферы.
Брюер и его сотрудники (см. особенно Brewer and Mil¬
ford, 1960) разработали два типа озонозондов, действующих по
химическому методу. Электрохимические приборы Брюера ши¬
роко используются в авиации. В Англии (Кау, 1954) подъемы
дали плотности озона (1-^2)-Ю-3 см NTP/км в тропосфере.
В Норвегии Брюер (Brewer, 1957) нашел большие количества
озона, а именно (Зч-4)-10~3 см NTP/км в тропосфере, причем
быстро увеличивающиеся к тропопаузе. Приборы были также
приспособлены для шаров вместе с британскими радиозондами.
Брюер и Милфорд (Brewer and Milford, 1960) представили ре¬
зультаты 32 подъемов над Ливерпулем в Англии, выполненных
в течение МГГ. Григгс (Griggs, 1963) сообщил о нескольких
200

подъемах, произведенных в Найроби (Восточная Африка,.
2° ю. ш.).
Химические измерения обнаружили мелкомасштабные вари¬
ации профилей распределения озона, которые никогда не обна¬
руживались методом обращения, инфракрасными или оптиче¬
скими методами. В случаях, когда измерения, производимые во
время подъема, сравнивались с измерениями, полученными во
время последующего спуска (на парашюте), имеется хорошее
мб
 1	1	I 11—I	I—	1*1	I	*	I	I
О 10 20	0	10	20	0	10	20	0	10	20
Плотность озона, Ю"3 см NTP/нм
Рис. 5.10. Вертикальные распределения озона, измерен¬
ные химическим прибором Брюера в Ливерпуле в 1958 г.
(по Брюеру и Милфорду, 1960)
соответствие, даже по отношению к мелкомасштабным харак¬
теристикам. На рис. 5.10 показаны данные нескольких подъе¬
мов, произведенных над Ливерпулем. Числа на рисунке дают
температуру в градусах Цельсия, стрелки указывают тропо¬
паузу. Отметим, что плотность озона может возрастать у тропо¬
паузы, иногда выше, иногда ниже ее. Погрешность химического
метода оценивается (Griggs, 1963) величиной 10—20%.
5.2.5.	Хемилюминесцентный метод
В. X. Регенер (V. Н. Regener, 1960) описал метод измерения
вертикального распределения озона, который теперь широко
используется. Воздух продувается над диском, покрытым
201

люминесцентным материалом (люминол). Регенер нашел, что
реакция освобождения света пропорциональна количеству озона
в пробе воздуха и что люминол сам по себе изменяется очень
медленно, ввиду чего интенсивность свечения его практически
зависит только от количества озона в воздухе.
На основе этой реакции Регенер разработал прибор, изме¬
ряющий количество озона, который может быть сочленен со
стандартными радиозондами США. Такие озонозонды исполь¬
зовались с 1963 г. на сети станций, работавших по программе
Кембриджской исследовательской лаборатории ВВС США. Эти
станции включали Фербенкс, Аляска (Бюро погоды, США);
Туле, Гренландия (Служба погоды ВВС); Форт-Черчилль,
Манитоба и Гус-Бей, Лабрадор (Канадский департамент
транспорта); Сиэтл, Вашингтон (университет Вашингтона);
Мэдисон, Висконсин (университет Висконсина); Бэдфорд,
Массачусетс (Кембриджская исследовательская лаборатория
ВВС США); Форт-Коллинс, Колорадо (Колорадский госу¬
дарственный университет); Альбукерке, Нью-Мексико (уни¬
верситет Нью-Мексико); Талахасси, Флорида (Государственный
университет); Балбоа, Зона Канала (Служба погоды ВВС
США). Озонные измерения планировались еженедельно на каж¬
дой станции, а в течение двухнедельного периода весной 1963 г.
ежедневно. Опубликованные результаты работ по этой про¬
грамме являются только началом исследований рассматривае¬
мым методом, так что о них немного можно сказать. Однако
ясно, что они являются чрезвычайно ценными и приводят к луч¬
шему пониманию стратосферной циркуляции (см. параграф 5.4).
Что касается индивидуальных зондирований хемилюминес-
центными озонозондами, то можно заключить, что обнаружива¬
ются и подтверждаются те же самые детали, которые были по¬
лучены при помощи химических озонозондов Брюера. Предло¬
женный прибор является легким, компактным и прочным, а его
относительная точность при одном подъеме, по-видимому,
должна быть очень хорошей. Абсолютная точность, которая за¬
висит от предполетной проверочной процедуры, в настоящее
время, однако, оставляет желать лучшего. Рекомендуется про¬
ведение последовательных поверок путем измерения общего
содержания озона у поверхности Земли.
5.2.6.	Сопоставление различных методов
Очевидно, представляет большой интерес и важность опре¬
деление способности нескольких различных методов, основан¬
ных на различных принципах, давать согласующиеся резуль¬
таты. С этой целью было проведено несколько сравнений, одно
из которых производилось в Арозе, Швейцария, с середины
июля до середины августа 1958 г. (Brewer et al., 1960).
202

Измерения были проведены четырьмя способами в течение
четырех дней: методом обращения Гётца (Дютш), инфракрас¬
ным методом (Вигру), химическим методом (Брюер) и опти¬
ческим методом (Питцольд). На рис. 5.11 показан пример
полученных результатов. Несмотря на общее сходство, удовлет¬
ворительного согласования в деталях нет. Вообще говоря, опти-
Рис. 5.11. Вертикальные распределения озона
над Арозой, Швейцария, 31 июля и 1 августа
1958 г. (по Брюеру и др., I960)
1 — инфракрасный метод; 2 — химический метод
(подъем прибора); 3 — химический метод (спуск
прибора); 4—метод обращения; 5 — оптический
метод
ческий метод и метод обращения имеют тенденцию показывать
большие высоты для максимальной плотности озона, чем при
использовании химического и инфракрасного методов (см. ре¬
зультаты зондирования в оригинальных работах).
Из результатов испытаний можно сделать вывод, что ни
один из этих методов не отличается высокой точностью и по¬
этому не может быть использован для проверки других. (Само
собой разумеется, что ни один из них не является одинаково
точным на всех высотах.)
203

5.2.7. Резюме
Поскольку отдельные результаты, касающиеся различных
приборов, разбросаны по предшествующим разделам, то здесь
уместно суммировать основные результаты по вертикальному
распределению озона.
1) Высота максимума плотности озона находится между 20
и 30 км, а величина плотности составляет (10-f-25)X
ХЮ_3 см NTP/км. В средних и высоких широтах этот максимум
сильно меняется по сезонам, а также в течение более коротких
периодов как по высоте, так и по величине плотности.
2) Плотность озона уменьшается довольно быстро с увели¬
чением высоты выше уровня максимума, особенно в верхней
стратосфере. Кроме того, в тропосфере сосредоточена относи¬
тельно малая часть общего содержания озона.
3) Наибольшее количество озона было найдено в вертикаль¬
ном столбе воздуха в нижней стратосфере. За исключением низ¬
ких широт, содержание озона в нижней стратосфере весьма из¬
менчиво, и эта изменчивость определяет наблюдаемую измен¬
чивость его общего содержания.
4) Вертикальные распределения озона в нижней страто¬
сфере подвержены большим изменениям и могут обнаруживать
единственный, хорошо определяемый, широкий плоский макси¬
мум, а иногда один (или более) вторичный максимум. По ре¬
зультатам измерений химическим методом можно полагать, что
имеется также заметная стратификация распределения озона
много меньших вертикальных масштабов.
5) Наблюдения вертикального распределения озона в тропо¬
сфере являются довольно скудными, но показывают, что в данное
время и в данном месте отношение смеси для озона относи¬
тельно постоянно с высотой. Исключение составляет припо¬
верхностная область ночью, когда затрудняется крупномас¬
штабное перемешивание.
5.3.	ФОТОХИМИЧЕСКИЕ ФАКТОРЫ, ДЕЙСТВУЮЩИЕ НА ОЗОН
В верхней атмосфере существует большое разнообразие фо¬
тохимических процессов, из которых везде, кроме мезосферы,
для образования озона важны только те, что включают различ¬
ные формы кислорода (см. подпараграф 5.5.2). В соответствии
с этим мы рассмотрим в настоящем параграфе фотохимию
озона в стратосфере. В параграфе 5.5 обсуждаются фотохими¬
ческие процессы на более высоких уровнях.
Полезно рассмотреть применимость фотохимического равно¬
весия для озона. При фотохимическом равновесии число обра¬
зующихся молекул озона в единицу времени и в единице объ¬
ема точно равняется числу разрушаемых молекул. Равновесное
204

содержание озона определяется характером окружающих усло¬
вий. При допущении фотохимического равновесия достаточно
хорошо описывается ситуация в верхней стратосфере, но это
описание неприемлемо к нижней стратосфере, где перенос озона
различными типами атмосферных движений является важным
фактором, действующим на плотность озона и его простран¬
ственные и временные вариации.
Фотохимия верхней атмосферы достаточно хорошо изучена.
Особый интерес по отношению к проблеме озона имеют класси¬
ческая работа Чэпмена (Chapman, 1930), разделы работ Бейтса
и Николе (Bates and Nicolet, 1950) по фотохимии водяного пара,
а также ряд исследований по озону (Wulf and Deming, 1936а, б,
1937; Diitsch, 1946, 1956; Craig, 1950; Jonson et al., 1952 и др.).
Озон формируется при столкновении трех частиц:
0 + 02 + М-*03 + М,	(5.17)
где М —	некоторый третий атом или молекула.	В	действитель¬
ности эта реакция может иметь место только после формирова¬
ния атомарного кислорода, который образуется, когда молекула
кислорода диссоциирует под действием кванта солнечной
энергии:
О, + Ь (I < 2423А) ^О + О.	(5.18)
Озон,	с	другой стороны, разрушается при столкновении или
фотодиссоциации следующим образом:
03 + 0-*20а,	(5.19)
Оз + Av (I < 11 ОООА) -* О + 02.	(5.20)
Отметим, что реакция (5.20) освобождает атомарный кисло¬
род, который может участвовать в реакции (5.17).
Непосредственное объединение атомов кислорода, освобож¬
денных в результате реакции (5.18) или (5.20), может иметь
место при столкновении трех частиц или при выделении кванта
энергии:
0 + 0 + М-*02 + М,	(5.21)
0 + 0->02 + Ь.	(5.22)
Первой из этих реакций можно пренебречь в интервале вы¬
сот от 50 до 60 км, второй — от 100 до 110 км.
Рассмотрим некоторый объем воздуха, расположенный на
некоторой высоте, в некоторый момент времени, когда Солнце
находится под зенитным углом Z. Пусть п\, п2, я3, пт — число¬
вые плотности атомов О, 02, 03 и молекул воздуха соответ¬
ственно. Число молекул озона, образующихся при реакции (5.17)
в единице объема за единицу времени, пропорционально произ¬
ведению п\п2пт. Пусть х 12 — коэффициент пропорциональности,
205

который называется скоростью реакции (скорость реакции мо¬
жет зависеть от температуры, хотя эта зависимость в коэффи¬
циенте не выделена). С другой стороны, число атомов кисло¬
рода (пли молекул кислорода), теряющихся в результате той
же самой реакции (5.17) в единице объема за единицу вре¬
мени, также дается произведением xi2MiM2Mm. Пусть xi3 и хц —
скорости реакций (5.19) и (5.21) соответственно. Пусть q2 и
qz— числа диссоциирующих квантов, поглощаемых 02 и 03,
соответственно в единицу времени и в единице объема в ре¬
зультате фотохимических процессов (5.17) — (5.21). Тогда изме¬
нения плотностей будут:
дп
1Г=—*12ге 1и2«ш-г	2<72	—	—2у.пп1п1пт, (5.23)
= - v.nn1ninm - q2 + 2/.13«1«:) -г qA + -'Лхп^пт, (5.24)
^ = г12п1п2пт	-ул?пхп	з	~qs.	(5.25)
(5.17)	(5.18)	(5.19)	(5.20)	(5.21)
Заключенные в скобки числа под этой системой уравнений
указывают на реакции, ответственные за слагаемые, стоящие
над ними.
Следует отметить, что q2 и qz пропорциональны соответ¬
ственно п2 и м3, а именно:
оо
q% = «2 [	(5.26)
0
ОО
q3 = «з f fcv3Fvoo\fl?v,	(5.27)
о
гДе ^voo — солнечный поток на «верхней границе атмосферы»
в квантах/см2-сек., kv2 и £v3—коэффициенты поглощения для мо¬
лекул 02 и 03 соответственно и	— функция пропускания
атмосферы выше объема в направлении на Солнце. Эти функции
зависят от лежащей выше массы атмосферы, которая погло¬
щает на данных частотах. Интегрирование по частоте должно
проводиться по тому участку спектра, где поглощение приводит
к диссоциации. Для озона он включает континуум Шапюи в ви¬
димой части и континуум Гартлея в ультрафиолете. Для кисло¬
рода в стратосфере он включает континуум Герцберга.
В области континуума Шумана — Рунге, с его намного боль¬
шим поглощением, солнечная радиация не проникает даже в
мезосферу. В области между 2000 и 2500 А озон и кислород за¬
206

метно поглощают радиацию, и функция пропускания в форму¬
лах (5.26) и (5.27) должна включать в себя поглощение обоими
газами.
При фотохимическом равновесии имеет место соотношение
дпхМ = дп2 dt -- дп3 dt = 0.
Если допустить эти условия и применить их к уравнениям
(5.23) — (5.25), то получим три однородных, но независимых
уравнения. При условиях, для которых эти уравнения удовлет¬
воряются, очевидно, что полное число атомов кислорода • (свя¬
занных или свободных) должно оставаться постоянным, так что
/Zi-b2/z2 + 3tt3 = const. Однако в стратосфере (и мезосфере) боль¬
шая часть кислорода находится в двухатомной форме и
фотохимические процессы пренебрежимо мало влияют на вели¬
чину п2. Поэтому выражением (5.24) можно пренебречь и ве¬
личины п2 и пт, которые входят в (5.23) и (5.25), могут счи¬
таться зависящими только от плотности в рассматриваемом
объеме. При этих допущениях и для фотохимического равнове¬
сия равновесные величины п\ и пъ могут быть получены из вы¬
ражений (5.23) и (5.25).
Если в то же время мы пренебрежем реакцией (5.21) и
в связи с этим последним членом выражения (5.23), что спра¬
ведливо для стратосферы, то получим
= (5'28)
где п3е — равновесная числовая плотность озона и п$ =
= (xi2/xi3)/Z2пш. Последняя, как видим, зависит от объемной
плотности, а через скорости реакций — от температуры (см.
ниже). Отметим, что <73 пропорционально п3е [см. уравнение
(5.27)], а потому выражение (5.28) является квадратным урав¬
нением. Оно может быть без труда решено, причем из двух ре¬
шений для пЪе выбирается положительная величина. Выражение
для пХе имеет вид
= _ъ±ъ_	(5	29)
6	*12 П2Пт	7
Чтобы проделать количественные вычисления по форму¬
лам (5.28) и (5.29), необходимо уточнить окружающие условия
и соответствующие физические параметры, а именно:
а) атмосферные структурные параметры, дающие плотность
и температуру как функцию высоты (рассмотрено в гла¬
вах 2 и 3);
б) зенитный угол Солнца, который входит в функцию про¬
пускания уравнений (5.26) и (5.27);
в) солнечный поток на верхней границе атмосферы (рассмот¬
рен в подпараграфе 4.5.2);
207

г) коэффициенты поглощения кислорода и озона (рассмот¬
рены в подпараграфах 4.6.3 и 4.6.4);
д) скорости реакций и их зависимость от температуры.
Скорости реакций плохо известны. Многими авторами
используются предварительные оценки Бейтса и Николе (Bates
and Nicolet, 1950), в соответствии с которыми
' хп =-8-10-33 (7У256)|/а см6/молекула2-сек.,
*12 = 8-10-35 (Tj256)'!* см6/молекула2-сек.,
7чз = 2,4- Ю-10 ( 77256)1/з ехр (—3070!Т) см3/молекула-сек.
В соответствии с измерениями Риваса, Манелла и Гартека
(Reeves, Mannella and Harteck, 1960) можно принять, что
= 2,7 • 10-33 см6/молекула2-сек.,
и в соответствии с измерениями Кауфмана и Кельзо (Kaufman
and Kelso, 1961)
у.м = 3 • 10~33 см°/молекула2-сек.
Что касается величины Х12, то Бенсон и Оксфорти (Benson
and Axworthy, 1957) нашли следующую зависимость:
*12 = 1,6 • 10_34 ехр (302/Г) см6/молекула2-сек.
Отсюда следует, что при температуре 256° К величина щ2 =
= 1,9 • 10-34. Измерения Кауфмана и Кельзо (Kaufman and
Kelso, 1961) дают
y-i2 = 1,2*10“34 см6/'молекула2*сек.
Скорость реакции сильно зависит от температуры. Бенсон
и Оксфорти нашли зависимость
*1з = 5-10-11 exp ( — 3020/Т) см6/молекула-сек.
Отношение (%12/xi3), которое входит в выражение для равно¬
весной плотности озона в стратосфере [см. уравнение (5.28) J,
было измерено Эйкином и Пататом (Eucken and Patat, 1936).
Оно использовалось в большинстве ранних исследований озона
(Dutsch, 1946; Craig, 1950). Бейтс и Николе (Bates and Nico¬
let, 1950) изменили величины х12 и к13 так, чтобы их отношение
согласовывалось с их измерениями. Поэтому оно представля¬
ется [после поправки на участие молекул азота в реакции трех
частиц (5.17)] в виде
*i2 *13 = 3,3 • 10~25 exp (—3070/Т) см3/молекула.
Соответствующее выражение, по измерениям Бенсона и Окс¬
форти, таково:
* 12,/* 1 з = 3,2-10-24 ехр (—3322/Т) см3/молекула.
208

Имеется ряд вычислений вертикального распределения озона
при фотохимическом равновесии (см., например, ссылки
в начале этого параграфа). Они основаны на возмож¬
ных допущениях об атмосфере и соответствующих физических
факторах, большинство из которых включает в себя зависи¬
мость поглощения кислорода от давления (см. конец подпара¬
графа 4.6.3). В качестве примера на рис. 5.12 показаны
два результата Крейга нм
(Craig, 1950) для вертикаль¬
ного склонения Солнца,
без учета зависимости коэф¬
фициента поглощения 02 от
давления (/) и с уче¬
том этой зависимости вбли¬
зи 2000 А (II). Полу¬
ченные кривые, вероятно,
дают слишком низкие зна¬
чения вблизи стратопаузы,
так как допускаемые темпе¬
ратуры на этом уровне были
слишком высокими (сказы¬
вающимися на отношении
И12/И13), и слишком высокие
значения выше 60 км, так
как вычисления делались
без учета реакции (5.21).
Не останавливаясь на де¬
талях вычислений, мы ука¬
жем только на наиболее важный ограничивающий фактор. В со¬
ответствии с уравнением (5.28) равновесное количество озона
убывает очень быстро с высотой вследствие наличия множи¬
теля п3, который сильно зависит от плотности воздуха. Это от¬
ражается на поведении кривых, представленных на рис. 5.12,
выше их максимума. С другой стороны, множитель q2 в урав¬
нении (5.28) является исчезающе малым на достаточно малых
высотах, так что все диссоциирующие кванты всегда поглоща¬
ются на более высоких уровнях. Этим объясняются результаты,
полученные ниже максимума на кривых (см. рис. 5.12).
Как правило, расчеты равновесного содержания озона
в сравнении с наблюдениями дают следующее.
а) Расчеты достаточно хорошо дают количество озона на
Уровнях выше 30—40 км. Это иллюстрируется табл. 5.2. где
сравниваются рассчитанные плотности озона с измеренными во
время полета ракеты 14 июня 1949 г. (см. рис. 5.9), по данным
Джонсона (Jonson et al., 1952).
б) В нижней стратосфере прогнозируется слишком малое
количество озона.
Рис. 5.12. Вертикальное распределение
озона при фотохимическом равновесии
с Солнцем в зените (по Крейгу, 1950)
8 Заказ 2160
209

в)	При большом зенитном угле солнца прогнозируется ми¬
нимум полного содержания озона.
Последние два результата несовместимы с наблюдениями,
согласно которым максимальные плотности озона имеются
в нижней стратосфере высоких широт в конце зимы и начале
Таблица 5.2
Вычисленные и измеренные плотности пъ озона 1
Высота,
км
Наблюдавшаяся л,
см-3
Вычисленная п:{
см~3
70
6-10*
1,2-109
60
7,3.103
7,0-109
50
5,5* Ю30
4,3* 1010
40
4,6-Юн
4,8-1011
30
2,5.10i2
6,7-1012
1 Наблюдения и вычисления проделаны при коэффициентах
поглощения Ну и Чунга.
весны. Однако результат фотохимического расчета нужно пони¬
мать качественно, так как при больших зенитных углах энергия,
ответственная за диссоциацию кислорода [см. уравнение (5.18)],
поглощается на высоких уровнях, где реакция формирования
озона (5.17) менее вероятна из-за низкой плотности.
Упомянутые выше противоречия могут быть объяснены, если
отбросить допущение о фотохимическом равновесии в нижней
стратосфере. Тогда можно грубо вычислить промежуток вре¬
мени, необходимый для возвращения плотности озона к равно¬
весной величине, если она была изменена, например, движе¬
ниями воздуха (Dutsch, 1946; Craig, 1950).
Хотя детали этих вычислений не очень приемлемы (из-за
неопределенности таких параметров, как скорости реакций),
ясно, что фотохимическое равновесие должно являться реаль¬
ным допущением выше примерно 40 км, но не имеет места
ниже 30 км. Эти оценки находятся в удовлетворительном согла¬
сии при сравнении вычисленных равновесных и наблюдаемых
концентраций.
Откуда же приходит озон, наблюдаемый в нижней страто¬
сфере и тропосфере? Ясно, что основная часть его возникает
в верхней стратосфере или верхней части нижней стратосферы
и переносится теми или иными атмосферными процессами
к нижним уровням. На этих нижних уровнях озон сохраняется
(в балансе см. ниже) от фотохимического разрушения и ста¬
новится консервативным свойством воздуха. Озон, который
210

переносится различными атмосферными процессами перемеши¬
вания в тропосферу и к поверхности земли, непрерывно разру¬
шается при химических реакциях с отдельными компонентами
тропосферы или на земле. Детали атмосферных процессов, ко¬
торые переносят озон из верхней стратосферы в нижнюю стра¬
тосферу и тропосферу, не вполне ясны, но мы рассмотрим их
в параграфе 5.4.
Часто говорят, что озон в нижней стратосфере «сохраняется»
от фотохимического разрушения вышележащей массой атмо¬
сферы. Это только способ выражения, поскольку озон обычно
диссоциирует под действием радиации вблизи ультрафиолето¬
вой и видимой частей спектра на всех уровнях атмосферы
вплоть до поверхности земли. Случается, однако, что атом кис¬
лорода, освобожденный в процессе фотодиссоциации [см. фор¬
мулу (5.20)], связывается с молекулой 02 в форме новой моле¬
кулы озона в соответствии с реакцией (5.17). В действитель¬
ности имеется возможность для реакции (5.19), но как можно
показать, это маловероятно в нижней стратосфере.
Пусть некоторое число атомов кислорода пх на единицу
объема возникает в результате реакции (5.20), тогда число мо¬
лекул озона, образующихся посредством реакции (5.17) в еди¬
нице объема и в единицу времени, равняется к\2П{п2Пт, а число
молекул озона, разрушаемых посредством реакции (5.19), равно
н\зП\Пз. Отношение этих величин будет (щ2/ус\з) (^Пт/пз) •
Вблизи уровня 20 км кХ2/щз=№~~18 см3/молекула, п2пт= Ю36 мо-
лекула2/см6 и (для наблюдаемой максимальной величины)
/2з=1013 молекул/см3. Таким образом, это отношение близко
к 105; примерно только одна из 105 диссоциаций озона обычно
приводит к результирующему разрушению озона. Более деталь¬
ный анализ показывает, что это может влиять на содержание
озона в воздухе только в течение очень долгого периода вре¬
мени, измеряемого годами.
Таким образом, имеется механизм равновесия между обра¬
зованием и разрушением озона в нижней стратосфере. Это,
однако, не «фотохимическое равновесие» в обычном понимании
этого слова, так как рассматриваемый здесь озон не образуется
на месте, а только сохраняется после переноса его с более вы¬
соких уровней.
Другое представляющее интерес заключение — это возмож¬
ность суточных вариаций плотности озона. В ночное время,
когда солнечный свет отсутствует, уравнения (5.23) и (5.25)
редуцируются в
(5.30)
(5.31)
8*
211

Выше тропопаузы [выше нее в некоторых случаях урав¬
нение (5.23) является неполным, так как пренебрегается реак¬
цией (5.21)] получаем, что п2^>п3. Полученное неравенство
является другим выражением того, что реакция (5.17) более
возможна, чем (5.19). Если п30 и п\0 — числа молекул 03 и ато¬
мов О при заходе солнца, то интегрирование уравнений (5.30)
и (5.31) при пренебрежении величиной п3 дает два следующих
выражения:
где t — время, измеряемое от захода солнца. Величина коэффи¬
циента %1з точно неизвестна, но из некоторых реальных оценок
ясно, что П\ очень быстро стремится к нулю после захода
солнца. Например, на высоте 40 км лг3 = 5-1013 молекул/см3
и, если х13 положить равным 10 см3/молекула, тогда п,\ будет
Яю/ЮО менее чем за 2 мин. В то же самое время формирование
новых молекул озона из атомов кислорода отсутствует. Непо¬
средственно после захода солнца атомарный кислород исчезает
и озон не образуется. Однако выше стратопаузы концентрация
атомов кислорода настолько мала, что влияние этого процесса
на число молекул озона в единице объема пренебрежимо мало.
Интегральный эффект во всем столбе воздуха, который при из¬
мерении выражается через «общее содержание» озона, очень
мал. Трудно ожидать суточного изменения общего содержания
озона, и оно не наблюдается.
5.4.	МЕТЕОРОЛОГИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА ОЗОН
Хотя ясно, что наблюдаемое распределение озона, а также
сезонные и широтные вариации его общего содержания связаны
с циркуляцией стратосферы, детальное понимание этой взаимо¬
связи до сих пор не достигнуто. Это объясняется тем, что метео¬
рологические измерения в стратосфере начались только в по¬
следние годы и проводятся над ограниченными географическими
районами, а также тем, что до сих пор не имеется регулярных
измерений вертикального распределения озона на синоптиче¬
ской основе. Поэтому большинство исследований проблемы
ограничивается сравнением данных по общему содержанию
озона с метеорологической информацией на соответствующих
уровнях в стратосфере.
Проблема вариаций озона в связи с метеорологическими
процессами может быть разделена на две части: 1) вопрос о ко¬
роткопериодных (междусуточных или междунедельных) флук¬
туациях над некоторыми пунктами средних и высоких широт и
(5.32)
(5.33)
Яз — #30 Н“ Яю — п\ >
212

2)	вопрос о долгопериодных (сезонных) вариациях. Хотя так
пока и удобно рассматривать проблему, впоследствии может
оказаться, что эти вариации близки между собой.
5.4.1.	Короткопериодные вариации озона
Короткопериодные флуктуации количества озона нала¬
гаются на его сезонные вариации. Они упоминались в па¬
раграфе 5.1, где были даны некоторые примеры в связи
с наблюдением в Арозе общего содержания озона. Эти
вариации слишком велики и резки, чтобы их можно было
объяснить фотохимическими процессами, и должны отра¬
жать механизмы, которые перераспределяют, озон от одного
места к другому, помимо его формирования и разрушения. На¬
блюдения общего содержания озона дают только интегральный
эффект такого механизма, который может включать в себя воз¬
растание на некоторых высотах и уменьшение на других в том
же столбе воздуха. Однако изменение общего содержания, по-
видимому, отражает изменения в нижней стратосфере, и ввиду
отсутствия детальных вертикальных распределений естественно
искать корреляцию его с метеорологическими условиями.
До недавнего времени большинство исследований взаимо¬
связей между метеорологическими условиями касалось или тро¬
посферных, или низкостратосферных (до 100 мб) метеорологи¬
ческих параметров, скоррелированных с междусуточными из¬
менениями общего содержания озона. Эти исследования указали
на наличие некоторой связи между большими общими содер¬
жаниями озона и
а) холодной тропосферой,
б) низкой тропопаузой,
в) теплой нижней стратосферой,'
г) ложбинами в верхней тропосфере и нижней стратосфере.
Чтобы проиллюстрировать эти положения, мы представили
некоторые результаты Норманда (Normand, 1951) в табл. 5.3.
Эти результаты согласуются с более ранними результатами
Добсона (Dobson et al., 1927) иМизама (Meetham, 1937), а также
с более поздними исследованиями, например, Оринга и Мунча
(Ohring and Muench, 1960). Последние использовали только
температуру на уровне 100 мб, но вычислили коэффициенты кор¬
реляции для каждого из месяцев над рядом европейских стан¬
ций. Хотя эти коэффициенты изменяются достаточно широко,
даже бывают отрицательными для некоторых месяцев и неко¬
торых станций, тем не менее в среднем они положительны и
близки к 0,5, не имеют годовых вариаций, но достигают наи¬
больших величин вблизи 50° с. ш. (по сравнению с более север¬
ными или более южными станциями). Оринг и Мунч также
213

нашли в основном отрицательную корреляцию (иногда меньшей
величины) между полным количеством озона и высотой поверх¬
ности 100 мб.
Таблица 5.3
Коэффициенты корреляции между общим содержанием озона
в Оксфорде и некоторыми метеорологическими параметрами
в течение указанных периодов времени, по Норманду (Normand, 1951)
Метеорологический
параметр
13/ХI — 8/XII
1950 г.
9/ХII 1950 г.-
3/1 1951 г.
4-29/1 1951 г.
30/1—24/11
1951 г.
Приземное давление . .
-.46
— .69
-.32
— .46
Слой 1000/700 мб . . .
-.81
-.47
-.44
— .56
Слой 700/500 мб . . . .
-.72
— .65
— .32
— .38
Слой 500/300 мб . . . .
— .89
-.71
— .27
— .67
Температура на 250 мб
-j-. 33
— .09
-.09
+ .50
Высота тропопаузы . .
— .94
— .65
— .34
— .78
Температура тропопаузы
+ .68
+ .35
+ .14
+ .38
Давление на тропопаузе
-г- .74
+ .53
+ .41
+ .77
Температура на 200 мб
+ .53
+ .40
+ .08
+ .67
Температура на 150 мб
4-. 62
+ .28
+. 17
+ .60
Температура на 100 мб
+ .60
+ .52
+. 53
+ .59
Температура на 70 мб
+ .59
+. 55
+ .53
+ .53
Отметим один аспект табл. 5.3. Отрицательный коэффициент
корреляции между полным количеством озона и давлением
у земной поверхности отражает хорошо известную тенденцию,
обнаруженную на некоторых станциях: большие содержания
озона связаны с поверхностными депрессиями, а малые содер¬
жания озона — с гребнями. Однако это не является повсемест¬
ным правилом. Например, в Китае (Lejay, 1937) большие
содержания озона связаны с распространением сибирского
антициклона. Это несоответствие исчезает, если рассматривать
только условия в нижней стратосфере: хорошо развитые цикло¬
нические системы Западной Европы и холодные антициклоны
Азиатского континента обычно сочетаются с теплой и низкой
тропопаузой и ложбиной наверху.
В то время как соотношения, которые найдены в этих иссле¬
дованиях, только частично объясняют изменения полного коли¬
чества озона, несомненно реальным и существенным явля¬
ется систематическое действие определенных метеорологиче¬
ских факторов. К ним относятся адвекция и дивергенция.
В связи с большими содержаниями озона, связанными с ложби¬
нами, рассмотрим следующую упрощенную модель.
Обычно с хорошо развитой ложбиной в верхней тропосфере
связаны низкая теплая тропопауза и низкая теплая страто¬
сфера. Непосредственно выше тропопаузы глубина ложбины,
содержащей более теплый воздух, чем окружающий ее, посте¬
214

пенно убывает с возрастанием высоты. К западу от ложбины
воздух притекает с севера и оседает с уменьшающейся по мере
роста высоты скоростью нисходящего движения. Так как озон
является консервативной примесью, то отношение смеси озона
(не плотность) сохраняется в оседающем воздухе, и ввиду того
что отношение смеси озона обычно возрастает с высотой в этой
части атмосферы, содержание озона в гипотетическом столбе
воздуха над ложбиной постепенно возрастает. На рис. 5.13
км
Рис. 5.13. Диаграмма, иллюстрирующая изме¬
нение отношения смеси для озона, вызванное
оседанием
В столбе воздуха с начальным распределением /
возникает распределение II после опускания на рас¬
стояния, указанные стрелками (по Риду, 1950)
в качестве примера показан этот процесс, рассчитанный Ридом
(Reed, 1950). Начальное распределение озона, представленное
в форме отношения смеси, просто смещается в соответствии
с эффектом вертикального движения на каждом уровне в тече¬
ние всего периода времени. Если перейти теперь к стандартным
единицам см NTP/km, то в этом частном случае результирующее
количество озона увеличится на 0,024 см в той части столба,
которая испытывает оседание предполагаемого типа. Ре¬
зультирующее количество озона уменьшится на такую же
величину, если допустить вертикальные движения обратного
знака.
Может показаться, что воздушный столб, изображенный на
рис. 5.13, является фикцией. Однако если это реализуется, то
имеется вертикальная дивергенция и вследствие этого горизон¬
тальная конвергенция выше уровня максимума нисходящего
движения, а также вертикальная конвергенция с горизонталь¬
ной дивергенцией ниже этого уровня. В таком случае можно
предполагать, что воздух, относительно богатый озоном, скап¬
ливается в верхней области, в то время как в нижней количе¬
215

ство озона уменьшается. Результирующее возрастание озона
происходит за счет притока из окрестностей.
Наряду с этим эффектом должен быть и эффект горизон¬
тальной адвекции. Естественно, учитывая средний широтный
градиент озона, связывать северные ветры с возрастанием его
количества на всех широтах южнее высокоширотного макси¬
мума озона. Мияке и Кавамура (Miyake and Kavamura, 1956)
нашли такую корреляцию для Токио, но Мартин и Брюер (Mar¬
tin and Brewer, 1959), Оринг и Мунч (Ohring ana Muench,
1960), работая с данными по европейскому району, нашли
большие общие содержания озона, связанные с траекториями
(в первом случае) или ветрами (во втором) с юга на уровне
100 мб. Не вызывает сомнения, что озон, являясь консерва¬
тивной примесью, переносится ветром. Очевидно, что если ис¬
пользовать суточные карты озона для частных уровней по
синоптической сети станций, измеряющих вертикальное рас¬
пределение, то можно выявить адвективные эффекты. Однако
вследствие того, что среднеширотный градиент недостаточно
представляет мгновенный градиент озона или что ветер на
уровне 100 мб недостаточно представляет адвекцию на всех
высотах, или что станции, рассмотренные Мартином и Брюе¬
ром, Орингом и Мунчем, находятся слишком близко к макси¬
муму озона, ожидаемый систематический эффект не выявля¬
ется из этой статистики. Взаимосвязь между полным количе¬
ством озона и метеорологическими условиями вблизи тропо¬
паузы, а также в нижней части нижней стратосферы известна
как эффект Рида — Норманда. Эффект Рида — Норманда не
объясняет всех изменений общего содержания озона. В послед¬
нее время с использованием метеорологических данных на бо¬
лее высоких уровнях отдельные исследователи рассмотрели
взаимосвязь с условиями на уровне 50 мб и выше.
Годсон (Godson, 1960) сравнил полное содержание озона
с температурой на поверхности 100 мб, причем оба параметра
сглаживались путем вычисления 10-дневных средних. Такое
сглаживание отфильтровывало короткопериодный эффект
Рида — Норманда, а сглаженная температура на уровне 10 мб
должна отражать по крайней мере приближенно характери¬
стики долгопериодных температурных вариаций на высоких
уровнях в нижней стратосфере (например, на уровне 50 мб).
(Изменение температуры на уровне 100 мб, сглаженное подоб¬
ным образом, рассматривалось в параграфе 2.5.) Исследования
условий на различных станциях в течение нескольких зимних
периодов, проведенные Годсоном, показали соответствие между
этими двумя параметрами, которое не сильно проявляется
в деталях, но выявляется в одновременном большом возраста¬
нии (сглаженной) температуры и (сглаженного) общего коли¬
чества озона во время сильных стратосферных потеплений.
216

Аллингтон, Бовил и Хэр (Allington, Boville and Hare, 1960)
нашли заметное соответствие между общим содержанием озона
и толщинами слоев от 100 до 25 мб над Эдмонтоном и Моусо-
ном, Канада, для двух месяцев зимой 1958/59 г. Кривые обна¬
руживают положительные коэффициенты корреляции для этих
четырех случаев, заключенные в интервале от 0,25 до 0,73.
Бовил и Хэр (Boville and Hare, 1961) опубликовали исследо¬
вания двух интересных случаев, в которых крайне малое общее
О	SO	100	150	-80 -60 -40 -20
Парциальное давление Температира/ °С
озона} Ю~ем6
Рис. 5.14. Вертикальные распределения
озона и температуры на ст. Ароза, Швей¬
цария в 1958 г. (по Дютшу, 1962).
/ — 16 января; 2 — 23 января; 3 — 23 февраля;
4 — среднее сезонное
содержание озона в средних широтах сопровождалось движе¬
нием с большой скоростью холодной ложбины с юга, связан¬
ной с возмущенной ночной полярной циркуляцией на уровне
20 мб.
Интересные результаты были получены при исследовании
сильного стратосферного потепления 1958 г., которое началось
над Западной Европой в конце января. Дютш (Dutsch, 19626)
отметил изменение вертикального распределения озона над
ст. Ароза по эффекту обращения в течение периода резкого
потепления с 16 по 23 января 1958 г. Как видно из рис. 5.14,
озон возрастал на всех уровнях верхней стратосферы в течение
217

этого периода и особенно резко 23 января. Это возрастание на
верхних уровнях Дютш комментирует следующим образом:
«Нашими наблюдениями реально установлено сильно выра¬
женное возрастание в слое между 23 и 35 км. Величина этого
возрастания колеблется между 30 и 50% на высоте, где обычная
флуктуация озона намного меньше (стандартная величина 10%).
На уровне 10 мб абсолютный максимум в серии наших наблю¬
дений достиг в течение этих суток сезонного максимума, харак¬
терного для конца весны или начала лета!».
Дютш (см. также London, 19636) нашел хорошее соответ¬
ствие между большими (общими) содержаниями озона и поло¬
жениями теплого центра, движущегося на северо-запад.
Меньшее внимание уделялось исследованиям содержания
озона в верхней атмосфере и его вариаций. Юнг (Junge, 1962)
показал, что вариации тропосферного озона малы и в некото¬
рых случаях средняя величина его находится в малом отноше¬
нии к общему содержанию. Не следует поэтому ожидать, что
вариации общего содержания озона отражают большие вари¬
ации в его тропосферных величинах. Гуди и Роч (Goody and
Roach, 1958) нашли отрицательную корреляцию.
По-видимому, из этих исследований следует, что вариации
озона для данного сезона обусловлены суперпозицией метеоро¬
логических эффектов вблизи и даже выше тропопаузы, а также
других эффектов выше в стратосфере. Эти эффекты не имеют
простой корреляции со всеми другими (Allington et al., 1960).
Кроме того, представляется, что относительно большие возра¬
стания общего содержания озона, приводящие к весеннему
максимуму, связаны с большими стратосферными потепле¬
ниями.
5.4.2.	Сезонные вариации озона
Хотя имеется некоторая неопределенность и даже споры
о деталях метеорологических процессов, которые приводят
к крупномасштабным вариациям озона, нет сомнения в том,
что должен быть результирующий эффект этих процессов.
Общее содержание озона в северном полушарии заметно воз¬
растает в период с ноября по март. Наиболее важный вклад
в это повсеместное возрастание дает резкое увеличение содер¬
жания озона в высокоширотной нижней стратосфере, где до¬
полнительный озон практически не образуется под действием
фотохимических процессов. В остальное время года (с апреля
по октябрь) содержание озона над полушарием постепенно
уменьшается. С точки зрения крупномасштабных изменений
нужно допустить некоторый циркуляционный механизм, который
переносит озон от средних (или низких) широт в верхней стра-
218

тосфере к высоким широтам в нижней стратосфере в течение
зимних месяцев. Этот озон сохраняется и «запасается» до тех
пор, пока новый озон не образуется в результате фотохими¬
ческих процессов в области источника образования. Процессы
переноса действуют в течение всей зимы и приводят к раннему
весеннему максимуму, но должны отсутствовать или быть очень
слабыми в период с апреля по октябрь. Озон, накопленный
в течение зимы, постепенно теряется или за счет возвращения
на высокие уровни и фотохимического разрушения, или за
счет перемешивания вниз, в тропосферу, и химического раз¬
рушения.
Меридиональный перенос атмосферных примесей, таких, как
озон, может быть связан с меридиональными ячейками или
квазигоризонтальными крупномасштабными вихревыми про¬
цессами. Математические выражения для этих процессов фор¬
мулируются и обсуждаются в Приложении Е. Большая часть
неясностей о механизме переноса в верхнюю атмосферу сосре¬
доточивается вокруг вопроса об относительной важности этих
двух процессов при различных условиях.
Некоторые ученые постулировали слабую циркуляцию
в вертикальных меридиональных плоскостях с целью объясне¬
ния переноса озона и других явлений. Брюер (Brewer, 1949)
отметил, что сухость нижней стратосферы над Англией (под¬
параграф 2.3.1) может быть объяснена, если воздух в преды¬
дущие моменты времени проходил через холодную тропическую
тропопаузу. Он указал на циркуляцию воздуха, поднимающе¬
гося через тропическую тропопаузу, движущегося на север и
оседающего в стратосфере высоких и умеренных широт. Доб¬
сон (Dobson, 1956) для объяснения изменения как озона, так
и водяного пара рассмотрел подобный тип циркуляции воз¬
духа. Голдье (Goldie, 1950) указал на три ячейки во всем по¬
лушарии, ориентированные вертикально. Самая низкая из них
в тропосфере соответствует хорошо известной ячейке Голдье:
вверх вблизи экватора, к полюсу в окрестности тропопаузы,
вниз в средних широтах, к экватору вблизи Земли. Следующая
ячейка Голдье имеет направление, противоположное циркуля¬
ции с нисходящим движением в стратосфере над экватором
выше 24 км до тропопаузы и движением к полюсу вблизи тро¬
попаузы. Верхняя ячейка имеет то же направление, что и ниж¬
няя: вверх над экватором (от 24 до 40 км) и к полюсу на боль¬
ших высотах. Либби и Пальмер (Libby and Palmer, 1960) для
объяснения некоторых особенностей выпадения радиоактивных
примесей несколько позже указали, что верхняя ячейка модели
Голдье расположена много ниже уровня 24 км. Следует вспом¬
нить, что такие циркуляции имеют малые вертикальные и го¬
ризонтальные компоненты, которые должны сохраняться,
когда скорости осредняются по долготе и времени (см. При¬
219

ложение Е). Они должны налагаться на гораздо большие ква-
зигоризонтальные и квазигеострофические движения, наблю¬
даемые в атмосфере. Данные о ветре в стратосфере недоста¬
точно полно демонстрируют их наличие.
Теперь из работы Старра и его сотрудников хорошо из¬
вестно, что меридиональный перенос различных субстанций
(тепла, момента количества движения, водяного пара) во вне-
тропической тропосфере может быть объяснен посредством
крупномасштабных квазигоризонтальных процессов перемеши¬
вания, связанных с гребнями и ложбинами. В соответствии
с существующей ныне картиной зимней арктической страто¬
сферы как области, содержащей метеорологически активные
возмущения (см., например, Hare, 1960), естественно рассмот¬
реть эффективность процессов перемешивания в зимней страто¬
сфере.
В настоящее время нет достаточного количества озонных
данных, необходимых для вычисления переноса озона стоячими
или движущимися вихрями (см. Приложение Е). Для этой
цели нужно иметь величины плотности озона на некотором
уровне или на нескольких уровнях по сети станций, располо¬
женных на широтном круге или вблизи него. Большинство на¬
блюдений озона относится к общему содержанию и не дает
представления о содержании озона на данном уровне. Общее
содержание озона тесно связано с содержанием его в нижней
стратосфере. Ньюэлл (Newell, 1963) рассчитал вклад смещаю¬
щихся и стоячих вихрей на уровнях 100 и 50 мб при допуще¬
нии, что общее содержание является репрезентативным для
плотностей озона на этих уровнях. Его результаты, в частности,
показывают, что в течение периода с января по март смещаю¬
щиеся и стоячие вихри связаны с переносом на север озона
в нижней стратосфере.
Связь общего содержания озона с метеорологическими воз¬
мущениями на уровне 50 мб и выше в течение зимних месяцев
указывает на важность крупномасштабных процессов переме¬
шивания. Годсон (Godson, 1960) строго обосновал с этой точки
зрения результаты, полученные ранее Векслером (Wexler,
1958), а также Векслером и Мореландом (Wexler and More¬
land, 1958). Хотя аргументы, связанные с работой Ньюэлла,
вполне приемлемы, нужно вспомнить, что они не дают досто¬
верного количественного представления и не исключают одно¬
временного переноса меридиональными ячейками. Оба меха¬
низма могут быть важны, и их относительная важность может
изменяться с высотой, широтой и сезоном. Вычисления, основан¬
ные на доступных в настоящее время данных, не в состоянии
определенно решить этот вопрос.
Недавно Прабхакара (Prabhakara, 1963) (см. также London
and Prabhakara, 1963) построил довольно сложную численную
220

модель для исследования сезонных и широтных изменений
озона в северном полушарии. Сущность схемы состоит во вклю¬
чении в выражение для равновесного количества озона [урав¬
нение (5.28)] члена, представляющего процессы переноса, ко¬
торый был предложен Дютшем (Diitsch, 1946). Такой член
переноса может включать как меридиональные, так и вихревые
процессы, причем последние определяются в виде традицион¬
ных (крупномасштабная вихревая диффузия) коэффициентов
перемешивания. Схема сводится к уравнению в частных произ¬
водных с независимыми переменными у, z и равновесным от¬
ношением смеси1 озона как зависимой переменной. Его можно
численно решить с соответствующим допущением о процессах
переноса и граничных условиях. Поэтому можно при приемле¬
мых допущениях довольно хорошо объяснить наблюдаемые ве¬
личины озона. Детали схемы здесь невозможно обсудить.
Содержание озона в тропосфере, по Юнгу (Junge, 1962),
более однородно географически и по сезонам, но имеет плоский
зимний минимум и весенний максимум, причем последний за¬
держивается на месяц или два по времени после максимума
общего содержания озона. Согласно современным представле¬
ниям, тропосфера получает озон из стратосферы2 благодаря
крупномасштабным процессам перемешивания вблизи тропо¬
паузы. Это — явление значительной сложности, оно представ¬
ляет большой интерес, так как те же самые процессы, которые
переносят озон, должны также переносить радиоактивные
осадки, внесенные в стратосферу ядерными взрывами. Этот
предмет обсуждается более полно и в широком аспекте
в главе 10. Сток для атмосферного озона находится вблизи или
на поверхности земли. Он обусловлен действием химических
реакций, хотя в определенных ситуациях здесь могут быть
большие локальные источники озона, образующиеся в резуль¬
тате химических реакций в загрязненном воздухе (Лос-Андже¬
лес). Относительно однородное распределение тропосферного
озона по вертикали (см. подпараграф 5.2.7), по широте и се¬
зону (Junge, 1962) указывает на то, что характерное время
перемешивания озона в тропосфере мало в сравнении с харак¬
терными временами его заноса и разрушения. Тропосферный
озон является таким объектом, которым обычно пренебрегают,
но он, несомненно, привлечет большее внимание с течением вре¬
мени.
1 Это равновесная величина относительно фотохимического процесса и
процесса переноса.
2 Предполагается (Kroening and Ney, 1962), что при разрядах молний
образуется большое количество озона в тропосфере. Однако после' анализа
сезонно-широтных распределений озона и влияния на него гроз трудно со¬
гласиться с тем, что грозообразование является значительным источником
озона.
221

5.5. СОСТАВ МЕЗОСФЕРЫ
В мезосфере, возможно, много больше химических реакций,
чем в стратосфере. Здесь могут быть реакции, включающие
различные окиси азота. Вследствие наличия гидроксильных по¬
лос в спектре свечения воздуха ясно (см. параграф 9.3), что
водород также присутствует и химически активен. Поскольку
эти реакции составляют громадный комплекс и о многих из
коэффициентов скоростей реакций известно очень мало, по¬
лезно продолжить рассмотрение чисто кислородной атмо¬
сферы (подпараграф 5.5.1), прежде чем мы вернемся к рас¬
смотрению азота (подпараграф 5.5.2) и водорода (подпара¬
граф 5.5.3). По спектру свечения атмосферы также
обнаруживается присутствие натрия в верхней атмосфере. Его
возможное происхождение и его вертикальное распределение
коротко рассматриваются в подпараграфе 5.5.4.
5.5.1.	Кислородная атмосфера
Фотохимические процессы, влияющие на кислород, оста¬
ются теми же, что и на более низких уровнях, кроме реакции
(5.21). Допуская далее, что на величину п2 фотохимический
процесс не влияет, перепишем уравнения (5.23) и (5.25) со сле¬
дующим изменением в обозначениях: пусть q2 = n2J2 и <7з = /г3/3,'
J2 и /3 подлежат определению из уравнений (5.26) и (5.27)
соответственно:
дп
= -у.12п1п2пт + 2 n2J2 — *ппхпг + n3J3 — 2 *цп\пт, (5.34)
= %ntixti2nm — *i3ftift8 — n3Js.	(5.35)
Мы можем приступить к определению условий фотохимиче¬
ского равновесия, выразив пЪе через ri\e из соотношения (5.35)
= Х12П2ПтП1е_ '
Jз %13п\е
Подстановка этого выражения в соотношение (5.34) дает ку¬
бическое уравнение для п\е вида
< + п\е (— + -—) -	— !hhl±- = о. (5.37)
le le V *13	*11	)	е	*11«т*1з
Чтобы сделать расчеты с помощью уравнений (5.36) и
(5.37), необходимо определить величины коэффициентов ско¬
ростей реакций: хц, xl2, xi3 и /2, /3. Положение с коэффици¬
ентами скоростей реакций было обсуждено в параграфе 5.3,
откуда ясно, что в этих величинах имеется значительная не¬
определенность. Величина /3 слабо связана с поглощением
222

в видимой области и в основ-
ном зависит от поглощения в ю
континууме Гартлея. В мезо- Z
сфере /3 существенно не зави- s
сит от высоты, причем погло- Z
щение так мало, что солнечный *
поток остается почти неизмен-	g-
ным. Величина /2 не зависит	’S-
ОТ поглощения в континууме	®
Шумана — Рунге, так как энер-	Ц
гия в этой спектральной обла-	л
сти всегда поглощается на бо-	я
лее высоких уровнях в термо-	о
сфере. Она, очевидно, вклю-	о
чает поглощение в континууме	g
Герцберга, где величина его	*
в какой-то степени неопреде-	|
ленна, вследствие влияния дав-	s
ления на коэффициенты погло-	и
щения кислорода (см. подпа-	g
раграф 4.6.3). Вероятно также,	*0-
что она включает некоторое	*
поглощение в полосах Шума-	g
на — Рунге, как следствие пре-	§
диссоциации (см. подпара-	g
граф 4.6.3). Ясно, что суще-	g
ствует ряд неопределенностей.	§■
Для иллюстративной цели не-	°
которые численные результаты	g
приведены в табл. 5.4, которая
О.
строится при следующих допу- Ц
cd
Q.
cd
щениях:
а) величины я2, пт и Т со¬
ответствуют данным Николе	к
(Nicolet, 1958) для определен-	я
ной модели атмосферы;	g
б) величины хп, %!2 и %i3	g
взяты по данным Бейтса и Ни¬
коле (Bates and Nicolet, 1950)	jg
для определенных температур;	g
в) /3 имеет постоянную ве-	к
личину 3,6 -10-3 сек.-1, которая
представляет собой аппрокси¬
мированную среднюю мед¬
ленно изменяющейся величи¬
ны, данной Хориучи (Horiuchi,
1961)	(подсчитана для солнца
а>
гг
со
1
2
о
со
с
о о
со сп
о со
o' СМ
о
1.0
о
см
9,56-10!1
с; ос ос
ООО
со оо см
СП О СО
CN N гн
со
о о
о
1
О О
о
о
ООО
2
г-н 1—•
о
<М «-н
со
со
СО СО со
СО т—1
со
со
СО оо
s;
•к г -
СМ СО
00
Г-н Г-н г-н
ю ю
СО
со
Г" 00 O'J
о
т т
7
*7
V т т
о
1 1
о о
1
о
1
о
1 1 1
ООО
~2
1—1 Т—(
ч—1
ч—1
1—1 г-н г-н
а
г-
"d4
о
О ГН (S
52
СО со
Ю
1—1
СП г-н ю
СО со
СО
(М
чф Ю CN
ю ю
ю
ю
Ю 1-0 ю
со со
со
со
со оо со
о
1 1
1
1
1 i 1
О О
о
о
ООО
~2
1—1 •
Г-н
ч-н 1-н 1
а
ОО 00
СО
см
rf Tf Tf
С4)
CN (М
СП
СО
CM N CN
ОО ОО
о
N О со
со со
со
со
со со со
со со
1 1
со
1
со
1
со со CO
1 1 1
а
О О
о
о
ООО
-3~~
г-н т—Ч
Ч—1
ч—1
4—1 4—< 1—t
6
ОО 00
СО
(М
^ ^
_1
СМ ГМ
СП
СО
CN b CN
X
ос ос
о-
N О CO
Ы
со
(М
О CO CO
О-
Ю
со
r-H 00 LO
К
CN (М
см
см
CM i-и i—i
iro
1.-5
СО
о о
о
о
ООО
1
%
и
^ СП
ОО
Tt- CN -t
СП ю
ю
со
CO 4— co
^ (М
ОС
CM cn
со
о со
ю
a
о
1
о о
о
о
ООО
2
т-Н т—1
t-H
ч—1
ч~ч1 ч-н гн
°
1.0 ОО
Ч-Н
СП
СО ч—1 ю
со см
СО
о
О О
s;
(М ч—
со
СМ г-н rf
2
о ю
о
LO
о ю о
N
Ю LQ
СО
со
оо
223

в зените при использовании коэффициентов поглощения
Вигру);
г)	/2 имеет постоянную величину 10-9 сек.-1, вычисленную
для положения солнца в зените при рассмотрении только кон¬
тинуума Герцберга и пренебрежении влиянием давления на
коэффициенты поглощения (Horiuchi, 1961).
Когда величины, представленные в табл. 5.4, используются
в кубическом уравнении (5.37), то оказывается, что последнее
имеет три действительных корня, только один из которых по¬
ложительный. Этот корень можно достаточно точно предста¬
вить в виде
Величины ri\e и rise, указанные в табл. 5.4, вычислялись из
соотношений (5.38) и (5.36). Ввиду включенных неопределен¬
ностей эти величины могут быть некорректными как сами по
себе, так и в определении порядка величины. Хориучи (Hori¬
uchi, 1961) получил результаты, принимая во внимание погло¬
щение в полосах Шумана — Рунге.
Проблема дневных неравновесных условий в этой части
атмосферы весьма сложна. Попытка решить (нелинейные)
дифференциальные уравнения первого порядка (5.34) и (5.35)
путем исключения одного из переменных пх или п3 приводит
к уравнению большой сложности. Однако вычисляя мгновен¬
ные скорости изменения для различных величин пх и п3, можно
значительно продвинуться в этой проблеме. С этой целью
удобно заменить переменные п\ и п3 отношениями f = nxlnXe и
g = n3/n3e. Здесь пХе и п3е даются выражениями (5.36) и (5.38);
fug есть безразмерные переменные, всегда положительные
(или равные нулю). Уравнения (5.35) и (5.34) тогда прини¬
мают вид (последнее приблизительно):
Пусть рассматриваются условия в нижней мезосфере, ска¬
жем, на высоте 50 км. На этой высоте для данных, представ¬
ленных в табл. 5.4, будем иметь
^- = 3.6- Ю-3 (g - /) + 7,8-10-^ (1 -/),	(5.39а)
^ = 9,0- Ю-6 (1 - g2) + 2,1 • 10-4 (2 -g- gf) -
n2J 2
(5.38)
le xi inm 7-i2*i 3n2nml Л
= Л (£—/) + £( 1 —f)*nnu
(5.39)
(2 - g - gf) -
— *i2nanm (g—f).
(5.40)
9,6-10-3(g-/),
(5.40a)
■224

где все коэффициенты выражены в сек.-1. Ясно, что члены,
включающие (g— f), являются в количественном отношении
особенно важными до тех пор, пока g, и / не будут равны. Для
начальных условий, таких, как g> 1 и /<1, (g — f) положи¬
тельно, f увеличивается очень быстро, g уменьшается очень
быстро и равновесные величины достигаются в течение минут.
С другой стороны, если начальные условия такие, что g< 1, /<1
или g> 1, f>l, то основные члены действуют таким образом,
что условие g = f достигается довольно быстро. Дальнейшие из¬
менения происходят со скоростями, связанными с более малыми
членами, и возвращение к равновесию происходит в течение
нескольких часов. Таким образом, для определения характер¬
ных времен фотохимических процессов в этой части атмосферы
важны начальные условия.
В верхней атмосфере условия совершенно отличны. На вы¬
соте 80 км, например, согласно данным табл. 5.4, будем иметь
f- = 3,6-10-3 (g -/) + 4,7-10-^ (1 -/).	(5.396)
2jL = 1,0-10-6 (1 - g2) + 3,4-10-10 (2 -g-gf)-
-2,6-10 ~6(g-f)-	(5.406)
Для любых начальных условий равенство g=f достигается
быстро при быстром изменении fug. Дальнейшие изменения
могут быть медленными ввиду того, что коэффициенты членов
не включают (g — f).
Фотохимическое равновесие вблизи мезопаузы не является
хорошим допущением для 03 или О.
Ночью в мезосфере, если п\ и /г3 при заходе солнца имеют
примерно дневные равновесные значения, ri\ уменьшается,
а пъ увеличивается так же, как в стратосфере (см. пара¬
граф 5.3). Скорость уменьшения п\ значительно меньше, чем
в стратосфере, тем не менее, поскольку отношение атомов кис¬
лорода к молекулам озона много меньше, чем на нижних уров¬
нях, имеет место наибольшее увеличение последнего. Поэтому
в мезосфере наблюдаются большие суточные вариации п3 (см.
Nicolet, 19556).
5.5.2.	Азотно-кислородная атмосфера
Усложнения, обусловленные наличием азота, широко обсуж¬
дались, например, Бейтсом (Bates, 1952, 1954), Николе (Nico¬
let, 1954, 1955а, б, 1957), Гартеком (Harteck, 1957) и Хориучи
{Horiuchi, 1961). Большинство скоростей реакций известно

плохо, причем в некоторых случаях неизвестен даже порядок
величин. Из большого числа возможных реакций (см. Harteck,
1957, табл. 1) наиболее важное значение имеют следующие:
N 02 ->
N0 + 0,
(5.41а)
N + O + M
NO + М,
(5.416)
N + 03
N0 + 02,
(5.41в)
N + 02 + М
- no2 + м,
(5.41г)
N0 + 0^
N02 + Av,
(5.41д>
N0 + 03 ->
no2 + o2)
(5.41е)
N0 + N -* N2 + 0,
(5.41 ж)
N0 + Ь -
+ N + 0,
(5.41з>
NOa “I- 0 ~N0 + 02,
(5.41 и)
N02 + Ь -+ N0 + О.
(5.41 к)
Азот в атомарной форме необходим для образования окиси
азота посредством реакций (5.41а), (5.416) или (5.41в), из ко¬
торых первая является наиболее важной, а окись азота приво¬
дит к образованию перекиси азота. Не приводятся реакции,
включающие молекулы закиси азота, так как они играют ма¬
лую роль в процессах верхней атмосферы (Bates and Wither¬
spoon, 1952).
Как упоминалось ранее (подпараграф 4.6.2), не наблюда¬
ется континуумов диссоциации в спектре излучения молекул
азота, однако предиссоциация в состоянии lYlg должна приво¬
дить к образованию атомов азота в верхней атмосфере (Herz-
berg G. and Herzberg L., 1948). Поглощение, обусловленное
азотом, располагается в полосах Лаймана — Бирга — Хоп-
фильда между 1200 и 1250 А. Бейтс (Bates, 1954) оценил
скорость реакции в 10~12 сек.-1 при нулевой оптической глубине
этого процесса. Образующаяся энергия поглощается молеку¬
лярным кислородом и только в небольшом количестве может
достигать мезосферы. Атомарный кислород может также обра¬
зовываться в верхней атмосфере при ионизации N2 (в конти-
о
нууме ионизации с длинами волн короче 596 А или рентгенов¬
ской радиацией) путем диссоциативной рекомбинации [см.
уравнение (4.16)], что и происходит обычно в термосфере.
Ни один из этих процессов не может производить большие
количества атомарного азота в мезосфере, и может показаться
на первый взгляд, что можно пренебречь азотными реакциями.
Действительно, нет прямых экспериментальных подтверждений
наличия N, N0 или N02 в мезосфере. Однако наилучшей ги¬
потезой, объясняющей ионизацию в мезосфере (слой D), пер¬
воначально указанной Николе (Nicolet, 1945) и в основном
226

принятой из-за отсутствия более убедительных гипотез, явля¬
ется то, что N0 ионизируется радиацией Лаймана а. Это
только одна известная и наиболее вероятная составляющая
в этой области, которая имеет достаточно низкий потенциал
ионизации. Излучение более высокой энергии (с более корот¬
кой длиной волны) не проникает в слой D при спокойном
солнце.
В действительности атомарный азот не образуется на месте.
-Закись азота или атомарный азот должны иметь достаточно
большое время жизни, чтобы перемещаться в мезосферу из
областей образования в нижней термосфере, как и озон, кото¬
рый образуется первоначально в верхней стратосфере, но
появляется в больших количествах в нижней стратосфере.
Можно думать (Nicolet, 1955а), что закись азота в мезосфер-
ных условиях должна иметь большое время жизни; в мезо¬
сфере она, вероятно, распределяется в соответствии с равно¬
весием перемешивания или фотохимическим равновесием.
Николе определил (Nicolet and Aikin, I960), что отношение
атомов N0 к полному числу молекул вблизи уровня 85 км
может быть порядка от 10-9 до 10~10. Это согласуется с верх¬
ним пределом 108 см-3 на некоторых уровнях между 63 и
<87 км, определенным Джерса, Танака и Лебланком (Jursa, Ta¬
naka and LeBlanc, 1959) по отсутствию полос поглощения за-
о
киси азота в солнечном спектре около 1910 А на поднимаю¬
щихся ракетах.
5.5.3.	Водородно-кислородная атмосфера
Присутствие водорода приводит к большим возможностям
для фотохимических изменений и реакций. При условии, что
источником водорода является диссоциация водяного пара,
переносимого процессами перемешивания от поверхности
земли, и при наличии кислорода можно ожидать присутствия
в верхней атмосфере атомарного водорода, молекулярного во¬
дорода, гидроксильных и прегидроксильных радикалов, а также
перекиси водорода. Впервые эта проблема была изложена под¬
робно Бейтсом и Николе (Bates and Nicolet, 1950), хотя их ре¬
зультаты были основаны главным образом на приблизительных
оценках некоторых коэффициентов скорости реакций. Недавно
Уоллак (Wallace, 1962) обобщил это исследование, но многие
неопределенности относительно коэффициентов скоростей оста¬
лись. Нет необходимости перечислять здесь все возможные
реакции, а также входить в детальное обсуждение условий
фотохимического равновесия. На рис. 5.15 даны только окон¬
чательные результаты Бейтса и Николе для вертикальных
распределений различных составляющих между 60 и 95 км.

Имеет смысл указать на несколько интересных моментов в этих
результатах:
а) наличие водорода уменьшает равновесные концентрации
как О, так и 03 по сравнению с их величинами, вычисленными
без водорода. Таким образом, величины, данные в табл. 5.4,
являются завышенными (в отношении только этого одного
фактора);
б)	плотность водяного пара уменьшается с высотой много
быстрее, чем это может быть при отсутствии диссоциации и
при полном перемешивании (постоянство отношения смеси);
Рис. 5.15. Приближенные вертикальные распре¬
деления некоторых составляющих верхней атмо¬
сферы при фотохимическом равновесии (по
Бейтсу и Николе, 1950)
в)	выше уровня 70—75 км водорода в атомарной форме
больше, чем в виде молекул, и он имеет тенденцию к диффузии
вверх в межпланетное пространство;
г) объясняется наличие гидроксильного радикала, извест¬
ного из наблюдений спектра свечения ночного неба.
Необходимо помнить, что эти результаты являются только
приблизительными оценками равновесного состояния и, даже
будучи правильными, не могут хорошо представлять обычные
условия, если фотохимическое равновесие достигается мед¬
ленно.
5.5.4.	Натрий в верхней атмосфере
Одной из характерных черт спектра собственного свечения
атмосферы является наличие £>-дублета натрия желтого цвета
на 5890 и 5896 А, что впервые было отмечено Слифером
228

(Slipher, 1929), но об этом ничего не было известно до произ¬
водства точной идентификации в 1938 г. (Cabannes et al., 1938;
Bernard, 1939). D-дублет возникает путем перехода из более
низкого, возбужденного терма натрия Зр 2Р° с / = -|- 'и J =-ту¬
на основной уровень 3s2S1/o.
Эти линии вспыхивают на очень короткое время перед за¬
ходом и восходом солнца в результате рассеяния солнечного
света. В течение ночи они более или менее устойчивы,.но имеют
меньшую интенсивность, лишь иногда становясь ярче (Pettit
et al., 1954). Их интенсивность также подвержена довольно за¬
метному сезонному изменению, причем более яркими они бы¬
вают зимой (Manring and Pettit, 1957).
Единственные измерения количества и распределения натрия
получаются из наблюдений собственного свечения атмосферы.
Они относятся к натрию только в нейтральной, атомарной
форме. В некоторое время в атмосфере может быть много
больше натрия, например в молекулярном состоянии, чем
обнаруживается этими наблюдениями. Определение относитель¬
ного содержания из сумеречных и ночных наблюдений дает
число свободных атомов натрия (109—1010) в столбе воздуха
с поперечным сечением 1 см2, причем оно больше зимой
(например, Chamberlain, 1956; Chamberlain et al., 1958). Не¬
давно линии натрия были обнаружены в дневном собственном
свечении атмосферы (Blamont and Donahue, 1961) с интенсив¬
ностью, указывающей на относительное содержание приблизи¬
тельно в 10 раз больше указанного. Это отличие, по-видимому,
свидетельствует о том, что ночью натрий находится в молеку¬
лярной форме, но диссоциирует при солнечном свете. Тауси
(Tousey, 1958) приводит три ракетных измерения, которые
дают максимальное свечение на высотах 85, 93 и 95 км. Пэкер
(Packer, 1961) рассмотрел первое из них, которое является
наиболее достоверным, и дал другой результат с максимумом
свечения на высоте около 89 км. В обоих случаях наиболее
низкий уровень значительного излучения был не ниже 70 км.
Верхний уровень был 107 или 118 км (во втором случае). Ниж¬
ний предел не обязательно означает, что на высотах ниже
70 км нет натрия, но он означает, что здесь нет свободных ато¬
мов натрия в большом количестве.
Фотохимия натрия в атмосфере при наличии кислорода и
водорода представляет значительный интерес в отношении
происхождения и поведения линий D. Она коротко рассматри¬
вается в параграфе 9.3.
Происхождение натрия в мезосфере и нижней термосфере
привлекает большое внимание. По этому вопросу есть не¬
сколько предположений. Имеющиеся данные пересматривались
и критически обсуждались Юнгом, Олденбергом и Вассоном
229

(Junge, Oldenberg and Wasson, 1962), чьи статьи содержат
ряд ссылок на более ранние работы. Источник натрия может
быть земным (морская соль, вулканы и континентальная пыль)
или внеземным (метеоры, межпланетная пыль, межзвездная
пыль, материя, выброшенная из Солнца). Эти авторы считают,
что метеорные потоки являются основным источником натрия.
5.6. СЕРЕБРИСТЫЕ ОБЛАКА
Мы заканчиваем эту главу коротким обсуждением светя¬
щихся ночных облаков, т. е. серебристых облаков. Их впервые
наблюдали, или, по крайней мере, зарегистрировали как осо¬
бое явление, в 1885 г. В течение последующей декады они были
исключительно частыми и яркими. Наблюдения первого пери¬
ода были проанализированы Ессе (Jesse, 1896), который ука¬
зывал и на ранее наблюдавшиеся факты существования сере¬
бристых облаков. Затем сообщили и суммировали наблюдения
о серебристых облаках Вестин (Vestine, 1934), Штёрмер (Stor-
mer, 1935), Хвостиков (Khvostikov, 1952), Пейтон (Paton, 1949,
1954), Ладлам (Ludlam, 1957) и Витт (Witt, 1957). Работа
Ладлама содержит превосходный критический обзор предше¬
ствовавших данных.
Серебристые облака могут быть заметны в окрестности 10°
от горизонта, если солнце располагается на 10—20° ниже гори¬
зонта. Видимыми их делает солнечный свет, рассеянный части¬
цами, размеры которых сравнимы с длиной волны видимого
■света (Deirmendjian and Vestine, 1959). Облака преимущественно
белесоватые при своем возникновении, но приобретают желто¬
ватый цвет вблизи горизонта и серебристый оттенок на более
высоких уровнях. Их яркость изменяется от случая к случаю,
и иногда они настолько ярки, что отбрасывают тени на поверх¬
ности земли. Триангуляция различимых деталей облаков раз¬
личными наблюдателями (например, Stormer, 1935) дала вы¬
соты около 82 км; отдельные определения редко отличаются
от этого. При своем видимом появлении облака содержат
■серии полос (длинные широкие полосы, достигающие иногда
сотни километров), выделяющихся на слабом фоне. На полосах
часто бывают серии «валов» с длиной волны приблизительно
•около 10 км. Ряд фотографий серебристых облаков был пред¬
ставлен Виттом (Witt, 1962).
Облака наблюдались в течение одного или двух месяцев
вблизи летнего солнцестояния и только на 50 и 70° с.ш. Это
время и место, когда геометрия системы Солнце — Земля обес¬
печивает наибольшую продолжительность условий, необходи¬
мых для освещенности на высотах, о которых идет речь. Тем не
менее Вестин и Ладлам (Ludlam, 1957) утверждают, что
230

облака иногда наблюдались в другие времена года и в других
широтах, если это действительно были облака. Очень редко
они наблюдались в Канаде; о случаях появления облаков сооб¬
щалось в Скандинавии и СССР.
Нельзя считать, что серебристые облака появляются только'
ночью в течение определенного сезона и на определенном
месте. Например, в течение лета 1954 и 1955 гг. Ладлам на¬
блюдал два совсем слабых, три умеренных и пять ярких слу¬
чаев существования облаков в Швеции около 63° с. ш.
Вопрос о природе частиц, которые составляют серебристые
облака, пока определенно не решен. Предполагают, что ими
являются кристаллы льда либо мельчайшие твердые частицы
вулканического или внеземного происхождения.
По теории ледяных кристаллов, впервые предложенной
Хемфри (Humphreys, 1933), по-видимому, требуется либо
больше водяного пара, чем, как это полагали, имеется, либо
более низкая температура, чем это наблюдалось на мезопаузе.
Ладлам (Ludlam, 1957), например, утверждает, что если от¬
ношение смеси около 10~6, полученное в нижней стратосфере
гигрометрическими измерениями по точке инея британскими
учеными (см. параграф 2.3), остается постоянным с высотой,
то вблизи 80 км плотность водяного пара может быть около
3 • 10~14 г/см3. Тогда для насыщения требуется температура
менее 145° К, т. е. значительно более низкая, чем та, которая
наблюдалась. Трудность, вызываемая этим утверждением,
состоит в том, что любая оценка количества водяного пара на
рассматриваемой высоте связана со значительной ошибкой.
Хестведт (Hesstvedt, 1961, 1962) получил отношение смеси, рав¬
ное 10-4 (в соответствии с измерениями в верхней части ниж¬
ней стратосферы; см. параграф 2.3), что наряду с температу¬
рами нижней мезопаузы, измеренными ракетно-гранатными
методами на Форт-Черчилле летом (см. рис. 3.10 и 3.11), ука¬
зывает на возможность насыщения по отношению ко льду на
высоте 80 км. Помимо трудности экстраполяции противореча¬
щих значений отношения смеси от 10 до 30 и до 80 км, необ¬
ходимо еще решить вопрос о фотохимическом разрушении во¬
дяного пара в мезосфере (см. подпараграф 5.5.3). Бейтс и Ни¬
коле (Bates and Nicolet, 1950) хотя и заключили, что-
в фотохимическом равновесии водяной пар на высоте 80 км
должен быть сильно диссоциирован, тем не менее указали, что-
они не считают это обязательным по отношению к ледяным
кристаллам, так как могут существовать большие отклонения
от указанных условий. Очевидно, что невозможно опровер¬
гнуть теорию ледяных кристаллов такой аргументацией. Дей¬
ствительно, температуры, iизмеренные на нижней мезопаузе
над Форт-Черчиллем в тот сезон и на тех широтах, когда и где

появляются облака, наряду с редкими и нерегулярными появ¬
лениями облаков (указывающими, что до некоторой степени
для этого требуются необычные условия) делают теорию кри¬
сталлов более привлекательной, чем это было несколько лет
тому назад1.
Тем не менее большинство исследователей не склоняются
в пользу теории ледяных кристаллов. Ладлам (Ludlam, 1957),
например, заключил, что вода, вероятно, не играет никакой
роли в образовании этих облаков. Его заключение состоит
в следующем:
«По-видимому, очень маловероятно, что конденсация водя¬
ного пара играет какую-либо роль в образовании серебристых
облаков. Они, вероятно, состоят из очень малых частиц, кото¬
рые могут попадать в стратосферу из более нижних слоев во
время больших вулканических извержений или которые могут
быть вызваны в стратосфере конденсацией газов в следах ме¬
теоров. В течение лета в высоких широтах верхней стратосферы
развивается большой вертикальный температурный градиент,
обусловленный нагреванием озонного слоя, и конвективные
движения переносят частицы по слою, распространяющемуся
до высоты 80 км. Нерегулярности и волновые возмущения на
границе пылевого слоя образуют видимые облака».
Для выяснения вопроса о земном или внеземном происхо¬
ждении подобных частиц некоторые исследователи пытаются
коррелировать появления серебристых облаков либо с вулкани¬
ческими извержениями, либо с метеорными потоками. Ладлам
рассмотрел эти исследования и заключил, что ни та, ни дру¬
гая попытка не дает убедительных результатов.
В заключение можно отметить, как подчеркивал Ладлам,
что присутствие малых твердых частиц всегда необходимо,
даже если оно не может быть достаточным условием для обра¬
зования серебристых облаков. Если водяной пар и играет ка¬
кую-либо роль, то необходимы ядра конденсации.
ЛИТЕРАТУРА
.A llington К., Boville В. W. and Hare F. К. 1960. Midwinter ozone
variations and stratospheric flow over Canada, 1958—1959. Tellus 12,
266—273.
Baker K. D. and Currie B. W, 1961. An observation of noctilucent clouds
in western Canada. Canad. J. Phys. 39, 1515.
1 Более позднее сообщение в «Бюллетене Американского метеорологиче¬
ского общества» (44, 806, декабрь 1963) касается ракетно-гранатных измере¬
ний в Швеции учеными Стокгольмского университета. Согласно этому пред¬
варительному сообщению, температуры на мезопаузе в периоды появления
•серебристых облаков достигают 130° К. Когда серебристые облака отсутст¬
вуют, то температуры оказываются около 150° К. См. также «Бюллетень Аме¬
риканского метеорологического общества», 45, 431, июль 1964, где показано,
что иногда здесь обнаруживается и водяной пар.
232

Bates D. R. 1952. Some reactions occurring in the earth’s upper atmosphere.
Ann. Geoph. 8, 194—204.
Bates D. JR. 1954. The physics of the upper atmosphere. In «The Earth as
a Planet» (G. P. Kuiper ed.), pp. 576—643. Univ. of Chicago Press, Chi¬
cago, Illinois.
Bates D. R. and N i с о 1 e t M. 1950. The photochemistry of atmospheric
water vapor. /. Geoph. Res. 55, 301—327.
Bates D. R. and Witherspoon A. E. 1952. The photo-chemistry of some-
minor constituents of the earth’s atmosphere (C02, CO, CH2, N20). Mon.
Not. Roy. Ast. Soc. 112, 101—124.
Benson S. W. and Axworthy A. E., Jr. 1957. Mechanism of the gas
phase, thermal decomposition of ozone. /. Chem. Phys. 26, 1718—1726.
Bernard R. 1939. The identification and the origin of atmospheric sodium.
Ap. J. 89, 133—135.
Blamont J. E. and Donahue Т. M. 1961. The dayglow of the sodium D
lines. /. Geoph. Res. 66, 1407—1423.
Boville B. W. and Hare F. K. 1961. Total ozone and perturbations
in the middle stratosphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 87, 490—501.
Bowen I. G. and Regener V. H. 1951. On the automatic chemical deter¬
mination of atmospheric ozone. J. Geoph. Res. 56, 307—324.
Brewer A. W. 1949. Evidence for a world circulation provided by the measure¬
ments of helium and water vapor distribution in the stratosphere. Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 75, 351—363.
Brewer A. W. 1957. Ozone-concentration measurements from an aircraft
in N. Norway. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 266—268.
Brewer A. W. and Milford J. R. 1960. The Oxford-Kew ozone sonde.
Proc. Roy. Soc. A256, 470—495.
Brewer A. W. et al. 1960. Distribution verticale de l’ozone atmospherique,
Comparaison de diverses methodes. Ann. Geoph. 16, 196—222.
CabannesJ., Dufay J. and G a u z i t J. 1938. Sodium in the upper atmo¬
sphere. Ap. J. 88, 164—172.
Chamberlain J. W. 1956. Resonance scattering by atmospheric sodium.
I. Theory of the intensity plateau in the twilight airglow. J. Atmos. Terr.
Phys. 9, 73—89.
Chamberlain J. W., Hun ten D. M.	and Mack	J.	E. 1958.	Resonance
scattering by atmospheric sodium. 4.	Abundance	of	sodium in twilight.
J. Atmos. Terr. Phys. 12, 153—165.
Chapman S. 1930. A theory of upper-atmospheric ozone. Mem. Roy. Meteor.
Soc. 3, 103—125.
Coblentz W. W. and Stair R. 1939. Distribution of ozone in the strato¬
sphere. /. Res. Nat. Bur. Stand. 22, 573—606.
Coblentz W. W. and Stair R. 1941.	Distribution	of	ozone in	the strato¬
sphere: measurements of 1939 and	1940. J. Res. Nat. Bur.	Stand. 26,.
161 — 174.
Craig R. A. 1950. The observations and photochemistry of atmospheric ozone
and their meteorological	significance.	Meteor. Monogr. 1, No. 2,	1—50.
Deirmendjian D.	and V e s t i n e E.	H. 1959. Some remarks of	the nature
and origin of noctilucent cloud particles. Plan. Space Sci. 1, 146—153.
Dobson G. М. B. 1930. Observations of the amount of ozone in the earth’s
atmosphere, and its relation to other geophysical conditions, part IV. Proc.
Roy. Soc. A129, 411—433.
Dobson G. М. B.	1931.	A photoelectric spectrophotometer for	measuring
the amount of atmospheric ozone. Proc. Phys. Soc. 43, 324—339.
Dobson G. М. B.	1956.	Origin and	distribution of polyatomic	molecules
in the atmosphere. Proc. Roy. Soc. A236, 187—193.
Dobson G. М. B. 1957. Observers’handbook for the ozone spectrophotometer.
Ann. I. G. Y. 5, 46—89.
Dobson G. М. B. and Harrison D. N. 1926. Measurements of the amount
233

of ozone in the earth’s atmosphere and its relation to other geophysical
conditions. Proc. Roy. Soc. A110, 660—693.
Dobson	G. М. B., Harrison	D.	N.	and Lawrence	J.	1927. Measure¬
ments	of the amount of ozone	in the	earth’s atmosphere	and	its relation to
other	geophysical conditions, part	II.	Proc. Roy. Soc. A114,	521—541.
Dobson	G. М. B., Harrison	D.	N.	and Lawrence	J.	1929. Measure¬
ments of the amount of ozone in the earth’s atmosphere and its relation
to other geophysical conditions, part III. Proc. Roy. Soc. A122, 456—486.
Diitsch H. U. 1946. Photochemische Theorie des atmospharischen Ozons
unter Beriicksichtigung von Nichtgleichgewichts-zustanden und Luftbewe-
gungen. Ph. D. Dissertation, Zurich.
D u t s с h H. U. 1956. Das atmospharische Ozon als Indikator fur Stromun-
gen in der Stratosphare. Archiv Meteor., Geoph., Biokl. A9, 87—119.
Diitsch H. U. 1959. Vertical ozone distribution from Umkehr observations.
Archiv Meteor., Geoph., Biokl. All, 240—251.
Diitsch H. U. 1962a. Mittelwerte und wetterhafte Schwankungen des atmo¬
spharischen Ozongehaltes in verschiedenen Hohen iiber Arosa. Archiv Me¬
teor., Geoph., Biokl. A13, 167—185.
D ii t s с h H. U. 19626. Ozone distribution and stratospheric temperature field
over Europe during the sudden warming in January/February 1958. Beitr.
Phys. Atmos. 35, 87—107.
Epstein E. S., Os ter berg C. and Adel A. 1956. A new method for
the determination of the vertical distribution of ozone from a ground sta¬
tion. /. Meteor. 13, 319—334.
Eucken A. and Pa tat F. 1936. Die Temperaturabhangigkeit der photo-
chemischen Ozonbildung. Z. Phys. Chem. B33, 459—474.
Fabry C. and В u i s s о n M. 1913. L’absorption de l’ultraviolet par l’ozone
et la limite du spectre solaire. J. Phys. Rad. [5| 3, 196—206.
Fabry C. and Buisson M. 1921. Etude d’extremite ultraviolette du
spectre solaire. J. Phys. Rad. [6] 2, 197—226.
Funk J. P. and Garnham G. L. 1962. Australian ozone observations and
a suggested 24 month cycle. Tellus 14, 378—382.
Godson W. L. 1960. Total ozone and the middle stratosphere over arctic
and sub-arctic areas in winter and spring. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 86,
301—317.
Godson W. L. 1962. The representation and analysis of vertical distributions
of ozone. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 88, 220—232.
Goldie A. H. R. 1950. The average planetary circulation in vertical meridian
planes. Cent. Proc. Roy. Meteor. Soc., pp. 175—180.
Goody R. M. and Roach W. T. 1956. Determination of the vertical distri¬
bution of ozone from emission spectra. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 82,
217—221.
Goody R. M. and Roach W. T. 1958. The determination of tropospheric
ozone from infra-red emission spectra. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 84,
108—117.
Gotz F. W. P. 1931. Zum Strahlungsklima des Spitzbergensommers. Strah-
lungs- und Ozonmessungen in der Konigsbucht, 1929. Gerl. Beitr. Geoph.
31, 119—154.
G o t z F. W. P., Meetham A. R. and Dobson G. М. B. 1934. The ver¬
tical distribution of ozone in the atmosphere. Proc. Roy. Soc. A145,
416—446.
Griggs M. 1963. Measurements of the vertical distribution of atmospheric
ozone at Nairobi. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 284—286.
Hare F. K. 1960. The disturbed circulation of the arctic stratosphere. /. Me¬
teor. 17, 36—51.
Harteck P. 1957. A discussion of the reactions of nutrogen and nitrogen
oxides in the upper atmosphere. In «The Threshold of Space» (M. Zelicoff,
ed.), pp. 32—39. Pergamon Press, New York.
234

Herzberg G. and Herzberg L. 1948. Production of nitrogen atoms in
the upper atmosphere. Nature 161, 283.
Hesstvedt E. 1961. Note on the nature of noctilucent clouds. /. Geoph..
Res. 66, 1985—1987.
Hesstvedt E. 1962. On the possibility of ice cloud formation at the meso-
pause. Tellus 14, 290—296.
Horiuchi G. 1961. Odd oxygen in the mesosphere and some meteorological
considerations. Geoph. Magaz. 30, 439—520.
Humphreys W. J. 1933. Nacreous and noctilucent clouds. Mon. Wea. Rev.
61, 228—229.
Jesse O. 1896. Die Hohe der leuchtenden Nachtwolken. Ast. Nachr. 140,.
161 — 168.
Johnson F. S., Purcell J. D. and Tousey R. 1951. Measurements
of the vertical distribution of atmospheric ozone from rockets. /. Geoph.
Res. 56, 583—594.
Johnson F. S. et al. 1952. Direct measurements of the vertical distribution
of atmospheric ozone to 70 kilometers altitude. J. Geoph. Res. 57, 157—176.
Johnson F. S., Purcell J. D. and Tousey R. 1954. Studies of the
ozone layer above New Mexico. In «Rocket Exploration of the Upper Atmo¬
sphere» (R. L. F. Boyd and M. J. Seaton, eds.), pp. 189—199. Pergamon Press,
New York.
Junge С. E. 1962. Global ozone budget and exchange between stratosphere
and troposphere. Tellus 14, 363—377.
Junge С. E., Oldenberg O. and Wasson J. T. 1962. On the origin
of the sodium present in the upper atmosphere. /. Geoph. Res. 67, 1027—
1039.
Jursa A. S., T a n а к a T. and LeBlanc F. 1959. Nitric oxide and mole¬
cular oxygen in the earth’s upper atmoshere. Plan. Space Sci. 1, 161 —172.
К a r a n d i к a г R. V. and Ramanathan K. R. 1949. Vertical distribution
of atmospheric ozone in low latitudes. Proc. Ind. Acad. Sci. 29, 330—348.
Kaufman F. and Kelso J. R. 1961. The homogeneous recombination of
atomic oxygen. In «Chemical Reactions in the Lower and Upper Atmo¬
sphere», p. 255. Wiley (Interscience), New York.
Kay R. H. 1954. The measurement of ozone vertical distribution by a chemi¬
cal method to heights of 12 km from aircraft. In «Rocket Exploration
of the Upper Atmosphere» (R. L. F. Boyd and M. J. Seaton, eds.),.
pp. 208—211. Pergamon Press, New York.
Khvostikov I. A. 1952. Silvery clouds. Priroda, Moscow, 5, 49—59.
Kroening J. L. and Ney E. P. 1962. Atmospheric ozone. /. Geoph. Res.
67, 1867—1875.
Kulkarni R. N. 1962. Comparison of ozone variations and of its distri¬
bution with height over middle latitudes of the two hemispheres. Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 88, 522—534.
Kulkarni R. N., Angreji P. D. and Ramanathan K. R. 1959.
Comparison of ozone amounts measured	at	Delhi	(28V2°N), Srinagar
(34° N) and Tateno (36° N) in 1957—1958. Pap. Meteor. Geoph., Meteor.
Res. Inst., Japan 10, 85—92.
Lejay P. 1937. Mesures de la quantite d’ozone contenue dans l’atmosphere
a l’observatorie de Zo-Se, 1934—1936;	les	variations	de l’ozone et les
situations meteorologiques. Notes Meteor. Phys., Obs. de Zi-Ka-Wei, Fasc.
7, 1—16.
Libby W. F. and Palmer С. E. 1960. Stratospheric mixing from radio¬
active fallout. J. Geoph. Res. 65, 3307—3317.
List R. J. 1958. Smithsonian Meteorological Tables. 6th ed., p. 422. Smith¬
sonian Institution, Washington, D. C.
London J. 1962. The distribution of total ozone over the Northern Hemi¬
sphere. Sun at Work. I, No. 2, 11—12.
London J. 1963a. The distribution of total	ozone in	the	Northern Hemi¬
sphere. Beitr. Phys. Atmos. 36, 254—263.
235

London J. 19636. Ozone variations and their relation to stratospheric warm¬
ings. Meteor. Abhandlungen, Univ. Berlin 36, 299—310.
London J. and Prabhakara C. 1963. The effect of stratospheric trans¬
port processes on the ozone distribution. Meteor. Abhandlungen, Univ.
Berlin 36, 291—297.
Ludlam F. H. 1957. Noctilucent clouds. Tellus 9, 341—364.
Manring E. R. and Pettit H. B. 1957. A study of the airglow emissions
at 5577, 5890 and 6300 A with a photometer of high spectral purity. In
«The Threshold of Space» (M. Zelikoff, ed.), pp. 58—64. Pergamon Press,
New York.
Martin D. W. and Brewer A. W. 1959. A synoptic study of day-to-day
changes of ozone over the British Isles. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 85,
393—403.
Mateer C. L. 1960. A rapid technique for estimating the vertical distribution
of ozone from Umkehr observations. Circ. No. 3291, Meteor. Branch, Dept.
Transport, Toronto.
Mateer C. L. and Godson W. L. 1960. The vertical distribution of atmo¬
spheric ozone over Canadian stations from Umkehr observations. Quart. J.
Roy. Meteor. Soc. 86, 512—518.
Meet ham A. R. 1937. The correlation of the amount of ozone with other
characteristics of the atmosphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 63, 289—307.
Miyake Y. and Kawamura K. 1956. Studies on atmospheric ozone at To¬
kyo. Sci. Proc. Int. Assoc. Meteor., Rome, 1954, pp. 172—176.
Newell R. E. 1963. Transfer through the tropopause and within the strato¬
sphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 167—204.
Nicolet M. 1945. Contribution a l’etude de la structure de Tionosphere.
Mem. Inst. Meteor. Belg. 19, 1—162.
Nicolet M. 1954. Dynamic effects in the high atmosphere. In «The Earth
as a Planet» (G. P. Kuiper, ed.), pp. 644—712. Univ. of Chicago Press,
Chicago, Illinois.
Nicolet M. 1955a. The aeronomic problem of nitrogen oxides. J. Atmos. Terr.
Phys. 7, 152—169.
Nicolet M. 19556. Nitrogen oxides and the airglow. J. Atmos. Terr. Phys.
7, 297—309.
Nicolet M. 1957. Nitrogen oxides and the airglow. In «The Threshold of
Space» (M. Zelikoff, ed.), pp. 40—57. Pergamon Press, New York.
Nicolet M. 1958. Aeronomic conditions in the mesosphere and lower ther¬
mosphere. Sci. Rep. 102, AF 19 (604) — 1304. Penn. State Univ., University
Park, Pennsylvania.
Nicolet M. and Aikin A. C. 1960. The formation of the D region of the
ionosphere. J. Geoph. Res. 65, 1469—1483.
N о r m a n d, Sir Charles. 1951. Some recent work on ozone. Quart. J. Roy.
Meteor. Soc. 77, 474—478.
Ohring G. and Muench H. S. 1960. Relationships between ozone and me¬
teorological parameters in the lower stratosphere. J. Meteor. 17, 195—206.
Packer D. M. 1961. Altitudes of the night airglow radiations. Ann. Geoph.
17, 67—75.
Paetzold H. K- 1955. New experimental and theoretical investigations
on the atmospheric ozone layer. J. Atmos. Terr. Phys. 7, 128—140.
Paetzold H. K. and Pi scalar F. 1961a. Die Messung der vertikalen
Ozonverteilung mittels einer optischen Radiosonde. Beitr. Phys. Atmos. 34,
53—68.
Paetzold H. K. and Pi scalar F. 19616. Meridionale Ozonverteilung
und stratospharische Zirkulation. Naturwiss. 48, 474.
P a t о n J. 1949. Luminous night clouds. Meteor. Magaz. 78, 354—357.
Pa ton J. 1954. Direct evidence of vertical motion in the atmosphere at
a height of about 80 km provided by photographs of noctilucent clouds.
Proc. Toronto Meteor. Conf., 1953, pp. 31—33. Roy. Meteor. Soc., London.
236

Perl G. and Diitsch H. 1959. Die 30-jahrige Aroser Ozonmessreihe. Ann.
Schweiz. Meteor. Zentralamstalt, 1958, 8.
Pettit H. B. et al. 1954. A comprehensive study of atomic emissions in
the nightglow. Ann. Geoph. 10, 326—347.
Pittock A. B. 1963. Determinations of the vertical distribution of ozone
by twilight balloon photometry. J. Geoph. Res. 68, 5143—5155.
Prabhakara C. 1963. Effects of non-photochemical processes on the me¬
ridional distribution and total amount of ozone in the atmosphere. Mon.
Wea. Rev. 91, 411—431.
Ramanathan K. R. and Dave J. V. 1957. The calculation of the ver¬
tical distribution of ozone by Gotz Umkehr-effect (Method B). Ann.
I. G. Y. 5, 23—45.
Reed R. J. 1950. The role of vertical motions in ozone-weather relationships.
J. Meteor. 7, 263—267.
Reeves R. R., MannellaG. and Harteck P. 1960. Rate of recombina¬
tion of oxygen atoms. /. Chem. Phys. 32, 632—633.
Regener E. and Regener V. H. 1934. Aufnahmen des ultravioletten Son-
nenspektrums in der Stratosphare und vertikale Ozonverteilung. Z. Phys.
35, 788—793.
Regener E., Paetzold H. K. and Ehmert A. 1954. Further investiga¬
tions on the ozone layer. In «Rocket Exploration of the Upper Atmosphere»
(R. L. F. Boyd and M. J. Seaton, eds.), pp. 202—207. Pergamon Press,
New York.
Regener V. H. 1938. Neue Messungen der vertikalen Verteilung des Ozons
in der Atmosphare. Z. Phys. 109, 642—670.
Regener V. H. 1951. Vertical distribution of atmospheric ozone. Nature 167,
276—277.
Regener V. H. 1956. New experimental results on atmospheric ozone. Sci.
Proc. Int. Assoc. Meteor., Rome, 1954, pp. 181—188.
Regener V. H. 1960. On a sensitive method for the recording of atmosphe¬
ric ozone. /. Geoph. Res. 65, 3975—3977.
Roach W. T. and Goody R. M. 1958. Absorption and emission in the
atmospheric window from 770 to 1,250 cm-1. Quart. J. Roy. Meteor. Soc.
84, 319—333.
Sekera Z. and Dave J. V. 1961a. Determination of the vertical distribu¬
tion of ozone from the measurement of diffusely reflected ultra-violet solar-
radiation. Plan. Space Sci. 5, 122—136.
Sekera Z. and Dave J. V. 19616. Diffuse transmission of solar ultraviolet
radiation in the presence of ozone. Ap. J. 133, 210—227.
Slipher V. M. 1929. Emissions in the spectrum of the light of the night
sky. Publ. Ast. Soc. Pacific 41, 262—263.
Stormer C. 1935. Measurements of luminous night clouds in Norway,
1933 and 1934. Astroph. Norv. 1, 87—114.
Summerf ield M. 1941. Pressure dependence of the absorption in the
9,6 micron band of ozone. Ph. D. Thesis, Calif. Inst. Tech.
Tousey R. 1958. Rocket measurements of the night airglow. Ann. Geoph. 14,
186—195.
Twomey S. 1961. On the deduction of the vertical distribution of ozone
by ultraviolet spectral measurements from a satellite. J. Geoph. Res. 66,
2153—2162.
Vassy A. and Rasool I. 1960. Repartition verticale de l’ozone atmo
spherique a differentes latitudes. Ann. Geoph. 16, 262—263.
Venkateswaran S. V., Moore J. G. and Krueger A. J. 1961. Deter¬
mination of the vertical distribution of ozone by satellite photometry.
J. Geoph. Res. 66, 1751—1771.
Ve s t i n e E. H. 1934. Noctilucent clouds. J. Roy. Ast. Soc. Canada 28, 249.
Vigroux E. 1953. Contribution a l’etude experimental de l’absorption de
l’ozone. Ann. Phys. [6] 8, 709—762.
237

Vigroux	E.	1959. Distribution verticale de l’ozone atmospherique	d’apres-
les observations de la bande 9,6 jx. Ann. Geoph. 15, 516—538.
Vigroux	E.	and Debaix A.	1963. Resultats d’observations de	l’ozone
atmospherique par la methode infra-rouge. Ann. Geoph. 19, 31—42.
Wallace L. 1962. The OH nightglow emission. J. Atmos. Sci. 19, 1 — 16.
Walsh aw C. D. 1957. Integrated absorption by the 9.6 jx band Of ozone.
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 315—321.
W a I s h a w C. D. 1960. The accuracy of determination of the vertical dis¬
tribution of	atmospheric ozone	from emission spectrophotometry	in the-
1043 cm-1 band at high resolution. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 86, 519—529.
Walton G. F. 1957. The calculation of the vertical distribution of ozone by
Gotz Umkehr-effect (Method A). Ann. I. G. Y. 5, 9—22.
Wexler H. 1958. A meteorologist looks at the upper atmosphere. In «Atmo¬
spheric Explorations» (H. G. Houghton, ed.), pp. 79—100. The Technology
Press, Cambridge, Massachusetts and Wiley, New York.
Wexler H. and Moreland W. B. 1958. Winds and temperatures in the-
arctic stratosphere. Proc. Polar Atm. Symp. Part I., pp. 71—84. Pergamon
Press, New York.
Witt G. 1957. Noctilucent cloud observations. Tellus 9, 365—371.
Witt G.	1962. Height, structure	and displacements of noctilucent	clouds.
Tellus 14, 1 — 18.
Wulf O. R. and Deming L. S. 1936a. The theoretical calculation of the-
distribution of photochemically-formed ozone in the atmosphere. Terr. Magn.
Atmos. Elect. 41, 299—310.
Wul. O. R. and Deming L. S. 19366. The effect of visible solar radiation'
on the calculated distribution of atmospheric ozone. Terr. Magn. Atmos.
Elect. 41, 375—378.
Wulf O. R. and Deming L. S. 1937. The distribution of atmospheric ozone
in equilibrium with solar radiation and the rate of maintenance of the dis¬
tribution. Terr. Magn. Atmos. Elect. 42, 195—202.
Yakovleva A. V. et al. 1963. Spectrometric investigation of the ozone
layer up to a height of 60 km. Plan. Space Sci. 11, 709—721.

Глава 6
СОСТАВ И СТРУКТУРА ТЕРМОСФЕРЫ
Ниже, термосферы проблема состава касается определен¬
ных малых составляющих, которые хотя и могут иметь важное
физическое и химическое значение, существенно не влияют на
средний молекулярный вес воздуха. С другой стороны, в тер¬
мосфере такие факторы, как диссоциация кислорода и дей¬
ствие диффузии, приводят к изменению состава воздуха в бо¬
лее широких пределах. Разумеется, состав атмосферы сам по
себе представляет большой интерес. Кроме того, информация
о составе необходима для интерпретации измерений давления
и плотности (с ракет и спутников) с помощью кинетической
температуры. Поэтому нужно считать состав переменным па¬
раметром, взаимосвязанным с давлением, температурой и плот¬
ностью. В этой главе мы касаемся нейтральной компоненты
воздуха и откладываем (до параграфа 9.2) рассмотрение
ионизованных компонент, кроме тех случаев, когда это каса¬
ется основного предмета; не будем рассматривать и движения
воздуха (см. главу 8).
С самого начала нужно отметить, что до сих пор на ряд
вопросов о составе и структуре термосферы трудно дать
вполне определенный ответ. На некоторые вопросы в настоя¬
щее время можно ответить благодаря постоянно возрастаю¬
щему числу измерений и рассмотрению взаимосвязанных
физических процессов. Но пусть никто не удивляется, если дей¬
ствительная ситуация в ряде отношений отличается от настоя¬
щих оценок.
Глава начинается с рассмотрения фотохимических (пара¬
граф 6.1) и диффузионных (параграф 6.2) процессов, которые
влияют на газовый состав. В параграфе 6.3 дается обзор име¬
ющихся измерений состава. В параграфе 6.4 обсуждаются
методы и результаты наблюдений за давлением и плотностью.
В параграфе 6.5 рассмотрена интерпретация последних через
состав и кинетическую температуру. Упор делается на атмо-
239

сферу до высоты 300 км, однако измерения плотности выше
300 км дают многое для понимания атмосферной структуры и
состава на более низких уровнях. Поэтому в параграфах 6.4
и 6.5 большое внимание уделяется структуре выше 300 км, не¬
смотря на то что эта книга в основном посвящена более низ¬
ким уровням.
6.1. ФОТОХИМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ТЕРМОСФЕРЕ
В настоящем изложении фотохимическими процессами,
представляющими интерес, считаются те, которые приводят
к диссоциации основных составляющих воздуха, N2 и 02.
Обычно считают, что азот повсюду в термосфере встречается
преимущественно в молекулярном виде, а кислород на доста¬
точно высоких уровнях всегда полностью диссоциирован. По¬
этому в настоящем разделе рассматривается преимущественно
кислород.
Как отмечалось в главе 4, молекула азота не имеет конти¬
нуума диссоциации. Кроме того, как будет обсуждаться в па¬
раграфе 6.3, нет никаких данных наблюдений о присутствии
существенного количества атомарного азота в верхней атмо¬
сфере. Тем не менее атомарный азот, несомненно, существует
и играет важную роль в определенных процессах. Он, воз¬
можно, образуется путем диссоциативной рекомбина'ции (см.
параграф 4.2) типа
N2"- + e->N + N	(6.1)
или путем ионо-атомного обмена (см. параграф 4.2) типа
0- + N2->NO-;- + N,	(6.2)
или путем предиссоциационных процессов (см. параграф 4.1).
Линии атомарного азота наблюдались в спектре полярных сия¬
ний и в собственном свечении атмосферы. Как обсуждалось
в подпараграфе 5.5.2, Николе (Nicolet, 1955) предположил, что
атомарный азот, формируемый в термосфере одним из этих
процессов, может переноситься в мезосферу и играть важную
роль в фотохимии этой области.
Кислород, с другой стороны, имеет очень ярко выраженный
диссоциативный континуум (Шумана — Рунге) с поперечным
сечением, соответствующим поглощению солнечной энергии на
высотах термосферы. Чэпмен (Chapman, 1930) первый указал
на то, что кислород может быть сложно диссоциированным на
довольно высоких уровнях. Наличие ярко выраженных линий
атомарного кислорода в спектре полярных сияний и собствен¬
ного свечения атмосферы, а также и более поздние непосред¬
ственные измерения подтвердили его присутствие там в зна¬
чительном количестве.
240

Хотя в принципе не возникает никакого вопроса о важной
роли, играемой кислородной диссоциацией, к сожалению, до
сих пор есть сомнения в количественном аспекте проблемы.
Поэтому определение вертикального распределения отношения
п(0) /п (02) (и, возможно, его временных и пространственных
вариации) должно идти в направлении выяснения вопроса
о составе и структуре термосферы по крайней мере до высот
200—300 км.
Основные химические реакции, влияющие на кислород
в термосфере, таковы:
Процесс (6.5) можно считать основным для достаточно вы¬
соких уровней, где малая плотность почти исключает столкно¬
вения трех тел. Однако ассоциация трех тел может быть основ¬
ным процессом в нижней термосфере. Поскольку коэффициенты
скорости реакций этих процессов недостаточно известны, полу¬
чается некоторая неопределенность в их относительной важ¬
ности на промежуточных уровнях. Тем не менее в любом слу¬
чае уравнение, регулирующее изменения кислорода (которые
не учитываются отдельными процессами переноса), можно
записать в виде
где /2 представляет число диссоциирующих квантов, погло¬
щенных молекулой в единицу времени, согласно обозначениям
подпараграфа 5.5.1. В термосфере важно только поглощение
в континууме Шумана — Рунге. Коэффициент скорости реак¬
ции % является коэффициентом для радиационной связи, когда
преобладает процесс (6.5) при взаимодействии трех тел, но он
равен хип(т) (см. параграф 5.3).
До 1954 г., при отсутствии прямых достоверных ракетных
измерений, попытки изучить проблему кислорода постулирова¬
лись фотохимическим уравнением вида
При изучении фотохимического равновесия стратосферы и
мезосферы допускалось, что плотность одной из составляю¬
щих (02) мало подвергается влиянию фотохимического про¬
цесса, а также что ее вертикальное распределение может быть
определено атмосферной моделью, основанной на измерениях
плотности или давления. Для термосферы, где предполагается
наличие области перехода от 02 на более низких уровнях к О
02 + Ь -> О + О + < 1751 А),
О + О -- М 02 + М,
(6.3)
(6.4)
(6.5)
О + О -> о., 4- Ь.
дп (02)idt — —п (02) J2 + * [п (О)]2,
(6.6)
(6.7)
9 Заказ 2160
241

на более высоких уровнях, такое упрощение невозможно. По¬
этому необходимо предположить другое (довольно произволь¬
ное) условие, которое приведет к другим соотношениям между
п(О) и п(02), не совпадающим с формулой (6.7). Кроме того,
в термосфере на достаточно высоких уровнях оптическая тол¬
щина вышележащей атмосферы для спектральной области
Шумана — Рунге велика и /2 на данном уровне зависит от ин¬
тегрального количества 02 между этим уровнем и Солнцем.
Несколько исследователей (Rakshit, 1947; Penndorf, 1949;
Moses and Wu, 1951, 1952) выполнили вычисления фотохими¬
ческого равновесия для термосферы при различных допуще¬
ниях. Все вычисления этого типа привели к довольно резкому
переходу вблизи 100 км. Рассмотрим в качестве примера ме¬
тоды и результаты Пенндорфа.
Пенндорф (Penndorf, 1949) получил другое соотношение
между п(02) и п(О), предполагая, что отношение масс кисло¬
рода (0 + 02) и азота (N2) остается тем же самым (приблизи¬
тельно 1 :4) на любом уровне независимо от степени диссоциа¬
ции, т. е.
п (02) |i (02) П (О) а (О) - 4- п. (N,) IX (N2).	(6.8)
Он вычислил величину /z(N2) как функцию статической вы-1
соты для предполагаемого стандартного давления и соответ¬
ствующего распределения температуры, допуская среднюю
молекулярную массу ц соответствующей азотно-кислородной
(02 — N2) атмосфере (до диссоциации).
Для достаточно высокой атмосферы, в которой /2 можно
полагать не зависящим от 02 (практически до 130 км), затем
были вычислены п(02) и п(О) из уравнений (6.7) и (6.8). Бра¬
лась временная модификация /2, соответствующая величи¬
нам п(02), уже подсчитанным для более высоких уровней.
Вычисления производились для различных зенитных углов и
различных температур излучения Солнца в предположении
процесса взаимодействия трех тел. Была найдена очень крутая
и узкая переходная область, где кислород присутствует главным
образом в молекулярной форме на высоте около 90 км и в ато¬
марной форме на высоте приблизительно 105 км (табл. 6.1).
Ракшит (Rakshit, 1947) раньше получил подобный результат
(используя радиационный ассоциативный процесс двух тел при
температуре 6000° К для Солнца) и переходную область толщи¬
ной в несколько километров, расположенную выше области
Пенндорфа.
В начале 1950 г., однако, из ракетных измерений стало оче¬
видным, что предположение о фотохимическом равновесии
(и результирующий резкий переход от атмосферы 02 к атмо¬
сфере О выше 100 км) является несостоятельным. Во-первых,
242

Т а б л и ц а 6.1
Объемная концентрация (96) ос¬
новных компонент при фотохи¬
мическом равновесии, зенитном
угле 0° и температуре излучения
Солнца 5300° К1
измерения концентрации 02 в
термосфере (см. параграф 6.3)
дали много большее число мо¬
лекул, чем было предсказано
по теории равновесия; во-вто¬
рых, измерения солнечной энер¬
гии в континууме Шумана —
Рунге, пока количественно не
очень надежные, показали, что
эквивалентная температура
Солнца, соответствующая тем¬
пературе черного тела от 5000
до 6000° К, была слишком вы¬
сокой.
Николе и Манге проанали¬
зировали результаты ракетных
исследований в двух работах
(Nicolet and Mange, 1954; Nico-
let, 1954). Николе и Манге
(Nicolet and Mange, 1954) ин¬
терпретировали наиболее ранние результаты ракетных исследова¬
ний (ранние измерения 02), сообщенные Фридманом, Лихтма-
ном и Байрамом (Friedman, Lichtman and Byram, 1951), имея
г км
N.
о.
о
85
82,0
18,0
0
90
81,6
17,3
1,1
95
81,2
16,2
2,6
100
76,9
10,9
12,2
105
69,9
0,4
29,4-
110
69.4
0
30,6
1 Состав атмосферы: 8296 N2 и 1896
02 при отсутствии фотохимических
процессов, по Пеиндорфу (Penndorf,
1950).
Рис. 6.1. Изменение с высотой оптической толщины
(относительно	1500 А) молекулярного кислорода
(по Николе и Манге, 1954).
1—результат измерений; 2—исправленный вариант измерений;
? — вычисленное	изменение для известной перемешанной
атмосферы.
в виду,	что кислород	нельзя считать находящимся в фотохими¬
ческом	равновесии.	Их основные результаты показаны	на
рис. 6.1. На этом рисунке кривая 1 изображает наблюдаемые
9*
243

изменения с высотой оптической толщины кислорода 02. Кри¬
вая 2 представляет выполненную Николе и Манге обработку
этих результатов с учетом инструментальной неопределенности,
особенно необходимую для интерпретации результатов на низ¬
ких уровнях. Кривая 3 представляет вычисленную оптическую
толщину как функцию высоты для принятой модели атмосферы,
в которой п(02) сохраняет постоянное отношение к общей
числовой плотности. Детали этой модели не столь важны, но
существенно то, что эти данные несовместимы с концепцией
фотохимического равновесия.
Николе и Манге также показали, что фотохимическое рав¬
новесие не является приемлемой рабочей гипотезой для высо¬
ких уровней, ввиду того что солнечная энергия в континууме
Шумана — Рунге много меньше энергии, соответствующей тем¬
пературе 5000—6000° К, предполагавшейся первыми исследо¬
вателями. Это является критическим фактором относительно
наличия фотохимического равновесия. Рассмотрим уравне¬
ние (6.6).
На достаточно высоком уровне гц02)<1Ся(0) и п(О) можно
считать постоянным, поскольку оно влияет на п(02). Кроме
того, на большей высоте оптическая толщина вышележащей
атмосферы, как можно считать, является малой, так что вели¬
чина ]2 соответствует нулевой оптической толщине. Тогда урав¬
нение (6.6) после интегрирования даст следующее выражение:
п (02) = я0 (02) е •/- -ЦШ1 (1	6'	и),	(6.9)
J 2
где rio(02) есть начальная величина /?(02). Время, необходи¬
мое для того, чтобы разность между равновесным и действи¬
тельным количествами примеси уменьшилась вдвое, как
видим, равно tD=0,7/J2. Таблица 6.2
дает величину tD для различных
температур излучения Солнца как чер¬
ного тела. Из нее видно влияние радиа¬
ционной температуры. Предположение
о фотохимическом равновесии на высоких
уровнях подтверждается ранними иссле¬
дователями, но не подтверждается
в свете последних данных о много мень¬
шем солнечном излучении в континууме
Шумана — Рунге. На больших высотах
при температуре Солнца 4000° К избы¬
точные количества 02 могут быть диссо¬
циированными на 50% только приблизи¬
тельно за 10 дней (при 12-часовой про¬
должительности солнечного сияния). На
более низких уровнях, где оптическая
Т а б л и ц а 6.2
Время диссоциации (tD)
молекулярного кисло¬
рода в термосфере для
различных температур
черного излучателя и
при нулевой оптичес¬
кой толщине, по Нико¬
ле и Манге (Nicolet and
Mange, 1954)
т° к
lD
4000
65 дней
4500
5 дней
5000
15 час.
5500
3 часа
6000
40 мин.
244

толщина 02 достаточна и на которые радиация проникает
меньше, время диссоциации tD может быть соответственно
увеличено.
Более того, атомы кислорода, образованные на высоких
уровнях, как можно показать, имеют очень продолжительное
время жизни, так что большинство из них может быть перене¬
сено вниз конвекцией или диффузией, прежде чем они получат
возможность рекомбинировать. Николе (Nicolet, 19606) опре¬
делил, что на высотах более 120 км «время рекомбинации»
атомов кислорода (время, необходимое для рекомбинации по¬
ловины атомов кислорода путем столкновения трех тел) более
года; на высоте 100 км оно все еще больше месяца.
При изучении распределения 02 по ракетным данным (см.
подъем 1 декабря 1953 г. в табл. 6.3) Николе (Nicolet, 1954)
показал, что эти данные также не соответствуют допущению
о фотохимическом равновесии. Лучшее соответствие было най¬
дено для атмосферы выше 110 км, где 02 (предполагается, что
он является малой компонентой на этом уровне) находился
в диффузном равновесии в перемешанной атмосфере, вклю¬
чающей N2 и О (см. параграф 6.2).
Представление о том, что кислород в термосфере не нахо¬
дится в фотохимическом равновесии, приводит ко многим вы¬
водам при интерпретации явлений, происходящих в верхней
атмосфере. Во-первых, солнечная радиация, поглощенная на
высоких уровнях в континууме Шумана — Рунге, не вся пре¬
вращается в тепловую энергию на этих уровнях; вместо этого
часть диссоциированных атомов может двигаться вниз и ре¬
комбинировать ниже 100 км, где их энергия в конце концов
превращается в тепло или радиацию с более длинными вол¬
нами, как это видно из собственного свечения атмосферы. Во-
вторых, знание того, что молекулярный кислород может суще¬
ствовать во много больших количествах на высоких уровнях,
чем это предполагалось раньше, имеет важные последствия
для теорий ионизации в слоях Е и F и для интерпретации из¬
мерений структуры термосферы.
С другой стороны, следует указать, что последние опреде¬
ления солнечного потока в континууме Шумана — Рунге (см.
параграф 4.5) дают энергию, эквивалентную энергии излучения
черного тела при 4700° К. Более ранние оценки давали
4000—5000° К. Согласно табл. 6.2, допускаемая величина этой
температуры в пределах 4500—5000° К является решающим
фактором в определении важности фотохимических процессов.
Возможно, что эта важность недооценивается в последнее время
точно так же, как она переоценивалась до 1954 г. Если солнеч¬
ная энергия в указанной спектральной области является в зна¬
чительной степени изменчивой, то проблема термосферы услож¬
няется еще больше.
245

6.2. ДИФФУЗИЯ В ТЕРМОСФЕРЕ
Для понимания структуры термосферы следует принять во
внимание роль диффузионного разделения газов. В противо¬
положность случаю перемешанной атмосферы, где смесь газов
распределяется по вертикали соответственно статическому рав¬
новесию в зависимости от средней молекулярной массы, в слу¬
чае диффузионного равновесия каждый газ распределяется
соответственно своей молекулярной массе. Более легкие газы
имеют тенденцию распространяться на большие высоты, где
они преобладают по сравнению с более тяжелыми газами.
Давно было известно, что перемешивание противодействует
эффекту диффузии только до определенного уровня, выше ко¬
торого она становится преобладающей. Высота этого «опреде¬
ленного уровня» представляет чрезвычайный интерес. По из¬
мерениям, рассмотренным в параграфе 6.3, она, по-види-
мому, находится в пределах 110+10 км. Цель настоящего па¬
раграфа состоит в обсуждении с элементарных позиций неко¬
торых ожидаемых влияний диффузии на структуру атмо¬
сферы.
Знание вертикального распределения температуры и гра¬
ничных условий на нижней границе, находящейся в диффузи¬
онном равновесии атмосферы, достаточно для определения вер¬
тикального распределения газов. Однако когда действуют
такие процессы, как перемешивание или фотохимические измене¬
ния, противоположные равновесию, то возникает нестационар¬
ная проблема, усложняющая решение задачи. Вследствие этого
теоретические исследования диффузии являются весьма иде¬
ализированными.
Обычно исследуется диффузия малой составляющей в по¬
стоянной основной атмосфере, которая есть и остается пере¬
мешанной. Предполагается, что малая составляющая обладает
некоторым идеализированным вертикальным распределением
в начальный момент (например, соответствует полному пере¬
мешиванию с другими газами), и тогда теория позволяет
вычислить в последующие времена распределение малой
составляющей, обусловленное только диффузией. Время, не¬
обходимое для перехода малой составляющей к диффузионно¬
равновесному распределению (другие газы остаются переме¬
шанными), принимается за меру перехода реальной атмосферы
в диффузионно-равновесную. Невозможно количественно оце¬
нить влияние перемешивания или обнаружить время диффу¬
зии главной составляющей, такой, как N2. Тем не менее имеются
интересные приложения теории, например, к обнаружению того,
что фотохимически равновесное распределение молекулярного
кислорода на достаточно высоких уровнях не может сохра¬
няться из-за диффузии.
246

Манге (Mange, 1955, 1957, 1961а) значительно разработал
проблему термосферной диффузии. В модели Манге основная
термосфера имеет молекулярную массу |i, независимую от
высоты и времени, а также постоянный градиент приведенной
высоты dH/dz = $. В этом случае, как указывалось в подпара¬
графе 1.1.2, можно записать отношения:
где Н0, ро и по — приведенная высота, давление и числовая
плотность на уровне z = 0.
Теперь рассмотрим малую составляющую1. Если она пере¬
мешана с основной атмосферой, то р\/рю и П\/пю определяются
правыми частями уравнений (6.10) и (6.11). С другой стороны,
в случае диффузионного равновесия при постоянном гради¬
енте будем иметь
Удобным обозначением, введенным Николе, является «мно¬
житель вертикального распределения» X, определяемый так,
что можно написать выражение для щ/пю в виде
1 Газ может считаться «малой составляющей», если ti\<g.n и
Поэтому величины п и \i основной атмосферы несущественно изменяются при
любых возможных перераспределениях малой составляющей.
(6.10)
(6.11)
(6.12)
(6.13)
Поскольку #i/#=Pi/p=Ji/ni, то ясно, что
(6.14)
(6.15)
(6.16)
247

Ясно, что для равновесия при условии перемешивания,
когда применяется выражение (6.11), Х=\, а для диффузион¬
ного равновесия, когда применяется выражение (6.15), Х =
=[pi(|Li) +р]/(1 + р). На рис. 6.2 показаны результаты Манге
(Mange, 1955), иллюстрирующие равновесные вертикальные
распределения числовых плотностей различных малых состав¬
ляющих, согласно уравне¬
нию (6.16). В модели, для
которой были выполнены
эти вычисления, все со¬
ставляющие, как предпо¬
лагается, находятся в со¬
стоянии однородного пе¬
ремешивания до высоты
110 км, а выше основная
перемешанная атмосфера
состоит из N2 и О со сред¬
ним молекулярным весом
24 и (3 = 0,2. Для иллю¬
страции приведены и кри¬
вые N2 и О. По оси абс¬
цисс отложен	логарифм
отношения числовых плот¬
ностей на высотах 2 и
110 км. Если	все газы
продолжают быть одно¬
родно перемешанными,
распределение их описы¬
вается основной кривой.
Если они находятся в
Логарифм отношения	числовых Т1д,д,„пттлттттл^	попттлпп
плотностей	диффузионном	равнове-
Рис.	6.2.	Вертикальные	распределения	ма-	сии выше 110 КМ, ИХ рас-
лых	составляющих	при	диффузионном	пределения следуют со-
равновесии	выше	110	км	(по	Манге,	1955)	ответственно обозначен¬
ным кривым.
Если малая составляющая не находится первоначально
в диффузионном равновесии, то уравнением, регулирующим ее
перераспределение, является уравнение непрерывности вида
^ (вд) = 0’
dz
(6.17)
где w 1 есть средняя скорость в вертикальном направлении всех
молекул малой составляющей, а горизонтальные градиенты
переноса массы не учитываются. Влияние источников и стоков
(таких, как фотохимические изменения) не учитывается. Ни¬
коле (Nicolet, 19606) показал, что выражение для w\ в особом
248

случае, рассматриваемом здесь вместо общего выражения
Чэпмена и Каулинга (Chapman and Cowling, 1952), будет
Здесь D — коэффициент диффузии, вид которого обсужда¬
ется ниже; а — коэффициент термической диффузии, который
почти постоянен для данного газа. Им можно пренебречь для
более тяжелых газов, хотя он, возможно, важен для водорода
и гелия (Mange, 1955; Nicolet, 19606). Отсюда следует, что
если основная атмосфера имеет постоянный градиент |3 приве¬
денной высоты, так что (1 /Т) (dT/dz) = $/H, и если малая
составляющая имеет множитель распределения X, так что
Такой вид уравнения для w\, который рассматривал, напри¬
мер, Манге (Mange, 1955), дает непосредственное представле¬
ние о значении wЕсли малая составляющая вначале пере¬
мешана с основной атмосферой (Х=1), то wi положительна
(вверх) при условии l>(pi/p,) и отрицательна, если 1 < ([Xi/jut),
т. е. более тяжелые газы двигаются вниз, а более легкие —
вверх.
С другой стороны, важно отметить, что направление диффу¬
зионного переноса также зависит от величины X. Более тяже¬
лый газ может диффундировать вверх, если в течение некото¬
рого времени его множитель распределения /Y имеет достаточно
большую величину (а именно, если его числовая плотность
уменьшается вверх достаточно быстро). В действительности
это может произойти с молекулярным кислородом, распреде¬
ленным согласно фотохимическому равновесию, при кото¬
ром X на достаточно высоких уровнях имеет величину 2,92 и
(3 = 0,2 (см. Nicolet, 1954). Мы позже покажем некоторые ре¬
зультаты для этого случая.
Такие аргументы, конечно, относятся только к мгновенным
величинам W\, поскольку, после того как произошла диффу¬
зия, X изменяется. Полное решение проблемы зависит от ре¬
шения (6.17) с подходящими граничными условиями, когда W\
дается выражением (6.18), a D равно
где а — диаметр сечения столкновения молекул. Результирующее
Дифференциальное уравнение обсуждалось Эпштейном (Epstein,
1932), Сеттоном (Sutton, 1943) и Манге (Mange, 1957). Здесь
мы покажем только некоторые из результатов Манге.
н,	С.-	®)	т	д2	•	(6.18)
(1/л,) (дпх!дг)=— Х(1 + р)/Я, то
(6.19)
(6.20)
249

Особенно интересные вычисления Манге (Mange, 1955) по¬
казаны на рис. 6.3. Здесь молекулярный кислород предпола¬
гался вначале существующим в фотохимическом равновесии,
а выше 100 км — малой составляющей в основной перемешан¬
ной атмосфере, состоящей из N2 и О, с распределением, пока¬
занным на рис. 6.3. Приведенная высота принята равной 8 км
на высоте 110 км и изменяющейся линейно на всех уровнях
с (3 = 0,2. Пунктирные кри¬
вые на рис. 6.3 показы¬
вают вычисленные верти¬
кальные распределения
при различных указанных
временах после начально¬
го времени, обусловлен¬
ные действием как диф¬
фузии (без перемешива¬
ния) выше уровня 100 км,
так и диссоциации, влия¬
ние которой математиче¬
ски учитывается добавле¬
нием к уравнению (6.17)
члена /2/z (02). (Влияние
рекомбинации не учиты¬
вается.) Видно, что верти¬
кальное распределение
довольно быстро прибли¬
жается к тому, которое
соответствует диффузион¬
ному равновесию, при¬
веденному на диаграмме.
В этой проблеме неуч¬
тенные эффекты пере¬
мешивания могут толь¬
ко помогать диффузион¬
ным процессам в разру¬
шении фотохимического распределения, и отклонение от по¬
следнего должно быть более сильным, чем это показано. Манге
(Mange, 1961а) уточнил, что если (3 больше чем 0,2, то время
диффузии заметно уменьшается.
Обычно выбор отсчетного уровня (в рассмотренном случае
100 км и #о = 6 км), выше которого предполагается дей¬
ствие диффузии, является произвольным. Выбор более высокого
уровня, такого, как 105 или 110 км, дает более быстрые изме¬
нения на более высоких уровнях. Вычисления, произведенные
Николе (Nicolet, 19606) для подобной проблемы, но при раз¬
личном выборе более низкого уровня, показаны на рис. 6.4.
В обозначении оси абсцисс п(02)* относится к числовой плот-
/Ш
160
150
№
130
110
Рис. 6.3. Время, требуемое молекулярным
кислородом, вначале находящимся в фото¬
химическом равновесии, для принятия ука¬
занных вертикальных распределений в ре¬
зультате диффузии при наличии диссо¬
циации (по Манге, 1955)
Чаш Дни
If Ц 1 2,3-1510 \	,
л\ 'VV' '
\ \ л	\ У
■ \
\ч *• \
W\'\4.\ \
VA\V
Фото равновесий^ ч \
V NVs>\
vv .д>
\Перемешибанае
, \ ^ \
\ \ ^ х \ *Диффузионное
' * Л * \ равновесие
5
7
8
3
10 11
Логарифм числовой плотности Q*
250

/	tv	iv.	IV	/и
n(Oz)t/n (02)t=0
Отношение числовых плотностей 02
Рис. 6.4. Влияние диффузии на началь¬
ное фотохимически равновесное рас¬
пределение молекулярного кислорода
для различных уровней основания диф¬
фузионного слоя (по Николе, 19606).
/ _ Ю; 2 — 8; 3 — 7; 4 — 6 км.
nfak-o/nfak
Отношение числовых плотностей 02
Рис. 6.5. Влияние диффузии на распре¬
деление молекулярного кислорода, сна¬
чала находящегося при условии пере¬
мешивания, для различных уровней
основания диффузионного слоя (по Ни¬
коле, 19606):
1 — 12,5; 2—10; 3 — 8 км.
п( A)t=0/n(A)t
Отношение числовых плотностей А
Рис. 6.6. Влияние диффузии на распределение ар¬
гона, сначала находящегося в равновесии при усло¬
вии перемешивания, для различных уровней осно¬
вания диффузионного слоя (по Николе, 19606).
Уел. обозначения см. рис. 6.5.

ности молекулярного кислорода и момент времени t после на¬
чала диффузии. Ордината является высотой, выраженной
в единицах приведенной высоты. Над кривыми указано число
суток, необходимое для достижения условий, представленных
нанесенными точками. В вычислениях Манге и Николе продол¬
жительность действия солнечной радиации принимается равной
12 час. за день.
Подобные вычисления возможны, если начальное распре¬
деление соответствует равновесию при условии перемешивания,
а не фотохимическому равновесию. На рис. 6.5 показаны ре¬
зультаты таких вычислений, произведенных Николе. В этом
случае, конечно, неизвестно, в какой мере перемешивание про¬
тиводействует диффузии, так что время оказывается мини¬
мальным.
На рис. 6.6 показан пример для аргона, сначала находяще¬
гося в равновесии при условии перемешивания. Отметим силь¬
ное увеличение отношения n(A)t=o/n(A)t по сравнению с та¬
ковым для 02. Это происходит потому, что молекулярная масса
аргона А больше отличается от средней молекулярной массы
основной атмосферы, чем масса кислорода 02. Эта разница
между перемешанной и диффузионной плотностью намного
больше на высоких уровнях.
На основании подобных вычислений Николе (Nicolet,
19606) заключил следующее:
«В свете этих результатов можно считать, что в атмосфере
выше 110 км все малые составляющие, которые достаточно
инертны и нейтральны, чтобы быть свободными от быстрых
химических реакций, распределяются согласно высотному гра¬
диенту, соответствующему диффузионному равновесию».
6.3. ИЗМЕРЕНИЯ СОСТАВА
В настоящее время нет необходимого количества непосред¬
ственных измерений состава термосферы, чтобы считать его до¬
статочно определенным. Проблема представляет известные
трудности, причем имеющиеся измерения содержат различные
погрешности и некоторые результаты не согласуются друг
с другом.
В этом параграфе мы рассмотрим некоторые методы и ре¬
зультаты этих измерений.
Наиболее ранняя информация была получена из оптических
измерений концентрации 02, о которых упоминалось в пара¬
графе 6.1. В подпараграфе 6.3.2 мы рассмотрим измерения,
имеющие своей целью определение уровня, выше которого диф¬
фузионные эффекты становятся важными.

Некоторые сведения о высотной зависимости среднего мо¬
лекулярного веса и отношения /г(0)Дг(02) содержатся в под¬
параграфе 6.3.3.
6.3.1.	Вертикальное распределение молекулярного кислорода
Оптический метод, сходный в основном с методом, описан¬
ным в подпараграфе 5.2.3 при рассмотрении озона, можно ис¬
пользовать для определения вертикального распределения мо¬
лекулярного кислорода в термосфере. Наиболее ранние резуль¬
таты, полученные с помощью этого метода, были сообщены
Байрамом, Чаббом и Фридма¬
ном (Byram, Chubb and Fried¬
man, 1955, 1957). На рис. 6.7
показаны спектральные кривые
фотонного счетчика, использо¬
ванного в этих экспериментах.
Отметим, что он выделяет две
области спектра в континууме
Шумана — Рунге:	в	одной—■
поглощает только 02, в дру¬
гой — коэффициент поглоще¬
ния 02 относительно постоянен
(см. рис. 4.16) и достаточно
хорошо известен. Число моле¬
кул 02 на любом уровне можно
определить, наблюдая скорость
изменения счета с высотой по
кривой, получаемой с по¬
мощью фотонного счетчика.
Таблица 6.3 содержит результаты трех измерений над Уайт-
Сендс, о которых сообщали Байрам и др. (Byram et al., 1957).
Как отмечалось ранее, эти наблюдения обнаружили больше 02
на высоких уровнях, чем можно было ожидать по результатам
фотохимического равновесия (например, вычисления Пенндорфа
прогнозировали около 107 молекул 02 в 1 см3 на высоте
130 км), и меньше, чем это могло соответствовать полному
перемешиванию. При подъеме в декабре 1953 г. (см. пара¬
граф 6.4) одновременно было выполнено измерение полной
плотности на высоте 120 км; часть 02 по массе составила при¬
близительно 11%, тогда как в гомосфере она составляет 20%.
Результаты, полученные из нескольких подобных наблюде¬
ний, были аналогичны предыдущим. Оптические измерения на
Форт-Черчилле, в одном из которых определялась энергия
в полосе Лаймана а, ограничивались мезосферой, но иногда
достигали высоты 124 км [см. Купериан и др. (Kupperian et al.,
1958)]. Джерса и др. (Jursa et al., 1963) обсудили три полета
Рис. 6.7. Спектральная кривая фо¬
тонного счетчика, использованного
в оптических измерениях распреде¬
ления молекулярного кислорода (по
Байраму, Чаббу и Фридману, 1957)

над Уайт-Сендс, один из которых дал количественные резуль¬
таты для термосферы (между 124 и 164 км).
Таблица 6.3
Числовая плотность (см~3) молекулярного кис¬
лорода над Уайт-Сендс
Высота, км
Дата
1/ХII 1953 г.
18/Х 1955 г.
21 /X 1955 г.
110
16-10Ю
114
7,5.10ю
12 -1010
—
116
5,4*10Ю
9*101°
—
118
4.10Ю
2,3.10ю
—
120
3*101"
1,8*101°
—
130
МОЮ
—
—
150
—
—
4*100
160
—
—
1,4*100
170
—
—
8*108
180
—
—
4*10-8
Хинтереггер (Hinteregger, 1962) более подробно обсудил
возможности оптического метода для измерения вертикального
распределения не только молекулярного кислорода, но также
атомарного кислорода и молекулярного азота. Измерения край¬
ней ультрафиолетовой радиации, полученные Хинтереггером
и его сотрудниками (см. подпараграф 4.5.2), не предназначались
для этой цели, но дали возможность Хинтереггеру получить
некоторые предварительные и иллюстративные результаты. Он
заключил, что измерения в крайнем ультрафиолете, заплани¬
рованные специально для целей определения состава, будут
иметь достаточную точность, и такие эксперименты планируются
на будущее.
6.3.2.	Уровень диффузии
Ракетные измерения с целью обнаружения диффузионного
уровня были выполнены двумя способами: первый состоял
в собирании проб воздуха и анализе их в лабораторных усло¬
виях, второй—'В анализе при помощи поднимаемых на ракетах
масс-спектрометров.
Способ проб ограничивался уровнями, расположенными глав¬
ным образом ниже мезопаузы, и показал малую степень диф¬
фузионного разделения между 60 и 90 км. В этих эксперимен¬
тах пробы анализировались с целью выяснения изменений в от¬
ношениях гелия, неона и аргона к молекулярному азоту. Увели¬
чение с высотой относительного количества гелия и неона и
уменьшение относительного количества аргона указывают на
254

диффузионное разделение, поскольку все эти газы инертны и
фотохимический процесс на них не оказывает действия. Были
найдены некоторые указания на такие эффекты (Jones, 1954;
Wenzel et al., 1958), однако подобный эксперимент очень труден,
так как имеются возможности внесения экспериментальной
ошибки в указанные результаты (G. R. Martin, 1954). В объяс¬
нении уменьшения перемешивания в мезосфере имеются также
теоретические трудности. В любом случае отклонения от со¬
ответствующих тропосферных соотношений малы и диффузион¬
ное разделение ниже мезопаузы, если оно и есть, ничтожно
мало.
Анализы при помощи ракетных масс-спектрометров дают
первое определенное доказательство диффузионного разделе¬
ния. Применялся, например, масс-спектрометр Беннетта (Ben¬
nett, 1950), который помещался на ракетах Аэроби-Хи. Основ¬
ной упор был сделан на определение отношения плотностей
аргона и молекулярного азота. Полагают, что азот так же, как
и аргон, не подвергается заметному действию фотохимических
процессов на исследуемых высотах. Более ранние подъемы, для
которых сообщались результаты (Townsend et al., 1954), не
указывали ни на какое диффузионное разделение между 96
и 137 км над Уайт-Сендс, Нью-Мексико, от 12 февраля 1953 г.
Согласно Джонсону (Johnson, 1961), эти более ранние подъемы
не обеспечивали достаточно надежных данных, чтобы сделать за¬
ключение о том, что диффузионное равновесие действительно от¬
сутствует. Три более поздних эксперимента, выполненных над
Форт-Черчиллем, Канада, 20 ноября 1956 г., 21 февраля и 23
марта 1958 г., хотя и отличались друг от друга в деталях,
обнаружили явное доказательство диффузионного разделения
на высотах 112—160 км. Они описаны Мидоусом и Таунсендом
(Meadows and Townsend, 1958, 1960). На рис. 6.8 показаны
результаты этих трех экспериментов. Необходимо дать некото¬
рые пояснения, прежде чем обсуждать этот рисунок.
В изотермической области с диффузионным равновесием из¬
менение с высотой числовой плотности отдельного газа таково,
что
= /г;оехр(—g\xtzkT),	(6.21)
где должна быть использована соответственно средняя вели¬
чина g. Если это уравнение записать для аргона, а также
для молекулярного азота и составить отношение, то получим
П (А)!п (N2)	Г	_	gz	[;j.	(А)	(Na)]
Яп(А)/л0 (N.j) “ Ч	kT
(6.22)
Левая часть уравнения (6.22) называется коэффициентом
разделения и обозначается г. При отсутствии диффузии этот
255

коэффициент сохраняет величину, равную 1, так как оба газа
имеют приведенную высоту, зависящую от средней молекуляр¬
ной массы. При наличии диффузии г уменьшается с высотой,
так как молекулярный вес аргона примерно 40, а молекуляр¬
ного азота — около 28.
На рис. 6.8" г является ординатой, высота — абсциссой, а упо¬
минавшееся отношение [/20 (А) //г0 (N2)] принято таким же, как
в тропосфере. Сплошные кривые на рис. 6.8 дают величины г,
вычисленные в соответствии с уравнением (6.22) для различных
уровней, ниже которых г полагается повсюду равным 1 (полное
100	110	120	130	1W 150	160	170км
Рис. 6.8. Коэффициент разделения аргона и азота,
измеренный на Форт-Черчилле
/ — 20 ноября 1956 г. 23 час. 21 мин. ЦПВ (ночь); 2 — 21 фев¬
рали 1958 г. 20 час. 2 мин. ЦПВ (ночь); 3 — 22 марта 1958 г.
12 час. 7 мин. ЦПВ (день).
перемешивание) и выше которых предполагается полное диф¬
фузионное равновесие. Эти кривые были вычислены при исполь¬
зовании соответствующих средних величин g и Т в 10-километ¬
ровых слоях. Кривая, обозначенная «120 км», показывает, что
г должно иметь величину 1 всюду ниже 120 км и уменьшаться,
как показано (для частного температурного распределения, вы¬
бранного в этой модели), выше 120 км. Эксперимент 23 марта
показывает, что диффузия начинается на высоте около 120 км.
Другие данные дают иногда более низкий уровень, чем в экс¬
перименте 20 ноября, когда разделение было на высоте 110 км.
Сходные результаты были получены в СССР. Истомин и По-
хунков (Istomin and Pokhunkov, 1963) объединили результаты
четырех ракетных измерений нейтральной компоненты газа
с помощью масс-спектрометра Беннетта. Эти измерения прово¬
дились в 1959—1961 гг. в средних широтах в различные сезоны
года и в различное время суток, включая и ночи. Было обнару¬
256

жено уменьшение с высотой коэффициента разделения аргон—
азот начиная со 105—110 км. Эти измерения более детально рас¬
сматривались Похунковым (Pokhunkov, 1960, 1963а, б) и обсуж¬
даются в подпараграфе 6.3.3.
Другим фактором, который указывает на важность диффу¬
зии выше 1104= 10 км, является поведение светящихся облаков,
образующихся, например, при выпуске щелочных паров с ра¬
кеты в сумерки. Этот эксперимент упоминался в параграфе 3.3
в связи с ветровыми измерениями. В настоящем изложении
важно отметить, что характер облака обычно претерпевает
изменения на определенном уровне, который считается близким
к уровню разделения. В соответствии с Блямоном и де Жаге-
ром (Blamont and de Jager, 1962) ниже этого уровня след
испытывает «разрушение на шарообразные элементы, имеющие
в среднем диаметр 0,5 км; выше этого уровня след становится
гладким и не имеет искажений». Различные наблюдения Бля-
мона и де Жагера (Blamont and de Jager, 1961) показали, что
высота этого уровня находится между 96 и 112 км (5 наблюде¬
ний). Они нашли, что для объяснения формы следа выше кри¬
тического уровня можно использовать теорию молекулярной
диффузии. С помощью аналогичных наблюдений Гровс (Groves,
1960) нашел уровень диффузии на высоте 102 км, Рис (Rees,
1961)—на 103 км и Манринг и др. (Manring et al., 1961) —
примерно на 111 км.
При радионаблюдениях ионизированных метеорных следов
для анализа их расширения можно использовать теорию моле¬
кулярной диффузии (см., например, Greenhow and Hall, 1961).
6.3.3. Средний молекулярный вес; отношение
л(0)/Тг(02) <
Некоторые масс-спектрометрические измерения, по которым
были получены отношения n(A)/n(N2), позволили обнаружить
над Форт-Черчиллем наличие других атмосферных компонент,
находящихся в интервале атомных массовых чисел от 10 до 50,
например N, О и 02. По ионным токам, связанным с ними,
в принципе можно определить средний молекулярный вес воз¬
духа в функции от высоты.
Мидоус и Таунсенд (Meadows and Townsend, 1960) подоб¬
ным образом определили, что средний молекулярный вес воз¬
духа над Форт-Черчиллем составляет 27—28 на высоте около
200 км, а далее быстро убывает. Можно ожидать, что поскольку
отношение л(0)/я(02) является основной переменной, от кото¬
рой зависит средний молекулярный вес в указанном высотном
интервале, то этот результат предполагает меньшую диссоциа¬
цию 02 (меньше, чем можно было бы ожидать по измерениям,

рассмотренным в подпараграфе 6.3.1). Джонсон (С. Y. Jonson,
1961) подверг критике эти выводы. Имеется существенная по¬
грешность в определении кислородных примесей из-за рекомби¬
нации атомарного кислорода на поверхностях прибора; такая
рекомбинация должна, конечно, намного уменьшать измеряе¬
мую величину относительно фактического значения.
Более поздние масс-спектрометрические измерения, произве¬
денные на о. Уоллопс, Виргиния (Schaefer, 1963), были пред¬
назначены для того, чтобы по возможности уменьшить погреш¬
ность, возникающую из-за возможной рекомбинации атомарного
кислорода в спектрометре. Предварительные результаты пока¬
зали много большее значение отношения п(0) /п(02) по сравне¬
нию с данными, полученными на Форт-Черчилле. В окрестности
130 км это отношение было от 2 до 3, а не менее 0,1, как ука¬
зывали Мидоус и Таунсенд.
Из одного подъема советского масс-спектрометра Похунков
(Pokhunkov, 1963а, б, в) определил средние молекулярные веса
и концентрации основных компонент до высоты 210 км. Эти дан¬
ные относятся к полуночи в сентябре (1960). Для средних ши¬
рот европейской части СССР он нашел средний молекуляр¬
ных вес, уменьшающийся примерно линейно от 28 на 100 км
до 24 на 210 км. Была определена вероятная ошибка 2% на
низких уровнях и ±4% на высоких уровнях. Эти результаты,
приводят к атмосфере, в которой п(0) =п(02) на высоте около
130 км, а на высоте 210 км более 50% частиц приходится на
долю азота и менее 10% — на долю кислорода.
С другой стороны, предварительные анализы данных Хинте-
реггера по поглощению крайнего ультрафиолета указывают на
много меньшее количество 02и много большее О, чем результаты
Похункова. В соответствии с этими анализами (Hinteregger,
1962) над Уайт-Сендс в дневное время в августе 1961 г. атмо¬
сфера на высоте 200 км состояла в основном из атомарного
кислорода, а на 130 км п (О) было примерно в 10 раз больше
и даже превосходило ft(N2).
Такой широкий разброс значений может быть результатом
как пространственных и временных вариаций, так и эксперимен¬
тальных ошибок.
Масс-спектрометрические измерения над Форт-Черчиллем и
в СССР обнаружили малые количества атомарного азота, не
более чем 1—2% от количества молекулярного азота, по Исто¬
мину и Похункову (Istomin and Pokhunkov, 1963). Одно изме¬
рение над Форт-Черчиллем и все измерения в СССР указывают
на очень малые атомные массовые числа, но не обнаруживают
заметных количеств водорода или гелия. Атмосфера между
100 и 200 км состоит из N2, 02 и О, но до сих пор эксперимен¬
тально не установлено, в каких количествах они содержатся
при различных условиях.
258

6.4. СТРУКТУРНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ
В этом параграфе мы рассмотрим методы и результаты
измерения структуры термосферы, причем большинство из них
относится к плотности. Лишь небольшое количество данных
выше 100 км было получено до периода МГГ. Они были
дополнены в течение и после МГГ путем пусков ракет и
наблюдений за орбитами искусственных спутников Земли
(ИСЗ).
В интервале высот 100^-200 км информация о структуре
была получена по наблюдениям с движущихся ракет. Выше
200 км наблюдения по большей части сделаны с использованием
ИСЗ. Структура термосферы выше 200 км не только хорошо
определена, но даже выявлены детали ее изменений. В проме¬
жуточной области 100—200 км наблюдения редки. Хотя крупно¬
масштабный характер термосферы в настоящее время установ¬
лен, необходимо больше структурных данных (как и данных
о составе) для этой области, чтобы составить полное представ¬
ление о ней.
В подпараграфе 6.4.1 мы рассмотрим ракетные измерения
в области высот 100—200 км. Подпараграф 6.4.2 посвящен ана¬
лизу используемых методов и основных результатов, получен¬
ных путем спутниковых наблюдений выше 200 км. Подпараграф
6.4.3 знакомит с картиной вариаций плотности, которые имеют
место в термосфере. Этот раздел ограничивается в основном
рассмотрением плотности, вариации которой обычно определя¬
ются непосредственно. В параграфе 6.5 дается интерпретация
этих данных с помощью приведенной высоты и температуры.
Следует отметить, что кинетическая температура может быть
грубо определена по характеристикам собственного свечения
атмосферы и спектрам полярных сияний (см. Hunten, 1961).
Кроме того, небольшое количество температурных измерений
было сделано по доплеровским расширениям линий излучения
натриевых облаков, выпускаемых с ракет (например, Blamont
et al., 1961). В принципе температуры могут быть получены
из вертикального изменения числовых плотностей отдельных
компонент, обнаруживаемых масс-спектрометрическими и опти¬
ческими измерениями, если допустить полное диффузионное рав¬
новесие. Похунков (Pokhunkov, 1963а, б) дал некоторые темпе¬
ратуры, определенные таким способом.
6.4.1.	Измерения давления и плотности в интервале высот
100—200 км
Большинство структурных параметров атмосферы в обла¬
сти 100—200 км было получено по измерениям давления на дви¬
жущихся ракетах. Интерпретация этих экспериментальных дан¬

ных через окружающие давление и плотность довольно сложна.
Она детально рассматривается Горовицем и Л а Гоу (Horowitz
and LaGow, 1957), а также Айнсвортом, Фоксом и Ла Гоу
(Ainsworth, Fox and LaGow, 1961). Здесь достаточно сказать,
что обычно окружающее давление определяется приблизительно
па высотах от 100 до 115 км, а окружающая плотность — выше
этого уровня. Плотности для более низких уровней выводятся
из наклона кривой давление — высота через уравнение статики.
Плотность также может быть определена оптическим мето¬
дом по измерению атмосферного поглощения рентгеновских лу-
о
чей в спектральной области около 50 А. В пределах точности
параметров атмосферной структуры коэффициент поглощения
воздуха можно считать только функцией плотности на этой
длине волны. В произведенных измерениях (Byram et al., 1956;
Chubb et al., 1958) использовались числа фотонов в спектраль-
о
ной области 44—60 А. Относительное изменение спектра сол¬
нечной энергии считалось известным в этом интервале. Исполь¬
зовалось распределение излучения черного тела при Г = 7-105°К,
но и другие разумные допущения не меняют существенно этот
результат, так как указанный спектральный интервал находится
на плоской длинноволновой стороне максимума излучения
черного тела при любой достоверной корональной температуре.
Одно или два измерения были выполнены (Faucher, Procunier
and Sherman, 1963) по методу падающих сфер на более низких
уровнях (см. подпараграф 3.3.3).
Сферы выбрасывались на высотах между 80 и 100 км в тече¬
ние всего подъема ракеты Аэроби. Сферы падали с высоких уров¬
ней по траектории свободного падения, испытывая влияние тор¬
можения. Ускорения измерялись акселерометрами, помещен¬
ными в центрах сфер. Источником погрешностей этого метода
является неопределенность величины коэффициента торможе¬
ния для нижней термосферы.
Плотности находят также по скорости роста искусственных
натриевых облаков (Blamont, 1959) или метеорных следов (Gre¬
enhow and Hall, 1960). Для высоты 120 км Уайтхед (Whitehead,
1963)	собрал некоторые из этих данных, а также ракетные дан¬
ные и данные, основанные на ионосферных измерениях числа
столкновений в слое Е.
В табл. 6.4 даны значения полученных плотностей по данным
ракетных измерений. Графы табл. 6.4 обозначены буквами А,
В, С и т. д. Ниже приводятся время, место, приборы и опублико¬
ванные источники, соответствующие данным каждой колонки.
А — см. Горовиц и Ла Гоу (Horowitz and LaGow, 1957).
Данные получены 7 августа 1951 г. днем над Уайт-Сендс, Ныо-
Мексико, с помощью ионизационных камер, установленных на
носу ракеты Викинг.
260

Плотности в термосфере по ракетным измерениям1
Высота.
Плотность, г-см
км
А
в
с
D
г;
V
<so
2,2(8)
1,4(8)
90
—
—
3,4(9)
—
—
—
100
2,5(10)
7,2(10)
6,7(10)
—
—
—
110
5,0(11)
1,3(10)
1,5(10)
—
—
1,0(10)
120
1,2(11)
2,6(11)
2,5(11)
—
—
• 3,0(11)
130
3,3(12)
6,4(12)
6,7(12)
—
—
6,0(12)
140
1,2(12)
3,0(12)
3,0(12)
—
—
1,4(12)
150
6,6(13)
1,9(12)
1,8(12)
—
—
5,0(13)
160
4,3(13)
1,4(12)
1,2(12)
—
—
1.9(13)
170
3,0(13)
1,1(12)
8,6(13)
—'
—
8,0(14)
180
2,3(13)
- 8,9(13)
6,4(13)
—
—
6,0(14)
190
1,8(13)
7,9(13)
—
—
—
4,0(14)
200
1,4(13)
6,7(13)
—
3,5(13)
1,3(13)
3,5(14)
210
1,1(13)
6,2(13)
—
—
—
3,0(14)
220
9,0(14)
Высота.
Плотность, Г-СМ 3
км
G
н
I
л
к
L
80
90
—
—
—
—
2,9(9)
—
100
—
—
2,9(10)
—
3,7(10)
4,8(10)
110
—
4,0(11)
6,2(11)
—
5,9(11)
9,5(11)
120
4,0(11)
1,1(11)
1,5(11)
—
1,5(11)
2,4(11)
130
1,2(11)
3,8(12)
1,1(11)
6,0(12)
7,0(12)
140
5,0(12)
1,2(12)
—
6,0(12)
3,0(12)
3,1(12)
150
2,0(12)
5,0(13)
—
3,1(12)
1,8(12)
1,7(12)
160
8,0(13)
3,0(13)
—
1,1(12)
1,1(12)
170
4,0(13)
2,0(13)
—
—
—
8,3(13)
180
2,7(13)
1,3(13)
—
—
—
6,6(13)
190
1,9(13)
—
—
—
—
4,7(13)
200
1,3(13)
—
—
—
—
3,6(13)
210
I 1,1(13)
—
—
—
—
—
220
1 По поводу источников этих данных см. текст. Число г, скобках указы¬
вает степень числа 10 (с опущенным знаком минус), па которое следует
умножить предыдущее число; так, (10) означает . 10-10.
В, С, D, Е — см. Горовиц и Ла Гоу (Horowitz and LaGow*
1958); Горовиц Л а Гоу и Джулиани (Horowitz, LaGow and
Giuliani, 1959); Ла Гоу, Горовиц и Айнсворт (LaGow, Horowitz
and Ainsworth, 1960); Айнсворт, Фокс и Ла Гоу (Ainsworth, Fox
261

and LaGow, 1961). Эти данные получены над Форт-Черчил-
лем соответственно днем 29 июля 1957 г., 31 октября 1958 г.,
17 ноября 1956 г. и ночью 24 февраля 1958 г. Измерения
выполнялись на ракетах Аэроби-Хи, оснащенных приемниками
давления для высотных структурных измерений, проводив¬
шихся в течение МГГ Морской исследовательской лабо¬
раторией. Некоторые данные в течение этих полетов были
получены для более низких уровней (см. 3.3.2). Кроме датчиков
давления, ракеты оснащались телеметрическим оборудованием
для определения траектории и положения ракеты. Общее опи¬
сание оборудования и других деталей, относящихся к отдель¬
ным пускам, дано в работе Ла Гоу, Горовица и Айнсворта
(LaGow, Horowitz and Ainsworth, 1960).
F, G, H — см. Таунсенд и Мидоус (Townsend and Meadows,
1958); Мидоус и Таунсенд (Meadows and Townsend, 1960). Эти
данные получены над Форт-Черчиллем ночыо 20 ноября 1956 г.,
21 февраля 1958 г. и 22 марта 1958 г. приборами (масс-спектро¬
метры Беннетта), обычно использующимися для измерения
атмосферного состава, но в этих пусках применявшимися в ка¬
честве измерителей давления.
I, J — см. Байрам, Чабб и Фридман (Byram, Chubb and
Friedman, 1956); Чабб и др. (Chubb et al., 1958). Эти данные
получены над Уайт-Сендс 1 декабря 1953 г. и 18 октября 1955 г.
по измерению поглощения рентгеновских лучей.
К — см. Фаухер, Прокунье и Шерман (Faucher, Procunier
and Sherman, 1963). Эти данные получены методом падающих
сфер на базе Эглин во Флориде вечером 7 декабря 1961 г.
L— данные из Международной справочной атмосферы Ко¬
митета космических исследований (см. подпараграф 6.5.1 и
табл. 6.6). Они показаны для сравнения с измерениями.
Таблица 6.4 иллюстрирует два следующих факта: во-пер¬
вых, имеется мало опубликованных структурных измерений
для области от мезопаузы до высоты 200 км (немногие из
спутниковых измерений плотности, рассмотренные в подпара¬
графе 6.4.2, относятся к верхней части этой области, но они не
включены в табл. 6.4); во-вторых, имеющиеся данные сильно
меняются. Трудно предположить, что эти изменения отражают
реальные процессы в атмосфере, скорее всего они являются
результатом экспериментальных ошибок.
Рассмотрим, например, ситуацию на высотах около 100 км.
Опубликованные плотности отличаются друг от друга в 3 раза,
и соответствующее давление (так как температура здесь не
может очень сильно меняться) изменяется примерно таким же
образом. Наиболее низкие значения относятся к Уайт-Сендс
летом 1951 г., а наивысшая величина получена над Форт-Чер¬
чиллем летом 1957 г. Если считать это различие реальным и
объяснять его разностью широт, то оно не соответствует усло-
262

виям на более низких уровнях: значения давления на высоте
70 км летом в Уайт-Сендс и Форт-Черчилле не различаются
так сильно, а полученная разность может объясняться значи¬
тельно более низкой средней летней температурой между 70
и 100 км над Уайт-Сендс, чем над Форт-Черчиллем. Последнее
не согласуется с глубоким минимумом температуры на высо¬
тах около 80—90 км над Форт-Черчиллем летом, что было об¬
наружено ракето-гранатным методом (см. рис. 3.10 и 3.11). Ос¬
тается возможность систематической разницы, связанной с сол¬
нечным циклом, но такая большая разность скорее характерна
для термосферы.
Плотность на высоте 200 км, на основании полученных дан¬
ных, изменяется в 20 раз. По-видимому, эти вариации не про¬
стым способом связаны с широтой, сезоном и временем суток.
В соответствии со спутниковыми измерениями и теориями ат¬
мосферной структуры (подпараграфы 6.4.2 и 6.5.3) трудно ожи¬
дать таких вариаций плотности на этих уровнях.
6.4.2.	Плотность на высотах более 200 км
Плотность на высотах более 200 км определяется непосред¬
ственно по наблюдениям изменений орбит искусственных спут¬
ников. Спутник испытывает возмущающую силу, обусловлен¬
ную сопротивлением атмосферы его движению. Результирую¬
щее влияние на орбиту прежде всего связано со слабым
уменьшением периода обращения, хотя, разумеется, меняются
также и другие орбитальные элементы.
Ускорение торможения может быть выражено в виде 1
ао	2 М	’	(6.23)'
где р — плотность атмосферы,	Ап — площадь	поперечного се¬
чения спутника в плоскости, нормальной направлению движе¬
ния, V — скорость движения относительно центра Земли, М —
масса и cD — коэффициент торможения, величина которого на
этих высотах равна примерно 2,2 (см., например, Stirton, 1960).
Существует ряд трудностей в определении плотностей по
формуле (6.23), не говоря о неопределенности величины коэф¬
фициента торможения. Для несферических спутников площадь
сечения Ап изменяется в зависимости от того, катится или ку¬
выркается	спутник вдоль орбиты.	Поэтому необходимо	знать
некоторую	среднюю величину	ее,	зависящую	от формы	спут-
1 Более точно, правая часть этого выражения должна быть умножена
на множитель 0,9—1,0, учитывающий вращение Земли (Sterne, 1959; King-
Hele and Walker, 19616). Это объясняется тем, что атмосфера (кроме некото¬
рого «ветра» относительно поверхности Земли) вращается с Землей относи¬
тельно спутника, что не учтено в формуле (6.23).
263'

ника. Не для всех советских спутников форма хорошо известна.
Более того, так как спутники находятся главным образом на
эллиптических орбитах, то плотность воздуха, встречаемая
спутником в течение одного витка, не остается постоянной, а ор¬
битальные изменения обусловливаются интегральным эффектом
торможения, действующим на всей орбите. Чтобы вычислить
этот интегральный эффект, целесообразно допустить некоторую
функциональную связь между плотностью воздуха и высотой.
В действительности плотность воздуха экспоненциально убывает
с высотой. Наибольшее действие оказывают наибольшие плот¬
ности вблизи перигея, и результаты относятся к плотности в не¬
посредственной близости к перигею. Из общего допущения
о вертикальном изменении плотности следует, что плотность над
перигеем может быть представлена следующим соотношением:
О - о, ехр\—(z — j,	(6.24)
где — плотность в перигее, —высота перигея, Н0—приве¬
денная высота для плотности, считающаяся постоянной по
вертикали К Когда рассматривается только один спутник, это
не слишком грубое допущение, так как только наиболее высокие
плотности вблизи перигея оказывают действие на спутник.
Если силу сопротивления включить в уравнение движения ;
спутника, где плотность р является функцией высоты соответ¬
ственно формуле (6.24), то можно вывести следующее прибли¬
женное выражение для р_ (Sterne, 1958;King-Hele, 1959):
dP Ml 2е
dt 3AncD \ т.аН,
1 — 9'
Sae
(6.25)
в котором члены второго порядка по е и (Нр /ае) отброшены.
Это выражение применимо только, когда 0,02<е<0,2, что обычно
выполняется. Выражения при е<0,02 имеются в литературе
(см. King-Hele and Walker, 19616). Здесь Р — период обраще¬
ния спутника, М — его масса, е — эксцентриситет орбиты, а —
большая полуось орбиты.
Перигейное расстояние г_ (измеряемое от центра Земли)
связано с эксцентриситетом и большой полуосью соотноше¬
нием г_ = а(1~ е).
1 Чэпмен (Chapman, 1961) определяет приведенный масштаб для плот¬
ности по вертикальной координате как (dlnp/dz)-1. То. что здесь называ¬
ется приведенной высотой для плотности Яр, равно этой величине с обрат¬
ным знаком. В ряде приложений формулы (6.24) величина Яр отождествля¬
ется с приведенной высотой Я. Однако это верно только в атмосфере, где
Н постоянно по вертикали. Можно показать, пользуясь формулой (6.11), что
в атмосфере, где Я = Я0-ЬРг, соотношение между ними имеет вит Н =
= (1 + Р)Яр.
.264

Отметим, что если орбитальные элементы и временные из¬
менения периода так же хорошо известны, как и характери¬
стики спутника, то уравнение (6.25) дает р_ только при из¬
вестном или рассчитанном Нй. Возможен другой способ, когда
спутниковая информация дает не рг, а прямо	(если	пре¬
небречь малыми членами, включающими Ио в скобках, так как
ошибка в расчете Но при этом не очень существенна).
Кинг-Хили (King-Hele, 1959) (см. также Whitney, 1959)
предложил интересный способ обхода неточности определения
Яе, входящего в уравнение (6.25). Допустим, что плотность
выше перигея распределена в соответствии с уравнением (6.24)
и Я' — «лучшая оценка» обычной приведенной высоты для
плотности НГ). Тогда плотность на высоте z — zr -j- Я'/2 дается
выражением
[j (z_ + Я' 2) = p_ exp (— Я72Я).	(6.26)
Выражая величину ртс по уравнению (6.25), мы получим,
что
= <6-27)
Это выражение дает плотность не в перигее, а на расстоя¬
нии Яр/2 над перигеем, где //'— вычисленная высота, не обяза¬
тельно точно равная приведенной высоте для плотности. Пер¬
вый член в квадратных скобках этого выражения зависит от
(неизвестного) отношения	Однако	этот	член	слабо	ре¬
агирует на изменения указанного отношения, имея величину
0,55, когда ЯУЯр = 0,5, величину 0,61, когда Я'/Яр = 1, и ве¬
личину 0,58, когда Я'/Яр = 1,5. Поэтому можно положить ве¬
личину первого члена равной 0,59 с ошибкой определения р
в несколько процентов. Член с Я, который имеется в квадрат¬
ных скобках, мал и может быть оценен лишь приблизительно.
Яккиа (Jacchia, 1960а) рассмотрел влияние вертикального
изменения приведенной высоты на расчет плотности, а Кинг-
Хили (King-Hele, 1963) дал формулы, в которых учитывается
это вертикальное изменение.
В настоящее время имеется большое, все возрастающее
число работ, относящихся к определениям плотности по измене¬
ниям орбит ИСЗ. Большая часть ранних исследований была
выполнена Калманом (Kallmann, 1961) и Николе (Nicolet,
1961а). Наиболее ранние результаты относятся к величинам
265

плотности, выведенным из орбитальных изменений, которые
были осреднены по большому числу витков. Тем самым исклю¬
чались короткопериодные флуктуации плотности, которые, как
теперь стало известно, имеют важное значение. В этой части
параграфа 6.4 мы рассмотрим только среднее вертикальное рас¬
пределение плотности между уровнями 200 и 700 км, а также
большие изменения ее от дня к ночи. В подпараграфе 6.4.3
рассматриваются другие вариации, в частности, связанные с сол¬
нечной активностью.
100
200
мин.
10f,30
101,25
§ 101,20
^ 101,15
101,10 X XI Х/1	/ И /11 IV V
1959	1960
Рис. 6.9. Изменение плотности от ночи ко дню,
полученное из изменения периода спутника Экс¬
плорер	7 (по Кинг-Хили и Уолкеру,	1961 а)
Яккиа	(Jacchia,	1959а) первым указал	на важность	суточ¬
ных вариаций плотности. Перигей орбиты слабо смеща¬
ется в пространстве относительно линии Солнце — Земля, по¬
этому данный ИСЗ может иметь перигей над освещенной или
теневой стороной Земли в течение нескольких месяцев. Более
того, высота перигея обычно мало меняется и часто остается
почти неизменной в течение периода смещения перигейной
точки с освещенного на теневое полушарие. В условиях, когда
перигей находится над дневной стороной, наблюдается более
быстрое уменьшение орбитального периода, чем когда он на¬
ходится над ночной стороной, что указывает на более высокие
плотности	на одной	и той же высоте днем.	Именно это наблю¬
далось и	проиллюстрировано для спутника	Эксплорер 7	(1959;
1 и 2)1 на рис. 6.9, где представлено сглаженное изменение
периода ИСЗ со временем. Заметные изменения наклона этой
1 До 1963 г. американские спутники обозначались годом запуска со сле¬
дующей за ним греческой буквой в порядке запуска в этом году. В случае
выхода на орбиту более чем одного объекта (например, ракета-носитель
и капсула) для их различения по степени яркости использовался числовой
индекс. С 1963 г. спутники обозначались годом запуска и последующим чис¬
266

кривой по мере перехода перигеем ото дня к ночи и наоборот
иллюстрируют высказанное выше положение. В рассмотренном
случае перигей находился на высотах от 550 до 600 км. На этом
же рисунке показано соответствующее изменение геоцентриче¬
ского угла ф между Солнцем и перигейной точкой.
Для количественной иллюстрации эффекта в табл. 6.5 пред¬
ставлены результаты Кинг-Хили и Уолкера (King-Hele and
Walker, 19616), основанные на данных 29 ИСЗ, запущенных до
Таблица 6.5
Плотность в функции высоты
Высота, км
Плотность, г-см ^
180
6,2-10-13
200
3,9-Ю-1'1
220
2.8-10-13
240
1,8-НГ13
260
9,8-КГ14
Высота, км
Плотность, г-см 3
1
1
день 1958 j
день 1960
ночь 1959
ночь 1960
300
3,6-НГ14
2,5-10-14
2,8-1(Г14
2,3-10~14
350
7
о
о
сч
1,Ы(Г14
1,1-НГ14
6,2-10—15
400
1,2-lCr14
5,7-10~15
4,5-КГ15
2,4-Ю-15
450
6,9-Ю"15
3,Ы(Г15
1,9-10—15
9.4-10"16
500
4,Ы0-15
1,7• 10-15 .
8,1-КГ16
3,9-10—1С
550
to
о
1
О!
9,6-10“16
3,3-КГ16
1,6-КГ16
600
1,5-КГ15
5,5-КГ16
1,4-КГ16
6,6-1(Г17
650
9,МО-16
5,7 ДО-17
2,6-10—17
700
5,5-10_1°
7
о
со
CN
1960 г. Ниже 300 км суточные вариации плотности не прояв¬
ляются. Выше 300 км представлены два ряда данных, один из
которых получен по измерениям, сделанным в 1958—1959 гг.,
другой — по измерениям, выполненным в конце 1960 г. Раз¬
личие между ними иллюстрирует секулярный эффект, связан¬
лом по порядку их запуска в этом году. В случае выхода на орбиту более
чем одного объекта для их различения использовались буквы: А — для части,
с научной аппаратурой, В, С и т. д. — для частей второстепенного значения;
последующие буквы — для компонент в порядке их яркости (см. National
Academy of Sciences, 1962).
26 7

ный с циклом солнечных пятен (см. подпараграф 6.4.3). Рас¬
сматривая данные за 1960 г., мы заметим изменение от ночи
ко дню, выражающееся множителем 1,1 на 300 км, 2,4 — на
400 км, 4,4 — на 500 км, 8,3 — на 600 км. Этим очень большим
различиям плотности соответствуют столь же большие темпе¬
ратурные различия ото дня к ночи в верхней термосфере. Дру¬
гие исследователи также изучали этот эффект. Питцольд и
Шёрнер (Paetzold and Zschorner, 1960) получили множители
1,07 на 220 км, 2,0 — на 365 км, 6,0 — на 655 км.
Суточные вариации, как отметили Мартин и др. (Martin et
al., 1961), а также Кинг-Хили и Уолкер (King-Hele and Wal¬
ker, 19616), могут быть представлены в зависимости от местного
времени. Согласно Питцольду и Шёрнеру (Paetzol.d and Zschor¬
ner, 1960), максимум имеет место в 14 час. местного времени.
Согласно Мартину и др. (Martin et al., 1961), плотность до¬
стигает минимума в 5 час. местного времени, быстро возрас¬
тает до максимума в 14 час., затем уменьшается так же резко
к 18 час. и далее уменьшается медленнее до минимума в 5 час.
Яккиа (Jacchia, 19606, 1963) представил суточное измене¬
ние как «дневное вздутие» с максимальной плотностью (на
данной высоте), расположенное на одной широте, но смещен¬
ное на 30° (т. е. на 2 часа) к востоку от субсолярной точки.
Можно полагать, что плотность является функцией геометри¬
ческого (углового) расстояния, а не просто местного времени,
которое определяется только долготным смещением от субсо¬
лярной точки. Яккиа (Jacchia, 1963) предпринял попытку
найти проявление такой зависимости на основе точно опреде¬
ленных плотностей по данным нескольких отобранных ИСЗ, но
пришел к заключению, что этих данных недостаточно для того,
чтобы показать что-либо другое, кроме зависимости от мест¬
ного времени.
Все результаты, рассмотренные выше, основаны на эффекте
действия плотности на орбиты ИСЗ. Имеется несколько пря¬
мых измерений плотности с помощью приборов, установленных
на ИСЗ (Pokhunkov, 1960; Sharp, Hanson, McKibbin, 1962). Эти
результаты согласуются с полученными из орбитальных
данных.
6.4.3.	Вариации плотности и солнечная активность
В первые годы наблюдений за ИСЗ получены некоторые
интересные связи между плотностью и различными индексами
солнечной активности. Некоторые из этих индексов соответ¬
ствуют определенным изменениям солнечного излучения
о
в крайнем ультрафиолете (200—1000 А). Другие индексы от¬
носятся к солнечному корпускулярному излучению. Рассмот¬
рим их здесь.
268

В 1959 г. Яккиа (Jacchia, 1959а, б) и Пристер (Priester,
1959)	установили связь между вариациями плотности и пере¬
менной частью солнечного излучения. Так, квазипериодические
вариации плотности с периодом около 27 суток оказались
в корреляционной связи с изменениями солнечного радиоизлу¬
чения дециметрового диапазона (10,7 см у Яккиа и 20 см
у Пристера). Это радиоизлучение возникает в короне и весьма
тесно коррелирует с излучением крайнего ультрафиолета (см.
параграф 4,5). Пристер (Priester, 1961) показал, что если р
км
12 СО г
1000
1000
1000
800
120
80
-
—	L' -I 1 ‘Г | |
U	J	-1	••••• L . ' '"I 1 *;V’” ‘‘l
S40	360	420	460
С у т к и
500
540
580
Рис. 6.10. Корреляция между температурой в термосфере и 10,7-санти¬
метровым солнечным излучением (по Яккиа и Словею, 1963а).
По оси абсцисс отложено время в юлианских сутках, по оси ординат для кривой 4 —
10,7-сантиметровый солнечный поток (Fio) в единицах 10-22 вт/м2.гц, для кривых /, 2,
3 — температура (в градусах Кельвина), выведенная из влияния торможения на
спутник
/ — температура без поправок, которая коррелирует с Ftо; 2 — температура с по¬
правкой, согласно dT/dFio = 2,5° К; 3 — температура с поправкой, согласно
дТ/<?/мо=4,0° К.
считать пропорциональным Fm, где F — поток солнечного ра¬
диоизлучения в дециметровом диапазоне, a m определять эм¬
пирически, то р выше 300 км возрастает с высотой, причем
ночью оно больше, чем днем. Яккиа (Jacchia, 1961а) показал,
что такую зависимость можно объяснить, если считать атмо-
сферу на высотах между 200 и 300 км изотермической (см.
параграф 6.5) при температуре Т и если Т коррелирует с деци¬
метровым потоком. Согласно Яккиа (Jacchia, 1963), наилуч-
ший результат получается, если (9Г/(3/710 = 2,5° К, где Fю — сол¬
нечный поток на волне 10,7 см, выраженный в единицах
10-22 вт• м—2• гц—1. На рис. 6.10 показан пример такого эффекта,
н также его исправление по Яккиа и Словеу (Jacchia and Slo-
wey, 1963a).
269

С 1958 г. в течение ряда лет уменьшения солнечной актив¬
ности наблюдения дают постепенное убывание плотности в ин¬
тервале высот от 200 до 300 км. Это иллюстрируется табл. 6.5,
а также показано на рис. 6.11, по Кинг-Хили и Рису (King-
Hele and Rees, 1963). Например, на высоте 500 км дневное
значение плотности уменьшалось от 1958 к 1962 г. более чем
в 10 раз. За период уменьшения солнечной активности ана¬
логично уменьшилось радиоизлучение, а также и солнечное из¬
лучение в ультрафиолете. Согласно Яккиа (Jacchia, 1963), для
этих долгопериодных изменений d77dF10 = 4,5° К, что больше,
чем для коротких «27-дневных» флуктуаций.
им
Плотность воздуха
Рис. 6.11. Изменение термосферной плотности с циклом солнечных
пятен (по Кинг-Хили и Рису, 1963):
/ — максимальные дневные величины; 2 — минимальные ночные величины.
Яккиа (Jacchia, 1959в) обнаружил корреляцию между ко¬
роткопериодными вариациями плотности и геомагнитной ак¬
тивностью. Последняя (см. параграф 9.1) использовалась как
индикатор прохождения вблизи Земли корпускулярных пото¬
ков от Солнца. Для установления этой корреляции требуется
знание орбитальных изменений с очень хорошим разрешением,
так как изменения плотности продолжаются двое или трое суток.
На рис. 6.12 показан убедительный пример такой корреляции,
по данным Яккиа (Jacchia, 19616), связанной с большой маг¬
нитной бурей в ноябре 1960 г. На это указывает также Гровс
(Groves, 1961). Согласно Яккиа (Jacchia, 1963), указанная
связь может быть описана количественно, если <?77дАр=1ч-1,5° К,
где Ар — планетарный индекс геомагнитной активности (см.
параграф 9.1). Для бури, наблюдавшейся в ноябре 1960 г.
(особенно сильной), это возрастание могло быть порядка
500° К. Яккиа и Словеу (Jacchia and Slowey, 19636) отметили
270

400
200
О
О —t i i i i ill t 111 j -t i i i i i i i i i
5	10	15	20	24	дни
Рис. 6.12. Изменения плотности в период магнитного
возмущения, по данным об изменении периодов не¬
скольких спутников во время магнитной бури в но¬
ябре 1960 г. (по Яккиа, 1961). (Стрелками указаны
моменты солнечных вспышек.)
1—7 — отношение мгновенного ускорения к среднему за пе¬
риод ускорению; 8 — изменение индекса геомагнитной актив¬
ности а^\ 9 — вариации 10,7-сантиметрового потока
1 — Эхо I, высота перигея (в. п.) 1121 км; 2 — Авангард I,
в. п. 650 км; 3 — Авангард II, в. п. 564 км; 4 — Авангард III,
в. п. 528 км; 5 — Эксплорер VIII, в. п. 415 км; 6 — Экспло¬
рер I, в. п. 350 км; 7 — Дискаверер V капсула, в. п. 205 км.

влияние двух умеренных бурь на плотность в зоне полярных
сияний (см. параграф 9.3). Они нашли, что изменения плотно¬
сти здесь были в 4—5 раз больше, чем в низких широтах, для
которых имелись предварительные данные такого рода.
Полугодовая вариация атмосферной плотности с максиму¬
мом лётом и зимой и минимумом весной и осенью была отме¬
чена Питцольдом и Шёрнером (Paetzold and Zschorner, 1960,
1961). Так как геомагнитная активность также имеет малую
полугодовую вариацию с той же фазой, указанные вариации
могут быть связаны и соответствуют модели солнечной корпус¬
кулярной радиации, зависящей от солнечной широты (Priester
and Cattani, 1962). Амплитуда полугодового колебания в 1958 г.
была значительно больше, чем в 1962 г. (Jacchia and Slowey,
1963а). Эта вариация больше, чем вариация, связанная с ве¬
личиной дТ;дА . выведенной из наблюдений за магнитными
1 р
бурями (см. выше).
6.5. СТРУКТУРА ТЕРМОСФЕРЫ
Определение вертикальных профилей плотности и их вариа¬
ций не решает проблему понимания термосферной структуры.
Имеется, кроме того, проблема интерпретации этих данных
в величинах давления, температуры и средней молекулярной
массы. Из гидростатических рассмотрений может быть опре¬
делено только отношение последних двух, отношение, которое
обычно выражается через приведенную высоту Н или молеку¬
лярную температуру Тт (см. подпараграф 1.1.2). Величины
кинетической температуры и средней молекулярной массы мо¬
гут быть определены из этого отношения только а) при удов¬
летворительном эмпирическом знании вертикальной вариации
одного или другого или б) путем привлечения физических обо¬
снований. Удовлетворительные наблюдения отсутствуют: кине¬
тические температуры могут определяться только из скудных
спектральных данных, а измерения состава малы по количе¬
ству и противоречивы. Поэтому мы вынуждены прибегать
к физическим аргументам, приводящим к интерпретации дан¬
ных о плотности, которая согласована и, без сомнения, пра¬
вильна в общих чертах, но которая до сих пор остается неуста¬
новленной в подробностях.
В подпараграфе 6.5.1 мы обсуждаем ряд определений дав¬
ления и приведенной высоты, которые были получены по не¬
которым недавним «моделям» атмосферы. В подпараграфе
6.5.2 коротко рассматриваются отдельные физические факторы,
которые влияют на проявление вариаций температуры и сред¬
него молекулярного веса. Они включают анализ вертикального
распределения составляющих при диффузионном равновесии
272

источников тепла в отношении к распределениям возможных
температур и составляющих, а также молекулярной теплопро¬
водности в термосфере. В подпараграфе 6.5.3 рассматривается
модель атмосферы, которая совпадает с наблюдениями плот¬
ности.
6.5.1.	Вертикальные распределения давления
и приведенная высота
Каждому вертикальному распределению плотности соответ¬
ствуют вертикальные распределения давления и приведенной
высоты, что, кроме постоянной интегрирования, описывается
уравнением статики и газовым законом. Хотя эта постоянная
интегрирования причиняет беспокойство и приводит к неопре¬
деленностям вблизи потолка определения плотности, ниже
этого потолка, где давление и плотность, скажем, в 10—100 раз
больше их величин на максимальной высоте, неопределенность
становится малой. Существуют различные методы для перехода
от профиля плотности к профилям давления и приведенных
высот (см., например, подпараграф 3.3.3), но в принципе они не
различаются. Поскольку имеются некоторые данные о плотности
выше 1000 км, то мы не будем считать определение структур¬
ных параметров до высот 600—700 км серьезным затруднением.
С другой стороны, эти данные не лучше данных о плотно¬
сти, из которых они были получены. О деталях результатов
из-за неопределенностей определения плотности можно только
подозревать. Имеется, кроме того, некоторое количество на¬
блюдений, особенно в области высот 100—200 км, противоре¬
чивых в ряде аспектов (см. табл. 6.4).
В настоящее время используются две модели стандартной
атмосферы. Одна, подготовленная Комитетом по космическим
исследованиям, была опубликована в 1961 г. (COSPAR, 1961).
Она называется Международной справочной атмосферой
(CIRA). Другая, подготовленная Комитетом по разработке
стандартной атмосферы США, называется стандартной атмо¬
сферой США, 1962 (Sissenwine et al., 1962). Рисунки 1.1 и 1.2
основаны на последней. Распространение данных выше 90 км
определяется как «теоретическое», поскольку оно не может
считаться «стандартным» в той степени, как результаты для
хорошо исследованной тропосферы.
Таблица 6.6 дает величины плотности, приведенной высоты,
температуры и молекулярного веса для определенных уров¬
ней, взятых из CIRA, «средней» атмосферы и стандартной ат¬
мосферы США. Таблица 6.7 дает минимальные и макси¬
мальные значения этих величин на определенных уровнях
ныше 200 км, согласно CIRA 1962 г. Они относятся не к абсо-
10 Заказ 2160
273

Структура и состав термосферы на высотах 100—609 км1
о
СО
03
а
х
«=;
VO
I
счо5сососоь~о^о^Ю1--юь~ооа505сооо
Ю Ю СО 00 05 i—'C4'<tliOf''-C000C4O5O5C400t''-O
Ob'^^OOiOCOoV^r^oOS'^ONiOOJo'oO
тт^^т^СОСОСОСОСЧСЧСЧт—'ОО5ОО0Ю^СОг-(
05 05 05 05 05 05 05 05 05 05 05 05 0500 00 00 00 00 00 00
GC CD N
GO ю О
Ю
GO
о
1 ^
со
1 ^
1 °!
1 °°«
Ю
СЧ
' ^
сч
* 04
СЧ
1 05
2
<
ос
Ю^О001О0)ОО^ЮО00Ю^ООЮ00г-<О
ОО^сО'^С^ООЬ'фС^О'-чЮЬОООЮ'^сОЬ
OCOOOOOOOOOOt^.l^t^t>-t>-COLOCO’—'ОООЬ-СОЮ
СЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧСЧ—
<
со
со
э
сч о ао
° °
о аГ
’-1 lO't
СЧ СЧ СО
04 СЧ СО
сто сч о
ОООгн
ю
о
сч
сч
сч
со
сч
со
оо
а
СО
о
ю
<
ОС
ОСЧСО’^'СОСОСОСОЬ-’—'ООСОГ—ЮЮЮ
—<О05т^г-<ЮСЧЮ1—'Ю S Ю Т}< Ю СЧ гн 05 ,—.т-ir-.
СЧ Ю СЧ 05 о> ^ Ю со СО О со со	 ,	,	.
^СО'^СООО^ЮГ-О!’—'(4SOIOOCOCONSN
C4C4COLOt^Or	 —	-	“
OO^CDiOTf TtTf<
  lQ О СО СО N S N
«-«СЧСЧСЧСОСО^^т^т**^^
<
со
со
СО со
, ^ —I СО
05 Tf
СЧ со со
I I I
~ ' оо ' аб ' —"
о
CO
с
ОС
СООЮООЮОООСО^ЮОООЮ^ЬОСООСОСО
rfr-'Юсоооа505С505а5счсосчсо1>.оосч^^
соооо^юсчсооооооГот^сосоооососоою
'1—iC4COCOCOCOCO'^f'^f^LOCOcOt^OOC75Cr5
<
со
со
о
СЧ СЧ со
СО
со
^7
Ю4
/■—V
ю
со4
777
7 7 1
1
1
1
7
1
7
Щ |
1 ^
1 -
1 ~ j
1 W
1W
1 -
Ь- со Tf
1 ^
СО
1 оо J
1 05
1 оо
' Tt«
05 ОО Tf
ОО т— о
со
ю
ю
ю
СО
05 СЧ
1—1 т—. оо
1—•
го
СО
1—'
<
ОС
О 1—I 1—«СЧСЧСЧСЧСОСОСОСОСОСО^^ЬОЮЮСОСО
П1Х1ШШ111ШШ
CX)C75^fL0t>-a5^-iCOO5C0’—'^СО^СОСГ.СО^ЮЮ
О^^СТ5 0сОг-.СЧЮЬ-сОСООСОС^ОСОг-<г-1^
-^fC75C4COCO’—'Х)СО СО1—I г-н гч гн lO СЧ гн 0 СО
оооооооооооооооооооо
О^СМСО^ЮСОЬООООСОЮОЮОЮОЮО
тнгнгнгч^гцгнгнгНгчСЧСЧ(ЧС0С0'^^ЮЮСО
274
Число в скобках означает степень числа 10, на которое должно быть умножено предшествующее число.

лютному максимуму и минимуму в течение солнечного цикла,
а к дневному максимуму и ночному минимуму в течение периода
умеренной солнечной активности (1958—1960 гг.). Давление
представлено неявно, оно получено из уравнения p = pgH.
Таблиц а. б. 7
Состав и структура термосферы на высотах 200—600 кмг
Высо-
Плотность, Г-СМ 3
Приведенная
высота, км
Температура, °К
Средний моле¬
кулярным вес
КМ
мин.
макс.
мин.
макс.
мни.
макс.
мин.
макс.
200
3,83(—13)
4,09(—13)
39,97
49,86
1186,01
1492,44
26,77
27,00
250
1,08(—13)
1,43(—13)
43,12
55,42
1186,01
1546,16
25,19
25,55
300
3,27(—14)
5,26(—14)
48,03
67,40
1186,01
1-720,95
22,96
23,74
350
1,10(—14)
2,35(—14)
54,70
76,32
1186,01
1762,93
20,46
21,80
400
4,21(—15)
1,16(—14)
61,07
84,90
1186,01
1773,10
18,60
20,00
450
1,80(—15)
6,06(—15)
66,05
93,60
1186,01
1785,96
17,46
18,55
500
8,24(—16)
3,37(—15)
70,53
102,62
1186,01
1811,11
16,59
17,41
550
3,95(—16)
1,98(—15)
75,03
110,68
1186,01
1830,02
15,82
16,55
600
1,99(—16)
1,23(—15)
78,99
117,11
1186,01
1833,70
15,25
15,90
1 См. сноску к табл. 6.6.
Вначале мы обращаем внимание читателя на величины при¬
веденной высоты, содержащиеся в табл. 6.6. Потом мы рас¬
смотрим температуру и молекулярный вес. Хотя приводимые
сведения различаются деталями, однако имеется два надежно
установленных факта: это явная тенденция увеличения приве¬
денной высоты от уровня 100 км до потолка получения данных
и установленный на основе ракетных данных большой гра¬
диент приведенной высоты между 120 и 160 км с меньшим гра¬
диентом выше этого уровня.
Увеличение приведенной высоты с высотой объясняется не¬
которой комбинацией увеличения температуры, уменьшения
молекулярного веса и уменьшения силы тяжести. Влияние по¬
следнего хорошо известно и является слишком малым, чтобы
играть большую роль, исключая вышележащие области. От¬
носительное влияние первых двух факторов на различных вы¬
сотах трудно предугадать. В своих попытках сделать это аэро-
номы придерживаются определенной линии в объяснении
причинности, которая будет изложена в последующих подпара¬
графах.
6.5.2.	Диффузия, источники энергии и проводимость
Теперь достаточно надежно известно (см. параграф 6.3), что
инертные малые составляющие атмосферы выше 100 км нахо¬
дятся в диффузионном равновесии, и можно заключить, что
10*
275

распределение большинства составляющих выше некоторого бо¬
лее высокого уровня, скажем, от 120 до 150 км, определяется
диффузией. Интересно отметить, что если можно определить
а) уровень, выше которого все составляющие находятся в диф¬
фузионном равновесии, б) физические условия на этом уровне,
включая числовую плотность всех составляющих, и в) опреде¬
ленное вертикальное изменение приведенной высоты на и выше
этого уровня, тогда проблему можно решить единственным об¬
разом. Данное распределение температуры определяет верти¬
кальные распределения отдельных составляющих, которые
можно вычислить, а результирующее распределение молеку¬
лярной массы согласуется с данным вертикальным распреде¬
лением приведенной высоты. Однако результат довольно
сильно зависит от граничных условий на нижнем основании,
а детали изменения приведенной высоты — от степени опреде¬
ления этих граничных условий.
Например, Манге (Mange, 19616) рассмотрел все состав¬
ляющие и нашел, что выше 120 км они находятся в диффузи¬
онном равновесии. Манге выполнил два расчета при идентич¬
ных условиях, за исключением допущения о среднем молеку¬
лярном весе на высоте 120 км. Когда он взял его равным 27 на
этом уровне, то нашел, что на 200 км средняя молекулярная
масса равна 23,84, а температура 1145° К. Когда он взял его
равным 28, то на высоте 200 км нашел среднюю молекулярную
массу, равную 26,09, и температуру 1252° К. На высоте 120 км
различие между величинами молекулярного веса 27 и 28 много
меньше, чем существующая экспериментальная погрешность
определения этого параметра, хотя в действительности он имеет
большее естественное изменение. В этой связи уместно отме¬
тить, что при условиях диффузионного равновесия уменьшение
средней молекулярной массы с высотой происходит медленнее
при высокой температуре. В более теплой атмосфере все со¬
ставляющие распределяются в более мощном слое и легкие
компоненты не преобладают до тех пор, пока не будут достиг¬
нуты большие геометрические высоты. Естественно, что в вы¬
числениях Манге при выбранной приведенной высоте на
120 км температура на этом уровне получалась выше, когда
средний молекулярный вес брался большим.
Рассмотрение источников и потребителей энергии, а также
переноса тепла может дать ценные ключи к разгадке струк¬
туры термосферы. Хотя они обсуждаются значительно более
подробно и с соответствующими ссылками в параграфе 7.3,
здесь в связи с рассматриваемым вопросом необходимо корот¬
кое количественное обсуждение.
Во-первых, термосфера выше 120—130 км не имеет важных
радиационных потерь тепла. Ни одна многоатомная молекула
не может существовать при наличии диссоциирующих радиа¬
276

ций; 02 и N2 не имеют дипольного момента и поэтому нет важ¬
ных инфракрасных полос поглощения; другие двухатомные мо¬
лекулы, такие, как СО и N0, представлены только в малом
количестве. Энергия может теряться только за счет молеку¬
лярной теплопроводности вниз. Вертикальный поток направ¬
ленного вниз тепла пропорционален величине вертикального
температурного градиента, так что последний должен контро¬
лироваться мощностью и распределением источников тепла.
Во-вторых, как мы отмечали в параграфе 4.5, поглощение
солнечного крайнего ультрафиолетового излучения является
важным и, вероятно, основным источником тепла для термо¬
сферы. Очень мало его поглощается выше 200 км,, где опти¬
ческая толщина атмосферы крайне мала, и поэтому ниже
уровня 200 км можно ожидать наличия температурных гради¬
ентов, необходимых для переноса тепла за счет проводимости.
Еще остается вероятность того, что тепло поступает путем прово¬
димости от распространяющейся солнечной короны или путем
некоторого взаимодействия с солнечной корпускулярной ради¬
ацией, но в настоящее время это считается вторичным источ¬
ником.
В-третьих, на довольно высоких уровнях перенос тепла за
счет проводимости происходит очень быстро и не следует ожи¬
дать никаких значительных температурных градиентов, исклю¬
чая внезапное появление мощных источников тепла и потоков
энергии. Таким образом, если термосфера нагревается путем
солнечной электромагнитной радиации, то можно ожидать, что
атмосфера выше уровня, где большая часть энергии поглоща¬
ется, является почти изотермической по вертикали в данное
время и в данном месте.
6.5.3.	Вертикальное распределение температуры
и молекулярная масса
Имея в виду указанные в заглавии параметры, вернемся
к вопросу об интерпретации наблюдаемой плотности и измене¬
ний приведенной высоты в зависимости от температуры и сред¬
ней молекулярной массы.
Что касается большого вертикального градиента приведен¬
ной высоты, наблюдаемого между 120 и 160 км, то ясно, что
в одном предельном случае это можно объяснить быстрым уве¬
личением температуры при достаточно малом уменьшении мо¬
лекулярного веса, даже при наличии диффузии. Расчет Манге,
Упоминавшийся выше, показал, что, возможно, молекулярный
весовой фактор при определенных условиях играет малую роль
в этом высотном интервале. С другой стороны, некоторые вы¬
числения Николе (Nicolet, 19606) показали, что наблюдаемое
быстрое увеличение приведенной высоты может быть объяс¬
277

нено только умеренным температурным ростом, который сопро¬
вождается переходом к полной атомарно-кислородной атмосфере
на высоте 150—200 км. Естественно, условия в действи¬
тельной атмосфере могут соответствовать промежуточным зна¬
чениям этих пределов, но для обсуждения удобно рассмотреть
оба случая и сослаться на них соответственно как на модели
I и II.
Ряд исследований указывает на то, что реальные условия
много ближе к модели I, чем к модели П. Во-первых, суще¬
ствование температурного градиента требуемой величины в об¬
ласти 100—200 км полностью согласуется с тем, что известно
о поглощении солнечной электромагнитной радиации и пере¬
носе тепла. Это количественно показал Джонсон (Jonson,
1958). Во-вторых, принятие модели II ведет к серьезным труд¬
ностям на уровнях выше 200 км: если атмосфера на этом
уровне всегда является атомарной, то наблюдаемое дальше уве¬
личение приведенной высоты требует1 роста температуры,
который не согласуется с известными источниками тепла и про¬
цессами проводимости. В-третьих, атомарно-кислородная атмо¬
сфера в области слоя F1 на высотах 180—200 км трудно со¬
гласуется с ионосферными наблюдениями. Наблюдаемая кон¬
центрация электронов много меньше, чем этого следует ожидать
в медленно рекомбинирующей атомарно-кислородной атмо¬
сфере; естественное объяснение состоит в том, что большая
часть ионизирующего солнечного излучения поглощается N2,
когда рекомбинация происходит очень быстро вследствие про¬
цесса диссоциативной рекомбинации. Такое объяснение, од¬
нако, требует значительного количества N2 на этих высотах,
в противоположность модели II.
Настоящая картина, обусловленная термосферным нагрева¬
нием за счет коротковолнового электромагнитного излучения
в области высот 120—200 км, приводит к большому вертикаль¬
ному температурному градиенту. На высоте 200 км атмосфера
все еще содержит большое количество молекул, хотя имею¬
щиеся данные не дают возможности определить точную
пропорцию. Выше 200 км атмосфера является квазиизотермичс-
ской, хотя в течение дня температура может продолжать уве¬
личиваться с высотой (менее быстро) к более высокому осно¬
ванию квазиизотермического слоя. Температура и плотность
(и их вариации) в термосфере выше уровня электромагнитного
нагревания подвергаются влиянию главным образом условий
на нижних уровнях. Продолжающееся увеличение приведенной
высоты в квазиизотермической области является результатом
1 Дальнейшее уменьшение среднего молекулярного веса, вызванное на¬
личием гелия и водорода, становится важным только на более высоки-4
уровнях.
278

уменьшения средней молекулярной массы (и ускорения силы
тяжести) в атмосфере, находящейся в диффузионном равно¬
весии.
Пригодность такого вида атмосферы для объяснения на¬
блюдений плотности, полученных со спутников, иллюстрируется
вычисленной моделью Николе. Николе (Nicolet, 1960а, б,
1961а) подчеркнул, что полученные величины плотности согла¬
суются с представлением об атмосфере, находящейся в диффу¬
зионном равновесии, и в основном изотермической выше 200—
300 км для любого вре¬
мени и места, как это по¬
казано на рис. 6.13. Со¬
гласно этому представле¬
нию, временные вариа¬
ции на высоких уровнях
соответствуют временным
вариациям температу¬
ры квазиизотермического
слоя. Сошлемся также на
подпараграф 6.4.3, где го¬
ворится о корреляции та¬
кой температуры (она сле¬
дует из модели Николе,
см. ниже) с солнечным де¬
циметровым потоком и с
индексом геомагнитной
активности. Николе, да¬
лее,	признал,	что для
специфических атмосфер¬
ных	условий	ни низ¬
ком	уровне	в термо¬
сфере, скажем, на высоте
120 км, и для атмосферы, находящейся в диффузионном рав¬
новесии, вертикальный градиент температуры на высотах
между 120 и 150 км является существенным параметром, опре¬
деляющим условия на высоких уровнях. Для данных нижних
граничных условий вариации указанного температурного гра¬
диента в широких пределах приводят практически к отсутствию
изменений плотности на высоте 200 км, что согласуется
с наблюдениями со спутников и с возрастающим изменением
плотности на больших высотах. Это также подтверждают спут¬
никовые наблюдения.
Таблица 6.8 является иллюстративной выборкой условий из
трех ранних моделей, опубликованных Николе (Nicolet, 19616).
В ней показано, как различные температурные градиенты в об¬
ласти от 120 до 150 км влияют на условия на высоких уров-
Нях, когда температурный градиент уменьшается с высотой
лм
Рис. 6.13. Вычисления, иллюстрирующие
способность изотермической атмосферы
к диффузионному равновесию, для интер¬
претации спутниковых наблюдений выше
200 км (по Николе, 1961а)
7f = 1190° К (по Кинг-Хнли и Уолкеру), 72=1425° К
(по Яккиа)
279

в соответствии с уравнением теплопроводности. Особо отметим,
что плотность на высоте 200 км едва ли меняется, но плотность
на более высоких уровнях обнаруживает большие вариации.
Граничные условия на высоте 120 км также важны при выборе
условий на высоких уровнях. Таким образом, как можно было
видеть в введении к этой главе, измерения, полученные со
спутников на очень высоких уровнях, играют важную роль
в интерпретации наблюдений в области высот 100—200 км.
Таблица 6.8
Условия в ранней модели атмосферы Николе1 (19616)
Высота,
км
ДГ= 552° К
ДГ = 452° К
ДТ = 374° К
200
4,07-10~13
3,98 • 10—13
з,оз-ю*13
200
56,0
39,0
32,8
200
24,8
24,3
23,8
200
1540
1051
867
300
6,86-Ю-14
3,45-10~14
1,7Ы0-14
300
81,3
52,0
43,3
300
22,6
20,4
19,4
300
1975
1150
903
400
1,93-10~14
5,16-Ю"15
1,82-10-15
400
96,9
61,5
52,1
400
20,6
18,0
16,6
400
2086
1155
903
520
5,45-10~15
7,76-Ю-16
1,92- 10-1Г)
520
113,4
72,3
63,6
520
18,6
15,8
14,1
520
2123
1155
903
1 Все данные относятся к атмосфере на уровне 120 км при
р=3,5-10~п г*см_3, // = 10,37 км, /я = 27,4 г-моль-1, Т =
= 325° К. ДГ есть разность температур на уровнях 150 и 120 км.
Следует подчеркнуть, что все модели атмосферы, рассмат¬
риваемые здесь, подвергаются все время пересмотру. Разра¬
ботка их представляет чрезвычайно широкое поле для исследо¬
ваний, а современные представления и выводы являются пред¬
метом проверки дальнейшими наблюдениями. В наличии
корреляции между плотностью и геомагнитной активностью мы
видим некоторое свидетельство наличия другого теплового ис¬
точника, величина и распределение которого пока плохо из¬
вестны. Из самых последних измерений состава видно, что сред¬
ний молекулярный вес может уменьшаться быстрее с высотой,
чем это предполагалось в некоторых моделях, в частности
в модели CIRA. Наличие больших изменений параметров в те¬
чение полного цикла солнечной активности связано с важным
280

вкладом в понимание структуры термосферы. Поэтому до тех
лор, пока термосфера не будет исследована при всех солнеч¬
ных условиях, будут оставаться серьезные неясности в ее
•структуре.
ЛИТЕРАТУРА
Ainsworth J. Е., F о х D. F. and LaGow Н. Е. 1961. Upper-atmosphere
structure measurement made with the pilot-static tube. J. Geoph. Res. 66,
3191—3212.
Bennett W. H. 1950. Radiofrequency mass spectrometers. /. Appl. Phys.
21, 143—149.
Blamont J. E. 1959. Nuages artificiels de sodium. Vitesse du vent, turbu¬
lence et densite de la haute atmosphere. Comptes Rendus Acad. Sci. Paris
249, 1248—1250.
Blamont J. E. and deJager C. 1961. Upper atmospheric turbulence
near the 100 km level. Ann. Geoph. 17, 134—144.
Blamont J. E. and de Jager C. 1962. Upper atmospheric turbulence de¬
termined by means of rockets. J. Geoph. Res. 67, 3113—3119.
Blamont J. E. et al. 1961. Mesure de la temperature de la haute atmosphere
a l’altitude de 370 km. In «Space Research II» (H. C. van de Hulst, C. de
Jager and A. F. Moore, eds.), pp. 974—980. North-Holland Publ. Co., Ams¬
terdam.
В у ram E. Т., Chubb T. A. and Friedman H. 1955. Dissociation of
oxygen in the upper atmosphere. Phys. Rev. 98, 1594—1597.
By ram E. Т., Chubb T. A. and Friedman H. 1956. The solar X-ray
spectrum and the density of the upper atmosphere. J. Geoph. Res. 61,
251—263.
By ram E. Т., Chubb T. A. and Friedman H. 1957. The dissociation
of oxygen at high altitudes. In «Threshold of Space» (M. Zelikoff, ed.),
pp. 211—216. Pergamon Press, New York.
Chapman S. 1930. On ozone and atomic oxygen in the upper atmosphere.
Phil. Magaz. [7] 10, 369—383.
Chapman S. 1961. Scale times and scale lengths of variables: with geomag¬
netic and ionospheric illustrations. Proc. Phys. Soc. 77, 424—432.
Chapman S. and Cowling T. G. 1952. The Mathematical Theory of
Non-Uniform Gases. Cambridge Univ. Press, London and New York.
Chubb Т. А., В у ram E. Т., F r i e d m a n H. and Kupperian J. E.
Jr. 1958. The use of radiation absorption and luminescence in upper air
density measurements. Ann. Geoph. 14, 109—116.
Cospar 1961. Cospar International Reference Atmosphere, 1961. North-Holland
Publ. Co., Amsterdam.
Epstein P. S. 1932. Uber Gasentmischung in der Atmosphare. Beitr. Geoph.
35, 153—165.
Faucher G. A., Procunier R. W. and Sherman F. S. 1963. Upper-
atmosphere density obtained from measurements of drag on a falling
sphere. J. Geoph. Res. 68, 3437—3450.
Friedman H., Lichtman S. W. and Byram E. T. 1951. Photon counter
measurements of solar X-rays and extreme ultraviolet light. Phys. Rev. 83,
1025—1030.
Greenhow J. S. and Hall J. E. 1960. Diurnal variations of density and
scale height in the upper atmosphere. /. Atmos. Terr. Phys. 18, 203—214.
Oreengow J. S. and Hall J. E. 1961. The height variation of the am-
bipolar diffusion coefficient for meteor trails. Plan. Space Sci. 5, 109—114.
Groves G. V. 1960. Wind and temperature results obtained in Skylark expe¬
riments. In «Space Research 1» (H. Kallmann Bijl, ed.), pp. 144—153.
North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
281

Groves G. V. 1961. Correlation of upper atmosphere ajr density with geo¬
magnetic activity, November 1960. In «Space Research II» (H. C. van de
Hulst, C. de Jager and A. F. Moore, eds.), pp. 751—753. North-Holland
Publ. Co., Amsterdam.
Hinteregger H. E. 1962. Absorption spectrometric analysis of the upper
atmosphere in the EUV region. /. Atmos. Sci. 19, 351—368.
Horowitz R. and LaGow H. E. 1957. Upper air pressure and density
measurements from 90 to 220 kilometers with the Viking-7 rocket. /. Geoph.
Res. 62, 57—78.
Horowitz R. and LaGow H. E. 1958. Summer-day auroral-zone atmo¬
spheric structure measurements from 100 to 210 kilometers. J. Geoph. Res.
63, 757—773.
Horowitz R., LaGow H. E. and Giuliani J. F. 1959. Fall-day auroral-
zone atmospheric structure measurements from 100 to 188 km. J. Geoph.
Res. 64, 2287—2295.
Hun ten D. M. 1961. Temperatures deduced from aurora and airglow spectra.
Ann. Geoph. 17, 249—255.
Istomin V. G. and Pokhunkov A. A. 1963. Mass-spectrometer measu¬
rements of atmospheric composition in the USSR. In «Space Research III»
(W. Priester, ed.), pp. 117—131. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Jacchia L. G. 1959a.	Solar effects	on the acceleration	of artificial satelli¬
tes. Smiths. Inst. Ap. Obs. Spec.	Rep.	No. 29, pp. 1 —15 (Reprinted in
Smiths. Contr. Ap. 6,	55—65).
Jacchia L. G. 19596.	Two atmospheric	effects in the	orbital acceleration
of artificial satellites. Nature 183, 526—527.
Jacchia L. G. 1959b. Corpuscular radiation and the acceleration of artifi¬
cial satellites. Nature 183, 1662—1663.
Jacchia L. G. 1960a. The effect of a variable scale lenght on determinations
of atmospheric density from satellite accelerations. Smiths. Inst. Ap. Obs.
Spec. Rep. No. 46, pp. 1—4. (Reprinted in Smiths. Contr. Ap. 6, 77—79):
Jacchia L. G. 19606. A variable atmospheric-density model from satellite
accelerations. J. Geoph. Res. 65, 2775—2782.
Jacchia L. G. 1961a. A working model for the uoper atmosphere. Nature
192, 1147—1148.
Jacchia L. G. 19616. Satellite drag during the events of November 1960.
In «Space Research II» (H. C. van de Hulst, C. de Jager and A. F. Moore,
eds.), pp.	747—750. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Jacchia	L.	G. 1963. Electromagnetic and corpuscular heating of	the upper
atmosphere. In «Space Research III» (W. Priester, ed.), pp. 3—18. North-
Holland Publ. Co., Amsterdam.
Jacchia L. G. and Slowev J. 1963a. Accurate drag determinations for
eight articial satellites; atmospheric densities and temperatures. Smiths.
Contr. Ap. 8, No. 1, 1—99.
Jacchia	L.	G. and SI owe у J. 19636. Atmospheric heating	in the auroral
zones:	a	preliminary analysis of the atmospheric drag of	the	Injun-III
satellite. Smiths. Insnt. Ap. Obs. Spec. Rep. No. 136, 1—18.
Johnson C. Y. 1961. Aeronomic parameters from mass spectrometry. Ann.
Geoph. 17, 100—108.
Johnson F. S. 1958. Temperatures in the high atmosphere. Ann. Geoph.
14, 94—108.
Jones L. M. 1954. The measurement of diffusive separation in the upper
atmosphere. In «Rocket Exploration of the Upper Atmosphere» (R. L. F.
Boyd and M. J. Seaton, eds.), pp. 143—156. Pergamon Press, New York.
Jursa A. S., Nakamura M. and Tanaka Y. 1963. Molecular oxygen
distribution in the upper atmosphere. J. Geoph. Res. 68, 6145—6155.
Kallmann Bijl H. K. 1961. Daytime and nighttime atmospheric properties
derived from rocket and satellite observations. /. Geoph. Res. 66, 787—795.
King-Hele D. G. 1959. Density of the atmosphere at heights between
282

200 km and 400 km, from analysis of artificial satellite orbits. Nature 183,
1224—1227.
King-Hele D. G. 1963. Improved formulae for determining upper-atmo-
sphere density from the change in a satellite’s orbital period. Plan. Space
Sci. 11, 261—268.
King-Hele D. G. and Rees J. M. 1963. The decrease in upper-atmosphere
density between 1957 and 1963, as revealed by satellite orbits. /. Atmos.
Terr. Phys. 25, 495—506.
К i n g-G e 1 e D. G. and Walker D. М. C. 1961a. Atmospheric densities at
heights of 180—700 km. Ann. Geoph. 17, 162—171.
King-Gel e D. G. and Walker D. М. C. 19616. Upper-atmosphere density
during the years 1957 to 1961, determined from satellite orbits. In «Space
Research II» (H. C. van de Hulst C. de Jager and A. F. Moore, eds.),
pp. 918—957. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
К u p p e r i a n J. E. Jr. et al. 1958. Molecular oxygen densities in the meso¬
sphere over Ft. Churchill. I GY Rocket Rep. Ser. No. 1, pp. 203—207.
L a G о w H. E., Horowitz R. and Ainsworth J. 1960. Results of IGY
atmospheric density measurements above Fort Churchill. In «Space Re¬
search I» (H. Kallmann Bijl, ed.), pp. 164—174. North:Holland Publ. Co.,
Amsterdam.
Mange P. 1955. Diffusion processes in the thermosphere. Ann. Geoph. 11,
153—168.
Mange P. 1957. The theory of molecular diffusion in the atmosphere.
/. Geoph. Res. 62, 279—296.
Mange P. 1961a. Diffusion in the thermosphere. Ann. Geoph. 17, 277—291.
Mange P. 19616. The atmospheric mean molecular maes considering diffu¬
sion above the 120 km level. In «Space Research II» (H. C. van de Hulst,
C. de Jager and A. F. Moore, eds.), pp. 1002—1004. North-Holland Publ.
Co., Amsterdam.
Manring E., Bedinger J. and Knaflich H. 1961. Some measure¬
ments of winds and of the coefficient of diffusion in the upper atmosphere.
In «Space Research II» (H. C. van de Hulst, C. de Jager and A. F. Moore,
eds.), pp. 1107—1124. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Martin G. R. 1954. The composition of the atmosphere above 60 km. In
«Rocket Exploration of the Upper Atmosphere» (R. L. F. Boyd and
M. J. Seaton, eds.), pp. 161—168. Pergamon Press, New York.
Martin H. A. et al. 1961. Model of the upper atmosphere from 130 through
1600 km, derived from satellite orbits. In «Space Research II» (H. C. van
de Huslt, C. de Jager and A. F. Moore, eds.), pp. 902—917. North-Holland
Publ. Co., Amsterdam.
Meadows E. B. and Townsend J. W. Jr. 1958. Diffusive separation
in the winter night time arctic upper atmosphere 112 to 150 km. Ann.
Geoph. 14, 80—93.
Meadows E. B. and Townsend J. W. Jr. 1960. IGY rocket measure¬
ments of arctic atmospheric composition above 100 km. In «Space Research
I» (H. Kallmann Bujl, ed.), pp. 175—198. North-Holland Publ. Co., Ams¬
terdam.
Moses H. E. and Wu T. Y.	1951.	A self-consistent treatment	of	the	oxygen
dissociation region in the	upper	atmosphere. Phys. Rev. 83,	109—121.
Moses H. E. and Wu T. Y. 1952. A self-consistent calculation of the disso¬
ciation of oxygen in the upper atmosphere. Phys. Rev. 87, 628—632.
National Academy of Sciences 1962. Space research data interchange (IGY
Bulletin 61). Trans. Amer.	Geoph. Union 43, 345—350.
Newell H. E. Jr. 1960. The	upper	atmosphere studied by rockets	and	satelli¬
tes. In «Physics of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 73—
132. Academic Press, New York.
Nicolet M. 1954. The aeronomic problem of oxygen dissociation. J. Atmos.
Terr. Phys. 5, 132—140.
283

Nicolet М. 1955. The aeronomic problem of nitrogen oxides. /. Atmos. Terr
Phys. 7, 152—169.
Nicolet M. 1960a. Les variations de la densite et du transport de chaleur
par conduction dans l’atmosphere superieure. In «Space Research I»
(H. Kallmann Bijl, ed.), pp. 46—89.	North-Holland Publ. Co.,	Amsterdam.
Nicolet	M.	19606. The properties and	constitution of the upper	atmosphere.
In «Physics of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 17—71.
Academic Press, New York.
Nicolet	M.	1961a. Structure of the thermosphere. Plan. Space Sci. 5, 1—32.
Nicolet	M.	19616. Density of the	heterosphere related to	temperature.
Smiths. Inst. Ap. Obs. Spec. Rep. No. 75, pp. 1—30. (Reprinted in Smiths.
Contr. Ap. 6, 175—187).
Nicolet M. and Mange P. 1954. The dissociation of oxygen in the high
atmosphere. /. Geoph. Res. 59, 15—45.
Paetzold H. K. and Zschorner H. 1960. Bearings of Sputnik III and
the variable acceleration of satellites. In «Space Research I» (H. Kallmann
Bijl, ed.), pp. 24—36. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Paetzold H. K. and Zschorner H. 1961. The structure of the upper
atmosphere and its variations after satellite observations. In «Space Re¬
search II» (H. C. van de Hulst C. de Jager and A. F. Moore, eds.),
pp. 958—973. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Penndorf R. 1949. The vertical distribution of atomic oxygen in the upper
atmosphere. J. Geoph. Res. 54, 7—38.
Penndorf R. 1950. The distribution of atomic and molecular oxygen in the
upper atmosphere. Phys. Rev. 77, 561—562.
Pokhunkov A. A. 1960. The study of upper atmosphere neutral composi¬
tion at altitudes above 100 km. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl
ed.), pp. 101 —106. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Pokhunkov A. A. 1963a. Gravitational separation, composition, and struc¬
tural parameters of the night atmosphere at altitudes between 100 and.
210 km. Plan. Space Sci. 11, 441—449.
Pokhunkov A. A. 19636. Gravitational separation, composition and the
structural parameters of the atmosphere at altitudes above 100 km. In
«Space Research III» (W. Priester, ed.), pp. 132—142, North-Holland Publ.
Co., Amsterdam.
Pokhunkov A. A. 1963b. On the variation in the mean molecular weight
of air in the night atmosphere at altitudes of 100 to 210 km from mass
spectrometer measurements. Plan. Space Sci. 11, 297—304.
P r i e s t e r W. 1959.Sonnenactivitat and Abbremsung der Erdsatelliten. Natur-
wiss. 46, 197—198.
Priester W. 1961. Solar activity effect and diurnal variation in the upper
atmosphere. J. Geoph. Res. 66, 4143—4148.
Priester W. and Cattani D. 1962. On the semiannual variation of geo¬
magnetic activity and its relation to the solar corpuscular radiation. /. At¬
mos. Sci. 19, 121 —126.
Rakshit H. 1947. Distribution of molecular and atomic oxygen in the upper
atmosphere. Ind. J. Phys. 21, 57—68.
Rees J. A. 1961. Diffusion coefficients determined from sodium vapor trails.
Plan. Space Sci. 8, 35—42.
Schaefer E. J. 1963. The	dissociation of oxygen	measured	by	a	rocket-
borne mass spectrometer. J. Geoph. Res. 68, 1175—1176.
Sharp G. W., Hanson W. B. and McKibbin D. D. 1962. Atmospheric
density measurements with a satellite-borne microphone gage. J. Geoph
Res. 67, 1375—1382.
Sis sen wine N., Dub in M. and Wex'ler H. 1962. The U. S. standard
atmosphere, 1962. J. Geoph.	Res. 67, 3627—3630.
Sterne Т. E. 1958. Formula	for inferring atmospheric	density	from the	mo¬
tion of artificial earth satellites. Science 127, 1245.
284

Sterne Т. E. 1959. Effect of the rotation of a planetary atmosphere upon
the orbit of a close satellite. Jet Propulsion 29, 777—782.
S t i г t о n R. J. 1960. The upper atmosphere and satellite drag. Smiths. Contr.
Ap. 5, No. 2, 9—15.
Sutton W. G. L. 1943. On the equation of diffusion in a turbulent medium.
Proc. Roy. Soc. A182, 48—75.
Townsend J. W. Jr. and Meadows E. B. 1958. Density of the winter
nighttime arctic upper atmosphere 110 to 170 km. Ann. Geoph. 14, 117—130.
Townsend J. W. Jr., Meadows E. B. and P r e s s 1 у E. С. 1954. A mass
spectrometric study of the upper atmosphere. In «Rocket Exploration of
the Upper Atmosphere» (R. L. F. Boyd and M. J. Seaton, eels.), pp. 169—
188. Pergamon Press, New York.
Wenzel E. A. et al. 1958. The measurement of diffusive separation in the
upper atmosphere. I GY Rocket Rep. Ser. No. 1, pp. 91—106.
Whitehead J. D. 1963. The density of the atmosphere in the E-region of the
ionosphere. Plan. Space Sci. 11, 513—521.
Whitney C. A. 1959. The structure of the high atmosphere. I, Linear models.
Smiths. Inst. Ap. Obs. Spec. Rep. No. 21, pp. 1—37. (Partially reprinted
in Smiths. Contr. Ap. 6, 35—41).

Глава 7
РАДИАЦИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ И ПЕРЕНОС ТЕПЛА
В предыдущих трех главах мы рассмотрели некоторые эф¬
фекты действия солнечной радиации на верхнюю атмосферу.
Было показано, что состав и термическая структура верхней
атмосферы в основном определяются поглощением этой ра¬
диации.
Другой важной частью этого процесса, которая должна быть
рассмотрена, является внутренний перенос и окончательное рас¬
пределение поглощенной энергии. В конечном счете система
Земля — атмосфера как целое должна излучать обратно в кос¬
мос столько же энергии, сколько и получает. Однако иногда на
некоторых уровнях радиационный баланс нарушается. Происхо¬
дит сглаживание градиентов, так как атмосфера является эф¬
фективным механизмом внутреннего тепла. В самом деле, неста¬
ционарный подход к проблеме атмосферной циркуляции требует
нарушения лучистого равновесия как движущей силы для воз¬
никновения и развития циркуляции. Хотя полная проблема яв¬
ляется нелинейной задачей, такой подход очень удобен для ее
решения.
В стратосфере и мезосфере радиационный перенос осущест¬
вляется за счет инфракрасного излучения малых многоатомных
составляющих: водяного пара, углекислого газа и озона. В па¬
раграфе 7.1 мы рассмотрим обычную метеорологическую форму¬
лировку этой проблемы с указанием отдельных трудностей,
которые возникают в связи с приложениями ее к верхней атмо¬
сфере. На достаточно высоких уровнях, вероятно в верхней мезо¬
сфере, эта обычная формулировка непригодна вследствие непри¬
менимости закона Кирхгофа. На еще более высоких уровнях,
вероятно в нижней термосфере, многоатомные составляющие
при наличии диссоциирующей радиации должны исчезать; од¬
нако становятся важными другие механизмы радиационных по¬
терь тепла. В параграфе 7.2 рассматриваются эти общие про-
286

блемы. На достаточно высоких уровнях термосферы приток тепла
за счет солнечной энергии отсутствует, что обусловлено в основ¬
ном молекулярной проводимостью вниз к более низким уров¬
ням. Проблема термосферной проводимости и результирующего
температурного распределения рассмотрена в параграфе 7.3.
7Л. ПЕРЕНОС ИНФРАКРАСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
В АТМОСФЕРЕ
Углекислый газ, водяной пар и озон имеют важные полосы
в спектральных интервалах, где относительно велико излучение
черного тела при атмосферных температурах. В соответствии
с формулой (4.26) длина волны максимального излучения из¬
меняется от 14,5 мкм при температуре 200° К до 9,7 мкм при
температуре 300° К. Этот интервал температур включает в себя
все значения температуры на высотах, вплоть до мезо-
паузы.
Наиболее важной радиационной составляющей тропосферы
является водяной пар. В представляющей интерес спектральной
области этот газ имеет важную колебательно-вращательную по¬
лосу, центрированную около 6,3 мкм, и обширную совокупность
чисто вращательных линий, ограниченную с длинноволновой
стороны линией около 20 мкм. Поскольку выше тропопаузы ве¬
роятны малые концентрации водяного пара, вклад его в радиа¬
ционный баланс стратосферы и мезосферы полагается малым и
им обычно пренебрегают.
Углекислый газ является симметричной молекулой и не имеет
чистых вращательных полос. В представляющей интерес спект¬
ральной области имеется сильная колебательно-вращательная
полоса, центрированная около 15 мкм. В тропосфере этой по¬
лосой обычно пренебрегают, но в предельном случае тонкие ат¬
мосферные слои в этой области непрозрачны. Поэтому в страто¬
сфере и мезосфере данная полоса приобретает важное зна¬
чение.
Молекула озона имеет колебательно-вращательные полосы
около 9,0 и 9,6 мкм, вторая из которых значительно сильней
(Kaplan et al., 1956). Другая сильная полоса около 14 мкм ча¬
стично перекрывается полосой 15 мкм углекислого газа. Основ¬
ное значение имеет поглощение и излучение в области около
9—10 мкм, поскольку в этой спектральной области атмосфера
близка к полной прозрачности.
На рис. 7.1 схематически представлен инфракрасный спектр
атмосферных газов. Кривая показывает излучение черного тела
в относительных единицах при Т = 300° К. Заштрихованные об¬
ласти представляют спектральные области значительного погло¬
щения, вызванного С02, Н20, 03.
287

В данном параграфе также дается математическое изложе¬
ние проблемы переноса инфракрасного излучения в атмосфере
Рис. 7.1. Схематическое представление инфра¬
красного спектра атмосферы
и обсуждаются результаты, полученные в некоторых исследова¬
ниях стратосферы и мезосферы. Прежде всего продолжается
обсуждение радиационного переноса, начатое в параграфе 4.3.
7.1.1.	Допущения и решение для монохроматической радиации
При формулировании проблемы переноса инфракрасной ра¬
диации в атмосфере Земли обычно делаются следующие допу¬
щения:
а) выполняется закон Кирхгофа, так что функцией источ¬
ника является Lv5, и уравнение переноса дается в виде (4.37);
б) атмосфера состоит из плоско-параллельных слоев, кото¬
рые считаются однородными и бесконечно протяженными по го¬
ризонтали;
в) только один газ является радиационно активным для дан¬
ной длины волны.
Геометрия этой проблемы иллюстрируется рис. 7.2. Требу¬
ется вычислить результирующий поток через элементарную пло¬
щадку dA, ориентированную перпендикулярно вертикальной ко¬
ординате 2 и расположенную на некотором «исходном уровне».
Для удобства мы разделим этот поток на восходящий и нисхо¬
дящий, так как граничные условия различны для этих двух на¬
правлений. Ниже исходного уровня всегда имеется граница
(поверхность земли или верхняя граница облаков), которую мы
считаем черным телом. Выше исходного уровня не всегда воз¬
можна облачная граница. Для решения уравнения переноса при
данных допущениях используется формальная процедура инте-
288

грирования по направлениям и заключительного интегрирова¬
ния по частотам. Если F f — полученный таким способом
восходящий	поток	(поло-	z
жительный вверх) и F{ —
нисходящий поток (положи¬
тельный вниз), то изменение
температуры в единичном
объеме толщиной dz, кото¬
рый имеет полную плот¬
ность р, обусловленную ди¬
вергенцией потока, будет
дТ	1	д , р	г ч
dt ~ ?Ср	(	1
(7.1)
где ср — удельная теплоем-
кость воздуха при постоян¬
ном давлении.
В качестве вертикальной
координаты будем использо¬
вать интегральную массу по¬
глощающего вещества иу
определяемую по формуле
и = j pacfe, (7.2)
Рис. 7.2. Геометрия проблемы переноса
инфракрасного излучения в атмосфере
где ра — плотность радиаци-
онно активного газа. Мы по¬
ложим и = 0 на исходном
уровне и будем считать массу и положительной вниз при вычис¬
лении восходящего потока и положительной вверх при вычисле¬
нии нисходящего потока.
Формальное решение уравнения переноса (4.37) дает для
восходящей спектральной интенсивности при и = 0 в направле¬
нии Ф от вертикали (см. рис. 7.2) выражение
I =L
3
f (и3) ехр (— sec ft j* kdtt)
(я) ехр
sec ft J kdu
sec bk da.
(7.3)
Нетрудно видеть физический смысл этого выражения. Пер¬
вое слагаемое представляет собственное излучение поверхности
земли (или верхней границы облаков), ослабленное за счет по¬
глощения в промежуточной среде. Второе слагаемое выражает
интегральный эффект излучения вдоль пути, т. е. суммарное из-
289

лучение всех элементов массы, ослабленных поглощением на
пути между ними и исходным уровнем.
Поток дается формулой (4.28), где верхний предел интегри¬
рования я/2 для ft соответствует нашему допущению о горизон¬
тальной протяженности атмосферы. Интегрирование по Ф выпол¬
няется в виде экспоненциальных интегралов, определяемых как
(•*)= [ ехр(—(7.4)
1
При замене r] = sec'& и для изотропной радиации мы прихо¬
дим к выражению
Интегральный поток получается формальным интегрирова¬
нием выражения (7.5) по частоте.
Нисходящий поток дается выражением, аналогичным (7.5) г
с тем отличием, что если нет верхней границы (облака), то пер¬
вый член пропадает и верхний предел интегрирования и3 во вто¬
ром члене заменяется на оо.
С формальной точки зрения проблема «решена». Однако име¬
ется несколько практических трудностей при приложении урав¬
нений вида (7.5) непосредственно к атмосфере. Главная труд¬
ность состоит в резком изменении коэффициента поглощения
с частотой при наличии вращательных линий в инфракрасном
спектре. В качестве иллюстрации этого на рис. 7.3 показана
часть спектра водяного пара во вращательной полосе, по Рэн¬
даллу и др. (Randall et al., 1937). Треугольники над спектром
представляют здесь квантово-механические вычисления. Оче¬
видно, что изменение kv с частотой происходит столь резко, что
требуемое число спектральных интервалов делает практически
недопустимым численное интегрирование. В этой же связи сле¬
дует отметить, что kv изменяется с температурой и давлением,
которые в свою очередь изменяются вдоль данного атмосфер¬
ного пути. Поэтому квадратура, включающая в аргумент экспо¬
ненциальные интегралы, должна проводиться отдельно для каж¬
дого исходного уровня и, более того, повторяться всякий раз
для новой атмосферы, так как температура и давление, вообще
говоря, изменяются со временем, что сказывается на величине и.
И, наконец, если даже использовать для расчета очень большую
вычислительную машину, то величины kv и его сложная зависи¬
мость от температуры и давления не известны с достаточной
точностью во всех частях спектра.
На практике, при дальнейшем развитии теории атмосферной
радиации, выход из этой дилеммы состоит в рассмотрении немо-
290

нохроматическои радиации, в конечных спектральных интерва¬
лах, для каждого из которых можно определить теоретически
или экспериментально эффективные функции пропускания. Эти
функции пропускания много сложнее, чем простые экспоненты
Л А Л А А
\	280	№Г
Ш. . ш .. ..лее..	—.
■ • W 1\ К дУ К К АД «м. »
Ь Ь* aAiА .А.
Л АД А ■ А Й
а а ала 1 .А м к а аЛ  а—4 д аА Ад ijA
—АЛА
да да /да //о	120	130см-'
Волновое число
Рис. 7.3. Спектр поглощения для вращательной полосы
водяного пара при высоком разрешении (по Рэндаллу
и др., 1937)
для монохроматической радиации [см. уравнение (4.36)]. Имея
в виду это предостережение, рассмотрим все-таки функции про¬
пускания, которые могут быть использованы при решении рас¬
сматриваемой задачи.
7.1.2.	Использование функций пропускания
Рассмотрим некоторый спектральный интервал шириной Av,
достаточно малый для того, чтобы вместо L)B могло быть рас¬
смотрено эффективное среднее значение Lb(Av), но достаточно
большой, чтобы включать в себя несколько линий. В действи¬
тельности Av может быть шириной в несколько десятков волно¬
вых чисел (соответственно несколько десятых долей микрона
вблизи 10 мкм). Тогда пропускание столба атмосферы в этом
спектральном интервале будет
t(Av)
1
Av
exp
k du
dv.
(7.6)
291

Для вычисления этого интеграла или нужно знать изменение
коэффициента поглощения kv внутри данного спектрального ин¬
тервала, или же можно надеяться определить t(Av) как функ¬
цию массы и из лабораторных экспериментов. Оказывается, тре¬
буется использование комбинации этих двух способов. Функции
пропускания могут быть вычислены из уравнения (7.6) для из¬
вестных идеализированных моделей, достаточно хорошо соот¬
ветствующих поведению атмосферных газов, если использовать
лабораторные измерения для проверки этих моделей и опреде¬
ления величин пропускания. С другой стороны, лабораторные
измерения сами по себе не вполне удовлетворительны, так как
невозможно точно воспроизвести в лаборатории условия, суще¬
ствующие в атмосфере, как, например, изменение kv с давлением
(и менее с температурой). В атмосфере давление и температура
изменяются вдоль пути распространения излучения, в то время
как в лаборатории они постоянны в поглощающей кювете при
различных измерениях. Более того, невозможно воспроизвести
в лаборатории крайне малые оптические пути и низкие давле¬
ния, которые имеют место в верхней стратосфере и мезосфере.
Прежде чем обсуждать модель, для которой т может быть
определено из уравнения (7.6), или измерений, которыми эти
результаты могут быть проверены, сформулируем проблему в по¬
нятиях функции пропускания. Положим, что в уравнении (7.3)
обе части проинтегрированы в малом спектральном интервале
от v до v+Av. Если мы примем U за среднее значение /; в этом
интервале, a LiB — за среднюю величину Z,VjB в том же интер¬
вале, то результат будет иметь вид
С точки зрения нашего определения пропускания т [см. урав¬
нение (7.6)] это можно записать следующим образом:
где х (и sec д) означает, что du в уравнении (7.6) заменяется на
du sec О.
Интегральный поток находится умножением обеих частей
формулы (7.8) на (sin'O’ cos'd1 dftdy) и интегрированием по этим
углам. Интегрирование по ф для . изотропной радиации дает
просто 2я. Интегрирование по -O' обычно осуществляется фор-
292
— 3 _
/.= LiB (И3) X (и3 sec ») — j LiB (и)
О

мально путем определения функции пропускания или диффуз¬
ной функции пропускания хр(и) по соотношению
•гс/2
V (и) = 2 f х (Ц sec &) sin I) cos	(7.9)
6
Применяя это обозначение, формулу (7.8) запишем в виде
—	из	^
Fi = *LiB{u3)	LiB(lt)-d^du-	(7Л0)
О
Если соответствующие функции пропускания для спектраль¬
ных интервалов умеренной ширины могут быть найдены доста¬
точно точно, то предварительным интегрированием по частоте
достигается огромное упрощение проблемы. Одна очень серьез¬
ная трудность тем не менее остается: функция пропускания для
частного спектрального интервала не является функцией только
интегральной массы поглощающего вещества на пути распрост¬
ранения излучения. Так как зависит от температуры и давле¬
ния, то изменение kv от и определяется, таким образом, темпе¬
ратурой и давлением вдоль пути. Это мы можем записать так
j k flit = | kv (Г, p) du,
где Тир являются функциями а для некоторого слоя в атмо¬
сфере. С помощью такого приближения можно преодолеть если
не все, то большинство.трудностей. Мы покажем это в приложе¬
ниях и в подпараграфе 7.1.3, когда перейдем к рассмотрению од¬
нородных (с постоянными Тир) слоев.
7.1.3.	Спектральные модели и теоретические функции
пропускания
При исследованиях переноса инфракрасного излучения в ат¬
мосфере Земли в соответствии с упрощенным результатом тео¬
рии уширения линий обычно считается, что профиль линии имеет
форму Лоренца. Хотя это и не является точным выражением эф¬
фекта столкновений, его достаточно для большинства атмосфер¬
ных приложений (см. Goody, 1954; Elsasser, 1960). Для формы
Лоренца коэффициент поглощения линии, центрированной
около vo, будет
£, = ^?	(7.11)
v	7Z	(v	—	v,,)2 -f- а-
В формуле (7.11)	5	—	интенсивность линии, равная S —
“	I
=	и а — полуширина, причем — — k и v — v0 = а.
29с

Полуширина является хорошим параметром, пропорциональным
давлению и обратно пропорциональным корню квадратному из
температуры, в то время как интенсивность является функцией
температуры.
Доплеровское уширение, вызванное тепловым движением из¬
лучающих молекул, пренебрежимо мало в нижней атмосфере.
При тропосферных давлениях полуширина а линии Лоренца
много больше, чем полуширина aD доплеровского расширения
линии. Однако на достаточно высоких уровнях обе эти величины '
должны быть сравнимы. Гуди (Goody, 1954) оценил, что для
полос около 15 мкм это имеет место на высоте около 34 км,
а для полосы 9,6 мкм — на высоте около 33 км.
Линия с доплеровским расширением, центрированная
около v0, имеет профиль
(7Л2)
где S — интенсивность линии; ad= (v0/с) {2kTj\\)1/2; с — ско¬
рость света, k — постоянная Больцмана и р — молекуляр¬
ный вес.
Для сопоставимых интенсивностей и полуширин доплеров-
ская линия имеет большее поглощение, чем линия Лоренца,
вблизи центра и-меньшее — в крыльях (рис. 7.4).
Когда оба эффекта важны, то форма линии складывается из
комбинации этих двух эффектов. Пласс и Фивел (Plass and Fi-
val, 1953) обсуждали полу¬
чающуюся линию и ее влия¬
ние на перенос радиации.
Оказывается, что пока ad не
будет больше, чем а при-
примерно вдвое, существует
слабое отличие от линии Ло¬
ренца; в случае сильного по¬
глощения, даже для боль¬
ших отношений этих коэф¬
фициентов, различие мало,
так как ветви гибридной ли¬
нии сохраняют форму Ло¬
ренца. Вероятно, для боль¬
шинства приложений можно
пренебречь доплеровским
расширением вплоть до
стратопаузы.
Спектральный интервал для вычисления пропускания по
формуле (7.6) должен в общем состоять из многих линий. Сле^-
дует отметить, что при давлениях, существующих в большей
части атмосферы, недостаточно вычислить пропускание, обус¬
Рис. 7.4. Сравнение контуров линий
для уширений по Доплеру (1) и
Лоренцу (2) для одинаковых интен¬
сивностей и полуширин (по Гуди,
1954)
294

ловленное каждой линией в отдельности от других из-за эффек¬
тов их взаимного перекрывания.
Коэффициент поглощения вообще обусловлен действием бо¬
лее чем одной линии. Рассмотрим некоторые модели описания
идеализированных комбинаций линий. Наиболее раняя, которую
мы будем называть ре- *
гулярной моделью, это |
модель Эльзассера (Е1- |
sasser, 1938,1942,1960). |
В регулярной модели ^
имеется несколько рав- |
но отстоящих друг от
друга линий Лоренца
одинаковой интенсив- §
ности и полуширины в ^	q	^	2§
данном спектральном	частота
интервале. На рис. 7.5
схематически показана
эта периодическая кар¬
тина.
Эльзассер показал, что пропускание регулярной модели (для
однородного пути) дается выражением
Рис. 7.5. Схематическое представление полосы
по Эльзассеру (по Эльзассеру, 1960)
$х sin
cos /гЗ — cos s
(7.13)
где р = 2яа/6, x = 5^/2jta, s = 2nv/6 и 6 — расстояние между цент¬
рами линий. Этот определенный интеграл табулирован для р^1
Капланом (Kaplan, 1953) и Уарком и Уолком (Wark and Wolk,
1960).
Моделью, которая в некоторых чертах противоположна рас¬
смотренной выше, является статистическая модель, предложен¬
ная Гуди (Goody, 1952а). В этой модели линии рассматрива¬
ются распределенными случайным образом в данном спектраль¬
ном интервале, имеют одну и ту же полуширину, а распределение
интенсивностей линий определяется простейшей функцией.
Гуди показал, что пропускание статистической модели будет
ехр
j j>(S) {1 - ехр [-	a)])	dSd'j
— со 0
оо
й J Р (5) dS
о
(7.14)
Здесь P(S)dS есть вероятность того, что некоторая линия
имеет интенсивность в интервале между S и S + dS; f(v, а)—
функция формы линии, выбранная так, что для линии, центри¬
рованной около v = 0, коэффициент поглощения будет k = Sf(v, а);
295

д — есть средняя протяженность линии. Гуди взял экспонен¬
циальное распределение интенсивностей вида
P(S) = (l/'S’o) ехр (— S'Sfj).	(7.15)
Для этой функции, выполняя интегрирование по 5 в формуле
{7.14), мы получим
. = ехр
Ц^о/(чЛ а)
1 uS{)f(y, а)
(7.16)
Из выражения (7.16) видно, что функция пропускания опре¬
деляется формой линии. Для формы Лоренца, как отмечалось,
ранее, будем иметь
/О, «) = * КО*2 + а2)]
ехр
(1 -I- -Ir-r1'-
(7.17)
если по аналогии с параметрами р и х, использованными в фор¬
муле (7.13), мы возьмем |5о = 2яа/6 и Xo = S0uj2nа.
Функции пропускания, данные выше, не используют всех воз¬
можностей теории, однако, рассмотрение дальнейших деталей
остается вне нашего изложения. Например, предлагалась группа
полос, по Эльзассеру, со случайным распределением относитель¬
ных положений (Kaplan, 1954). Аналогично статистическая мо-
0,01
0,02 0,04- '0,1 О? 0,40,6от 2
Длина х или xQ
6 810
Рис. 7.6. Поглощение в регулярной (/) и статисти¬
ческой (2) полосах при р = р0=1 и с экспоненци¬
альным распределением интенсивностей в линиях
полосы 2
дель может быть обобщена на случай изменения полуширины
(Kaplan, 1954) и может быть использована с другой вероятно¬
стью распределения интенсивностей линий (Godson, 1955 а, б).
На рис. 7.6 сравниваются величины пропускания, получен¬
ные по формулам (7.13) при (5=1 и (7.17) при р0 = 1 - Для ма¬
296

лых величин х (или х0) регулярная и случайная полосы имеют
примерно одно и то же пропускание. Однако для больших х слу¬
чайная полоса с экспоненциальным распределением интенсив¬
ностей является более прозрачной, чем регулярная полоса
(когда S = 50). Это также справедливо и для случайной полосы
с линиями постоянной интенсивности 5 (Godson, 1954).
7.1.4.	Лабораторные измерения и их приложение к атмосфере
В принципе можно подойти к проблеме переноса инфракрас¬
ной радиации с точки зрения спектроскопических данных о по¬
ложениях линий, об интенсивностях и полуширинах и их изме¬
нениях с температурой и давлением. С вычислительной точки
зрения это осуществимо только тогда, когда данные будут со¬
ответствовать одной из спектральных моделей, которые изуча¬
лись. На практике, однако, при решении проблемы часто при¬
меняются лабораторные измерения широкополосных пропуска¬
ний. Это обусловлено неопределенностью спектроскопических
данных, а также неприменимостью любой простой модели для
точного воспроизведения структуры линий.
С другой стороны, лабораторные данные применяются с тру¬
дом и обладают некоторыми неопределенностями. Они дают
пропускания по прямолинейной однородной траектории,
а должны применяться для неоднородной среды в условиях
атмосферы. Хотя обычно измерения делаются в широких преде¬
лах давлений и интегральных масс поглотителей, они не всегда
включают низкие давления и малые массы, имеющиеся в верх¬
ней стратосфере и мезосфере. Изменение с температурой обычно
не учитывается. Наконец, относительная концентрация погло¬
щающего газа в кювете обычно намного больше, чем в более
длинном (геометрически) атмосферном столбе, и влияние соб¬
ственного расширения больше расширения за счет столкновений
с другими молекулами.
Некоторые из лабораторных измерений были суммированы
в удобной форме Эльзассером (Elsasser, I960). Позже, ценные
измерения, касающиеся полосы вращения водяного пара, были
опубликованы Пальмером (Palmer, 1960), а также Берчем и др.
(Burch et al., 1962) по углекислому газу и водяному пару.
Здесь в качестве примера полезных лабораторных измере¬
ний рассмотрим исчерпывающие измерения Уолшоу (Walshaw,
1957) для полосы озона 9,6 мкм. Они были сделаны с воздухом
в качестве расширяющего агента, а содержание озона в кювете
определялось по одновременным измерениям пропускания
в ультрафиолетовой области, где известен коэффициент погло¬
щения (он не зависит от давления). Некоторые из этих данных
показаны на рис. 7.7. Они даны согласно представлению Пласса
297

(Plass, 1960), который составил график измеренной поглоща¬
тельной способности в функции произведения давления на ин¬
тегральную массу поглотителя. Сплошные кривые на этом ри¬
сунке дают теоретическую поглощательную способность для
спектральной модели, основанной на статистической суперпози¬
ции двух регулярных полос (модель, выбранная Плассом, дает
лучшее сходство с данными). Каждая кривая построена для
постоянного давления, соответствующего среднему давлению для
отдельного ряда экспериментальных данных, как это указано
на рисунке.
%
Рис. 7.7. Измерения Уолшоу поглощательной способности в полосе
озона 9, 6 мкм (по Плассу, 1960)
/) 11—15; 2) 23—27; 3) 39—45; 4) 45—58; 5) 75—90;	6)	130-175;	7)	285-330;
8) 650—755 мм рт. ст.
Среди различных трудностей применения лабораторных дан¬
ных к атмосфере наибольшее беспокойство вызывает приложе¬
ние данных для однородных траекторий к неоднородным атмо¬
сферным траекториям. К счастью, имеется упрощенная мето¬
дика, известная как приближение Куртиса-Годсона, которая,
по-видимому, дает точные результаты во многих практических
случаях. Рассмотрим некоторый атмосферный столб, содержа¬
щий интегральную массу поглотителя щ, где р изменяется с и
их
и поэтому т является ее функцией f (р) du (пренебрегая тем-
о
пературными эффектами). Приближение Куртиса-Годсона в его
простейшей форме, как впервые было дано Куртисом (Goody,
1952 б), состоит в том, что искомое атмосферное пропускание
298

численно эквивалентно пропусканию той же самой массы ui
при постоянном давлении ре, где ре равно
Г pda
Ре=°-ЦГ-	(?Л8>
Таким образом, если для данной атмосферной траектории
определено только «эффективное давление» ре, то функция про¬
пускания, измеренная в лаборатории при постоянном давле¬
нии ре и интегральной массе ии применима к атмосферной траек¬
тории.
Годсон (Godson, 1953, 1955 а, б) детально рассмотрел этот
вопрос и предложил более общее приближение, которое учиты¬
вает также изменение температуры вдоль неоднородной траек¬
тории.	Если	у	и	р —	функции только	температуры,	которые
в принципе	могут	быть	определены	или	из	спектроскопических,
или лабораторных данных (Годсон, 1962 а, б), то пропускание
вдоль неоднородной траектории на пути щ эквивалентно про¬
пусканию вдоль однородной траектории на пути ие при постоян¬
ном давлении ре. Эквивалентные траектории и давления опреде¬
ляются формулами:
и 1
ие = J	(7.19)
о
и}
( upda
^ =	(7.20)
Если у = р=1, то они сводятся к выражению (7.18).
Можно показать, что приближение Куртиса — Годсона явля¬
ется точным в определенных ограниченных случаях (см., напри¬
мер, Kaplan, 1959). При других ситуациях численными расче¬
тами была установлена его общая точность во многих отноше¬
ниях (Godson, 1955 а; Каплан, 1959; Walshau and Rodgers, 1963).
Последние авторы, однако, поставили под вопрос применимость
этого приближения к расчету скоростей нагревания, вызванных
радиационным переносом в полосе озона 9,6 мкм (см. также
Goody, 19526).
Следует подчеркнуть, что приближение Куртиса — Годсона
не является таким, которое может быть использовано для радиа¬
ционных диаграмм типа хорошо известной диаграммы Эльзас-
сера. В последней масса каждого подслоя определяется раз и
навсегда, а найденная величина используется в расчетах про¬
пускания по любой траектории, включающей этот слой. При
использовании приближения Куртиса — Годсона, с другой сто¬
роны, для каждой комбинации исходного и радиационного уров¬
299

ней должно находиться новое эффективное давление (то же са¬
мое давление может быть использовано для наклонных траекто¬
рий между двумя уровнями). Ясно, что приближение Куртиса —
Годсона, хотя и намного проще, чем точное решение, все же со¬
держит значительные ошибки.
Другой трудностью в приложении лабораторных данных
к атмосферным проблемам, в частности к верхней атмосфере,
является то, что пределы давления и длин траекторий, дости¬
жимые в лаборатории, не охватывают пределов, нужных для
атмосферы. Так, не могут быть получены крайне низкие давле¬
ния и короткие длины оптического пути, характерные для верх¬
ней стратосферы и мезосферы. Экстраполяция лабораторных дан¬
ных вне пределов измерений должна делаться очень аккуратно
и с полным рассмотрением спектральных характеристик интере¬
сующих нас полос. Например, чисто эмпирическое представле¬
ние лабораторных данных независимо от того, насколько хо¬
рошо это соответствует данным в пределах измерений, не
должно использоваться для экстраполяции. Пласс (Plass, 1958,
1960)	и Годсон (Godson, 19626) рассмотрели методики интер¬
претации лабораторных данных в связи со спектральными мо¬
делями. Эти методики основаны на определении того, какие
спектральные модели и какие параметры лучше согласуются
с данными измерений (см., например, рис. 7.7) с целью исполь¬
зования их для экстраполяции. При экстраполяции на очень
низкие давления учитывается доплеровское расширение.
7.1.5.	Радиация в стратосфере и мезосфере
Вскоре после того, как наблюдениями было установлено су¬
ществование тропопаузы и стратосферы, было признано (Gold,
1908; Humphreys, 1909), что радиационные явления должны иг¬
рать важную роль в их объяснении. Наиболее ранние исследо¬
вания (Gold, 1909; Humphreys, 1909; Emden, 1913; Miln, 1922)
были слишком упрощенными. Кроме того, даже если радиацион¬
ная теория в то время была бы развита до современного состоя¬
ния, адекватные наблюдения атмосферного состава, солнечного
потока и радиационных свойств атмосферных газов не могли
быть доступными для их применения. Тем не менее, ранние ис¬
следования были чрезвычайно интересны, некоторые из получен¬
ных выводов в основном правильны, по этой причине они обсуж¬
даются в Приложении Ж. Некоторые из этих результатов при¬
водились в подпараграфе 2.2.2.
В работе Говена (Gowan, 1947а, б) впервые были приняты
во внимание все основные процессы радиационного баланса
стратосферы — поглощение озоном и кислородом, а также
инфракрасный перенос с участием углекислого газа, водяного
300

пара и озона. Однако в то время было невозможно вследствие
несовершенства вспомогательных данных вычислить эти эф¬
фекты с достаточной точностью, и поэтому результаты Говена
не являются количественно точными.
С тех пор был проведен ряд исследований этой проблемы
в различных аспектах1. Они характеризуются большим разно¬
образием как методов, так и допущений, и нет необходимости
давать подробный обзор всех этих работ. Сейчас будут обсуж¬
дены только исследования Пласса (Plass, 1956), Маргетройда
и Гуди (Murgatroyd and Goody, 1958).
Рис. 7.8. Скорости охлаждения, обусловленные полосами 15 мкм
С02 (/) и 9,6 мкм 03 (2) (по Плассу, 1956а, б)
Пласс рассчитал скорости инфракрасного охлаждения, обус¬
ловленные озоном (1956а) и углекислым газом (19566). В ос¬
нову его вычислений положены лабораторные измерения Зом-
мерфельда для озона и Клауда для углекислого газа. Измере¬
ния последнего не были опубликованы, но они представлены
в работе Пласса. При применении их к атмосфере следует учи¬
тывать различные трудности, упомянутые в подпараграфе 7.1.4,
что детально рассмотрено в работе Пласса (Plass, 1957).
На рис. 7.8 дается образец результатов Пласса. По отношению
к нижней стратосфере оказывается, что дивергенция потока,
обусловленная полосой 15 мкм С02, приводит к охлаждению,
а поглощение в полосе 9,6 мкм 03 — к нагреванию для исполь¬
1 Кроме упоминавшихся источников, см. Одер (Oder, 1948), Крейг (Craig,
1951), Брукс (Brooks, 1958), Оринг (Ohring, 1958), Манабе и Мёллер (Manabe
and Moller, 1961) и Дэвис (Davis, 1963).
301

зованного температурного распределения, взятого по данным
Комитета ракетных исследований (Rocket Panel, 1952) на тех же
высотах, что и в стандартной атмосфере. Расчеты для С02 сде¬
ланы при постоянной концентрации 0,033% объема, а для 03 —
для распределения озона, согласно ракетным измерениям Мор¬
ской исследовательской лаборатории 14 июня 1949 г.
Таблица 7.1 представляет результаты Пласса (Plass, 1956а,
б) для высоких уровней. Максимальная скорость охлаждения
находится вблизи стратопаузы и имеет величину около 7° К/сутки.
Вклад озона составляет менее чем Уз указанной величины, а на
других уровнях, особенно выше стратопаузы, он относительна
мал.
Таблица 7.1
Скорости охлаждения в стратосфере
Высота, км
Озон,
0 К/сутки
Углекислый
газ, 0К/сутки
Полное,
°К/сутки
25
0,1
1,3
(1,7)
1,4
30
0,5
2,4
(2,8)
2,9
35
1,3
3,3
(4,1)
4,6
40
1,8
4,5
(5,2)
6,3
45
2,1
4,9
(6,6)
7,0
50
1,5
4,6
(6,8)
6,1
55
0,8
4,0
(5,0)
4,8
60
0,3
2,3
(3,8)
2,6
65
0,1
1,7
1,8
70
0,0
1,3
1,3
Маргетройд и Гуди (Murgatroud and Goody, 1958) вычислили
скорости охлаждения для углекислого газа другим методом
(см. Curtis, 1956), используя спектроскопические данные для
основного притока энергии и предполагая, что линии не пере¬
крываются. Их результаты для сравнения при том же частном
распределении температуры представлены в табл. 7.1 (в скоб¬
ках) .
Учитывая сложность проблемы и возможные источники не¬
определенности, следует отметить хорошее согласование полу¬
ченных результатов. Очевидно, что эти вычисления дают точную
величину рассматриваемого эффекта.
Маргетройд и Гуди распространили свои вычисления ско¬
рости радиационного охлаждения за счет углекислого газа на
некоторые другие вертикальные распределения температуры, со¬
ответствующие летнему и зимнему распределениям на различных
широтах, как это ранее было сделано Маргетройдом (Murga-
troyd, 1957) (см. рис. 3.1). Они вычислили скорости охлажде¬
ния, обусловленные озоном, используя приближенный метод,
основанный на приложении результатов Пласса к соответствую¬
302

щим температурным распределениям. Кроме того, они вычис¬
лили скорости нагревания, вызванные поглощением солнечной
ультрафиолетовой радиации озоном и кислородом, приняв во
внимание соответствующий средний зенитный угол и продолжи¬
тельность светлого времени суток для данной широты и сезона.
Окончательное распределение результирующих радиационных
изменений в функции широты и сезона показано на рис. 7.9. На
большей части этой диаграммы результирующие изменения тем-
Рис. 7.9. Скорости радиационного нагревания
(в °К/сутки) в результате поглощения солнечной
радиации озоном и кислородом и инфракрасного
переноса углекислым газом и озоном (по Маргет-
ройду и Гуди, 1958)
пературы за счет чистой радиации довольно малы, менее чем
±2° К/сутки. Это, вероятно, не больше, чем погрешности в их
вычислениях. Такая малая величина вычисленного результирую¬
щего изменения (хотя это может быть случайным) указывает
на то, что верхняя атмосфера и мезосфера находятся в усло¬
виях радиационного баланса и, более того, что вычисления об¬
наруживают это достаточно точно. Однако в направлении по¬
люса, начиная с широты 60° летом и 30° зимой, обнаруживается
радиационное неравновесие. Хотя эти результаты получены до
высоты 90 км, мы ограничимся анализом только верхней стра¬
тосферы и нижней мезосферы, так как специальные проблемы
в области мезопаузы будут рассмотрены нами в ближайшем
разделе.
В летний сезон результирующее нагревание 4° К/сутки появ¬
ляется в высоких широтах вблизи стратопаузы. Оно обусловлено
поглощением радиации озоном в течение длительных летних
Дней, но частично уравновешивается инфракрасным охлажде¬
нием за счет углекислого газа и озона. Вычисленные скорости
303

охлаждения на отдельных уровнях зависят от принятых профи¬
лей температуры для рассмотренных моделей атмосферы, что
особенно сказывается на температурах рассмотренных уровней.
При оценке значений этих результатов встает вопрос о правиль¬
ности использованной температуры. В связи с этим, как отме¬
чалось в параграфе 3.5, летняя температура стратопаузы над
Форт-Черчиллем по последним измерениям ниже, чем вычислен¬
ная Маргетройдом. Если это так, то (уже в соответствии только
с одним этим фактором) охлаждение было переоценено Мар¬
гетройдом и Гуди, а результирующее нагревание недооценено.
Однако различие, вероятно, мало. Выше стратопаузы солнечное
нагревание убывает, но радиационное охлаждение также убы¬
вает, так что в конце концов результирующий эффект сохраня¬
ется примерно постоянным.
Зимой вблизи полюса результирующее охлаждение проявля¬
ется во всей верхней атмосфере и мезосфере. Очень велика ско¬
рость охлаждения (15° К/сутки) на высоте около 65 км. Этот
максимум охлаждения связан с температурным максимумом
в стратопаузе на высотах 60—65 км при распределении темпе¬
ратуры, использованном для расчетов (см. рис. 3.1). Измерения
в период МГГ на Форт-Черчилле (см. рис. 3.8, 3.12 и 3.13) ука¬
зывают на низкую стратопаузу (около 55 км), вследствие чего
максимальная скорость охлаждения должна наблюдаться на
этом низком уровне. Величина максимума скорости охлаждения
на нижних уровнях должна быть соответственно меньше (даже
для того же максимума температуры), хотя сложности вычисле¬
ния делают трудным оценку этого эффекта К
Область стратопаузы на высоких широтах по этим результа¬
там является источником энергии, обусловленным радиацион¬
ными процессами, летом и стоком энергии, благодаря радиа¬
ционным процессам, зимой. То же самое справедливо для верх¬
ней стратосферы и нижней мезосферы. Эти стоки и источники
энергии должны, конечно, уравновешиваться другими процес¬
сами теплопередачи, включающими в себя крупномасштабную
циркуляцию. Это рассматривается в конце параграфа 7.2.
7.2.	ПЕРЕНОС ТЕПЛА В ВЕРХНЕЙ МЕЗОСФЕРЕ
И НИЖНЕЙ ТЕРМОСФЕРЕ
Проблема теплового баланса и теплового переноса в верх¬
ней мезосфере и нижней термосфере является очень трудной и
ей было уделено гораздо меньше внимания, чем соответствую¬
щей проблеме на более низких и высоких уровнях. На низких
1 Автор признателен профессору Р. М. Гуди за частное сообщение, отно¬
сящееся к материалу, рассмотренному в этом параграфе.
304

уровнях, как это указывалось в параграфе 7.1, выявлено много
деталей, большинство основных процессов идентифицировано и
проблемы определены. Аналогично на более высоких уровнях,
как будет обсуждено в параграфе 7.3, доминирующие процессы
определяются поглощением крайнего ультрафиолета и нисхо¬
дящим потоком тепла. Предварительные модели основаны на
этих двух процессах и в первом приближении согласуются
с имеющимися скудными наблюдениями. Однако в промежуточ¬
ной области (между, скажем, мезопаузой и уровнем .130 км),
которую мы называем нижней термосферой, относительная важ¬
ность различных источников и стоков тепла не известна, осо¬
бенно в функции высоты.
В данном разделе мы рассмотрим проблемы углекислого
газа, радиационные потоки, связанные с другими атмосферными
компонентами и притоки тепла сверху посредством нисходящего
переноса (благодаря проводимости или чему-нибудь другому).
7.2.1.	Излучение углекислого газа вблизи мезопаузы
Обсуждение в предыдущем разделе подчеркивает важность
радиационных потерь тепла в верхней стратосфере за счет из¬
лучения многоатомных молекул углекислого газа и озона. В ме¬
зосфере озон быстро теряет свое значение из-за уменьшения его
концентрации и предоставляет углекислому газу роль важной
радиационной компоненты. На достаточно высоких уровнях
важность углекислого газа должна ослабевать из-за: а) его дис¬
социации и б) уменьшения его способности превращать погло¬
щенную радиацию в тепловую энергию посредством переизлу-
чения. Фотохимия углекислого газа в атмосфере Земли обсуж¬
далась Бейтсом и Витерспуном (Bates and Witherspoon, 1952).
Газ диссоциирует под влиянием солнечного излучения с длиною
о
волны менее чем 1690 А, а именно
С02 + Ь -> СО + О (X < 1690А).	(7.21)
Важно отметить, что вызывающая диссоциацию солнечная
энергия сильно поглощается молекулярным кислородом в кон¬
тинууме Шумана — Рунге, так что наличие молекулярного кис¬
лорода защищает углекислый газ от фотодиссоциации. Согласно
измерениям Уилкинсона и Джонстона (Wilkinson and Johnston,
1950) и Инна и др. (Innet al., 1953), поперечное сечение погло¬
щения С02 в рассматриваемой спектральной области по по¬
рядку величины меньше, чем 02.
Углекислый газ в основном образуется посредством соуда¬
рения трех тел вида
СО + О + М - С02 + М.	(7.22)
11 Заказ 2100
305

Здесь снова наличие кислорода является усложняющим фак¬
тором так как атомарный кислород, освобожденный фотодиссо¬
циацией С02, может быть связан в результате следующих
реакций:
О + 02 М 03 + М,	(7.23)
0 + 0 + M-*02-fM.	(7.24)
Второй атом кислорода в реакции (7.24), конечно, может воз¬
никать при фотодиссоциации 02. Согласно Бейтсу и Витерспуну,
коэффициенты скоростей для реакций (7.23) и (7.24) значи¬
тельно больше, чем для (7.22).
Таким образом, фотохимия углекислого газа и окиси угле¬
рода связана с фотохимией кислорода. Хотя вычисления кон¬
центраций СО и С02 могут быть выполнены в функции высоты
на основе условий фотохимического равновесия, мы показали
в главах 5 и 6, что диффузия и перемешивание играют решаю¬
щую роль в нижней термосфере. Следовательно, вычисления при
условии равновесия не могут считаться удовлетворительными.
Из рассмотрения порядков величин поперечных сечений по¬
глощения газов, участвующих в реакции (7.21), и соответствую¬
щего числа квантов ясно, что С02 не может существенно влиять
на фотохимические процессы ниже 90 и, возможно, даже 100 км.
Однако выше некоторого уровня, который, согласно Бейтсу й
Витерспуну, составляет 110 км (он может быть и выше, так как
эти авторы температуру Солнца считали равной 5000° К), С02
должен отсутствовать.
Даже если С02 присутствует в его нормальной концентрации,
принятой на уровне 90—100 км, то проблема радиационного
переноса в области мезопаузы не является ясной. Постановка
проблемы излучения в нижней атмосфере, как обсуждалось
в параграфе 7.1, основана на законе Кирхгофа. Использование
этого допущения означает, что колебательные (и враща¬
тельные) уровни энергии соответственно распределению Больц¬
мана (см. Приложение 3) определяются локальной кинетиче¬
ской температурой. Это возможно, если число столкновений до¬
статочно велико для поддержания указанного распределения,
несмотря на радиационные процессы. Время, необходимое для
установления распределения по Больцману за счет столкнове¬
ний, представляет собой время релаксации. Если время релак¬
сации мало по сравнению со средним временем жизни радиа-
ционно возбужденных уровней, то распределение Больцмана со¬
храняется. Это имеет место в нижней атмосфере, но не ясно до
каких уровней, так как плотность и число столкновений умень¬
шаются с высотой одновременно. На этот вопрос обратил вни¬
мание Шпитцер (Spitzer, 1949). Далее он обсуждался Гуди
(Goody, 1954). По-видимому, только Куртис и Гуди (Curtis and
306

Goody, 1956) сделали попытку количественной оценки этого
фактора.
Они уточнили, что вращательное время релаксации намного
меньше, чем колебательное, в то время как радиационное время
жизни на вращательных уровнях в общем больше, чем на ко¬
лебательных. Следовательно, определяющим фактором относи¬
тельно справедливости закона Кирхгофа является соотношение
между колебательным временем релаксации и колебательным
временем жизни. Уровень, на котором эти времена становятся
одинаковыми, называют уровнем колебательной релаксации.
Куртис и Гуди вычислили радиационное время жизни, которое
находится в пределах 0,06 сек. для 6,3 мкм (полоса водяного
пара), 0,07 сек. для 9,6 мкм (полоса озона) и 0,6 сек. для 15 мкм
(полоса углекислого газа). Колебательные времена релаксации
оцениваются величиной около 15-10~6 сек. для С02 и 2-10“6сею
для Н20 при атмосферном давлении (они обратно пропорцио¬
нальны полному давлению). Соответственно уровень колебатель¬
ной релаксации для обеих полос находится, по Куртису и Гуди,
на высоте 74+10 км с неопределенностью за счет приведенных
оценок времени релаксации.
Уравнение переноса, предлагаемое Куртисом и Гуди, осно¬
вано на простейшей гармонической колебательной модели с вра¬
щательными уровнями, распределенными в соответствии с рас¬
пределением Больцмана и вращательными константами, не за¬
висящими от колебательного возбуждения. Функция источника
при этих условиях имеет вид
где 0 — радиационное время жизни колебательного состояния,
Л—время релаксации колебаний, а X определено, как отно¬
шение
В последнем выражении п — числовая плотность поглощаю¬
щих молекул и kv — монохроматический коэффициент поглоще¬
ния в единицах/молекула; интегрирование осуществляется по
полосе и всем направлениям. Уравнение переноса тогда можно
записать в виде
При 0^>Л уравнение (7.25) сводится к виду (4.37), исполь¬
зуемому на нижних уровнях. При Л>>© на верхних уровнях
результирующая скорость нагревания, равная
1„в(0тЛ^)/(0 + А),
^nkj^dwdv J
~ nk I — nkL
ds	v	v
e + ax
v5 0 -f A
(7.25)
и*
307

обращается в нуль и радиация просто рассеивается, причем до
переизлучения она не превращается в трансляционную энергию.
Куртис и Гуди использовали уравнение переноса для вычисле¬
ния скоростей охлаждения, обусловленных полосой углекислого
газа 15 мкм. Детали этих результатов здесь опущены, так как
мы будем рассматривать некоторые подобные результаты при
анализе рис. 7.9. Однако нужно отметить два важных аспекта
этих вычислений. Вплоть до уровня колебательной релаксации
для рассматриваемой полосы не существует различия между
скоростями охлаждения, вычисленными по закону Кирхгофа и
по модели Куртиса — Гуди. Выше этого уровня колебательная
релаксация становится чрезвычайно важной. Скорости охлажде¬
ния, по оценкам метода Куртиса — Гуди, должны быть намного
больше в случае отсутствия колебательной релаксации. Напри¬
мер, на высоте около 100 км (для концентрации С02, равной
3 * 10-4 на единицу объема, и температурном распределении, по
данным Совета по ракетным исследованиям) вычисленные ско¬
рости охлаждения будут соответственно 57° К/сутки и 3° К/сутки.
Возвращаясь снова к рис. 7.9, рассмотрим результаты Мар¬
гетройда и Гуди (Margatroyd and Goody, 1958) на высоких
уровнях, учитывая колебательную релаксацию. Вблизи высоко¬
широтной мезопаузы летом нагревание па величину от 4 до
5° К/сутки обусловлено прежде всего инфракрасным переносом,
поглощение солнечной энергии газами 02 и 03 на этой высоте
относительно не важно. Как было отмечено ранее (см. подпа¬
раграф 7.1.5), скорость инфракрасного охлаждения, в частности
на высоких уровнях, зависит от температуры на этих уровнях
(см. рис. 3 Маргетройда и Гуди). Наблюдения над Форт-Чер¬
чиллем летом (см. рис. 3.10 и 3.11) дают более низкие темпера¬
туры мезопаузы, чем использованные в вычислениях (см.
рис. 3.1). При учете только этого фактора результаты вряд ли
дают завышенную скорость нагревания и могут быть переоце¬
нены. На более высоких уровнях порядка 90 км, где кончается
диаграмма, нагревание, обусловленное 02, возможно, стано¬
вится важным. Однако с точки зрения многих неясностей на
рассматриваемых уровнях даже полуколичественные оценки теп¬
лового баланса представляются в настоящее время безнадеж¬
ными.
Зона вблизи высокоширотной зимней мезопаузы (см. рис. 7.9)
характеризуется минимальной скоростью охлаждения. Этот ми¬
нимум связан с минимумом использованной температуры. На
самом же деле вычисления (см. рис. 2 Маргетройда и Гуди)
обычно дают очень слабое нагревание, обусловленное углекис¬
лым газом, которое сглажено ими при построении рис. 5.
Правда, это не столь важно, так как детали результатов для
этих уровней целиком связаны с деталями принятого профиля
температуры. Использование температурных профилей, сходных
308

с теми, что наблюдались зимой над Форт-Черчиллем в течение
МГГ (см. рис. 3.8, 3.12, 3.13), должно, очевидно, приводить
к очень большим скоростям охлаждения вблизи мезопаузы.
Нельзя оценить эти скорости с известной определенностью без
повторения вычислений для каждого специального температур¬
ного профиля. Однако является несомненным, что если углекис¬
лый газ имеется на этих уровнях в достаточном количестве и
если применима приближенная трактовка Куртисом и Гуди
роли колебательной релаксации, то радиационное охлаждение
на высотах около 70 км при температурном распределении,.ука¬
занном на рис. 3.12, должно быть действительно очень большим
и измеряться десятками градусов в сутки.
Большая скорость охлаждения вблизи 90 км, показанная на
рис. 7.9, намного больше, чем вычисленная Куртисом и Гуди
(Curtis and Goody, 1956) для того же уровня (5—6° К/сутки)
примерно тем же методом и при тех же данных, кроме исполь¬
зованного профиля температуры. В последнем температура на
высоте 90 км на 25° К меньше, чем по Маргетройду (Murga¬
troyd, 1957) для широты 60° зимой. По-видимому, эта темпера¬
турная разность проявляется в различии вычисленной скорости
охлаждения. В связи с тем что температура на этих уровнях
известна недостаточно точно, невозможно было получить более
репрезентативные результаты.
В соответствии с нашим пониманием поведения углекислого
газа наблюдаемая температурная структура высокоширотной
области не объясняется одним только охлаждением углекислого
газа и солнечным нагреванием. Это справедливо и для лета и
(особенно) для зимы. В этой зоне, кроме радиационного, дол¬
жен существовать какой-то дополнительный перенос тепла.
7.2.2.	Излучение другими термосферными составляющими
Бейтс (Bates, 1951, 1956) более подробно рассмотрел воз¬
можную роль различных газов в радиационном бюджете термо¬
сферы.
Молекулярный кислород и азот при одинаковых ядрах в мо¬
лекуле не имеют электрических дипольных переходов. Конечно,
здесь имеется возможность других типов перехода, таких как
квадрупольные переходы. Однако из количественного рассмот¬
рения Бэйтс заключил, что они не играют важной роли.
Подобные количественные рассмотрения указывают на то,
что двухатомные молекулы, такие как СО и N0, возможно, не
играют значительной роли, главным образом, вследствие пред¬
полагаемого их низкого содержания. Это не справедливо для
планетарной атмосферы другого состава. Например, Чэмберлен
(Chamberlain, 1962) обратил внимание на возможно важную
роль СО в верхней атмосфере Марса.
309

Атомарный кислород находится в достаточном количестве
в термосфере, и его излучение должно быть рассмотрено с осо¬
бой тщательностью. Красный дублет zP+-lD (см. рис. 4.5) излу¬
чается с больших высот в термосфере, но, согласно Бейтсу (Ba¬
tes, 1951), скорость охлаждения, связанная с,этим переходом,
пренебрежимо мала. С другой стороны, Бейтс (Bates, 1952) был
первым, кто указал на важность переходов между различными
уровнями основных термов 3Р для кислорода О. Это теперь яв¬
ляется общепринятым радиационным механизмом, имеющим
большую важность для термосферы.
Уровни 3Р0 и 3Рj лежат только на 0,028 и 0,020 эв выше
уровня 3Р2. Такие энергии могут быть получены за счет столк¬
новений в процессе переноса при термосферных температурах.
Кроме того, радиационные переходы 3Р0-^3Л и 3Pi->3P2 явля¬
ются запрещенными и распределение Больцмана сохраняется на
достаточно высоких уровнях, возможно до высот 200—300 км.
Поэтому эти переходы, особенно 3Pi-^3P2, соответствующий
длине волны 62 мкм, могут быть эффективным механизмом для
диссипации термической энергии.
Согласно Бейтсу, потеря тепла, обусловленная последним пе¬
реходом на достаточно высоких уровнях, соответствует
10—18/г(О) эрг/см3-сек. Это упрощенное выражение применимо
только на высоких уровнях порядка 150 км, где атмосфера опти¬
чески тонка для этой радиации. Кроме того, коэффициент я (О)
зависит от температуры, но эта зависимость невелика.
Концентрация атомов кислорода в нижней термосфере под¬
робно не известна, но, согласно Николе (Nicolet, 1960), она по¬
рядка 10~12 см-3 на высотах между 90 и 110 км. Это дает для
оптически тонких слоев потерю тепла 10_б эрг/см3-сек., которая
при плотности приблизительно 5*10~10 г/см3 на высоте 100 км
соответствует скорости охлаждения НК/сутки1. Однако, как
подчеркивает Чэмберлен (Chamberlain, 1961), атмосфера на
этом уровне даже приблизительно не является тонкой для этой
радиации и цифра, данная выше, может быть намного больше,
чем действительная потеря тепла. Проблема радиационного пе¬
реноса мало освещена в литературе (см. Bauer and Wu, 1954)
и вертикальное распределение я(О) известно только приблизи¬
тельно. Можно просто заключить, что эта радиация может
играть важную роль в некоторых частях нижней термосферы,
но ее важность относительно взаимодействия с С02 не известна
в функции высоты.
1 Строго говоря, это не является механизмом диссипации термической
энергии, но представляет собой диссипацию поглощенной солнечной энергии
до ее перехода в термическую энергию (см. параграф 9.3). Однако должен
быть рассмотрен «бюджет», который включает всю поглощенную солнечную
энергию в качестве источника энергии.
310

Среди других излучений, возможно, важных в нижней тер¬
мосфере, отметим те, которые обусловлены собственным свече¬
нием атмосферы и которые, как известно, связываются по про¬
исхождению с нижней термосферой (ковариантная группа зе¬
леной линии; см. параграф 9.3). Они включают зеленую линию
lD+-lS атомов кислорода, полосы Герцберга (32«	и
атмосферные полосы 02	:52^)- Чэмберлен (Chamberlain,
1961)	оценил скорости объемного излучения этой радиации, ко¬
торая должна быть порядка 10~7—10-8 эрг/см3-сек. и обуслов¬
лена главным образом излучением 02. На высоте 100- км это
соответствует скорости охлаждения порядка 1° К/сутки, но не¬
обходимо вспомнить, что цифра Чэмберлена является только
средней по большому числу высотных интервалов. Она может
быть значительно выше на одних высотах и ниже — на других.
Таким образом, в нижней термосфере радиационное охлаж¬
дение обусловленное излучением двуокиси углерода, переходом
Бейтса в основных термах атомов кислорода и, возможно, соб¬
ственным излучением атмосферы в ковариантной группе зеленой
линии, должно быть принято во внимание в любом детальном
исследовании радиационного баланса. Первое, несомненно, наи¬
более важно в самых нижних слоях этой области, а второе —
в самых высоких слоях. Относительная важность третьего фак¬
тора на промежуточном уровне, скажем около 100 км, не из¬
вестна, хотя могли бы быть использованы дальнейшие исследо¬
вания радиационных переходов. Для детального понимания этой
проблемы необходимо некоторые дополнительные измерения со¬
става и термической структуры этой относительно недооцени¬
ваемой области атмосферы.
7.2.3.	Дополнительные процессы переноса тепла
в нижней термосфере
В подпараграфе 4.6.6 мы видели, что нижняя термосфера
существенно поглощает всю энергию в континууме Шумана —
Рунге. Она может достигать величины приблизительно
30 эрг/см2-сек. в обычном случае. Средняя энергия, поступаю¬
щая на поверхность земли, составляет */4 этой энергии. Погло¬
щение рентгеновских лучей не имеет значения в этом смысле,
хотя оно, вероятно, играет важную роль в ионизации (см. па¬
раграф 9.2).
Нижняя термосфера, как мы рассмотрим более подробно
в параграфе 7.3, получает тепло также от вышележащих слоев
атмосферы. Это тепло, поглощенное на высоких уровнях, глав-
о
ным образом в спектральной области 200—1000 А, не диссипи-
руется здесь посредством излучения, но вместо этого транспор¬
тируется вниз за счет молекулярной теплопроводности. Некото¬
311

рая часть его также переносится вниз в химической форме за
счет рекомбинации атомов О и N при столкновении трех тел,
когда первоначальная энергия диссоциации превращается в .тер¬
мическую энергию. Вообще тепловой поток, идущий вниз через
уровень 130 км, и обусловленный этими процессами, едва пре¬
вышает несколько эрг/см2-сек. при нормальном солнечном скло¬
нении и очень мал по сравнению с прямым поглощением, если
рассматривать средний баланс всей нижней термосферы.
Однако при детальном изучении теплового баланса от
уровня к уровню в пределах нижней термосферы следует прини¬
мать в расчет вертикальный перенос тепла, обусловленный
этими механизмами, а на самых нижних уровнях — перемеши¬
ванием. Николе (Nicolet, 1960) оценил, что время жизни атомов
кислорода по сравнению с рекомбинацией трех тел больше, чем
один год на высоте 120 км и порядка месяца на высоте 100 км.
Таким образом, процессы вертикального переноса должны
играть важную роль и большая часть энергии поглощаемой
выше нижней термосферы, реализуется как тепловая энергия на
высотах менее 100 км.
Специальной проблемой, возникшей в результате наблюде¬
ний и безусловно необходимой для объяснения теплового пере¬
носа, является проблема высокой температуры высокоширотной
зимней мезопаузы и низкой температуры высокоширотной лет¬
ней мезопаузы. Первой уделяется больше внимания, и она бо¬
лее подробно будет обсуждаться ниже. Тем не менее низкие лет¬
ние температуры сбивают с толку и иногда препятствуют воз¬
можным объяснениям высоких зимних температур. Естественно,
что любое объяснение зимней ситуации должно включать объяс¬
нение и сезонного характера.
Келлог (Kellogg, 1961) широко обсудил зимнюю ситуацию.
Он предположил, что на этой высоте происходит нагревание
в результате слабого опускания воздуха с больших высот в об¬
ласти полярной зимы. Опускающийся воздух нагревается за
счет сжатия, но в основном за счет энергии, освобождающейся
при связи атомов кислорода в молекулы вследствие процесса
столкновения трех тел типа (7.24). Таким образом, реализован¬
ная энергия составляет приблизительно 5 эв для каждой обра¬
зовавшейся молекулы. Расчеты показывают, что это может быть
весьма значительным фактором нагревания.
Келлог допустил определенный вертикальный профиль ато¬
марного кислорода в соответствии с тем, что известно о прибли¬
зительном распределении этого газа, и дальше' предположил,
что малая результирующая вертикальная скорость непрерывно
переносит атомы кислорода на меньшие высоты. Атомы кисло¬
рода, таким путем транспортируемые вниз, приобретают спо¬
собность к рекомбинации, превращая химическую энергию пол¬
ностью в тепловую энергию, тогда как горизонтальная адвекция
312

с низких широт, очевидно, поддерживает первоначальное рас¬
пределение атомов кислорода на фоне изменений, обусловлен¬
ных вертикальным движением и рекомбинацией. Келлог нашел,
что при этих допущениях могут выделяться довольно большие
количества тепла, даже при очень слабом нисходящем движе¬
нии; например, получено 10° К/сутки на высоте 95 км при нисхо¬
дящей скорости только 0,05 см/сек.
Юнг и Эпштейн (Young and Epstein, 1962) подошли к этой
проблеме с другой точки зрения. Они допустили, что объемы
воздуха с определенной начальной плотностью и концентрацией
атомов кислорода приходят в движение на высоте 115 км'и мед¬
ленно опускаются вниз к мезосфере без какого бы то ни было
эффекта перемешивания состава. Они рассматривали разнооб
разные химические реакции, которые могут иметь место
в объеме воздуха по мере изменения его плотности, и путем
численного интегрирования подсчитали изменения состава и ско¬
рости нагревания, вызванной энергией, реализованной внутри
частицы. Они нашли, что малая вертикальная скорость 0,2 см/сек.
приводит к скорости нагревания до нескольких десятков
°К/сутки, зависящей от начальных условий.
Хотя обе эти модели достаточно грубы, они показывают, что
скорости нагревания, обусловленные освобождением запасен¬
ной химической энергии, могут быть сравнительно большими
вблизи и даже выше мезопаузы. Конечно, остается неясным, от¬
куда приходит энергия в исходное место, потому что никакой
значительной диссоциации кислорода солнечным светом зимой
на больших высотах нет. Если источником энергии является фо¬
тодиссоциация, то должны быть циркуляционные механизмы пе¬
реноса атомов кислорода с низких широт. В модели Келлога
малая результирующая меридиональная циркуляция ответст¬
венна за этот перенос. Маида (Maeda, 1963) предположил, что
кислород может быть диссоциирован частицами полярных сия¬
ний на высотах около 90 км в полярных областях и что этот
процесс может дать важные количества энергии. Однако если
этот процесс играет значительную роль, он, вероятно, не слиш¬
ком меняется по сезонам и нужно постулировать некоторый дру¬
гой механизм, такой как нисходящий перенос, что является ос¬
новным в зимние месяцы.
На нижних уровнях, скажем ниже 75 км, вычисления Кел¬
лога, Юнга и Эпштейна дают довольно малое нагревание за
счет кислородной рекомбинации. Это может быть проверено пу¬
тем оценки порядков величин. На высотах между 60 и 70 км,
например, интегральная масса воздуха приблизительно состав¬
ляет 0,2 г/см2. Чтобы нагреть эту массу со скоростью 10° К/сутки,
необходимо около 2-1018 диссоциаций атомарного кислорода
н молекулы каждый день, даже если вся энергия диссоциации
превращается в тепло. При такой скорости произойдет ежеднев¬
313

ная рекомбинация всех имеющихся атомов кислорода на высо¬
тах между 60 и 110 км. Для нижней мезосферы и области стра¬
топаузы, следовательно, должны быть найдены какие-то другие
механизмы тепла.
Возможно также, что явное отсутствие лучистого равновесия
вблизи зимней мезопаузы обусловлено отчасти недостатком дву¬
окиси углерода и поэтому меньшим охлаждением, чем предпола¬
гается в исследованиях механизмов нагревания. Никаких из¬
мерений концентрации двуокиси углерода на этих высотах нет.
Хотя, по-видимому, можно на основе рассмотрений фотохимиче¬
ского равновесия предположить, что газ присутствует в нор¬
мальных количествах, воздух, появляющийся на более высоких
уровнях, может испытывать недостаток в двуокиси углерода и
время, необходимое для его образования, может быть довольно
большим при действии реакций с участием кислорода.
Другой возможный механизм нагревания нижней термо¬
сферы предложил Хайнс (Hines, 1963). Как будет обсуждаться
в параграфе 8.3, эта область атмосферы является средоточием
относительно мелкомасштабных движений, но обладающих боль¬
шой амплитудой. Эти движения в основном проявляются
в форме больших вертикальных сдвигов ветра (см. также под¬
параграф 3.3.5). Хайнс предположил, что полное превращение
энергии этих волн в термическое молекулярное движение может
служить значительным источником тепла для нижней термо¬
сферы. Вероятно, источник энергии находится в нижней атмо¬
сфере, а поток энергии распространяется вверх. Количествен¬
ные оценки этих превращений очень трудны, хотя Хайнс (Hines,
1963) указывает на несколько градусов в сутки (по порядку ве¬
личины). Качественно имеется трудность в объяснении разли¬
чия процессов между летом и зимой; движения, по-видимому,
имеются во все сезоны, хотя возможно, и меньшей интенсив¬
ности летом. В любом случае летом они не могут служить таким
механизмом охлаждения, какой, по-видимому, требуется радиа¬
ционными вычислениями.
Хотя все факторы, рассмотренные выше, могут играть неко¬
торую роль, представляется, что все они подразумевают круп¬
номасштабный меридиональный перенос тепла. С метеорологи¬
ческой точки зрения, как будет рассмотрено в Приложении Е,
он может быть результатом средней меридиональной циркуля¬
ции или крупномасштабных вихревых процессов. Невозможно
сделать выбор между этими процессами, кроме как проведением
вычислений на основе детальных наблюдений ветра и транспор¬
тируемых ими свойств.
Гипотеза Келлога о результирующей меридиональной цир¬
куляции для объяснения переноса тепла вблизи мезопаузы, ко¬
торая выдвигается в более общей форме Келлогом и Шиллин¬
гом (Kellogg and Schilling, 1951), теперь значительно усилена
314

рассмотрением эффекта химического нагревания. Имеются и
другие предложения, но ни из одного из них не следует, что их
эффект может преобладать над механизмом вихревого переноса.
Это обусловлено следующими факторами: а) средняя меридио¬
нальная компонента ветра направлена от летнего полюса к зим¬
нему, как это наблюдалось в радиометеорных исследованиях;
б)	трудность интерпретации мезосферных распределений ветра
и температуры зимой при допущении геострофического равнове¬
сия и в) зимняя верхняя мезосфера в высоких широтах теплее,
чем верхняя мезосфера низких широт (хотя вихревые процессы
могут транспортировать тепло против градиента, для чего тре¬
буются специальные условия).
7.3.	ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ И ТЕРМОСФЕРНЫЕ МОДЕЛИ
Шпитцер (Spitzer, 1949) отметил, что молекулярная тепло¬
проводность, вероятно, является важным механизмом теплового
переноса в термосфере, а последующие исследования подтвер¬
дили это. Действительно, структуру термосферы нельзя понять,
исключив рассмотрения теплопередачи.
Коэффициент теплопроводности К не зависит от плотности,
но изменяется с температурой и составом. Выражение Николе
(Nicolet, 1960) для него имеет вид
А (О) = 3,6 • 102 эрг см • сек. • град.Ч
А (02, N2) = 1,8-102 эрг/см -сек* град.Ч
Поэтому вертикальный поток тепла вследствие проводимости
будет
а изменение количества тепла в единице объема за единицу вре¬
мени вследствие этого процесса будет
Нетрудно подсчитать, что нисходящий поток за счет прово¬
димости является важным механизмом потери тепла верхней
термосферой. Например, на высоте 130 км при температуре и
температурном градиенте, соответствующих Международной
стандартной атмосфере, уравнение (7.27) дает нисходящий по¬
ток тепла от 1 до 2 эрг/см2-сек. Меньшая величина соответст¬
вует атмосфере, содержащей атомарный кислород. Она имеет
К — А Т4-,
(7.26)
причем
(7.27)
(7.28)
315

порядок величины количества поглощенной солнечной энергии
и превращенной в тепло на всех уровнях выше 130 км (при нор¬
мальном солнечном падении). Принятие таких больших темпе¬
ратурных градиентов и соответственно больших потоков тепла
на высотах от 130 до 160 км, чем в более ранних стандартных
атмосферах, как обсуждалось в подпараграфе 6.5.3, трудно со¬
гласуется с рассмотрениями теплового баланса выше 130 км,
а также и ракетными измерениями плотности и солнечной энер¬
гии. В следующих параграфах мы попытаемся указать, как эти
идеи развивались и почему приняты большие температурные
градиенты.
Бейтс (Bates, 1951) исследовал предложение Шпитцера с ко¬
личественными оценками эффектов теплопроводности и различ¬
ных радиационных процессов. В то время мало было известно
о составе и термической структуре термосферы, но по имею¬
щимся радиоизмерениям в слое F температура должна была
быстро увеличиваться с высотой где-то в термосфере. Бейтс по¬
казал, что для выведенных вертикальных градиентов нисходя¬
щий перенос за счет теплопроводности очень велик и что этот
перенос тепла к более низким уровням в сочетании с радиацион¬
ной потерей за счет излучения в полосе 62 мкм может баланси¬
роваться только большим притоком энергии, чем можно было
допустить в то время. Он предположил, что это увеличение энер¬
гии происходит за счет большего поглощения крайней ультра¬
фиолетовой солнечной радиации, чем было выведено из наблю¬
даемой степени ионизации. Дополнительная ионизация, полу¬
чающаяся в результате этого поглощения как полагают
исчезает очень скоро за счет диссоциативной рекомбинации [см.
уравнение (4.16)], почему она и была названа Бэйтсом нена¬
блюдаемой ионизацией.
В более поздней дискуссии Бейтс (Bates, 1956) указал, что
модель, развитая в его ранних работах, требует, чтобы темпе¬
ратурный градиент dT/dz уменьшался с высотой, по крайней
мере, выше уровня 160—200 км. На больших высотах, где можно
игнорировать радиационную потерю тепла, связанную с ато¬
марным кислородом, и где приток тепла за счет поглощения
уменьшается с высотой, нисходящий поток тепла за счет тепло¬
проводности (и вертикальный температурный градиент, кото¬
рому он пропорционален) также должен уменьшаться с высо¬
той. Такое заключение противоречило атмосферным моделям,
принятым к тому времени.
Позднее Николе (Nicolet, 1961) подчеркнул важность тепло¬
проводности как быстрого механизма переноса тепла в термо¬
сфере. Его вычисления показывают, что атмосфера выше 200 км
должна быстро стремиться к изотермичности, особенно ночыо.
Он также указал на то, что при наличии теплопроводности тем¬
пературные изменения с широтой на больших высотах должны
316

быть очень малы и что температура по вертикали должна изме¬
няться довольно плавно, поскольку наличие теплопроводности
не допускает вторичного максимума или минимума темпера¬
туры, которые могли бы существовать в течение длительного
времени.
Джонсон (Jonson, 1956, 1958) развил это представление
с точки зрения вычисления стационарного вертикального темпе¬
ратурного распределения, которое совпадает с известными
источниками и стоками энергии и также ракетными измере¬
ниями. Хант и Ван Зандт (Hunt and Van Zandt, 1961) повто¬
рили эти вычисления с некоторыми изменениями методики и
данных, а недавно Харрис и Пристер (Harris and Priester, 1962а)
развили более сложную модель, которая учитывает температур¬
ные изменения в течение суток. К ней мы вернемся после обсу¬
ждения моделей стационарного состояния.
В стационарном состоянии (без какого-либо горизонталь¬
ного обмена и перемешивания) можно написать, что
где Нс — изменение тепла, обусловленное вертикальной прово¬
димостью [см. уравнение (7.28)], НА — изменение тепла, обу¬
словленное поглощением (положительное), a HR — изменение
тепла (отрицательное), обусловленное излучением в единице
объема в единицу времени. Интегрирование этого уравнения от
уровня zq до внешней границы атмосферы дает соотношение
если никакого вертикального' температурного градиента на
внешней границе атмосферы нет. Основная идея вычисления —
оценить результирующее радиационное изменение тепла (ЯА +
+ Яд) в функции высоты, подсчитать правую часть уравнения
(7.30)	в функции высоты и затем рассмотреть уравнение (7.30)
как дифференциальное уравнение, из которого при соответст¬
вующих граничных условиях величину Т (z) можно определить
количественно. Обычно это — нелинейный процесс, так как в ос¬
новном вертикальное распределение температуры контролирует
вертикальные распределения поглощающих и излучающих га¬
зов, которые в свою очередь определяют вертикальные распре¬
деления НА и Ян. Однако проблема может быть решена после¬
довательными приближениями, начинающимися при предпола¬
гаемом температурном распределении.
Член Яд, обусловленный главным образом излучением ато¬
марного кислорода в области около 62 мкм, имеет максималь¬
(7.29)
(7.30)
317

ную величину, выраженную в эрг/ем3-сек. следующим соотно¬
шением:
1.67• 10~18я (О) ехр (- 228/Т)
1 + 0,6 ехр (— 228/ Т) + 0,2 ехр (- 325/ Т) '
(7.31)
Она может уменьшаться на самых низких уровнях за счет
эффекта радиационного переноса. Температурная зависимость
в рассматриваемом диапазоне температур не заметна.
Ван Зандт, как Джонсон и Хант,
пренебрегал этим членом, по¬
скольку в области выше 130 км
он меньше по величине, чем 10%
НА. Тем не менее его нельзя не
учитывать на высотах ниже 130 км
и в зависимости от точного верти¬
кального распределения атомар¬
ного кислорода, которое совер¬
шенно не определено. Он может
быть важен и на высотах более
130 км. Рисунок 7.10 показывает
отношение HR к НА, подсчитанное
по окончательной модели Хантом
и Ван Зандтом. Приток тепла
рассчитан для атмосферы ато¬
марного кислорода и eF(оо) =
= 1,1 эрг/см2-сек. (см. текст и
рис. 7.13). Потеря тепла рассчи¬
тана для атмосферы атомарного
кислорода (правая кривая) и
для известной модели атмосферы,
содержащей другие составляю¬
щие (левая кривая).
Вопрос нагревания и его вер¬
тикального распределения осо¬
бенно	важен	в	этих	моделях.	Джонсон, после обсуждения дру¬
гих	возможностей	и	в	согласии с Бэйтсом, рассмотрел только
притоки тепла через поглощение солнечной радиации в край¬
нем ультрафиолете. Имеются и другие источники тепла, такие
как проводимость из расширяющейся солнечной короны (Chap¬
man, 1957) и нагревание за счет солнечной корпускулярной
радиации. Харрис и Пристер (Harris and Prister, 1962а) пред¬
полагают наличие таких источников.
Приток тепла за счет поглощения солнечной ультрафиоле¬
товой радиацией дается (для одного вида частиц) уравнением
Рис. 7.10. Приток тепла НА
(в эрг/см2-сек.) и отношение по-
Н
тери тепла к притоку тепла
R
Н
А
(по Ханту и Ван Зандту, 1961)
НА О) ~ п (z) j sv (z) ce) 0v exp [— t., (г)] <b,	(7.32)
Л18

где п — плотность по числу частиц, Fv(оо) — солнечный поток
на внешней границе атмосферы, av— поперечное сечение для
поглощения, tv—оптическая толщина и ev — эффективность
превращения излучения в теплоту (термическая эффективность).
Последний фактор, связанный с энергией, поглощенной в край¬
нем ультрафиолете, приводит к ионизации и непосредственно не
реализуется в тепловой энергии. В процессе диссоциативной
рекомбинации, играющей большую роль на этих высотах,
только часть энергии здесь проявляется как тепловая, а боль¬
шая часть сохраняется в виде диссоциационной энергии. Если
получающиеся диссоциированные нейтральные частицы, нако¬
нец, связываются в реакции трех тел, то большая часть энер¬
гии реализуется как тепловая; однако, объединение трех тел
является очень медленным процессом при низких плотностях,
и большинство диссоциированных атомов, вероятно, диффунди¬
рует вниз и рекомбинирует в нижней термосфере. Не больше
половины, а возможно и много меньше всей энергии, погло¬
щенной выше 130 км, проявляется в виде тепловой энергии на
этих уровнях.
Уравнение (7.32) точно представляет вклад только одного
вида частиц; необходимо рассмотреть вклады 02, N2, О. Ввиду
неопределенностей знания относительной концентрации этих
частиц на различных высотах, солнечного спектра на внешней
границе атмосферы, поперечных сечений для поглощения и
принятых термических коэффициентов ясно, что для определе¬
ния НА(г) должны быть сделаны многие приближения. Мы не
будем давать детали этих приближений для моделей Джонсона
и Ханта или Ван Зандта, но вместо этого укажем на две
точки зрения. В обоих случаях интегрирование по частоте, ука¬
занное в формуле (7.32), заменялось средними величинами
о
2F(оо) и о для области 200—900 А. Последнюю из них Джон¬
сон взял равной 500 (см NTP)-1, а Хант и Ван Зандт--
200 (см NTP)-1. Никто не фиксировал значение eF(оо), но
определял его из вычислений как величину, которая делает их
конечные результаты лучше совпадающими с измерениями
плотностей на высоких уровнях. Далее, важным отправным
моментом этих вычислений в дополнение к характеру верти¬
кального температурного распределения является принятая
величина для крайнего ультрафиолета аР(оо).
На рис. 7.11 показаны величины #А, использованные Джон¬
соном, а на рис. 7.12 — его конечная кривая температуры. Она
соответствует величине eF(оо)=0,7 эрг/см2-сек. Температуры
выше 130 км рассчитаны Джонсоном для данного нисходящего
потока тепла за счет проводимости, который находится в ба¬
лансе с притоком тепла за счет поглощения солнечной радиации.
319»

Q\	1	I	I	I	I
10'11	10'io fO's Ю'8	10'7	мквт/см*
Поглощение энергии
Рис. 7.11. Вертикальное распределение погло¬
щения солнечной радиации в термосфере
(по Джонсону, 1958)
Пунктирная кривая дает сумму вкладов за счет
различных спектральных областей.
НМ
Рис. 7.12. Вертикальное распределение температуры
в атмосфере (по Джонсону, 1958)
1 — давление в атмосфере; 2 — плотность частиц в 1 см3

На рис. 7.13 показано вертикальное распределение темпе¬
ратуры, вычисленное Хантом и Ван Зандтом для различных
величин eF (оо). Ясно, что их расчет для eF (оо) =
= 1,1 эрг/см2-сек. лучше совпал с наблюдениями.
Обе эти модели относятся к условиям стационарного состоя¬
ния и падения температуры по вертикали. Используя быстро¬
действующую вычислитель¬
ную машину, Харрис и При-
стер (Harris and Priester,
1962а) недавно предприняли
попытку провести исследова¬
ние временной зависимости
уравнения теплового балан¬
са, в частности уравнения
(7.29)	с нулем в правой
части, замененным на
[pcp(dT/dt)]. В их модели
стационарные граничные ус¬
ловия выбраны на уровне
120 км (как у Николе; см.
подпараграф 6.5.3). Все со¬
ставляющие выше этого
уровня считались находящи¬
мися в диффузионном рав¬
новесии, учитывался радиа¬
ционный сток за счет ато¬
марного кислорода и ис¬
пользовались средние вели¬
чины о и е/7(оо) в области
крайнего ультрафиолета. Численное решение требует итераций
по времени (использовались интервалы в 0,25 час.) и по верти¬
кали (использовались интервалы в 1 км). Решение, как было
найдено, сходится (т. е. дает суточное температурное изменение
на всех уровнях) на пятые сутки реального времени.
Результаты вычислений Харриса и Пристера, когда уль¬
трафиолетовая солнечная радиация является единственным
источником тепла, не согласуются с наблюдениями в двух
направлениях: они требуют величину eF (оо) приблизительно
равной 2 эрг/см2-сек. при нормальном падении, а, кроме того,
они прогнозируют температуру на высоком уровне и макси¬
мум плотности в 17 час. местного времени, а не 14 час., как
следует из спутниковых наблюдений (см. параграф 6.4). Что
касается первого, то величины, измеренные Хинтереггером
(Hinteregger, 1961; Watanabe and Hinteregger, 1962; см.
табл. 4.4), дают немного больше, чем 2 эрг/см2-сек. для F(оо),
и средний термический коэффициент не является таким высо¬
Рис. 7.13. Изменения температуры и
приведенной высоты с высотой для
различных величин поглощенной
солнечной энергии (по Ханту и Ван
Зандту, 1961)
Вертикальные отрезки представляют из¬
мерения со спутников

ким, как этого требует сравнение. Между прочим, требуемая
Харрисом и Пристером величина eF(oo) больше, чем подобная
у Джонсона и Ханта или Ван Зандта, главным образом по¬
тому, что последние рассматривают только стационарное ре¬
шение в светлое время суток с вертикальным падением тем¬
пературы, а вычисления Харриса и Пристера включают потери
за счет проводимости ночью, когда нет излучения солнца.
Харрис и Пристер нашли
лучшее соответствие наблю¬
дениям (для их модели),
когда они включили некото¬
рый источник тепла в соче¬
тании с ультрафиолетовым
источником (рис. 7.14). Это¬
му источнику тепла они при¬
писывают энергию, связан¬
ную в конечном счете с сол¬
нечной корпускулярной ра¬
диацией^ предполагают, что
на существование такого ис¬
точника указывают измене¬
ния плотности, связанные
с геомагнитными возмуще¬
ниями (см. также Harris and
Priester, 19626). Но они не
дают объяснения введенных
суточных изменений источ¬
ника энергии, а также его
вертикального изменения.
Различные термосферные модели с полным рассмотрением
молекулярной проводимости очень полезны при интерпрета¬
ции и сопоставлении разных измерений состава, плотности и
солнечной энергии. Однако необходимо помнить, что до сих
пор структура термосферы во всех ее подробностях недоста¬
точно понятна и нужно проделать еще много работы, экспери¬
ментальной и теоретической.
ЛИТЕРАТУРА
Bates D. R. 1951. The temperature of the upper atmosphere. Proc. Phus. Soc.
B64, 805—821.
Bates D. R. 1956. The thermosphere. Proc. Roy. Soc. A236, 206—211.
Bates D. R. and Witherspoon A. E. 1952. The photo-chemistry of some minor
constituents of the earth’s atmosphere (CO2, CO, CH4, N20). Mon. Not.
Roy. Ast. Soc. 112, 101 — 124.
Bauer E. and Wu T.-Y. 1954. The cooling of a gas bv radiation. Proc. Phys.
Soc. A67, 741—750.
эрг/см^сек.
Время
Рис. 7.14. Нестационарные источники
тепла для термосферы выше 130 км
(по Харрису и Пристеру, 1962а)
Сплошная линия — энергия, обусловлен¬
ная поглощением крайней ультрафиолето¬
вой радиации Солнца; пунктирная ли¬
ния — энергия за счет вторичного источ¬
ника, при учете которого результаты
расчетов согласуются с наблюдениями
322

Brooks D. L. 1958. The distribution of carbon dioxide cooling in the lower
stratosphere. J. Meteor. 15, 210—219.
Burch D. E. et al. 1962. Infraded absorption by carbon dioxide, water vapor
and minor atmospheric constituents. AFCRL Res. Rep. No. 62—698, pp. 1—316.
Chamberlain J. W. 1961. The energies in the spectra of the airglow and
aurora. Ann. Geoph. 17, 90—99.
Chamberlain J. W. 1962. Upper atmospheres of the planets. Ap. J: 136,
582—593.
Chapman S. 1957. Notes on the solar corona and the terrestrial ionosphere.
Smiths. Contr. Ap. 2, No. 1, 1—11.
Craig R. A. 1951. Radiative temperature changes in the ozone layer. In
«Compendium of Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 292—302. Americal
Meteorological Society, Boston Massachusetts.
Curtis A. R. 1956. The computation of radiative heating rates in the atmo¬
sphere. Proc. Roy. Soc. A236, 156—159.
Curtis A. R.	and	Goody R. M. 1956. Thermal	radiation'in	the	upper
atmosphere. Proc.	Roy.	Soc. A236, 193—205.
Davis P. A. 1963. An analysis of the atmospheric heat-budget. J. Atmos. Sci.
20, 5—22.
Elsasser W. M. 1938. Mean absorption and equivalent absorption coefficient
of a band spectrum. Phys. Rev. 54, 126—129.
Elsasser W.	M.	1942.	Heat transfer by infrared	radiation in	the	atmo¬
sphere. Harvard Meteor. Studies No. 6, pp. 1—107.
Elsasser W.	M.	1960.	Atmospheric radiation tables. Meteor. Monogr. 4,
No. 23, 1—43.
Em den	R.	1913. Uber Strahlungsgleichgewicht und atmospharische	Strah-
lung. S. B. Akad. Wissenschaften, Munich pp. 55—142.
Godson	W.	L. 1953. The evalution of infra-red radiative fluxes	due to	atmo¬
spheric water vapor. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 79, 367—379.
Godson	W.	L. 1954. Spectral models and the properties of	transmission
functions. Proc. Toronto Meteor. Conf., 1953 pp. 35—42. Royal Meteorolo¬
gical Society, London.
Godson W. L. 1955a. The computation of infrared transmission by atmosphe¬
ric water vapor. J. Meteor. 12, 272—284.
Godson W. L. 19556.	The computation of infrared	transmission	by	atmosphe¬
ric water vapor, II.	/. Meteor. 12, 533—535.
Godson W. L, 1962a.	Infrared transmission by	water	vapour.	Archiv	Meteor.,
Geoph., Biokl. B12,	1—18.
Godson W. L. 19626. Infrared transmission ny water vapour. II, The use
of laboratory data. Archiv Meteor., Geoph., Biokl. B12, 196—223.
Gold E. 1908. Contribution to a discussion of «The Isothermal Layer of the
Atmosphere». Nature 78, 550—552.
Gold E. 1909. The isothermal layer of the armosphere and atmospheric ra¬
diation. Proc. Roy. Soc. A82, 43—70.
Goody R. M. 1952a. A statistical model for water-vapor absorption. Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 78, 165—169.
Goody R. M. 19526. Discussion of «Goody (1952a)». Quart. J. Roy. Meteor.
Soc. 78, 638—640.
Goody R. M. 1954. The Physics of the Stratosphere. Cambridge Univ. Press,
London and New York (Reprinted, 1958).
Go wan E. H. 1947a. Ozonosphere temperatures under radiation equilibrium.
Proc. Roy. Soc. A190, 219—226.
Go wan E. H. 19476. Night cooling of the ozonosphere. Proc. Roy. Soc.
A190, 227—231.
Harris I. and Priester W. 1962a. Time-dependent structure of the upper
atmosphere. /. Atmos. Sci. 19, 286—301.
Harris I. and Priester W. 19626. Theoretical models for the solarcycle
variation of the upper atmosphere. /. Geoph. Res. 67, 4585—4591.
323

Hines С. О. 1963. The upper atmosphere in motion. Quart. J. Roy. Meteor.
Soc. 89, 1—42.
Hinteregger H. E. 1961. Preliminary data on solar extreme ultraviolet
radiation in the upper atmosphere. J. Geoph. Res. 66, 2367—2380.
Humphreys W. J. 1909. Vertical temperature-gradients of the atmosphere,
especially in the region of the upper inversion. Ap. J. 29, 14—32.
Hunt D. C. and Van Zandt Т. E. 1961. Photoionization heating in the F
region of the atmosphere. J. Geoph. Res. 66, 1673—1682.
Inn Ё. C. Y., Wa tan a be K. and Zelikoff M. 1953. Absorption coeffi¬
cients of gases in the vacuum ultraviolet. Ill, CO2. /• Chem. Phys. 21,
1648— 1650.
Johnson F. S. 1956. Temperature distribution of the ionosphere under cont¬
rol of thermal conductivity. /. Geoph. Res..61, 71—76.
Johnson F. S. 1958. Temperatures in the high atmosphere. Ann. Geoph. 14,
94—108.
Kaplan L. D. 1953. Regions of validity of various absorption-coefficient
approximations. J. Meteor. 10, 100—104.
Kaplan L. D. 1954. A quasi-statistical approach to the calculation of atmo¬
spheric transmission. Proc. Toronto Meteor. Conf., 1953 pp. 43—48. Royal
Meteorological Society, London.
Kaplan L. D. 1959. A method for calculation of infrared flux for use in
numerical models of atmospheric motion. In «The Atmosphere and the Sea
in Motion» (B. Bolin, ed.), pp. 170—177. Rockefeller Inst. Press, New
York.
Kaplan L. D., Migeotte М. V. and Neven L. 1956. 9.6-micron band
of telluric ozone and its rotational analysis. /. Chem. Phys. 24, 1183—1186.
Kellogg W. W. 1961. Chemical heating above the polar mesopause in winter.
/. Meteor. 18, 373—381.
Kellogg W. W. and Schilling G. F. 1951. A proposed model of the
circulation in the upper stratosphere. J. Meteor. 8, 222—230.
Maeda K. 1963. Auroral dissociation of molecular oxygen in the polar meso¬
sphere. J. Geoph. Res. 68, 185—197.
Manabe S. and M6 11er F. 1961. On the radiative equilibrium and heat
balance of the atmosphere. Mon. Wea. Rev. 89, 503—532.
Milne E. A. 1922. Radiative equilibrium: the insolation of an atmosphere.
Phil. Magaz. [61 44, 872—896.
Murgatroyd R. J. 1957. Winds	and temperatures between	20	km and
100 km — a review. Quart. J. Roy.	Meteor. Soc. 83,417—458.
Murgatroyd R. J. and Goody R. M. 1958. Sources and sinks of radia¬
tive energy from 30 to 90 km. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 84, 225—234.
Nicolet M. 1960. The properties and constitution of the upper atmosphere.
In «Physics of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 17—71,
Academic Press, New York.
Nicolet M. 1961. Structure of the	thermosphere. Plan. Space	Sci.	5,	1—32.
Oder F. С. E. 1948. The magnitude	of radiative heating in the	lower	strato¬
sphere. /. Meteor. 5, 65—67.
Ohring G. 1958. The radiation budget of the stratosphere. J. Meteor. 15,
440—451.
Palmer С. H. 1960. Experimental transmission functions for the pure rota-
tioi. band of water vapor. /. Opt. Soc. Amer. 50, 1232—1242.
P lass G. N. 1956a. The influence of the 9.6 micron ozone band on the atmo¬
spheric infra-red cooling rate. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 82, 30—44.
PI ass G. N. 19566. The influence of the	15	jit carbon-dioxide	band on the
atmospheric infra-red cooling rate. Quart.	J.	Roy. Meteor.	Soc.	82,	310—324.
PI ass G. N. 1957. Discussion of «Plass	(1956a)» and	«Plass	(1956b)».
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 272—275.
Plass G. N. i958. Models for spectral band absorption. J. Opt. Soc. Amer.
48, 690—703.
324

Plass G. N. 1960. Useful representations for measurements of spectral band
absorption. J.	Opt.	Soc.	Atner. 50, 868—875.
Plass G.	N. and Fivel	D. I. 1953. Influence	o.	Doppler	effect	and	damp¬
ing on lineabsorption coefficient and atmospheric radiation transfer. Ap. /.
117, 225—233.
Randall H. M. et al. 1937. The far infrader spectrum of water vapor. Phys.
Rev. 52, 160—174.
Rocket Panel. 1952. Pressures, densities and temperatures in the upper atmo¬
sphere.	Phys.	Rev.	88, 1027—1032.
S p	i t z e г	L. Jr.	1949.	The	terrestrial atmosphere	above	300	km.	In «The	Atmo¬
spheres of the Earth and Planets» (G. P. Kuiper, ed.), pp. 211—247. Univ.
of Chicago Press, Chicago, Illinois.
Walshaw C. D. 1957. Integrated absorption by the 9,6-ji band of ozone.
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 83, 315—321.
W a 1 s h a w C. D. and Rodgers C. D. 1963. The effect of the Curtis-
Godson approximation on the accuracy of radiative heating-rate calcula¬
tions. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 122—130.
W ark D. Q. and W о 1 к М. 1960. An extension of a table of absorption for
Elsasser bands. Mon. Wea. Rev. 88, 249—250.
W a t a n a b e K. and Hinteregger H. E. 1962. Photoionization rates in
the E and F regions. /. Geoph. Res. 67, 999—1006.
Wilkinson P. G. and Johnston H. L. 1950. The absorption spectra of
methane, carbon dioxide, water vapor and ethylene in the vacuum ultravio¬
let. J. Chetn. Phys. 18, 190—193.
Young C. and Epstein E. S. 1962. Atomic oxygen in the polar winter
mesosphere. J. Atmos. Sci. 19, 435—443.

Глава 8
АТМОСФЕРНЫЕ ПРИЛИВЫ И ВЕТРЫ
В НИЖНЕЙ ТЕРМОСФЕРЕ
Для описания движений в нижней термосфере недостаточно
рассмотреть сезонные преобладающие ветры или даже между-
суточные изменения ветра, которые привлекают большое вни¬
мание на более низких уровнях. Движения в нижней термо¬
сфере усложняются наличием как больших периодических ком¬
понент планетарного масштаба, так и больших компонент от¬
носительно малых временных и пространственных масштабов.
О первых из них стали подозревать с тех пор как в 1882 г.
Бальфур Стюарт (Stewart, 1882), сделал предположение об
их наличии для объяснения наблюдавшихся суточных вари¬
аций земного магнитного поля. Это объяснение основ теории
атмосферных приливов привлекло большое внимание. Важ¬
ность компонент меньшего масштаба стала очевидной только
в течение последних нескольких лет в результате фотографиро¬
вания и радиоисследований метеорных следов в области высот
от 80 до 100 км. Приливные и мелкомасштабные компоненты
оказались чрезвычайно важными как с практической, так и
теоретической точек зрения.
В главе 3 мы рассмотрели то немногое, что известно о «пре¬
обладающих» ветрах на указанной высоте. В этой главе мы
рассмотрим приливные и нерегулярные компоненты. В пара¬
графе 8.1 обсуждаются атмосферные приливы, включая некото¬
рые из более старых эмпирических данных и теорию, которая
построена для их объяснения. В параграфе 8.2 мы обратимся
к данным прямых наблюдений за приливными движениями на
высотах от 80 до 100 км. Эта информация в основном получена
из радиоисследований ионизированных метеорных следов и
стала доступной только 5—10 лет тому назад. Наконец, в па¬
раграфе 8.3 рассматриваются мелкомасштабные нерегулярные
вариации ветра.
326

8.1. НАБЛЮДЕНИЯ И ТЕОРИЯ АТМОСФЕРНЫХ ПРИЛИВОВ
Выражение атмосферные приливы используется по отноше¬
нию к атмосферным колебаниям, периоды которых равны или
кратны солнечным или лунным суткам, причем колебания
возбуждаются гравитационным притяжением или нагреванием.
До тех пор пока недавнее накопление (по нескольким стан¬
циям) достаточного количества радиометеорных наблюдений
ни обрисовало приливные движения на высоких уровнях, име¬
лось два типа наблюдений атмосферных приливов: детальные
исследования их малых эффектов на поверхности земли и
относительно общие сведения о магнитных и ионосферных про¬
явлениях этих эффектов в термосфере. Эти сведения обсужда¬
ются в подпараграфе 8.1.1. По различным причинам теория
атмосферных приливов вызвала большой интерес. Эта теория
обсуждается в подпараграфе 8.1.2 для колебаний, возбуждае¬
мых гравитационным притяжением, и в подпараграфе 8.1.3 для
колебаний, возбуждаемых нагреванием.
Предмет атмосферных приливов является одной из инте¬
реснейших атмосферных наук, которая включает в себя атмо¬
сферу высоких и низких уровней и служит нам напоминанием,
что мы имеем дело только с одной атмосферой. Кроме того,
она учитывает взаимодействие между теорией и различными
видами наблюдений. Ее развитие стимулировано и оформлено-
двумя простыми идеями, предложенными в 1882 г. в динамо¬
теории магнитных вариаций Стюарта и резонансной теории
приливов лорда Кельвина. Нам трудно надеяться, что на по¬
следующих страницах предмет будет освещен достаточно полно,
а потому читатель отсылается к обзорным статьям Уилкса
(Wilkes, 1949), Чэпмена (Champan, 1951, 1961), Керца, (Kertz,
1957) и Зиберта (Siebert, 1961), содержащим изложение раз¬
личных аспектов проблемы и дальнейшие ссылки.
8.1.1.	Наблюдения атмосферных приливов
При обсуждении атмосферных приливов обычно использу¬
ются обозначения Si для колебаний с периодом, равным /_1 от
средних солнечных суток (/=1, 2, 3,...), и Li для колебаний
с периодом, равным /-1 от средних лунных суток.
Тот метеорологический параметр, изменения которого
обсуждаются, может быть указан в скобках позади символа;
например, солнечное полусуточное колебание поверхностного
давления может быть обозначено через S2(po)> В дальнейшем
мы будем в основном обсуждать результаты, относящиеся
к приземному давлению, и поэтому опустим это обозначение.
Колебание в данном месте (дополнение до широты Ф, дол¬
327'

гота А,), связанное с Солнцем, может быть представлено выра¬
жением
Sl (ft,	I)	= A, (ft, X) sin \lt' + аг (ft, X)].	(8.1)
Для случая лунного колебания оно будет иметь вид
Lt (ft,	X)	- вг (а, X) sin \W —- bt (ft, X)].	(8.2)
Здесь tf — местное среднее солнечное время, равное нулю
в местную полночь, и %' — местное среднее лунное время, рав¬
ное	нулю	в	период	прохождения луны через местный	мери¬
диан.	Величины tf	и	%' выражаются в угловом измерении при
скорости 2л; для солнечных (или лунных) суток.
В данном месте амплитуда Л/ (или В{) и фазовый угол щ
(или 6/), описывающие приливное изменение элемента, могут
быть определены гармоническим анализом1 наблюдений, кото¬
рые дают величины элемента в различные часы солнечных (или
лунных) суток. Важно, что эти часовые величины получены
как средние по достаточно большому числу суток, так что эф¬
фекты других (апериодических) вариаций сводятся к мини¬
муму. Требуемый ряд наблюдений зависит от соотношения
между амплитудой приливного колебания и амплитудами дру¬
гих вариаций; критерий для определения этого обсуждался
в деталях Чэпменом и Бартельсом (Chapman and Bartels, 1940,
гл. 16), как это описано в Приложении И.
Амплитуды и фазовые углы в основном изменяются с ши¬
ротой и долготой, и их вариации могут быть выражены функ¬
ционально или графически в сложной зависимости от Si или Lj.
В некоторых случаях амплитуды и фазовые углы могут иметь
различные значения и географические распределения, если
данные, на которых они базируются, относятся к различным
сезонам года. Тем не менее мы не будем вводить формальное
обозначение для этого фактора и будем считать колебания
среднегодовыми, если это не будет указано особо.
Количественные исследования по способу, описанному выше
и примененному к приземному давлению, выявили относитель¬
ную важность S2 среди всех атмосферных колебаний. По
амплитуде S2 значительно превосходит лунные колебания (из
которых выделяется только Ь2). Солнечное суточное колеба¬
ние S\ в среднем не пренебрежимо по амплитуде, но в отличие
от S2 нерегулярно изменяется по земному шару и сильно за¬
висит от местной погоды и топографии. Колебания 53 и S±
также выделены, но они много меньше по амплитуде, чем S2.
Мы будем в основном обсуждать поведение S2.
Важность S2 выявляется при исследовании барограмм на
низкоширотных станциях. Здесь S2 имеют максимальную
1 См. Приложение И.
-328

амплитуду и, более того, обычно не затемняются большими
барическими изменениями, связанными с прохождением метео¬
рологических возмущений. На рис. 8.1 показаны регулярные
полусуточные подъемы и падения давления на низкоширотной
станции в противоположность типичным крупномасштабным
долгопериодным вариациям на среднеширотной станции. Мак¬
симум давления S2 наблюдается за 2—3 часа до местных
полудня и полуночи, а интервал изменений от максимума до
минимума (вблизи экватора) достигает 2 мб.
На станциях, находя¬
щихся вне низких широт,
S2 может быть опреде¬
лено только из данных,
осредненных по большому
числу месяцев. Большое
число определений по го¬
дам было сделано различ¬
ными исследователями.
Некоторые из них собраны
в ранней работе Симпсона
(Simpson, 1918), который
использовал наблюдения
за много лет для исследо^
вания S2. Гораздо позже
Гаурвиц (Haurwitz, 1956)
для изучения географиче¬
ского распределения и
функционального пред¬
ставления S2 использовал
8.3 а показаны географические распределения соответственно
А2 и а2. Амплитуда А2 убывает от экваториальных районов, где
она порядка 1 мб, к полярным, где она около 0,1 мб. Фаза а2
относительно постоянна в низких широтах, а в высоких —
крайне изменчива.
Фазовый угол здесь выражается в местном времени t' [см.
уравнение (8.1)]. Фаза, выраженная через среднее солнечное
время, в высоких широтах имеет поразительную регулярность,
а максимумы и минимумы более или менее совпадают со сред¬
ним гринвичским временем. Обычно колебание S2 разделяют
на две волновые компоненты, одна из которых движется вслед
за Солнцем на запад и поэтому имеет постоянную фазу по
местному времени, а другая стационарна относительно поверх¬
ности Земли и имеет поэтому постоянную фазу по гринвич¬
скому времени. Мы будем обозначать эти компоненты соответ¬
ственно через и S’®, указывая волновые числа долготного
распределения в некоторый данный момент времени. По ме¬
тоду наименьших квадратов можно разложить географическое
Рис. 8.1. Изменение приземного давления
со временем.
/ — Барбадос (13°04' с. ш.); 2 — Таллахасси
(30°26' с. ш.)
данные 296 станций. На рис. 8.2 а и
329

Рис. 8.2. Географическое распределение амплитуды А2 полусу¬
точного прилива в приземном давлении в единицах 10-2 мб
(по Гаурвицу, 1956)
а — анализ результатов измерений на 29G станциях; и — математическое
описание этих результатов

а)
Рис. 8.3. Географическое распределение фазового угла полу¬
суточного прилива в приземном давлении в градусах (представ¬
ляющих местное среднее время) (по Гаурвицу, 1956)
Уел. обозначения см. рис. 8.2

распределение S2 на две волны упомянутых типов. Согласно
результатам Гаурвица, для компоненты долготное измене¬
ние амплитуды согласуется с теорией (см. подпараграф 8.1.2)
и (в единицах 10-2 мб) может быть представлено следующей
формулой:
52 = 123 [Р2(») -0,182Р*0>)] sin (2t + 2><+ 158°),	(8.3)
где t — гринвичское время; X— долгота, отсчитываемая от
нуля на гринвичском меридиане (местное время t' = t + X) к вос¬
току и О — дополнение до широты, отсчитываемое от нуля на
Северном полюсе к югу. Функции Р|(^) и (&) — полунорми-
рованные присоединенные функции Лежандра, табулирован¬
ные, например, Гаурвицем и Крейгом (Haurwitz and Craig,
1952). Некоторые из свойств этих функций описаны в Прило¬
жении К. Используемые в формуле (8.3) функции Лежандра
симметричны относительно экватора, Р\ имеет на экваторе
максимум, а Р42—минимум. На экваторе (Ф = 90°)	Ро(&) =
= 0,866 и Р\ (&) = — 0,559. Поэтому на экваторе в соответствии
с приведенным разложением амплитуда 52 равна 1,19 мб.
Амплитуда убывает монотонно к полюсу и вблизи 80° с. ш.
(или ю. ш.) достигает 0,01 мб. Фазовый угол 158° соответствует
максимумам давления в 9,44 часа местного времени до и после
полудня.
Стоячая волна 5*2 (в единицах 10-2 мб) может быть пред¬
ставлена достаточно хорошо (Haurwitz, 1956) выражением
5^ = 8,5Р2 (В) sin (21 -f 118°),	(8.4)
где Рг (O')—функция Лежандра второго порядка (см. Прило¬
жение К). Эта функция симметрична относительно экватора;
она равна 1 на полюсах, нулю — на 55° параллели и —0,5000 —
на экваторе.
Величины А2 и а2 по вычислениям Гаурвица в разложениях
5| и 50 [соответственно формулам (8.3) и (8.4)] для сравнения
с данными, по которым были определены константы в этих
формулах, показаны на рис. 8.2 и 8.3.
Величины 5| и 5£ представлены для среднего годового ко¬
лебания 52. Известно, что колебание 5^ изменяется с сезоном.
Гаурвиц и Сепульведа (Haurwitz and Sepulveda, 1957) иссле¬
довали амплитуду и фазу колебания 52 как функцию широты
и сезона. Таблица 8.1 дает их результаты для амплитуды. Фа¬
зовые вариации, как оказалось, нерегулярны.
332

Т а б л и ц а 8.1
Амплитуды 59 в (миллибарах) как функции ши¬
роты для различных месяцев
Шпрота
Январь
А\арг
Июль
Сентябрь
30° 10. Ill.
0,85
0,86
0,82
0,94
15
1,08
1,16
1,03
1,17
0
1,22
1,32
1,09
1,29
15° с. ш.
1,24
1,28
0,93
1,13
30
0,95
0,94
0,71
0,86
45
0,43
0,46
0,37
0,45
60
0,13
0,18
0,13
0,19
Анализ этой таблицы показывает, что на данной широте
амплитуда имеет наименьшее значение в июле; на некоторых
широтах она имеет вторичный минимум в декабре. Видно, что
амплитуда в отдельные месяцы асимметрична относительно
экватора. Наибольших значений она достигает в северном
полушарии в январе и марте, а в южном — в июле и сентябре.
Суточная компонента Si солнечного прилива исследована
менее тщательно, чем полусуточная компонента. Ее изменения
с широтой и долготой гораздо менее регулярны, чем S2, в основ¬
ном из-за влияния орографии и распределения материков и
океанов.
Обработка данных, произведенная Гаурвицем (Haurwitz,
1963), дает следующее приближенное выражение глобального
распределения этой компоненты (для давления у поверхности,
в миллибарах):
Si = 0,59 sin3 & sin (tf -f 12).	(8.5)
Это выражение не является точным для амплитуды и фазы
в отдельных пунктах. Тем не менее оно употребляется, так как
дает некоторое представление о среднем характере S\. В соот¬
ветствии с формулой (8.5) Si составляет в среднем половину
амплитуды S2, имеет максимальную амплитуду на экваторе
и переходит через максимум примерно в 5 час. местного сред¬
него времени.
Восьмичасовые и шестичасовые колебания намного меньше,
чем Si и S2,	но	могут быть	выделены и изучены из анализа
большого ряда	наблюдений.	Эти колебания здесь не	будут
обсуждаться,	но	они имеются	в литературе (см. Siebert,	1961).
Лунный прилив намного меньше, чем Si или S2, и во вне-
тропических областях выделяется с очень большими трудно¬
стями. В тропических областях для надежного определения
лунного прилива требуется ряд наблюдений длительностью не
333

менее одного года. Тем не менее лунный прилив может играть
важную роль на высоких уровнях. Более того, в противопо¬
ложность солнечному приливу, для которого очень важным
является термическое влияние, лунный прилив вызывается
только силой притяжения, а эта сила может быть точно вычис¬
лена. Поэтому лунный прилив имеет большой теоретический
интерес.
Попытки изучения лунного прилива имеют длительную
историю и сопряжены с трудностями, обусловленными мало¬
стью амплитуды колебаний. Первое удовлетворительное опре¬
деление В2 и b2 для района, расположенного вне тропиков,
было сделано Чэпменом (Chapman, 1918) по данным наблю¬
дений за 64 года в Гринвиче. Чэпмен в своем анализе учел
случаи, когда полное изменение барометрического давления
составляло за сутки до 2,5 мм рт. ст.
Чэпмен и Уэстфолд (Chapman and Westfold, 1956) сумми¬
ровали результаты определений Ь2 на 69 станциях и изучили
географическое распределение Ь2 в сравнении с S2 на тех же
станциях. Основные детали приведены в их работе. Наиболее
интересными результатами являются следующие:
а) хотя В2 имеет долготные аномалии, подобные А2, но из¬
меняется в основном с широтой, убывая к полюсу от макси¬
мума вблизи экватора;
б) амплитуда L2 в среднем составляет одну двадцатую
часть S2;
в) фаза Ь2 такова, что максимум приземного давления
обычно наблюдается на час позже прохождения луны через
местный меридиан (но иногда и ранее прохождения).
Эти результаты иллюстрируются табл. 8.2 и 8.3, составлен¬
ными Чэпменом и Уэстфолдом (Chapman and Westfold, 1956).
Чэпмен (см., например, Chapman, 1951) подчеркнул свой¬
ственную Ь2 годовую вариацию, заключающуюся в увеличении
положения максимума давления после прохождения Луны че¬
рез меридиан и возрастании амплитуды в обоих полушариях
в ноябре и феврале. Эта годовая вариация не зависит от мест¬
ного сезона, как можно было бы ожидать. Так как, по мнению
Чэпмена, не существует годовой вариации лунной приливооб¬
разующей силы, то такое поведение Ь2 должно зависеть от
характеристик атмосферы и определять ее реакцию на дей¬
ствие приливной силы.
В дополнение к этим детальным исследованиям приливов
на поверхности Земли имеются некоторые количественные до¬
казательства приливных движений в ионосферных слоях.
(Более поздние прямые наблюдения приливных ветров в ниж¬
ней термосфере обсуждаются в параграфе 8.2.) Эти доказа¬
тельства состоят в основном из наблюдавшихся суточных (сол¬
нечных или лунных) вариаций земного магнитного поля,
334

Средние амплитуды Л2 и В2 (в 10 3 мб) и их отношения для 10-градусных широтных поясов
О -J
1 “.
о о
со
3
37,8
576
26,7
21,6
о X
со а
1 .
о о
см
3
24,7
876
46,3
18,9
10-20"
10. ш.
LO СО 2 о оГ
г-1 СО т—.
' 2 3
о2
Ю СО СП СО
^ СО - -
^ - со со СО
н
о
о.
2 о
6
5,1
1219
65,7
18,5
3
2 а
1 .
о о
см
'cf- СМ ^ !-<
ГНГНЮО)
§ з
1 .
О CJ
СО
7
26.3
821
45,0
18.3
о
« а
1 .
О о
15
36,3
551
25,1
22,0
® а
1 .
О о
LTJ
12 (11)
44,5
399
17,8
22,4
О •
«а
8 о
6
54,4
275
11.3
24.3
Характеристика
03
н
эХ о
X Он
X х
X X
со —1
н
и к
к
о X
5 Э
X Он сч сч~~с5
сх
е
EJ
X
О
DQ
Он
С
X
2
х
v
>>
CS
О.
U
о
3
03
о
м
се
«•
о
S
X
е*
CU
о,
U
с
Ц a
о о
СО со О со
СО 00 00
О 2
со a
1 .
о о
см —
СО 1^- СО •
lO СП СО
см a
2 2
Ю СП со со
^ 6
СО "^t1 «—11 оо
Ю О- 00
О 2
н
о
а,
2 о
СО Tt4 ю
^
S
3
2 a
1 7
О CJ
см
со ^ г- о
Ю О СП
® э
1
Ю- со
Ю СО СП
о о
со
о
° a
СО я
1 .
О о
lOOLO't
Г-н Tt СО 00
1—1
77 СМ 00
wio О-
о 6
ю
см
о
i-о a
1 .
О О
о
ю'СМ со 03
СП ю
ю
н
о
а
Н
я*
X
гХ
3
X
оз
Н
U
о w
2 1
=г <Г<Г «
335
П р и м е ч а н и е. См. примечание к табл. 8.2.

а также наблюдавшихся суточных вариаций определенных
ионосферных параметров. Хотя, как упоминалось в введении
к этой главе, в настоящее время невозможно определить де¬
тали приливных движений по этим наблюдениям, имеется воз¬
можность получить известные качественные заключения и этим
стимулировать развитие приливной теории. Эти общие сообра¬
жения собраны в обзоре Чэпмена (Chapman, 1961), в котором
читатель найдет ясное и относительно детальное обсуждение,
снабженное многочисленными ссылками.
Величины элементов, характеризующих магнитное поле
Земли, регулярно записывались на многочисленных магнитных
обсерваториях в течение более 100 лет. Замечательным свой¬
ством этих записей является наличие малых суточных коле¬
баний, форма которых зависит от наблюдаемого элемента,
а для данного элемента — изменяется с широтой (см. пара¬
граф 9.1). Эти вариации состоят из суточной и полусуточной
компонент. Тщательный анализ записей обнаруживает некото¬
рые меньшие колебания, преимущественно полусуточные, свя¬
занные с лунными сутками.
Объяснение этих малых периодических магнитных вариаций
впервые предложил Стюарт (Stewart, 1882), и оно известно
как динамо-теория. В соответствии с этой теорией периодиче¬
ские приливные движения на высоких уровнях смещают иони¬
зированный воздух поперек силовых линий основного магнит¬
ного поля Земли, что, как в динамо-машине, формирует поле
индуцированных электромагнитных сил. Результирующий ток,
обусловленный преимущественно свободными электронами,
является сложным результатом глобального распределения
индуцированного электрического поля, эффектов столкновений,
и собственного влияния магнитного поля. Эта токовая сис¬
тема вызывает магнитные эффекты, которые проявляются на
поверхности Земли в форме периодических магнитных ва¬
риаций.
Из наблюдавшихся магнитных вариаций можно определить
силу и глобальное распределение электрических токовых си¬
стем в верхней атмосфере, которые должны вызывать эти ва¬
риации. Это хорошо известно в любой момент времени (см.,
например, Chapman and Bartels, 1940). Чтобы перейти от то¬
ковых систем к периодическим движениям воздуха, следует
ввести дальнейшие допущения. Электрическая проводимость
верхней атмосферы является сложной тензорной величиной,
зависящей от ионизации, частоты столкновений и местного на¬
правления магнитного поля. Кроме того, она изменяется во
времени и пространстве. Хотя эта трудность может быть
в принципе преодолена путем вычислений, основанных на ионо¬
сферных и магнитных измерениях, существует вторая труд¬
ность, состоящая в том, что токовые системы, выведенные из
336

магнитных данных, описывают интегральный по вертикали эф¬
фект (вероятно, преимущественно в области высот 90—125 км),
а не токи на отдельных уровнях. Поэтому, если приливные
ветры заметно изменяются с высотой в этой области, то все,
что может быть получено из динамо-теории, является резуль¬
тирующим эффектом.
Кроме перечисленных трудностей, даже простой анализ
дает указание на то, что компоненты приливного ветра в тер¬
мосфере, если ими обусловлен динамо-эффект, должны быть
намного больше, чем те, которые существуют у поверхности
Земли, и, более того, что приливные колебания должны иметь
совершенно другую фазу, чем у поверхности. Объяснение этих
двух заключений должно быть задачей приливной теории.
Ионосферные измерения также обнаруживают определен¬
ные периодические вариации, связанные с солнечными или
лунными сутками. Например, эквивалентная высота отражения
от слоя Е (см. параграф 9.2) изменяется с периодом в поло¬
вину лунных суток, как это впервые было отмечено Эпплтоном
и Уиксом (Appleton and Weekes, 1939). Из ионосферных дан¬
ных трудно выделить эффекты солнечных приливов, так как
ионизация тесно связана с величиной солнечного зенитного
угла (см. параграф 4.4), а периодические вариации, тесно свя¬
занные с этим эффектом, являются маскирующими по отноше¬
нию к периодическим движениям воздуха. Однако определен¬
ные аномальные эффекты в области F (см. параграф 9.3) от¬
носятся к приливным движениям (лунные или солнечные), как
это показано Мартином (см., например Martyn, 1955). Теория
вариаций на этих уровнях, однако, очень сложна и включает
движения, которые возбуждаются динамо-эффектом первичных
приливных движений в области Е.
По иронии судьбы, большинство, нашей информации полу¬
чено из данных, которые относятся к поверхности Земли и от¬
сутствуют для промежуточных атмосферных областей. Наблю¬
дения промежуточной атмосферы, которые являются достаточ¬
ными для многих целей, получены не с той частотой, которая
необходима для систематического изучения атмосферных
приливов. Все же рассмотрим несколько таких исследова¬
ний.
Джонсон (Johnson, 1955) использовал ветровые данные для
поверхности 100 мб над Британскими островами за 1950,
1951 гг. в тех случаях, когда ветровые наблюдения проводи¬
лись через 6 час. (3, 9, 15 и 21 час гринвичского времени). Он
объединил эти данные с ветровыми данными для поверхности
150 мб над Британскими островами за 1944—1947 гг., когда
ветровые наблюдения также проводились через 6 час., но в 0,
6, 12 и 18 час. гринвичского времени. По этим данным он вы¬
числил первые четыре гармоники суточной вариации и нашел
12 Заказ 21 GO
337

очень малую (амплитуда менее 2 км/час) полусуточную вари¬
ацию, находящуюся в фазе с приливом, отмечаемым у поверх¬
ности Земли. Он нашел также суточную компоненту той же
амплитуды.
Харрис, Фингер и Тьюлс (Harris, Finger and Tewels,
1962)	подобным образом использовали преимущественно из¬
менения времени наблюдений и объединили данные, получен¬
ные в 03, 09, 15 и 21 час гринвичского времени с апреля 1956 г.
по март 1957 г., с данными, полученными в 0, 6, 12 и 18 час.
гринвичского времени с апреля 1957 г. по март 1958 г. Обрабо¬
тав данные для Лайс Фельда, Терсейра, Азоры, они вычислили
суточные и полусуточные компоненты ежедневных вариаций
ветра (а также давления и температуры) для каждого кален¬
дарного месяца и нескольких уровней давления вплоть до 15 мб.
Амплитуды, как правило, имели величину порядка нескольких
см/сек. и изменялись нерегулярно от месяца к месяцу и от уровня
к уровню. Их результаты для поверхности 100 мб находятся
в хорошем соответствии с результатами Джонсона, но только
имеют гораздо большую разность фаз для суточной компо¬
ненты. Таким образом, видно, что приливные колебания на вы¬
соте 25—30 км очень малы и не могут быть изучены в деталях
по имеющимся данным.
Имеются также одна или две попытки исследования при¬
ливных компонент в верхней стратосфере и мезосфере с по¬
мощью специальных наблюдений. Ленхард (Lenhard, 1963)
обработал 23 ветровых наблюдения, сделанные в течение
24 час. с помощью зондирующей системы Робин (см. подпара¬
граф 3.4.2) над военно-воздушной базой Эглин, Флорида, и вы¬
числил суточные и полусуточные компоненты вариаций ветра на
высотах 35, 43 и 64 км. Амплитуды этих компонент имеют тен¬
денцию к возрастанию с высотой и колеблются в основном
между 1 и 10 м/сек. Фазы меняются с высотой крайне нерегу¬
лярно. В связи с тем что из односуточных данных невозможно
получить статистически достоверные определения приливов
(см. Приложение И), приведенные данные можно рассматри¬
вать как некоторые указания на размеры приливов для этих
уровней.
8.1.2.	Теория атмосферных приливов. Гравитационные силы
и резонанс
С точки зрения теории долго оставалось непонятным, по¬
чему в атмосфере S2 превышает L2 и S\. Такая ситуация хо¬
рошо изложена лордом Кельвином в 1882 г., когда он выдви¬
нул предположительное объяснение этого, называемое резо¬
нансной теорией. Согласно Кельвину (Kelvin, 1882), «причиной
338

полусуточной вариации барометрического давления не может
быть влияние силы притяжения Солнца, потому что если бы
это было так, то гораздо большим должно было бы быть лунное
влияние того же вида, в то время как лунный барометрический
прилив мало заметен. Поэтому очевидно, что полусуточная ва¬
риация барометрического давления обусловлена температурой.
Но суточный член в гармоническом представлении вариации
температуры несомненно намного больше всех других гармо¬
ник и в том числе полусуточной. В то же время полусуточный
член в барометрическом эффекте, обусловленный вариацией
температуры, намного больше, чем суточный. Объяснение,
вероятно, следует искать в рассмотрении колебаний атмосферы
как целого в свете формул, которые даны Лапласом в его
«Небесной механике» для океана и которые должны быть при¬
менимы и к атмосфере. Если при вычислении приливообразу¬
ющей силы заменить гравитационное влияние термическим и
исследовать виды колебаний, соответствующие суточным и по¬
лусуточным членам в термическом влиянии, то, вероятно, можно
обнаружить, что период свободных колебаний атмосферы
много меньше 24 час. и близок 12 час.; поэтому, несмотря на
сравнительно малую величину приливообразующей силы, ре¬
зультирующий прилив намного больше для полусуточного
члена, чем для суточного».
Развитие теории атмосферных приливов мы более просле¬
живать не будем, а для знакомства с ее интересной историей
отошлем к литературе (см. Chapman, 1951; Siebert, 1961).
Вместо этого рассмотрим современное состояние теории с ссыл¬
ками на последние работы в соответствующих местах текста и
особенно в связи с резонансной теорией.
В теории атмосферных приливов используются сферические
координаты г, 'О1, А, с началом в центре Земли, где г — радиус-
вектор, г") — дополнение до широты, положительное к югу от
Северного полюса, и А — долгота, положительная к востоку.
Соответствующие компоненты приливного ветра будут w,.
и vx.1 Невозмущенные значения давления, плотности и тем¬
пературы обозначаются через р0, ро, Дь а возмущения этих ве¬
личин, обусловленные приливными колебаниями, через р', р',
Т'. Другие символы будем определять по мере их введения,
если они ие употреблялись уже в этой книге. При обсуждении
будут учитываться только гравитационные приливы; эффекты
1 В большинстве работ по приливной теории вертикальная скорость ветра
обозначается через w, меридиональная (положительная к югу) скорость
ветра i/g. — через и, зональная (положительная к востоку) скорость
ветра vx—через v. Такие обозначения не совпадают с обычными метеоро¬
логическими, используемыми в этой книге. Согласно последним, и является
зональной компонентой, a v — меридиональной.

периодического нагревания рассмотрены в подпараграфе
8.1.3.	.
При этом делаются следующие допущения1:
1) Т0 изменяется с высотой произвольным образом, кото¬
рый может быть специально задан, но Т0 не изменяется с ши¬
ротой или долготой;
2) Ро и р0 связаны с Г0 уравнениями статики и состояния
для идеального газа;
3) р\ г/, Т\ vih гг, w являются малыми величинами,
квадратами и произведениями которых можно пренебречь;
4) эллиптичностью Земли, вертикальным ускорением, вяз¬
кими силами, вертикальным изменением радиуса-вектора и
вертикальным изменением g пренебрегается;
5) все движения считаются адиабатическими (кроме неади¬
абатического периодического изменения температуры, которое
служит приливообразующей силой, как это указывается в под¬
параграфе 8.1.3);
6) параметр Кориолиса в уравнении движения для верти¬
кальной компоненты и параметр Кориолиса, связанный с w,
в уравнениях движения опущены.
При этих допущениях уравнения движения Эйлера для вра¬
щающейся Земли (см. Приложение Л) будут иметь вид:
Здесь со — угловая скорость вращения Земли (7,292Х
ХЮ-5 сек.-1), ге — радиус Земли (6,371 -108 см) и Q — потен¬
циал, описывающий гравитационные приливообразующие силы
(Lamb, 1932). Величина г заменена вертикальной координа¬
той г. Она направлена, как и г, но равна нулю на поверхности
Земли, где г=ге.
Уравнение неразрывности будет
1 Обсуждение справедливости этих допущений и работы, относящиеся
к изучению этих эффектов, см. у Зиберта (Siebert, 1961). Сейчас нет основа¬
ний сомневаться в общей справедливости теории для большинства приложе¬
ний к атмосфере, однако на достаточно высоких уровнях должны быть важ¬
ными нелинейные члены, молекулярные проводимость и вязкость.
(8.8)
(8.7)
(8.6)
(8.9)
340

где х—величина дивергенции, которая при сделанных допу¬
щениях и введенных координатах дается выражением
И, наконец, адиабатическая форма первого закона термо¬
динамики может быть записана следующим образом:
где у — отношение удельных теплоемкостей (cp/cv) и Н0 —
приведенная высота (RT0/gm).
Очевиден, хотя и несколько утомителен, способ исключения
переменных из пяти линейных дифференциальных уравнений
(8.6) — (8.9), (8.11) и получения одного дифференциального
уравнения в частных производных для одной из переменных.
Так как мы интересуемся только периодическими вариациями
известного периода и так как решения должны одинаково из¬
меняться с X, то мы можем написать, что
где ei = 2nl/td, ta — величина средних солнечных суток (для
колебаний Si), а пг равно нулю для стационарных колебаний
и положительно для колебаний, идущих на запад. Конечное
уравнение в частных производных обычно получается для yv.
Оно имеет вид1
где к=(у—1)/v и F — оператор, зависящий только от гори¬
зонтальных координат. Он дается выражением
В этом операторе период колебаний входит через пара¬
метр /, который равен (щ/2со) или, в других обозначениях,
I ~ (nl!odtd).
Решение уравнения (8.13) проводится методом разделения
переменных. Пусть y(z, Ф) = Z(2)©(,0') и пусть 1/А — константа
разделения, где А — имеет размерность длины. Тогда уравне¬
1 См., например, детали вывода у Зиберта (Siebert, 1961). Малым чле¬
ном (d2Q/dz2) пренебрегается.
д£
dt
дро
dz
Т gH0[
(8.11)
z>9, vx, w, p', o', 7vcoexp	imX),
(8.12)
p Г,
dz 4^2	[
dHo_
dz
•) 7. ] -- 0,	(8.13)
1 d ( sin 0 d
m
m
sin U db 1 /2 — cos2 \) cH>
/2 —cos2» 1 sin2 \\
f /2 — COS2 Я J ’
(8.14)
341

ние (8.13) сводится к двум обыкновенным дифференциальным
уравнениям:
Уравнение (8.15) является приливным уравнением Лапласа.
Оно применяется к колебаниям неограниченного, однородного
и несжимаемого океана одинаковой глубины А, окружающего
Землю. Мы будем называть уравнение (8.16) радиальным урав¬
нением.
Общее решение, поскольку мы имеем дело с линейными
уравнениями, является обычной суммой решений типа, ука¬
занного выше. Таким образом, формально
Разумеется, можно аналогичным образом выразить и дру¬
гие переменные (^, vv w, р\ V, р') через %, хотя мы не будем
выписывать здесь этих формальных выражений. Большинство
из них дано Зибертом (Siebert, 1961).
К анализу поведения отдельных приливных колебаний
можно приступить следующим образом. Изучаемые колебания
характеризуются определенными значениями / и т\ например,
522 имеет 1 = 2 и т = 2. Тем самым определяются и частота, и сц,
и параметр /, который фигурирует в выражении (8.14). Для
данных / и т уравнение (8.15) имеет, вообще говоря, беско¬
нечное число решений	каждому из которых соответствует
своя величина A, Az>n, которая обычно называется эквивалент¬
ной глубиной по аналогии с идеализированным океаном,
упоминавшимся выше. Можно говорить о колебаниях, характе¬
ризуемых определенными величинами / и т, как о волновом се¬
мействе и относить каждое из колебаний этого семейства (для
определенной величины п) к некоторому волновому типу. Для
данного волнового типа можно пытаться решить радиальное
уравнение (8.16) при соответствующих граничных условиях и
для h имеющего значение h"ln соответственно рассматриваемому
волновому типу.
Коэффициенты уравнения (8.16) зависят от Я0, а поэтому
и от допускаемого вертикального распределения температуры
в невозмущенной атмосфере. Амплитуда некоторого волнового
типа и ее изменения с высотой, следовательно, определяются
этим вертикальным распределением температуры. В частности,
может случайно оказаться, что некоторый волновой тип имеет
(8.15)
IdhL	\dZ_ , / , ЛНЛ
( dz	j dz '	'	dz	j
X = °-	<8Лб)
I m n
342

эквивалентную глубину hfп, которая в соответствии с опре¬
деленным типом температурного распределения приводит
к большому увеличению этого волнового типа. Это и есть явле¬
ние резонанса.
Относительно проста процедура определения, по крайней
мере качественного, когда данный волновой тип испытывает
резонанс. В случае свободных колебаний (£2 = 0) и для верти¬
кального распределения температуры, сходного с тем, которое
имеет место в принятой атмосфере, получаем решение ради¬
ального уравнения, удовлетворяющее граничным условиям
только для определенного значения А. Такая величина может
быть названа собственным значением для атмосферы и обозна¬
чена через А. В случае вынужденных (приливных) колебаний,
когда £2^0, радиальное уравнение имеет решения, которые
удовлетворяют граничным условиям для некоторой величины Л,
например, для эквивалентной глубины hf п, соответствующей
некоторому волновому типу. Такое различие возникает из-за
того, что одним из граничных условий является со = 0 при z = 0,
а выражение для w содержит в случае приливных колебаний
член с £2, который отсутствует в случае свободных колебаний.
Однако оказывается, что если эквивалентная глубина для
частного волнового типа примерно равна одному из собствен¬
ных значений для атмосферы А, то этот волновой тип сильно
возрастает. (При допущениях, используемых в этой теории,
амплитуда должна быть бесконечной, если эквивалентная глу¬
бина точно равна одному из А.) Следует обсудить заключение
о резонансе с целью сравнения атмосферных собственных зна¬
чений, которые соответствуют заданному вертикальному рас¬
пределению температуры, с эквивалентными глубинами, кото¬
рые соответствуют различным волновым типам (эквивалентные
глубины их не зависят от вертикального распределения темпе¬
ратуры 1).
Приливное уравнение Лапласа (8.15) широко изучалось.
Его решения даны через функции Хаффа (Haugh, 1897, 1898),
которые можно представить в виде рядов по присоединенным
функциям Лежандра. Эквивалентные глубины и функции
Хаффа, соответствующие нескольким важным волновым типам
для Земли, представлены в табл. 8.4, по Зиберту, (Siebert,
1961).
1 Иначе это сравнение можно сделать через периоды колебаний. Если
н приливное уравнение Лапласа вставить собственное значение для атмо¬
сферы h и определить величину т, тогда решение уравнения определяет вол¬
новые типы с определенным периодом (в общем, не кратным солнечным или
лунным суткам). Говоря о свободных периодах, можно сказать, что мы инте¬
ресуемся определением, имеет ли наша атмосфера свободный период, близкий
343

Таблица 8.4
Эквивалентные глубины и функции Хаффа для нескольких важных
волновых ТИПОВ1
I = 2, т ----- 2, J = 1,4,544-10~4 сек."1,
/=0,99727.
/&2 27,85 км
0|2=-Р| —0,339	...
=2,11 км
е|4 = 0,202	-j->|	— 0,819f| 4- 0,24Я| - ...
1 = 2, т = '2, я = 1,4052-10~4 сек."1.
/= 0,96350
Лд 2= 7,07 км
= ^2-0.375^-1- ...
/*2>4 = 1,85 км
©2>4 - 0/227Р2 -г Я4 - 0,951Я| -г 0,32р\ — ...
I —- 3, т = 3, с — 2,1817-10~4 сек.-'1,
/= 1,4959
Лз'з = 12,89 км
вз.з = ^--0.105^3 4- ...
Ь\л = 7,66 км
«£,	/>;	о,1б1/>‘	...
1 Вычислено для значения земной константы g7(4r2u>2) = 1,1349 X
X Ю“2 км-1. Члены в функциях Хаффа с коэффициентами менее 0,1 опу ¬
щены.
2
Для важного волнового семейства S2 можно видеть, что
волновой тип @22 имеет широтное распределение, до некоторой
степени схожее с наблюдаемым, как представлено, например,
Гаурвицем [см. формулу (8.3)]. На рис. 8.4 эти распределения
сравниваются, причем оба нормированы к единице на экваторе.
На обоих заметно хорошо известное уменьшение S2 от эква¬
тора к полюсу, хотя наблюдаемая амплитуда несколько больше
в средних широтах, чем амплитуда волнового типа в^. Другие
волновые типы семейства S2 имеют совсем другое широтное
распределение и ясно, что в связи с теоретическими результа¬
тами должен рассматриваться только волновой тип 0|2, соот¬
ветствующий смещающемуся солнечному полусуточному коле¬
банию.
Суточные колебания столь детально не исследовались. Тем
не менее, в соответствии с Зибертом, эквивалентные глубины
Волновое семейство S?,\
Волновой тип п --- 2;
Волновой тип п = 4:
Волновое семейство L\\
Волновой тип п — 2:
Волновой тип п -- 4:
Волновое семейство
Волновой тип п — 3:
Волновой тип п == 4:
344

для этих колебаний совсем малы. Например, Зиберт, по
ссылке Керца, дает величину /?\ г -- 0,63 км. Волновые типы
с большими п должны давать еще меньшие величины h.
Эквивалентная глубина	равна 7,85 км и следует по¬
ставить вопрос, какая реальная атмосфера может иметь соб¬
ственное значение, близкое к этой величине. Очевидный ответ
на этот вопрос состоит в испытании более или менее реальных
моделей вертикальных температурных распределений, которые
могут быть использованы. Лаплас (см. Chapman, 1951) пока¬
зал, что в случае атмосферы с изотермическим изменением
состояния и изотермическим распределением температуры
h = H0. Ламб (Lamb, 1910) продемонстрировал, что для атмо¬
сферы с адиабатическим изменением состояния и сухоадиаба¬
тическим падением температуры /г = Я0(0), т. е. равна приве¬
денной высоте на уровне Земли.
Этот результат в основном справедлив и для автобаротроп-
ной атмосферы (Haurwi'tz, 1937). Для средней поверхностной
температуры приведенная высота на уровне земли ненамного
превышает 7,85 км, т. е. резонансная теория получает суще¬
ственное подтверждение. Однако в 1929 г. Тэйлор отметил, что
двухслойная атмосфера с постоянным падением температуры
в нижнем слое (похоже на тропосферу) и с изотермическим
верхним слоем (похоже на нижнюю стратосферу) имеет только
одно собственное значение с величиной, близкой 10 км. Так как
это более реальная модель, чем использовавшаяся ранее, то
резонансная теория подверглась серьезным сомнениям.
Исследуя указание Тэйлора (Taylor, 1936) на то, что более
реальная модель атмосферы может иметь более чем одно соб¬
ственное значение, Пекерис (Pekeris, 1937) рассмотрел пяти¬
слойную атмосферу с максимумом температуры на высоте
fO 80	70	SO	SO	40	30	ZQ	10	О'с.ш
Рис. 8.4. Широтное распределение теоретического вол¬
нового типа 02 2 (1) и амплитуды S22 (2) (по Гаур-
вицу, 1956)
345

около 60 км и минимумом около 80 км. Он нашел, что для тем¬
пературного распределения, согласующегося с тем, что было
известно о верхней атмосфере в то время, действительно может
быть второе собственное значение, очень близкое к 7,85 км. Пе-
керис также показал, что в атмосфере этого вида волновой тип
0922 должен иметь много большую амплитуду и совсем другую
фазу на ионосферных уровнях, чем на уровне земли, как это
следует из теории магнитных ва¬
риаций. Дальнейшие вычисления
этого рода проделаны Уиксом и
Уилксом (Weekes and Wilkes,
1947) и Уилксом (Wilkes, 1949),
которые определили типы темпе¬
ратурного распределения, под¬
тверждающие это заключение.
На рис. 8.5, заимствованном
у Уилкса (Wilkes, 1949), пока¬
зан один из этих принципиаль¬
ных результатов. Трудность объ¬
яснения его состоит в том, что
ракетные наблюдения не дают
таких высоких температур на
стратопаузе, которые требуются
теорией (см. обсуждение в гла¬
ве 3).
Резонансное увеличение вол¬
нового типа может быть выра¬
жено количественно путем зада¬
ния амплитуды поверхностных ко¬
лебаний давления в единицах
(—po(O)Q), которая должна быть
амплитудой поверхностных коле¬
баний давления для равно¬
весного прилива (Lamb, 1932). В этих единицах чисто гра¬
витационный солнечный прилив, для того чтобы произвести на¬
блюдаемые колебания 522, должен увеличиться примерно в 80
раз. На рис. 8.6, основанном на некоторых вычислениях Яккиа
и Копалы (Jacchia and Kopal, 1952), показано, что для строе¬
ния атмосферы, взятого по некоторым ранним ракетным ре¬
зультатам, имеется лишь двух- или трехкратное увеличение,
в то время как модель атмосферы, которая должна произво¬
дить требуемое увеличение, включает значительно более высо¬
кие температуры на стратопаузе. Сен и Уайт (Sen and While,
1955) подчеркнули эту точку зрения. Было показано, что тео¬
рия, учитывая ее приближенность, довольно грубо предсказы¬
вает наблюдаемое увеличение L\.
Рис. 8.5. Возможные профили
температуры для атмосферы с соб¬
ственным значением около 7,85 км
(по Уилксу, 1949).
Такая атмосфера может иметь темпе¬
ратурный профиль ABCDEFG или
A'B'C'D'E' F'G', где Е' находится на
кривой ЕЕ'. Замена ВС температур¬
ным распределением BXYC не оказы¬
вает заметного влияния.
346

Чэпмен (Chapman, 1924) показал, что наблюдаемая фаза
vS*2 2 на поверхности требует участия термических приливообра¬
зующих сил. Как мы видели, важность термических эффектов
была доказана еще Лапласом для наблюдавшихся относитель¬
ных амплитуд S2 и L2. В случае преобладания резонанса терми¬
ческие и гравитационные эффекты должны быть сравнимыми
по величине. Если увеличение так мало, как считается теперь,
то прилив по своему происхождению должен быть термиче¬
ским. При этих обстоятельствах неожиданным является тот
Эквивалентная глубина
Рис. 8.6. Некоторые модели атмосферы и соответствую¬
щие кривые увеличения (по Зиберту, 1961).
/ — атмосфера Яккиа и Копалы (1952) для большого резонанса
для 0^ о> 2 —атмосфера, соответствующая более ранним ракет¬
ным результатам (рассчитанным Яккиа и Копалом); 3 — плос¬
кая двухслойная атмосфера и математическая модель Зиберта.
причем резонансная кривая (вычисленная Зибертом, 1961)
та же самая.
факт, что полусуточный прилив гораздо регулярней и даже
больше по величине, чем суточный прилив, тогда как периоди¬
ческое нагревание благодаря солнцу имеет главным образом
24-часовой период.
По заключению Зиберта (Siebert, 1961), возможное объяс¬
нение настоящего положения состоит в том, что приливы вы¬
зываются термическими силами, но суточный прилив, хотя и
возбуждается сильнее, чем полусуточный, каким-то образом
подавляется в атмосфере. Поэтому необходимо рассмотреть
возможные источники термического возбуждения и их влияние,
чему мы посвятили подпараграф 8.1.3.
347

8.1.3. Теория атмосферных приливов. Термические силы
Теория, представленная выше, не учитывала возможности
термических сил и должна быть изменена так, чтобы учиты¬
вать их влияние.
Пусть J является периодической функцией времени (как
функция К г), представляющей изменение тепла на единицу
массы в единицу времени, которое обусловлено неадиабатиче¬
скими эффектами (например, радиацией). Вариации темпера¬
туры, обусловленные /, могут быть двух типов: первоначаль¬
ные периодические колебания температуры, вызванные непо¬
средственно периодическим нагреванием и охлаждением, кото¬
рое может вызывать атмосферные приливы, вторичные колеба¬
ния, связанные с результирующими приливными колебаниями.
Основные уравнения (8.6) — (8.9) тогда не изменяются, но урав¬
нение (8.11) приобретает дополнительный член [(у—1)роЛ
в правой части.
Результирующее дифференциальное уравнение в частных
производных, соответствующее (8.13), содержит члены, вклю¬
чающие /. Если допустить, что для данного периода и волно¬
вого числа величина J"1 (ft, z) может быть представлена рядом
вида
'Г = 2У{?Л (*)©?„(&).	(8.18)
п
то переменные легко могут быть разделены и приливное урав¬
нение Лапласа (8.15) не изменяется. Однако радиальное урав¬
нение сильно усложняется. Анализ последнего в значительной
степени упрощается заменой переменных (которая должна
быть введена в подпараграфе 8.1.2, но для дискуссии об этом
не было нужды). Определим новую независимую и зависимую
переменные С и г\ следующим образом:
<8Л9>
о
г{ ехр (С 2) = Z	.	(8.20)
Для этих переменных радиальное уравнение, учитывающее
нагревание, получается в виде
4 ( гг .(/Но
1г[-'-н" + ж
тг=	(8.21)
В этом уравнении 1 является функцией только £ и пред¬
ставляется одним из слагаемых J[см. уравнение (8.18)]. Ана¬
логично h является эквивалентной глубиной для соответствую¬
щего волнового типа, a Z (и поэтому г\) представляет верти-
348

кальное распределение амплитуды дивергенции, обусловленное
этим волновым типом. Однако для упрощения обозначений
здесь и в дальнейшем индексы временно опущены.
Если уравнение (8.16) будет записано в функциях £ и ц
[/ = 0 в определяющем уравнении (8.20)], то оно должно быть
точно такой же формы, как левая часть уравнения (8.21). По¬
этому решение последнего состоит из однородной части, кото¬
рая является тем же самым (в функции г|), что и решение,
в случае когда нагревание отсутствует, и частного решения,
которое соответствует вертикальной зависимости параметра J.
Кроме совсем простейшего вертикального распределения Ы0 и /,
эти решения могут быть получены только численно. В настоящее
время это не слишком осложняет проблему. Реальная труд¬
ность состоит в уточнении функции нагревания / с достаточной
точностью, пользуясь нашими знаниями радиационных процес¬
сов (и температурных изменений) в атмосфере.
С этой целью могут быть предложены и рассмотрены три
источника нагревания. Во-первых, что наименее очевидно, суточ¬
ная температурная волна вызывается радиационными процес¬
сами на поверхности земли и распространяется в атмосферу
термической (турбулентной) проводимостью. Во-вторых, суще¬
ствует прямое поглощение солнечной радиации водяным паром
в тропосфере. И в-третьих, имеется прямое поглощение солнеч¬
ной радиации озоном в стратосфере. Мы будем рассматривать
эти источники последовательно.
Чэпмен (Chapman, 1924) был первый, кто последовательно
изучил эффект поверхностного нагревания. В модели, исполь¬
зованной им (и в последующих исследованиях этого эффекта),
считалось, что периодические тепловые колебания, генерируе¬
мые на поверхности земли, распространяются вверх путем тур¬
булентной проводимости с коэффициентом проводимости, кото¬
рый не изменяется с высотой и во, времени. Хотя последнее до¬
пущение содержит некоторое ограничение вследствие сильной
зависимости турбулентной проводимости от статической устой¬
чивости, оно не изменяет основного результата вычислений.
Последний состоит в том, что величина колебания 5^, возбуж¬
даемая таким образом, слишком мала, чтобы объяснить на¬
блюдения без явлений резонанса (Chapman, 1924; Wilkes, 1951;
Senand White, 1955; Siebert, 1961). Причина этого заключается
в том, что нагревание, хотя оно достаточно велико вблизи по¬
верхности земли, действует в относительно тонком слое атмо¬
сферы и поэтому не является эффективным приливообразую¬
щим механизмом.
С другой стороны, согласно Зиберту (Siebert, 1961), погло¬
щение солнечной радиации водяным паром может быть суще¬
ственным фактором. Воздух в тропосфере, разумеется, подвер¬
гается ряду радиационных процессов, таких как поглощение
349

длинноволновой радиации от земной поверхности, а также из¬
лучение. Однако в первом приближении эти процессы остаются
постоянными в течение суток и поэтому не дают вклада в пе¬
риодические изменения. Амплитуда нагревания, обусловлен¬
ного поглощением водяным паром, очень мала; тем не менее
нагревание действует во всей тропосфере и в фазе на всех
уровнях. Согласно расчетам Зиберта, при идеализированном
представлении этого эффекта и использовании его в описанной
выше теории прогнозируемая амплитуда колебаний 5|2 состав¬
ляет примерно одну треть от наблюдаемой амплитуды. Вычис¬
ленный фазовый угол дает максимум в 9 и 21 час.
В той же самой работе Зиберт указал на возможность
важного вклада, обусловленного поглощением солнечной ради¬
ации озоном в стратосфере. Упрощенная модель (для измене¬
ния температуры по вертикали), использованная Зибертом,
весьма неточна на стратосферных уровнях и поэтому не в со¬
стоянии пролить свет на этот эффект в деталях. Смел и Бат¬
лер (Small and Butler, 1961) и Батлер и Смелл (Butler and
Small, 1963) использовали более реальную модель для темпе¬
ратуры и методом численного интегрирования исследовали эф¬
фект озонного нагревания. Они пришли к выводу, что эта мо¬
дель в состоянии достаточно удовлетворительно объяснить
наблюдавшиеся приливные колебания.
В подобных исследованиях прежде всего необходимо уточ¬
нить функцию нагревания, которая имеется в правой части
выражения (8.21). Обычно считают, что периодические изме¬
нения скорости нагревания вызваны только поглощением сол¬
нечного излучения, а результирующее инфракрасное излучение
сохраняет примерно одну и ту же величину в течение суток.
Скорость нагревания и его распределение во времени и про¬
странстве зависят в этом случае от плотности озона и его рас¬
пределения во времени и пространстве (и, конечно, от солнеч¬
ного зенитного угла, изменения которого хорошо известны).
Как показано в главе 5, полное содержание озона и его широт¬
ные и сезонные изменения известны. Однако очень мало
известно о вертикальном распределении озона выше, ска¬
жем, 30 км. Теоретические вычисления, наблюдения по методу
обращения и весьма немногие ракетные измерения (см. пара¬
графы 5.2 и 5.3) показали общий характер этого вертикаль¬
ного распределения, но дали совсем немного об изменениях
вертикального распределения с широтой и сезоном. Поэтому
придется сделать некоторые допущения об этом.
Батлер и Смел (Butler and Small, 1963) в связи с требова¬
ниями теории допустили, что плотность озона может быть
представлена как
М+) = [P«(z)U/(M4.	('8-22)
-350

где t+ — есть время года, измеряемое от момента весеннего
равноденствия в северном полушарии. Они эмпирически опре¬
делили функцию t+) в соответствии с наблюдавшимися се¬
зонными и широтными вариациями полного содержания озона,
считая, что плотность озона на всех уровнях в верхней страто¬
сфере пропорциональна полному содержанию озона. Это до-
ГЧ)
а:
*
at
АО км
120
180
Рис. 8.7. Широтные изменения полусуточных
коэффициентов Фурье при суточном изменении
поглощения солнечной радиации за счет озона
в северном полушарии (по Батлеру и Смеллу,
1963)
а — осеннее равноденствие; б—летнее солнцестояние
лущение уже использовалось ранее для других целей, однако
оно не имеет реального обоснования ни в наблюдениях, ни
в теории. Остается неясным, как более реальное представление
f($, t+) должно повлиять на результаты Батлера и Смела, по¬
этому, по крайней мере, детали этих результатов должны счи¬
таться предварительными, до тех пор пока они не будут уточ¬
нены.

Если функция /(iЭ1, /+) может быть определена соответству¬
ющим образом, то дальнейшая процедура состоит в вычис¬
лении / как функции местного времениi, высоты и широты
для некоторого времени года или среднего годового значения
(см., например, рис. 4.19); затем в расчете коэффициентов
Фурье суточных вариаций для всех высот и широт; далее
в анализе коэффициентов этого колебания (скажем, 1 = 2, т = 2)
в представлениях через функции Хаффа на всех высотах. Эта
процедура дает значение У™Л(С) при использовании выражения
(8.21) для каждого волнового типа. Например, на рис. 8.7
представлены результаты расчетов Батлера и Смела полусу¬
точных коэффициентов Фурье для широтных вариаций на раз¬
личных высотах и для двух времен года. Эти вариации затем
должны быть выражены через функции Хаффа.
Результаты Батлера и Смела во многих важных чертах со¬
ответствуют фактам наблюдений. Они предсказывают колеба¬
ния S% на уровне земли, которые аналогичны наблюдаемым,
дают большую разницу2 между SI на земле и на высоких уров¬
нях, предсказывают годовое изменение и поведение малых
колебаний Наиболее важным и интересным является прог¬
ноз малых колебаний S\, несмотря на относительно большую
амплитуду члена </}, учитывающего эффект нагревания. Об¬
щее решение уравнения (8.21) будет
7i (Q С (та -f iri2) -f / (С),	(8.23)
где С — комплексная постоянная интегрирования, определяе¬
мая из граничных условий, гц и г[2 — независимые решения
однородного уравнения (8.21) и 1(1)—частное решение (8.21).
Амплитуда приливных колебаний в основном зависит от
величины /(£). Частное решение /(£), даваемое некоторым вы¬
ражением, может рассматриваться как специальная форма
«взвешенного среднего» J по вертикали. Для волнового типа
с малой эквивалентной глубиной, такого как в}1? весовой мно¬
житель осциллирует по вертикали, так что положительный на
одном уровне, он становится отрицательным на других. Таким
образом, если / имеет некоторый знак в определенном интер¬
вале высот, то вклады от других уровней стремятся к «аннули¬
рованию», благодаря изменению с высотой весовых факторов.
1 При рассмотрении формы прямого нагревания / является только функ¬
цией локального времени; поэтому возбуждаются только колебания с 1 = пг
и не требуется отдельных вычислений долготной вариации.
2 Оба этих результата и резонансная теория, как изложено, например,
Уилксом (Wilkes, 1949), предсказывают резкий фазовый сдвиг на высотах
25—30 км. К сожалению, это до сих пор не подтверждено, но и не опроверг¬
нуто опытными данными.
352

Это не случайно для S|2, ибо действительно весовые факторы
имеют максимальные размеры на тех высотах, где важным яв¬
ляется озонное нагревание. Более того, подобные объяснения
могут быть использованы для интерпретации относительной ре¬
гулярности полусуточных приливов на поверхности Земли по
сравнению с суточными.
Хотя многие детали остаются неясными, очевидно, что име¬
ется удовлетворительная теория солнечных приливных колеба¬
ний. Эта теория в противоположность убеждению, существовав¬
шему несколько лет назад, не требует большого резонансного
увеличения малой солнечной гравитационной силы, но зато
включает в себя в относительно большой степени термическое
возбуждение. Преимущественное возбуждение полусуточного
прилива перед суточным, несмотря на большую величину силы,
возбуждающей последний, объясняется реакцией атмосферы и
включает не только появление 12-часового колебания, но также
и подавление 24-часового колебания.
8.2.	ИЗМЕРЕНИЕ ПРИЛИВНЫХ ВЕТРОВ В НИЖНЕЙ ТЕРМОСФЕРЕ
Выделение приливных компонент ветра из других компо¬
нент требует специальных измерений, хорошо распределенных
по суткам. Только радиометеорный метод измерения ветра удо¬
влетворяет этим требованиям, но этот метод, к несчастью, ис¬
пользуется только в нескольких местах. В этом параграфе да¬
ется описание метода, которым были получены приливные
ветры.
8.2.1.	Измерительная техника. Разрешение во времени
и пространстве
Основой радиометеорного метода является то, что иони¬
зированный след, оставляемый метеором, отражает электро¬
магнитные волны с частотами в диапазоне около 30 Мгц.
Вследствие сильных электростатических отталкивающих сил
плотность электронов в ионизированном следе остается доста¬
точно большой для отражения в течение около секунды (иногда
и больше). Это время убывает с высотой так же, как возра¬
стает скорость расширения следа за счет диффузии. В течение
времени отражения след дрейфует с ветром и скорость измене¬
ния расстояния до эха (определяется по доплеровскому смеще¬
нию) является мерой компоненты ветра в направлении луча
зрения (радиальная компонента). Результаты относятся к ин¬
тервалу высот 80—100 км, причем нижний предел обусловлен
малым числом подходящих ионизированных следов, а верхний
предел — сильным диффузионным растеканием следов.
353

Две группы, получившие большинство радиометеорных вет¬
ровых данных, в Джодрел Бэнк, Англия, и в Аделаиде, Австра¬
лия, использовали несколько отличающиеся технические сред¬
ства измерения и анализа. Эти технические средства представ¬
ляют интерес в основном из-за разрешающей способности во
времени и по высоте, которая проявляется в окончательно
представляемых ветровых данных. Детали радиооборудования
можно найти в соответствующих ссылках.
Главное, что может быть определено из единичного радио¬
эха—'это расстояние и направление до точки отражения, кото-
г	рое дает ее положение в про¬
странстве и радиальную ком¬
поненту скорости. В общем,
для определения вектора ско¬
рости необходимы три такие
компоненты. В одиночной на¬
земной установке это может
быть получено по трем различ¬
ным метеорным следам, нахо¬
дящимся под различными ази¬
мутами и в разные времена,
а на практике — на различных
высотах.
Технические средства, ис¬
пользуемые в Джодрел Бэнк
(Greenhow, 1954), состоят из
когерентной импульсной сис¬
темы, действующей на частоте
36,3	Мгц, и лучевой антенны,
которая направляется в тече¬
ние 10-минутного периода по
двум азимутам под прямым углом друг к другу. Для одного из
этих направлений, пусть для направления х (рис. 8.8), можно
определить расстояние R и компоненту скорости vxR каждого
отражения. При допущении, что ветер горизонтален, компонента
скорости в направлении х есть
Vx - vxR cos !),
где 0 — угол наклона1. Этот угол определяется из выражения
sin\r)=z/R, в котором расстояние R известно, а высота z пола¬
гается равной 92,5 км, т. е. средней высоте, от которой получа¬
ются отражения. Аналогичным образом определяются вели¬
иллюстрирующая определение ком¬
поненты горизонтального ветра ра-
диометеорным методом в Джодрел
Бэнк
1 Подтверждение того, что ветер на этих уровнях примерно горизонта¬
лен, получается из изменения угла возвышения и квазипостоянства vxr/cos О
(Greenhow, 1954). Результаты, полученные в Аделаиде (Elfordand Robertson.,
1953), подтверждают это.
354

чины vy для каждого отражения в течение последующего 10-
минутного интервала, когда лучевая антенна направлена по
оси у. Все величины vx и vy, полученные в течение 1 часа,
осредняются и дают средний ветер за час для интервала вы¬
сот 85—100 км и для области, от которой получены отражения.
Число отражений на оборудовании Джодрел Бэнк обычно со¬
ставляет несколько сотен в час.
С помощью измерительной техники Джодрел Бэнк можно
получить и более высокое разрешение по высоте и во времени.
На результатах таких специальных исследований мы остано¬
вимся ниже. Однако обычная степень осреднения вполне го¬
дится для изучения большинства приливных компонент и пре¬
обладающих ветров.
В Аделаиде (Robertson, Liddy and Elford, 1953; Elford and
Robertson, 1953) излучение с частотой 27 Мгц непрерывно по
вертикали в конусе с половинным углом 40°. В этой системе
используется меньше отражений, чем в Джодрел Бэнк, и дан¬
ные за несколько суток (10—30) дня анализа объединяются
соответственно по времени суток и интервалам высот (75—84,
85—94, 95—104 км). По этим данным ветер определяется мето¬
дом наименьших квадратов (Elford and Robertson, 1953).
После того как ветер определен для каждого часа суток,
для одних суток, как в Джодрел Бэнк, и нескольких суток, как
в Аделаиде, результаты могут быть изучены посредством гар¬
монического анализа. Найдено, что суточная вариация практи¬
чески представлена постоянной (преобладающей) компонентой,
суточной или полусуточной. Для компоненты восток — запад (и
положительна на восток) можно написать следующее выра¬
жение:
5 (а) = Аы + Аи sin (f + aUl) + А-,и sin (21' 4- a2a),	(8.24)
•а для компоненты север—юг (v< положительна на север) —
T(v) = A0z> AXv sin (tf + au) + A2v sin (21' + a2J, (8.25)
где t'—местное время, измеряемое в градусах от полуночи.
8.2.2.	Приливные ветры в Джодрел Бэнк (53° с. ш.).
Гринхау и Ньюфельд (Greenhow and Heufeld, 1961) опуб¬
ликовали результаты наблюдений за 5 лет (1953—1958)
в Джодрел Бэнк. Эта работа и последующие обсуждения от¬
носятся в основном к результатам о ветрах, полученных на
всех высотах в радиометеорной зоне при средней высоте около
92 км. Сначала рассмотрим полусуточную компоненту.
В табл. 8.5 приведены величины амплитуды и фазовые углы
Для различных месяцев, определенные по уравнениям (8.24) и
355

(8.25), описывающим полусуточные вариации и и v. Для осен¬
него периода были использованы более короткие интервалы,
поскольку они характеризуются более резкими характерными
вариациями фазы в течение всего периода. Эти интервалы
точно не соответствуют определенным суткам каждого года.
Полученные данные основаны на результатах всех пяти лет.
Таблица 8.5
Амплитуды и фазовые углы полусуточной вариации ветра на высоте
92 км над Джодрел Бэнк1
Месяц
А2 и
м/сек.
м/сек.
аяи гРад’
a2v град*
Январь
19,0
20,0
162 (9,6)
252 (6,6)
Февраль
12,5
16,5
129(10,7)
228(7,4)
Март
7,0
5,5
180(9,0)
270(6,0)
Апрель
6,5
10,5
228(7,4)
312(4,6)
Май
5,0
8,0
162 (9,6)
294(5,2)
Июнь
6,0
10,5
237 (7,1)
306(4,8)
Июль
6,5
10,0
282 (5,6)
300(5,0)
Август
14,0
15,5
237 (7,1)
318(4,4)
Сентябоь (1)
20,0
22,0
249(6,7)
342 (3,6)
Сентябрь (2)
16,5
17,5
309 (4,7)
36(1,8)
Октябрь (1)
7,0
13,0
348(3,4)
96(11,8)
Октябрь (2)
5,5
5,0
219(7,7)
294(5,2)
Октябрь (3)
11,0
10,0
114(11,2)
201(8,3)
Ноябрь (1)
13,5
11,0
96(11,8)
186 (8,8)
Ноябрь (?)
22,5
19,5
141(10,3)
228(7,4)
Ноябрь (3)
27,0
28,0
186(8,8)
273 (5,9)
Декабрь
21,0
25,0
192 (8,6)
270(6,0)
1 См. уравнения (8.24) н (8.25). Величины в скобках после фазовых уг¬
лов дают локальное время (в часах) максимума западной млн южной ком¬
поненты ветра.
Прежде всего, очевидно, что полусуточные колебания ветра
больше, причем амплитуда его сравнима с величиной преобла¬
дающих ветров. Изменения амплитуд в течение всего года до¬
статочно велики. Минимум наблюдается весной и ранним ле¬
том, а также в течение короткого периода осенью.
Фаза тоже изменяется в течение года, но обычно так, что
максимум западного ветра наблюдается между 7 и И час. (или
после полудня) местного времени. В соответствии с уравнени¬
ями приливной теории, максимум западного ветра по времени
совпадает со временем минимума давления1. На земле, как
мы видели, максимум давления отмечается между 9 и 10 час.
(или после полудня). Поэтому полусуточное колебание на вы-
1 Направление указывается в метеорологическом смысле — откуда дует
ветер. {Прим. ред.)
356

сотс 92 км находится в фазе с полусуточным колебанием на
земле в течение большей части года, как и требуется динамо¬
теорией. В соответствии с приливной теорией Батлера и Смела
(Butler and Small, 1963), на высоте 91,3 км минимум давле¬
ния и максимум западного ветра для колебания S?22 должны
быть между 8 и 9 час. (или после полудня).
Сравнение фаз для компонент и и v показывает, что мак¬
симум южного ветра обычно наступает на 3 часа раньше, чем
максимум западного ветра [в пределах 4=0,5 часа для всех пе¬
риодов, кроме мая, июня, июля и октября (1)]. В этом смысле
фазовая разность, равная 3 час., может считаться, если это
колебание описано глобальной картиной, сдвигающейся на за¬
пад за солнцем.
Годовые изменения фазы малообъяснимы, причем измене¬
ния в течение осени наиболее значительны и необъяснимы.
В течение сентября и начала октября фазовые углы резко воз¬
растают до максимума, в конце октября и начале ноября резко
спадают до минимума, а к концу ноября возвращаются к своим
«нормальным» значениям. Это не является очевидным факто¬
ром в приливной теории, объясняющей указанные вариации.
В выводах, обсуждавшихся выше, использованы средние ре¬
зультаты по всем пяти годам наблюдений. Труднее оценить
статистическую реальность их изучения. Гринхау и Ныофельд
(Greenhow and Neufeld, 1961) представили некоторые резуль¬
таты для пяти отдельных лет в виде точек на гармоническом
циферблате1, так сгруппированных, чтобы показать для каж¬
дого года полусуточное колебание зимой (декабрь, январь,
февраль), весной (март, апрель, май), летом (июнь, июль, ав¬
густ), в сентябре, октябре и ноябре. В результате рассмотре¬
ния каждого года в отдельности можно получить грубую
оценку величины вероятных ошибок для этих сезонных опре¬
делений. Эта процедура является грубой, поскольку включа¬
ются некоторые ошибки данных, так как определения для не¬
скольких лет могут быть основаны на большем числе данных,,
и в особенности из-за того, что число случаев весьма мало
(пять, иногда четыре). Тем не менее результаты представлены
в табл. 8.6. Сезонное определение представляется более реаль¬
ным, кроме октября, когда величины ошибок слишком велики
по сравнению с амплитудами. В ноябре амплитуды и фазы
очень сходны с другими зимними месяцами.
Результаты, обсуждавшиеся выше, основаны на всех наблю¬
дениях ветра в области от 85 до 100 км и поэтому относятся
к высоте около 92 км. При специальном изучении (данные для
года, сентябрь 1964 г. — август 1965 г.) Гринхау и Ныофельд
1 Некоторые из терминов, использованных в этом обсуждении, разъясня¬
ются в Приложении И для читателя, не знакомого с ними.
357

Т а б л и ц а 8.6
Амплитуды и фазовые углы полусуточной вариации ветра на высоте
92 км над Джодрел Бэнк1
Время года, месяц
А.2ц м/сек.
А м/сек.
ачи. п)ад-
а2и град.
Зима
16,4(1,7—5)
19,7(2,6—5)
160(9,7)
248 (6,7)
Весна
5,2 (1,5—5)
7,4(1,6—5)
168 (9,4)
289(5,4)
Лето
9,2(1,1—5)
13,7(1,1—5)
242 (6,9)
309(4,7)
Сентябрь ....
16,3(2,4—5)
18,0(3,3-5)
269 (6,0)
2(2,9)
Октябрь
3,9 (2,0—4)
3,5 (3,1—5)
10(2,7)
69 (0,7)
Ноябрь
16,4(5,3—4)
19,6(5,8—4)
144(10,2)
238 (7,1)
1 Величины в скобках после фазовых углов дают локальное время (в
часах) максимума компоненты ветра, направленной па восток или на север.
Величины в скобках после амплитуд дают область вероятностных ошибок
в м/сек. Рассчитано по данным Гринхау и Ньюфельда (Greenhow and
Neufeld, 1960).
(Greenhow and Neufeld, 1956) определили изменение высоты
полусуточной компоненты. Они нашли возрастание амплитуды
с высотой в области 85—100 км со скоростью примерно 2 м/сек.
на 1 км зимой и почти постоянную амплитуду по высоте летом.
Изменение фазы таково, что колебание на 100 км сдвинуто по
отношению к колебаниям на уровне 85 км на 3—4 часа зимой и
1—2 часа летом.
Обращаясь теперь к суточным вариациям, укажем, что
в Джодрел Бэнк на уровне 92 км эта компонента в высшей
степени переменна и нерегулярна, причем в среднем она зна¬
чительно меньше, чем полусуточная компонента. В табл. 8.7
приведены амплитуды и фазы для всех сезонов, определенные
по пяти годам наблюдений.
Т а блица 8.7
Амплитуды и фазовые углы суточной вариации ветра на
высоте 92 км над Джодрел Бэнк1
Время года
м/сек.
м/сек.
а1и град.
alv град.
Весна . . .
2,3
7,8
201 (16,6)
262,5 (12,5)
Лето . . .
3,7
9,2
121,5(21,9)
273,0(11,8)
Осень . . .
3,4
4,2
214,5(15,7)
259,5(12,7)
Зима . . .
3,9
3,6
12(5,2)
55,5(2,3)
1 См. уравнения (8.24) и (8.25). Величины в скобках после
фазовых углов дают локальное время (в часах) максимума ком¬
поненты ветра, направленной на восток или север. Заимство¬
вано из Гринхау и Ныофельда (Greenhow and Neufeld, 1961).
-358

Максимум южного ветра имеет место вблизи локального по¬
лудня в течение большей части года, но зимой он наступает
на 10 час. раньше. Восточно-западная компонента совсем мала
по амплитуде и изменчива по фазе; ее максимальная величина
следует за максимальной величиной v, но в отдельные сезоны она
отстает на 6 час., что обычно предполагается для колебаний S\.
Гринхау и Ныофсльд вычислили амплитуду и фазу северной
и южной компонент отдельно для каждого сезона из четырех
лет, объединяя все сезоны для каждого года. Сравнение .этих
результатов для отдельных лет свидетельствует о высокой сте¬
пени согласования. Что касается восточной и западной компо¬
нент, то сезонные вариации их амплитуды и фазы таковы, что
результирующая амплитуда для всего года близка к нулю.
8.2.3. Приливные ветры в Аделаиде (35° ю. ш.)
Элфорд (Elford, 1959) дал результаты определений прилив¬
ного ветра в Аделаиде для всех месяцев в течение периода с
октября 1952 г. по февраль 1955 г. Как и в Джодрел Бэнк,,
эти данные свидетельствуют о важности периодических компо¬
нент относительно преобладающего ветра. Однако в противо-
м/сек.
75
50
«)
25
О
75
50
25
-
J L
  /
-- 2
—.j
/ • У
- ?г/
--К'
6)
J lL
Л I
* №~2 а /954
я/953 в/956
JL
///
J L
V
-1-
VU
J L
!Х	X/
Рис. 8.9. Сезонные изменения амплитуд суточных (а) и
полусуточных (б) колебаний ветра в Аделаиде (по
Элфорду, 1959).
/) 95-101: 2) 85—94; 3) 75—84 км.
J
положность результатам Джодрел Бэнк они дают относительно
большую суточную и полусуточную компоненты, поведение ко¬
торых нерегулярно и трудно объяснимо.
359-

На рис. 8.9 показаны сезонные вариации амплитуды суточ¬
ной и полусуточной компонент ветра для трех высотных интер¬
валов. Следует отметить, что амплитуда 24-часовой компоненты
много больше, чем в Джодрел Бэнк. Амплитуда 12-часовой
компоненты также больше, чем в Джодрел Бэнк, и в течение
ХП 1952 III 1953 VI 1963 IX 1953 XII 1963
Рис. 8.10. Суточные (а) и полусуточные (б) компо¬
ненты суточных изменений ветра, наблюдавшегося
в Аделаиде радио метеорным методом (по Элфорду,
1959)
большей части года возрастает с высотой па уровнях 80—
100 км. Данные за разные годы по этому параметру хорошо со¬
гласуются между собой.
Однако, когда поведение периодической компоненты ветра,
определенной в Аделаиде, исследуется детально, то результаты
нерегулярны и непоследовательны. На рис. 8.10 показаны эти
результаты для периода декабрь 1952—декабрь 1953 гг. в по-
•360

лярных координатах. Для каждой компоненты, месяца и интер¬
вала высот эллипс является геометрическим местом конечных
точек вектора ветра в течение 24- или 12-часового периода.
Стрелка на эллипсе показывает направление вращения век¬
тора, а точки на эллипсе относятся к определенным часам. Ам¬
плитуда вектора ветра дается в масштабе, отмеченном на осях
N—S и Е—W. Если рассматривается колебание типа S\ (или
S|), то вектор скорости должен вращаться против часовой-
стрелки (в южном полушарии) — правило, которое в отдель¬
ных случаях нарушается. Для данного месяца и компоненты,
к этому ведет большая фаза или изменение амплитуды с вы¬
сотой, особенно для полусуточной компоненты.
Элфорд включил в его публикацию результаты всех изме¬
рений, относящихся к отдельным компонентам ветра, интер¬
валам высот и периодам времени. Гаурвиц (Haurwitz, 1961,
1962)	вычислил по этим данным суточную и полусуточную
гармоники для интервала высот от 84 до 95 км, осредненные по
трем группам месяцев: март, апрель, сентябрь, октябрь («Е»
месяцы); ноябрь, декабрь, январь, февраль («D» месяцы); май,
июнь, июль, август («J» месяцы). Эти группы содержат доста¬
точно грубые оценки. Величины вероятных ошибок были
определены Гаурвицем. Полученные результаты представлены
в табл. 8.8, заимствованной у Гаурвица (Haurwitz, 1962).
Таблица 8.8
Амплитуды и фазовые углы суточных и полусуточных вариаций ветра
на высотах 85—94 км над Аделаидой1
Группа
А1и м/сек.
А1у м/сек.
аш гра;и
град.
Е
28,4(5,0—7)
27,0(5,4—7)
293 (10,5)
195(17,0)
D
37,1 (5,4—6)
27,5(5,5—6)
280(11,3)
158(19,5)
J
4,6 (5,6—5)
14,8(4,8—5)
339(7,4)
210(16,0)
Все
24,1 (4,1—18)
22,2(3,5—18)
288(10,8)
184(17,7)
Группа
Л2 U м/сек-
А, м/сек.
а2U Гра;и
a2v град.
Е
3,7 (5,6—7)
3,0 (3,9-7)
85 (0,2)
30 (2,0)
D
11,0(2,8—6)
11,6(4,5—6)
254 (6,5)
86 (0,1)
J
13,9(9,2—5)
17,1 (6,2-5)
84 (0,2)
316(4,5)
Все
1,9(4,0—18)
ОО
7
■со
со
106(11,5)
16(2,6)
1 Величины в скобках после фазовых углов дают местное время (в ча¬
сах) для максимума компоненты ветра, направленной на восток или север.
Величины в скобках после амплитуд дают область вероятных ошибок
** м/сек.
361

Анализ этих данных выявляет большую величину суточной
компоненты по сравнению с полусуточной для Аделаиды.
Видно также, что вследствие больших вероятностных ошибок
полусуточная компонента в Аделаиде не очень хорошо опре¬
делена. Наилучшие определения сделаны для D месяцев (ле¬
том в южном полушарии). Максимум южного ветра должен
следовать за максимумом западного ветра (в южном полу¬
шарии) спустя 6 час. для суточной компоненты и 3 часа для
полусуточной компоненты.
Определения компонент приливного ветра в радиометеорной
зоне делались также в Моусоне, Антарктика (68° ю. ш.) (Е1-
ford and Murray, 1960). Однако данные для трех месяцев (де¬
кабрь 1957 г.; декабрь 1958 г. и январь 1959 г.) не являются
репрезентативными и здесь не обсуждаются.
8.3.	НЕРЕГУЛЯРНЫЕ МЕЛКОМАСШТАБНЫЕ ВАРИАЦИИ ВЕТРА
В НИЖНЕЙ ТЕРМОСФЕРЕ
Последние 10 лет характеризуются возрастающим призна¬
нием важности «мелкомасштабных» (см. ниже) нерегулярно¬
стей 1 в поле ветра на высотах термосферы. Эти нерегулярно¬
сти обнаруживаются прежде всего по большим вертикальным
сдвигам в направлении и скорости ветра. Они обнаружива¬
ются при фотографических наблюдениях метеорных следов и
полос светящихся облаков, а также при радиометеорных ис¬
следованиях. Пример этого приводился в главе 3 (см. табл.
3.2). В настоящем параграфе продолжается изложение мате¬
риала наблюдений, а также излагается объяснение Хайнса для
этих нерегулярностей, рассматриваемых как проявление внут¬
ренних гравитационных волн (см. подпараграфы 8.3.1 и 8.3.2).
8.3.1.	Материалы наблюдений
Поразительные примеры сдвигов ветра в нижней термо¬
сфере, представленные Лилли и Уиплом (Liller and Whipple,
1954), были получены из фотографических наблюдений иска¬
жений длинных метеорных следов. Один из их примеров, при¬
веденных на рис. 8.11, соответствует представлениям Хайнса
(Hines, 1960). Компонента (горизонтальная) ветра, перпен¬
дикулярная направлению луча зрения, была определена Лилли
и Уиплом как функция высоты по серии фотографий, сделан¬
1 Интересно, что иногда они называются «крупномасштабными» неодно¬
родностями в сравнении с более мелкими турбулентными движениями. В на¬
стоящем изложении, где мы рассматриваем приливные и преобладающие
ветры, они считаются относительно малыми по масштабу.
.362

ных через интервалы времени в 17 сек. Этот результат и пока¬
зан на рис. 8.11 в таком вертикальном и горизонтальном мас¬
штабе, что график можно представлять как прямую фотогра¬
фию следа, расположенного вертикально от нуля и искажен¬
ного наблюдаемыми ветрами за период 200 сек.
Кроме общего изменения направления ветра справа налево
между уровнями 80 и 110 км, компонента ветра характеризу¬
ется мелкомасштабными сдвигами. Вертикальные расстояния,
связанные с этими сдви¬
гами, измеряются в кило¬
метрах и величина сдвига
намного больше в сравне¬
нии с теми, которые на¬
блюдаются в нижней ат¬
мосфере. По полосе, сфо¬
тографированной Лилли
и Уиплом, обнаружива¬
ются максимальные сдви¬
ги в 25—90 м/сек. на км
высоты.
Искажения полос све¬
тящихся паров, выбрасы¬
ваемых ракетами, обнару¬
живают аналогичные из¬
менения ветра. Некоторые
фотографии и данные представлены, например, Блямоном и
де Жагером (Blamont and deJager, 1961) и Блямоном и Багетом
(Blamont and Baguette, 1961).
Большой интерес представляют определения масштаба не¬
регулярностей, которые вызывают эти изменения ветра. Один
из способов определения масштаба заключается в вычислении
коэффициента корреляции между значениями ветра, разделен¬
ными некоторыми пространственными интервалами, а при из¬
менении этого интервала — определение его для случая, когда
коэффициент корреляции падает до нуля1. На рис. 8.12 пока¬
заны автокорреляционные функции, полученные Лилли и Уип¬
лом для четырех метеорных следов. Вертикальный масштаб
для этих четырех случаев в среднем равняется 5 км.
Обширные исследования нерегулярностей ветра в нижней
термосфере проводились Гринхау и Ньюфельдом в Джодрел
Бэнк радиометеорным методом. Обычная техника измерения и
анализа, используемая в Джодрел Бэнк, как указано в подпа¬
раграфе 8.2, ведет к сглаживанию всех нерегулярностей, и
только специальные исследования могут привести к их выяв¬
лению.
1 Определяется интервал корреляции. (Прим. ред.)
Рис. 8.11. Скорости ветра по метеорному
следу, сфотографированному Лилли и Уи¬
плом (1954) (по Хайнсу, 1960)
363

Гринхау и Ныофельд (Greenhow and Neufeld, 1959) опи¬
сали одно из этих исследований, которое сделано при исполь¬
зовании пространственно-разнесенного метода измерения скоро¬
сти ветра (в двух точках вдоль метеорного следа). Простран¬
ственное разделение этих двух точек колебалось от 8 до 10 км.
После выделения измеряемых компонент ветра от средней за
1 час величины, исключения преобладающей и приливной ком¬
понент Гринхау и Ньюфельд вычислили автокорреляционный
коэффициент в функции от пространственного и высотного раз¬
деления. В последнем случае вертикальный масштаб оказался
Рис. 8.12. Автокорреляционная функция ско¬
рости ветра в зависимости от разности высот
для ветра по четырем метеорным следам
(по Лилли и Уиплу, 1954)
юколо б—7 км, что хорошо согласуется с результатами Лилли
и Уипла. В случае пространственного разделения наблюдав¬
шаяся автокорреляционная функция достигала минимума
около 0,2 при разделениях от 5 до 6 км. Так как простран¬
ственное разделение состоит из вертикальной и горизонталь¬
ной компонент и так как автокорреляционная функция для вер¬
тикальной компоненты падает до нуля на расстоянии 5—6 км,
то это поведение должно быть интерпретировано как доказа¬
тельство того, что горизонтальный масштаб намного больше
вертикального. Наибольшие пространственные разделения на¬
блюдались для метеоров, распространяющихся почти горизон¬
тально. Гринхау и Ньюфельд оценили горизонтальный мас¬
штаб более чем в 100 км.
Хотя при обычных однопунктных исследованиях ветра
в Джодрел Бэнк измерения проводятся осреднением всех отра¬
жений от метеоров в течение одного часа, лучшее время разре¬
шения достигается, когда отражения получаются чаще. На
рис. 8.13 показан один из таких примеров для 48-часового пе¬
риода (Greenhow and Neufeld, 1960). Здесь даны результаты
•364

для одной компоненты (положительной на северо-восток). Все
нанесенные точки представляют 10-минутные средние, причем
эти точки разделены 20-минутными интервалами. Пунктирная
кривая есть сумма преобладающей, суточной и полусуточной
компонент, определенная методом гармонического анализа дан¬
ных по 48-часовому периоду. Отклонения измеренного ветра от
суммы этих компонент (в м/сек.) представлены отдельно на
нижней шкале в увеличенном масштабе.
Гринвичское время
Рис. 8.13. Короткопериодная изменчивость ветра, определен¬
ная радиометеорными измерениями в Джодрел Бэнк (по
Гринхау и Ньюфельду, I960)
По данным, подобным этим, поведение автокорреляционного
коэффициента может быть исследовано в функции времени.
Так, для результатов, представленных на рис. 8.13, Гринхау и
Ньюфельд (Greenhow and Neufeld, 1960) нашли, что автокор¬
реляционный коэффициент падает до нуля в течение 100 мин.
Для аналогичных исследований в течение других интервалов
времени они нашли, что этот отрезок времени изменяется между
100 и 200 мин.
8.3.2.	Объяснение нерегулярных движений действием
атмосферных волн
Хайнс (Hines, 1959, 1960) дал достаточное доказательство
того, что многие наблюдавшиеся нерегулярные движения
в нижней термосфере могут быть объяснены, если эти движе¬
ния представлять в виде суперпозиции различных форм извест¬
ных типов организованного волнового движения. Эта теория
365

применима для многих наблюдаемых ионосферных характери¬
стик, которые здесь не обсуждаются. Приводится только крат¬
кое математическое изложение этой теории и обсуждается ее
применение для поля термосферного ветра [более детальное
обсуждение см. у Хайнса (Hiines, 1960, 1963)].
В количественной математической форме изложение Хайнса
основано на упрощенной модели атмосферы. Однако Хайнс ши¬
роко обсуждает с качественной точки зрения те последствия,
которые следует ожидать от того, что реальная атмосфера не
соответствует этим упрощенным допущениям. Исследуются
волновые движения и полагается, что они достаточно протя¬
женны по горизонтали, чтобы использовать декартову систему
координат, и достаточно коротки по периоду, чтобы пренебречь
ускорением Кориолиса. Далее, допускается, что они достаточно
малы, чтобы использовать теорию возмущения, и что их можно
считать адиабатическими. Вязкими силами пренебрегается.
При этих допущениях уравнения, описывающие волновое дви¬
жение, будут (см. Приложение Л) иметь вид:
где pf и р' — отклонения давления и плотности от невозму¬
щенных величин ро и р0; и и w — возмущения компонент ско¬
рости в направлениях х (горизонтальное) и 2 (вертикальное);
у — отношение удельных теплоемкостей. Невозмущенная атмо¬
сфера описывается уравнением гидростатики
р0, Росо exp (— zjHo),
где Н0 — приведенная высота однородной атмосферы PolPog-
Решения ищутся в виде:
(8.26)
(8.28)
(8.27)
(8.29)
(дро/дг) =--- - Pog
и
и = U exp i (<»t — Кхх — Kzz),
w ■= W exp i (wt — Kxx — Kzz),
p' — pnPexp i (wt — Kxx — Kzz),
[/ p0R exp i (wt — Kxx — Kzz),
(8.30a)
(8.306)
(8.30b)
(8.30r)
366

в которых U, W, Р, Р, со, Кх и Кг — константы. Они являются
решениями уравнений (8.26) — (8.29) лишь в том случае, если
удовлетворяется следующее соотношение (частотное уравне¬
ние) :
Щ4 _ i02lgHo (К1 + К\) -г (т -1) g-Ki т hg^Kz = 0.	(8.31)
Из различных типов волн, описываемых этим уравнением,
Хайнс для исследования выделил один тип, который он назвал
внутренними атмосферными гравитационными волнами. Име¬
ются следующие причины для этого выделения:
1) допускалось, что Кх вещественно (kx);
2) в этом случае уравнение (8.31) приводит к тому, что Кг
•будет чисто мнимым или что мнимая часть его будет (У2#о),
так что
Kz = k2 t-ij2H0,	(8.32)
где kz — вещественная часть. Из первой возможности не по¬
лучается изменения фазы с высотой, и она должна быть от¬
брошена при сохранении комплексного вертикального волно¬
вого числа, даваемого уравнением (8.32). При таком выборе
частотное уравнение (8.31) получается в виде
Ш4 _ ^gH0 [k\ + kl) + (т - I) g'k* - Tg<o*/4//0 - 0; (8.33)
3) модифицированное частотное уравнение (8.33) может
быть решено как квадратное уравнение относительно о2, оно
имеет два положительных корня. Больший из них, соответ¬
ствующий выбору знака плюс для решения со2, больше, чем
(8.34)
а меньший обязательно меньше, чем
<“*= [(7-l)f/7tfol,/2.	(8.35)
Последнее определяет внутренние атмосферные гравитаци¬
онные волны.
Для сопоставления свойств этих волн с наблюдавшимися
характеристиками нерегулярных термосферных движений не¬
обходимо рассмотреть последние в свете волновой интерпрета¬
ции и выделить характерные для них длины волн и периоды.
Преобладающая длина волны по вертикали, как показано Мил-
лманом (Millman, 1959) из исследований большого количества
метеорных следов и как следует, например, из рассмотрения
рис. 8.11, в радиометеорной области может быть положена рав¬
ной примерно 12 км. Следует отметить, что это составляет при¬
мерно половину предполагаемой величины (при учете того, что
автокорреляционная функция достигает нуля на одной чет¬
верти длины волны) для вертикальной автокорреляционной
функции, рассчитанной Лилли и Уиплом (Liller and Whipple,
367

1954) и Гринхау и Ныофельдом (Greenhow and Neufeld, 1959).
Однако можно полагать, что это не может быть применено
непосредственно к рассматриваемому волновому движению, при¬
чем коэффициенты корреляции возрастают из-за невыделенного
действия преобладающего ветра (см. ниже). Из анализа Грин¬
хау и Ньюфельда (Greenhow and Neufeld, 1960) аналогично
получается и масштаб (интервал корреляции), равный 100—
200 мин., с преобладающим периодом в 200 мин. Горизонталь¬
ная длина волны не может быть столь хорошо определена, но
она измеряется в сотнях километров. Прикидки показывают,
что в обозначениях теории &2=5-10_6 см -1, со^5-10~4 сек.-1 и
kx<mz.
Указанные свойства величин побуждают развитие теории.
Выбор комплексного, а не чисто мнимого волнового числа ка¬
чественно указывает на наблюдаемое вертикальное изменение
фазы, а выбор низкочастотных волн указывает на наблюдае¬
мые периоды. В последнем случае мы имеем (о« = 2,5-10-2 сек.-1
и соо = 2,2-10-2 сек.-1 (для Н0 = 6 км, у=1,4 и g*=103 см), что на¬
много больше, чем наблюдаемые со. Другие наблюдаемые свой¬
ства движения могут быть объяснены теоретически только при
уточнении преобладающей вертикальной длины волны и пе¬
риода. Сюда относится и относительно большой горизонталь¬
ный масштаб движения, относительно большая горизонтальная,
компонента движения и общее возрастание амплитуды с вы¬
сотой.
Сопоставление порядков величин членов в уравнении (8.33)
с величинами, данными в предыдущем параграфе, показывает,
что
kjkx =
так что горизонтальная длина волны в 40 раз больше верти¬
кальной длины волны. Это находится в известном соответствии
с наблюдениями. Выражения для и и w, которые следуют из
теории, но точно здесь не приводятся (см. Hines, 1960), дают
отношение горизонтальной скорости к вертикальной того же
порядка, что также соответствует наблюдениям.
Большая амплитуда колебаний и общий рост амплитуды
с высотой в радиометеорной области (как следует из рис. 8.11
и других метеорных данных, приведенных Лилли и Уиплом) яв¬
ляются общим свойством этих волн независимо от наблюдае¬
мой частоты, что следует и из положительной величины мни¬
мой части Kz [см. уравнение (8.32)]. Данное выражение и урав¬
нение (8.30) показывают, что амплитуда компонент скорости
должна возрастать вверх, как exp (z/2H0) или (р0)~1/з. Это со¬
ответствует условию, что кинетическая энергия волнового дви¬
жения сохраняется постоянной с высотой. На рис. 8.14 пока¬
заны данные рис. 7.11, переработанные Хайнсом, во-первых, пу-
368

тем исключения общего «крупномасштабного» вертикального
сдвига и, во-вторых, умножения оставшегося ветра на множи¬
тель, пропорциональный (р0)1/з. Этот результат показывает, что
выведенный множитель соответствует не только качественно, но
и количественно наблюдаемому вертикальному увеличению.
Вертикальная автокорреляционная функция для этой обрабо¬
танной кривой падает до нуля на расстоянии 4 км.
Рис. 8.14. Профиль ветра на рис. 8.11 после
исключения крупномасштабного сдвига и учета
весового множителя (р0)*/а (по Хайнсу, I960)
Некоторые важные физические факторы, не включенные
в эту теорию, полуколичественно обсуждались Хайнсом. Один
из них — диссипация вязкой энергии. Она может играть важ¬
ную роль в радиометеорной области на низких уровнях и для
мелкомасштабных колебаний. Хайнс показал, что наименьший
наблюдаемый и основной масштабы должны возрастать с вы¬
сотой в радиометеорной области. Это отчетливо проявляется
в метеорном следе, представленном на рис. 8.11 (как и в дру¬
гих). Используя полуколичественный критерий, Хайнс показал,
что наименьшие наблюдаемые и преобладающие масштабы
больше, чем те, которые следует ожидать при резком затуха¬
нии за счет вязких сил.
Энергия волновых движений рассмотрена Хайнсом с целью
определения ее из приливных движений на соответствующих
13 Заказ 2160
369

уровнях или из восходящего распространения увеличиваю¬
щихся волн, генерируемых в нижней атмосфере (или из комби¬
нации обоих). В последнем случае можно ожидать, что не все
виды воли могут свободно распространяться в термосфере и
что некоторые волны частично отражаются от мезосферной об¬
ласти градиента температуры. Далее, Хайнс показал, что это
может ограничивать наблюдаемые волновые движения в обла¬
сти больших вертикальных и малых горизонтальных длин волн.
Для волновых движений такой большой амплитуды могут
иметь значение нелинейные процессы. По этой причине, а также
в целях более полного учета вязких эффектов и влияния изме¬
нения температуры в невозмущенной атмосфере необходимо
дальнейшее расширение теории. Тем не менее даже и это вряд
ли приведет к заключению, что полукогерентные волновые дви¬
жения в состоянии объяснить наблюдаемые характеристики
«нерегулярных» движений в радиометеорной области.
ЛИТЕРАТУРА
Appleton Е. V. and We ekes К. 1939. On lunar tides in the upper atmo¬
sphere. Proc. Roy. Soc. A171, 171 —187.
Blamont J. E. and Baguette J. M. 1961. Mesures deduites des deforma¬
tions de six nuages de metaux alcalins formes par fusees dans la haute
atmosphere. Ann. Geoph. 17, 319—337.
Blamont J. E. and de Jager C. 1961. Upper atmospheric turbulence near
the 100 km level. Ann. Geoph. 17, 134—144.
Butler S. T. and Small K. A. 1963. The excitation of atmospheric oscilla¬
tions. Pros. Roy. Soc. A274, 91—121.
Chapman S. 1918. The lunar atmospheric tide at Greenwich, 1854—1917.
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 44, 271—280.
Chapman S. 1924. The semidiurnal oscillation of the atmosphere. Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 50, 165—195.
Chapman S. 1951. Atmospheric tides and oscillations. In «Compendium of
Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 510—530. American Meteorological
Society, Boston, Massachusetts.
Chapman S. 1961. Regular motions in the ionosphere: electric and magnetic
relationships. Bull. Amer. Meteor. Soc. 42, 85—100.
Chapman S. and Bartels J. 1940. Geomagnetism. Oxford Univ. Press.
(Clarendon), London and New York. (Reprinted with corrections, 1951
and 1962).
Chapman S. and W e s t f о 1 d К. C. 1956. A comparison of the annual
mean solar and lunar atmospheric tides in barometric pressure, as regards
their worldwide distribution of amplitude and phase. J. Atoms. Terr. Phys.
8, 1—23.
Elford W. G. 1959. A study of winds between 80 and 100 km in medium
latitudes. Plan. Space Sci. 1, 94—101.
Elford W. G. and Murray E. L. 1960. Upper atmosphere wind measure¬
ments in the Antarctic. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl, ed.),
pp. 158—163. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Elford W. G. and Robertson D. S. 1953. Measurements of winds in the
upper atmosphere by means of drifting meteor trails, II. J. Atmos. Terr.
Phys. 4, 271—284.
Greenhow J. S. 1954. Systematic wind measurements at altitudes of 80—
100 km using radio echoes from meteor trails. Phil. Magaz. [7] 45, 471—490.
370

Green how J. S. and Neufeld E. L. 1956. The height variation of upper
atmospheric winds. Phil. Magaz. [81 1, 1157—1171.
Greenhow J. S. and Neufeld E. L. 1959. Measurements of turbulence
in the upper atmosphere. Proc. Phys. Soc. 74, 1—10.
Greenhow J. S. and Neufeld E. L. 1960. Large scale irregularities in
high altitude winds. Proc. Phys. Soc. 75, 228—234.
Greenhow J. S. and Neufeld E. L. 1961. Winds in the upper atmosphere.
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 87, 472—489.
Harris M. F., Finger F. G. and Teweles S. 1962. Diurnal variation
of wind, pressure and temperature in the troposphere and stratosphere
over the Azores. J. Atmos. Sci. 19, 136—149.
Haurwitz B. 1937. The oscillations of the atmosphere. Beitr. Geoph. 51,
195—233.
Haurwitz B. 1956. The geographical distribution of the solar semidiurnal
pressure oscillation. Meteor. Papers 2, No. 5, 1—36. New York University.
Haurwitz B. 1961. Comments on tidal winds in the high atmosphere. Plan.
Space Sci. 5, 196—201.
Haurwitz B. 1962. Wind and pressure oscillations in the upper atmosphere.
Archiv Meteor., Geoph., Biokl. A13, 144—166.
Haurwitz B. 1963. Personal communication.
Haurwitz B. and Craig R. A. 1952. Atmospheric flow patterns and their
representation by spherical-surface harmonics. Geoph. Res. Papers No. 14,
pp. 1—78.
Haurwitz B. and Sepulveda G. M. 1957. Geographical distribution
of the semidiurnal pressure oscillation at different seansons. J. Meteor. Soc.
Japan 75th Anniv. Vol., pp. 149—155.
Hines С. O. 1959. An interpretation of certain ionospheric motions in terms
of atmospheric waves. J. Geoph. Res. 64, 2210—2211.
Hines С. O. 1960. Internal atmospheric gravity waves at ionospheric heights.
Canad. J. Phys. 38, 1441—1481.
Hines C. O. 1963. The upper atmosphere in motion. Quart. J. Roy. Meteor.
Soc. 89, 1—42.
Hough S. S. 1897. On the application of harmonic analysis to the dynamical
theory of the tides. Phil. Trans. Roy. Soc. A189, 201—257.
Hough S. S. 1898. On the application of harmonic analysis to the dynamical
theory of the tides, II. Phil. Trans. Roy. Soc. A191, 139—185.
Jacchia L. G. and Kopal Z. 1952. Atmospheric oscillations and the tem¬
perature profile of the upper atmosphere. J. Meteor. 9,	13—23.
Johnson D. H. 1955. Tidal oscillations of the lower	stratosphere.	Quart.
J. Roy. Meteor. Soc. 81, 1—8.
Kelvin Lord (W. Thomson). 1882. On	the	thermodynamic	acceleration
of the earth’s rotation. Proc. Roy. Soc. Edinb. 11, 396—405.
Kertz W. 1957. Atmospharische Gezeiten. In «Handbuch der Physik»
(S. Flugge, ed.), vol. 48, pp. 928—981. Springer, Berlin.
Lamb H. 1910. On atmospheric oscillations. Proc. Roy. Soc. A84, 551—572.
Lamb H. 1932. Hydrodynamics, 6th ed. Cambridge Univ. Press, London
and New York. (Reprinted, 1945, Dover, New York.)
Lenhard R. W. Jr. 1963. Variation of hourly winds at 35 to 65 kilometers
during one day at Eglin Air Force Base, Florida. J. Geoph. Res. 68,
227—234.
L i 11 e г W. and Whipple F.	L. 1954. High-altitude winds by	meteor-train
photography. In «Rocket	Exploration	of	the Upper	Atmosphere»
(R. L. F. Boyd and M. J.	Seaton, eds.),	pp.	112—130. Pergamon Press,
New York.
Martyn D. F. 1955. Theory of height and ionization density changes at the
maximum of a Chapman-like region, taking accountof ion production, decay,
diffusion and tidal drift. In «Th£ Physics of the Ionosphere», pp. 254—259.
Physical Society, London.
13*
371

M i 11 m a n P. M. 1959. Visual and photographic observations of meteors and
noctilucent clouds. J. Geoph. Res. 64,2122—2128.
Pekeris C. L. 1937. Atmospheric oscillations. Proc. Roy. Soc. A158, 650—671.
Robertson D. S., Liddy D. T. and Elford W. G. 1953. Measurements
of winds in the upper atmosphere by means of drifting meteor trails,
I. J. Atmos. Terr. Phys., 4, 255—270.
Sen H. K. and White M. L. 1955. Thermal and gravitational excitation of
atmospheric oscillations. /. Geoph. Res. 60, 483—495.
Siebert M. 1961. Atmospheric tides. Advances in Geoph. 7, 105—187.
Simpson G. C. 1918. The twelve-hourly barometer oscillation. Quart. J Roy.
Meteor. Soc. 44, 1—18.
Small K. A. and Butler S. T. 1961. The solar semidiurnal atmospheric
oscillation. J. Geoph. Res. 66, 3723—3725..
Stewart B. 1882. Hypothetical views regarding the connection between
the state of the sun and terrestrial magnetism. Encycl. Britannica .(9th ed.)
16, 181—184.
Taylor G. I. 1929. Waves and tides in the atmosphere. Proc. Roy. Soc. A126,
169—183.
Taylor G. I. 1936. The oscillations of the atmosphere. Proc. Roy. Soc. A156,
318—326.
We ekes K. and Wilkes М. V. 1947. Atmospheric oscillations and the reso¬
nance theory. Proc. Roy. Soc. A192, 80—99.
Wilkes М. V. 1949. Oscillations of the Earth’s Atmosphere. Cambridge Univ.
Press, London and New York.
Wilkes М. V. 1951. The thermal excitation of atmospheric oscillations. Proc.
Rey. Soc. A207, 358—370.

Глава 9
ВВЕДЕНИЕ В НЕКОТОРЫЕ АЭРОНОМИЧЕСКИЕ
ПРОБЛЕМЫ
Вопросы, рассматриваемые в этой главе, играют важную
роль в физике верхней атмосферы и привлекают внимание
аэрономов. Попытка детального их изложения выходит за
рамки этой книги, но хотя бы краткое введение в некоторые
аспекты этого предмета является полезным и удобным для чи¬
тателя. Излагаются в основном те аспекты, которые, по мнению
автора, имеют наибольшее отношение к материалу предыду¬
щих глав. В ссылках выделяются книги, монографии, обзорные
статьи и статьи, которые являются важными с исторической
точки зрения.
Мы рассмотрим последовательно магнитное поле Земли и его
вариации (параграф 9.1), некоторые проблемы, относящиеся
к ионосфере (параграф 9.2), а также морфологию и спектраль¬
ные характеристики собственного свечения атмосферы и поляр¬
ных сияний (параграф 9.3).
9.1.	ВВЕДЕНИЕ В ФИЗИКУ МАГНИТНОГО ПОЛЯ ЗЕМЛИ
И ЕГО ВАРИАЦИИ
Основное магнитное поле Земли, хотя оно главным образом
формируется областями, прилегающими к ее внутренней по¬
верхности, представляет тем не менее значительный интерес
и для верхней атмосферы вследствие его влияния на движение
заряженных частиц. Поэтому описание этого поля дается в под¬
параграфе 9.1.1. Малые переходные вариации поля опреде¬
ленно указывают на системы токов в верхней атмосфере. Ре¬
гулярные вариации, относящиеся к солнечному или лунному
дню, описываются в подпараграфе 9.1.2, а нерегулярные ва¬
риации, относящиеся к магнитным возмущениям, рассматри¬
ваются в подпараграфах 9.1.3 и 9.1.4. В подпараграфе 9.1.5
373

приведены некоторые заметки о возможных значениях этих ва¬
риаций и специальные приложения динамо-теории.
Наиболее исчерпывающая трактовка геомагнетизма дана
Чэпменом и Бартельсом (Bartels, 1940). Этот научный труд до
сих пор является основным для изучения предмета. Более не¬
давние изложения были сделаны Митрой (Mitra, 1952), Месси
и Бойдом (Massey and Boyd, 1959), Вестином (Vestine, 1960)
и Чэпменом (Chapman, 1963).
9.1.1.	Магнитное поле Земли и его наблюдаемые вариации
Наблюдения магнитного поля Земли были сделаны путем
измерения силы, действующей на магнит вблизи поверхности
Земли (на высоких уровнях это делается при помощи ракет и
спутников). Магнитное поле описывается напряженностью Н,
которая является силой, действующей на северный магнитный
полюс единичной силы. Единица интенсивности, которая ис¬
пользуется в геомагнетизме, есть гаусс1 (Г) или часто более
мелкая единица, называемая гаммой (у):1Г=105у. Регуляр¬
ные измерения Н в течение более чем ста лет в ряде мест при¬
вели к большому количеству знаний о его пространственных
и временных вариациях.
Наблюдаемое магнитное поле Земли подвергалось медлен¬
ным и постепенным изменениям, которые называются вековыми
изменениями. Они обусловлены преимущественно внутренними
геофизическими причинами и далее здесь не рассматриваются.
Поле по исключении вековых изменений состоит главным обра¬
зом из части, постоянной во времени, но имеющей характерное
пространственное изменение; в этом случае говорят о так назы¬
ваемом основном поле. На основное поле накладываются отно¬
сительно слабые (но очень важные) временные изменения, ха¬
рактеристики которых также зависят от места наблюдения. Ва¬
риации поля рассматриваются позднее в подпарагоафах 9.1.2,
9.1.3	и 9.1.4.
Вектор напряженности Н в точке может быть описан раз¬
личными комбинациями ряда скалярных величин. В основном
используются следующие величины:
X — горизонтальная компонента, направленная к северу;
Y — горизонтальная компонента, направленная к востоку;
Z — вертикальная компонента, направленная вниз;
Я — величина горизонтальной компоненты;
D — направление горизонтальной компоненты, измеряемое
в градусах от географического севера, положительное
на восток;
1 Хотя гаусс строго является единицей магнитной индукции (В), В и Н
эквивалентны для условий, при которых сделаны измерения.
374

I — угол между Н и горизонтальной плоскостью, измеряе¬
мый в градусах; считается положительным, если Н на¬
правлено вниз.
Величину Z часто называют вертикальной напряженностью,
Н — горизонтальной напряженностью, D — магнитным склоне¬
нием или магнитной вариацией, I — магнитным наклонением.
Эквивалентный диполь и геомагнитные координаты. Резуль¬
таты наблюдений вблизи поверхности Земли показали, что
с приближением, достаточным для многих целей, и во всяком
случае для макроскопических описаний, основное поле Земли
напоминает поле, магнитный диполь которого локализован
в центре Земли (это эквивалентно однородной намагниченной
сфере). Эквивалентный диполь, однако, имеет ось, не совпадаю¬
щую с осью вращения Земли. Дипольная ось пересекает поверх¬
ность Земли в диаметрально противоположных точках1
78,3° с. ш., 69° з. д. и 78,3° ю. ш., 11° в. д. Поэтому говорят о так
называемых геомагнитных или осевых полюсах.
Для многих целей удобно определить систему геомагнитных
координат, основанную на геомагнитных полюсах. В этой си¬
стеме есть дополнение до геомагнитной широты, т. е. угло¬
вое расстояние, измеряемое в центре Земли от северного гео¬
магнитного полюса; ср есть геомагнитная широта, причем срт =
= 90° — #т; и Хт — есть геомагнитная долгота, измеряемая на
восток от геомагнитного меридиана, который проходит через
географический южный полюс. Геомагнитный экватор есть место
точек, где ft™ = 90°. Дополнение до геомагнитной широты и дол¬
готы могут быть определены из дополнения до географической
широты и долготы (ft, X) по уравнениям:
cos ftm = cos cos ft + sin ftp sin ft cos (X — Xp),	(9.1)
• '	sin	ft	. n , ,	/П r>\
sinA"* = sm (K - '*)» <9-2>
где ■fro = 11,7° и Xp= —69°.
Описание основного магнитного поля Земли. Материал этого
и следующего параграфов относится к идеальному дипольному
полю (и только приблизительно к наблюдаемому полю) в гео¬
магнитных координатах. Горизонтальная компонента напряжен¬
ности везде направлена к северу; она имеет наибольшую ампли¬
туду на экваторе и амплитуду, равную нулю, на полюсах. Ее
величина дается выражением Н = Н0 sin ft™, где #о— есть ве¬
1 Вследствие секулярных вариаций ориентация диполя, которая больше
соответствует наблюдаемому полю, слабо меняется. Величины, приведенные
здесь, даны Финчем и «Питоном (Funch and Leaton, 1957) и относятся к 1955 г.
«375

личина Н на экваторе. Вертикальная напряженность имеет мак¬
симальную величину на полюсах. Она направлена вниз на Се¬
верном полюсе и вверх на Южном, а на экваторе равна нулю.
Определяется из соотношения Z = 2H0cos'd'm. Величина Я0
уменьшается пропорционально
кубу расстояния от центра Земли;
на поверхности Земли Я0=0,312Г
соответствует наблюдаемому
полю. Результирующие направ¬
ления Н вблизи поверхности
Земли показаны графически на
рис. 9.1.
Дипольное поле может быть
также представлено посредством
силовых линий, так что Н в лю¬
бой точке пространства касатель¬
но силовой линии в этой точке
(см. рис. 9.2). Силовая линия, ко¬
торая пересекает поверхность
Земли на геомагнитной широте
±фт, параллельна геомагнитной
оси на расстоянии четырех зем¬
ных радиусов (l/cos2(pm). Ее от¬
клонение i от горизонтали в точке
пересечения с поверхностью Зем¬
ли есть i=Z/H=2tg|(pm|. Каса¬
тельная к силовой линии в данной точке поверхности Земли
указывается по направлению к магнитному зениту для этой
точки и направлена наружу.
Как указывалось выше,
дипольное поле является
идеализированным поня¬
тием, которое представ¬
ляет основное поле Земли
только приблизительно.
Лучшее приближение по¬
лучается при диполе, не¬
сколько смещенном от
центра Земли, но с осью,
параллельной оси, ука¬
занной выше.
Магнитные или дипольные полюса являются теми точками,
где магнитная напряженность направлена вертикально. Они от¬
личаются от геомагнитных, или осевых, полюсов по расположе¬
нию. Осевые полюса выбираются с целью лучшего представле¬
ния основного поля Земли как целого. Положения дипольных
полюсов не точно известны, так как они изменяются со време¬
Рис. 9.2. Силовые линии (дипольного поля),
пересекающие поверхность Земли на гео¬
магнитной широте фт
поле
Верхняя половина круга соответствует
северному полушарию
376

нем. В 1945 г. магнитные полюса были локализованы (прибли¬
зительно) на 76° с. ш., 102° з. д. и 68° ю. ш., 145° в. д. Заметим,
что они диаметрально не противоположны. Подобным образом
магнитный, или дипольный, экватор есть место точек, где маг¬
нитная напряженность является горизонтальной. Он несколько
отличается от геомагнитного экватора.
Временные вариации. Наблюдения магнитного поля Земли
в данном месте обнаруживают малые вариации во времени, на¬
лагающиеся на (приблизительно) постоянное основное поле.
Амплитуды этих вариаций не больше, чем несколько десятков
или иногда несколько сотен гамм. При помощи трудоемких ста¬
тистических анализов магнитных записей можно идентифици¬
ровать значительные типы временных вариаций, которые
в совокупности дают весьма сложную наблюдаемую кар¬
тину.
В некоторые сутки магнитные элементы данного пункта под¬
вержены регулярным суточным вариациям, что является харак¬
теристикой элементов и пункта. Такие сутки называются маг¬
нит о-спокойными сутками, а вариации магнитных элементов
в эти сутки называются спокойно-суточными солнечными ва¬
риациями или солнечными суточными вариациями. Они обозна¬
чаются символически как вариации Sq. Солнечная суточная ва¬
риация всего магнитного поля описывается при помощи солнеч¬
ных суточных вариаций (по крайней мере трех) магнитных
элементов во всех пунктах и можно говорить о поле Sq, или
просто Sq.
Аналогичные регулярные, но меньшие вариации связаны
с местным лунным временем и называются лунными суточными
вариациями, или вариациями L. Вариации L выявляются из за¬
писей наблюдений, но обнаруживаются путем тщательного ана¬
лиза записей по большому числу суток, в которых анализы за¬
писей должны быть распределены по (местному) лунному вре¬
мени, а влияние других вариаций устраняется.
Остаточная вариация магнитного поля, после того как сде¬
ланы поправки на поле Sq и поле L, называется возмущенным
полем и обозначается как D-поле, или просто D. Возмущенное
поле весьма сложно и изменчиво. В некоторые сутки (спокой¬
ные сутки) оно отсутствует, особенно в средних и низких широ¬
тах. В некоторые сутки оно состоит из суточной вариации, в до¬
полнение к Sq, которая обозначается как SD, но считается
частью поля D. С другой стороны, бывают дни больших возму¬
щений, когда суточные вариации неясны. Эти дни соответствуют
периодам магнитных бурь, а возмущенное поле в течение суток
имеет большую компоненту, которая относится не к местному
времени, а ко времени бури, отсчитываемому от начала
бури.
377

9.1.2. Поля регулярных временных вариаций Sq и L
Критерии магнитного характера. Для систематического ис¬
следования необходимо сначала идентифицировать те дни, ко¬
торые считаются спокойными. Это делается по международной
системе классификации, которая вводит определение пяти меж¬
дународных спокойных суток (и также пяти международных
возмущенных суток) для каждого месяца. В каждой магнитной
обсерватории запись для данного дня классифицируется от 0,1
до 2, согласно тому, является ли день спокойным, умеренно воз¬
мущенным или сильно возмущенным. Среднее по числам, вве¬
денным всеми обсерваториями для каждого дня, подсчитыва¬
ется до десятых долей и называется международной характе¬
ристикой магнитного состояния Сг-; С^ = 0,0; 0,1; ...; 2,0. Класси¬
фикация на каждой станции в некоторой степени субъективна,
и используемый критерий не остается тем же самым от станции
к станции. Имеется, однако, достаточная степень согласован¬
ности в классификации от станции к станции. На основе меж¬
дународного индекса магнитного характера и других (более
объективных) индексов магнитных возмущений (см. подпара¬
граф 9.1.4) Комитет по характеристике магнитных возмущений
отобрал пять международных спокойных суток и пять междуна¬
родных возмущений суток для каждого месяца.
Поле Sq. Рассмотрим (для данного пункта) некоторый маг¬
нитный элемент, величина которого известна для каждого часа
каждого дня в течение большого количества дней, скажем, ме¬
сяца или более. Для каждого часа дня формируются средние
величины, имеющие место в течение международных спокойных
суток. Из каждой из этих часовых средних величин вычитается
полная средняя величина элемента для всех часов спокойных
суток. Это дает последовательность, состоящую из 24-часовых
величин, сумма которых равна нулю; такая последовательность
иногда называется средним суточным неравенством. Его можно
обозначить через Sq. Поскольку даже в спокойные сутки может
быть некоторое остаточное возмущение, то Sq является только
некоторым приближением к спокойносуточной солнечной вариа¬
ции Sq. Приближение является, однако, вполне хорошим в сред¬
них и низких широтах, особенно в годы минимума солнечных
пятен. В высоких широтах Sq следует определять только по дан¬
ным исключительно спокойных суток. Поле получается объеди¬
нением результатов по всем станциям.
Найдено, что вариации Sq, определенные этим путем, почти
не зависят от долготы, действительно, поскольку они выводятся
в функции местного времени, это означает, что поле Sq, рас¬
смотренное по отношению к Солнцу, приблизительно постоянно
в течение периода, для которого оно определяется. С другой сто¬
378

роны, вариация Sq данного элемента в общем различна на раз¬
ных широтах. Кроме того, поле Sq, как целое, изменяется с се¬
зоном года и фазой цикла солнечных пятен, в течение которых
оно определяется.
Природа поля Sq иллюстрируется в некоторой степени идеа¬
лизированной диаграммой, основанной на анализах Чэпмена
(Chapman, 1919) и Чэпмена и Бартельса (Chapman and Bartels,
1940). Эта диаграмма, показанная на рис. 9.3, относится к рав¬
ноденственным месяцам года с минимумом солнечных пятен.
Рис. 9.3. Солнечные суточные вариации компонент X, Y,
Z и наклонения / (по Чэпмену и Бартельсу, 1940)
Кривые построены для каждых 10° географической широты. Ва¬
риации направленной к северу компоненты X на соответствую¬
щих широтах в обоих полушариях неизменны, но они изменяют
фазу на широтах, заключенных в пределах ±30°. Вариации Y
и X имеют противоположное значение в обоих полушариях и из¬
меняют фазу вблизи экватора. Суточные вариации совпадают
по знаку с полусуточной компонентой, причем вариации в тече¬
ние дневных часов более заметны, чем в ночные часы.
Особенность поля Sq, которая не показана в этом представ¬
лении, состоит в очень большой суточной вариации составляю¬
щей X (или горизонтальной напряженности Я), которая наблю¬
далась в Гуанкайо, Перу, вблизи магнитного экватора и была
рассмотрена Чэпменом. Полуденная величина Н много больше
величины в полночь. Вестин (Vestine, 1960) дает среднее значе¬
ние на Гуанкайо приблизительно в 125у по своему анализу
поля Sq, основанному на 12-летних данных.
Основная сезонная вариация поля Sq состоит в том, что
амплитуда или ряд суточных вариаций увеличивается в летнем
379

полушарии и у1меныиается в зимнем полушарии относительно
равноденственных условий. Основная вариация за счет цикла
солнечных пятен поля Sq выражается также в амплитуде су¬
точных вариаций, которые уменьшаются на 50—100% от мини¬
мума солнечных пятен до их максимума. Этот эффект обсуж¬
дается более подробно Чэпменом и Бартельсом (Chapman and
Bartels, 1940).
Поле L. Сравнительно малая лунная суточная вариация яв¬
ляется более трудной для выделения и изучения. Методы и не¬
которые результаты изучения L рассматриваются достаточно
подробно Чэпменом и Бартельсом (Chapman and Bartels, 1940).
Здесь упоминаются только основные результаты.
Когда лунная суточная вариация определяется из магнитных
данных, распределенных равномерно по всему лунному месяцу
то результат достаточно
прост: лунная суточная
вариация у всех элемен¬
тов во всех пунктах пред¬
ставляет собой регуляр¬
ное полусуточное колеба¬
ние простого характера.
С другой стороны, когда
сутки, для которых долж¬
на быть определена лун¬
ная суточная вариация,
выбираются так, чтобы
соответствовать отдель¬
ной фазе Луны (напри¬
мер, новолуние), то коле¬
бание все же имеет полу¬
суточный характер, но
с разными амплитудами
максимума и минимума.
Изучение этого эффекта
показывает, что наиболь¬
шая вариация происходит
в течение той части лун¬
ных суток, которая соот¬
ветствует часам солнеч¬
ного сияния; например,
в лунный полдень вблизи
нового месяца. Это, согласно анализу Чэпмена (Chapman, 1925),
показано на рис. 9.4. Амплитуда типичной вариации L примерно
на порядок меньше, чем вариация Sq.
Точно так же, как и в случае солнечной суточной вариации,
лунная суточная вариация горизонтальной напряженности на
(а именно, при всех фазах Луны),
Рис. 9.4. Лунная суточная вариация запад¬
ного магнитного склонения в Батавии
Верхние восемь кривых представляют вариации
для различных фаз месяца; жирные части
кривых соответствуют дневным часам. Нижняя
кривая представляет среднее по всем лунным
фазам. Масштаб в гаммах для измерения запад¬
ной компоненты: 4\ соответствуют 0,37' в направ¬
лении (по Чэпмену и Бартельсу, 1940) и основаны
на анализах Чэпмена (1925)
380

Гуанкайо вблизи магнитного экватора много больше подобной
в других местах. В процентном отношении аномалия в этой об¬
ласти является даже большей, чем в случае Sq.
Имеется ряд исследований зависимости L от различных фак¬
торов, таких как расстояние до Луны, магнитная активность,
сезон и фаза цикла солнечных пятен. Эти исследования явля¬
ются весьма трудными вследствие малой амплитуды колебаний.
Нет сомнений в том, что сезонная вариация выражена ярче, чем
в случае Sq. С другой стороны, L имеет малую зависимость от
фазы цикла солнечных пятен, что является неожиданным
с точки зрения поведения Sq.
9.1.3.	Возмущенное поле D
Имеется большая вариация по времени в величине магнит¬
ного возмущения, а также ряда связанных с ним магнитных
вариаций. Даже в период международных спокойных суток
обычно можно заметить некоторое остаточное возмущение, осо¬
бенно на высоких широтах. В средние сутки наблюдается слабое
магнитное возмущение, а иногда сильное возмущение, соответ¬
ствующее периодам магнитных бурь. В общем слабое возмуще¬
ние связано с обычными сутками месяца (ни международными
спокойными сутками, ни международными возмущенными сут¬
ками), а сильное возмущение — с международными возмущен¬
ными сутками. Однако может случиться, что степень возмуще¬
ния в течение возмущенного дня в магнито-спокойный месяц
меньше, чем в обычный день в другой месяц, отмеченный более
сильной магнитной активностью.
Поле SD. Слабое возмущение может быть изучено стати¬
стически тем же самым путем, -что поля Sq и L. Предположим,
что средние суточные неравенства определяются для всех суток,
а также для международных возмущенных суток тем же самым
образом, что и в начале подпараграфа 9.1.2 для международных
спокойных суток. Обозначим их соответственно Sa и S,/. Тогда
последовательность разностей (Sa — Sq) или (Sd — Sq) для
каждого часа изображает взаимодействие возмущенного поля
с солнечной суточной вариацией. Возмущенная суточная вариа¬
ция, определяемая таким образом, обозначается SD. Она, ко¬
нечно, больше, когда определяется из данных по международ¬
ным возмущенным суткам, чем при определении по всем дням.
На рис. 9.5 показана вариация SD как для сильной, так и
для слабой возмущенности в сравнении с вариациями Sq. Не¬
обходимо отметить несколько особенностей. Хотя амплитуда ва¬
риаций SD для сильного возмущения действительно много
больше, чем для слабого, формы вариаций в обоих случаях со¬
381

вершенно сходны. С другой стороны, форма вариаций SD резко
отличается от таковой для спокойносуточных солнечных вариа¬
ций Sq, указывая на то, что этими двумя типами вариаций обна¬
руживаются совершенно различные физические эффекты и что
обоснованно их отдельное рассмотрение. Особенность поля SD
состоит в большой амплитуде вариации как горизонтальной,
так и вертикальной напряженности в более высоких широтах.
а	б	б
г
ю
о
-ю
10
о
-ю
10,
о
-ю
10
о
-ю
10
о
-10
- 1
- г\
А
rvl
: 2
vГ
-V
- 3
- 4
>Л
Г\
X Си
1 I l I I I
1 I 1 1 1 И,
1 1 1 1 1 1
О в 16 240 8 16 240 8 16 24
16 240
16 24часа
Рис. 9.5. Суточные вариации Я (слева) и Z (справа) для различных геомаг¬
нитных широт фт и различных условий (по Чэпмену и Бартельсу, 1940)
П 9т = 61>, 2) ?т = 58°, 3) срт = 51°, 4) ст = 40°, 5)	= 22°;
а) средние вариации для всех суток за несколько месяцев и вариации Sq, б) вариации
SD для интенсивных возмущений, в) S —S и вариации SD для слабых возмущений
Магнитные бури. При изучении магнитных бурь (например,
Chapman, 1918, 1927; Sugiura and Chapman, I960) обнаружено,
что средние характеристики бурь можно объяснить суперпози¬
цией двух типов вариаций. Один тип является функцией широты
и времени, измеренного с начала бури (штормовое время), и мо¬
жет быть обозначен через Dst, другой — функцией долготы и
может быть обозначен через DS.
Штормо-временная вариация исследуется определением
средних вариаций магнитных элементов в течение большого
количества бурь, начинающихся в различное местное время. Опре¬
деляемое таким образом поле относительно простое. Оно пока¬
зано на рис. 9.6, по Чэпмену (Chapman, 1918). Вариация про¬
является в основном в горизонтальной напряженности и содер¬
жит несколько характерных особенностей. Первая — быстрый
рост горизонтальной напряженности в течение первого часа или
382

двух часов бури. Начало этого быстрого увеличения почти одно¬
временно во всех местах и называется внезапным началом. Сле¬
дующая фаза бури (основная фаза) включает более постепен¬
ное уменьшение горизонтальной напряженности до минимальной
величины. Это происходит в течение 12—24 час. после внезап¬
ного начала. Затем следует более постепенное восстановление
нормального хода в течение следующего дня или двух. Эти осо¬
бенности, проявляющиеся на всех широтах, показаны на рис. 9.6.
Отметим некоторое увеличение вариации в более низких широ¬
тах. Штормо-временная вариация вертикальной напряженности
ср/я
=4 0°
Н
О в
j
:'Vvvv-
J L
J L
_L
J I
16 24 32 40 46	0	8	16 24 32 40 48 0 8 16 24 32 40яаса
Время бури
Рис. 9.6. Вариации Я, Z и западного склонения в течение бури для трех
различных широт (по Чэпмену, 1918; по Чэпмену и Бартельсу, 1940)
много меньше, чем горизонтальной, и имеет противоположное
направление. Склонение существенно не меняется. Имеется
большое разнообразие в вариациях магнитных бурь. Тем не ме¬
нее, штормо-временные вариации качественно те же самые для
широко меняющихся рядов.
Часть DS возмущенного поля, связанного с магнитными бу¬
рями, имеет в данное время среднюю величину около нуля для
данного широтного круга. Его основная часть меняется с дол¬
готой, измеренной от полуночного меридиана, по форме анало¬
гична изменению SD с местным временем, измеренным от мест¬
ной полуночи. Действительно, эта часть должна отличаться от
SD только тем, что ее амплитуда изменяется со штормовым
временем, достигая максимума в первые несколько часов шторма
и затем спадая постепенно до малой величины в течение сле¬
дующих двух дней. Таким образом, на рис. 9.5 показаны
383

(в функции местного времени) форма и средняя амплитуда DS
в течение первого дня для группы магнитных бурь.
Возмущенно-суточная вариация SD, среднее проявление ве¬
личины DS, является важной характеристикой магнитных ва¬
риаций в высоких ши¬
ротах, причем она ча¬
сто проявляется даже
в «спокойные» сутки и
представляет штормо¬
временную вариацию
во время магнитных
бурь. Поле SD лучше
изучено в геомагнит¬
ных координатах, так
как важным парамет¬
ром этого поля является
расстояние от геомаг¬
нитного, а не от геогра¬
фического полюса. На
рис. 9.7 представлена
вариация SD для не¬
скольких высокоширот¬
ных станций за 1932 и-
1933 гг., по данным
Вестина и др. (Vestine
et al., 1947). Форма и
амплитуда вариации
быстро изменяются с
увеличением геомагнит¬
ной широты, и это яв¬
ление, очевидно, очень
сложное. Хотя вариа¬
ция достигает наиболь¬
ших значений вблизи
зон полярных сияний
(около 67° геомагнит¬
ной широты; см. параграф 9.3) вблизи геомагнитного полюса
она все еще очень значительна.
Другие магнитные возмущения. Описание посредством осред-
ненных полей является идеализированным и затемняющим дру¬
гие особенности магнитного возмущения. Отдельные бури раз¬
виваются слабее и являются постепенно, а не внезапно начи¬
нающимися. Некоторые из них развиваются в более короткий
или более длинный период времени, чем средняя буря. Вариа¬
ция магнитных элементов в данном месте во время данной бури
тоже более нерегулярная и сложная, чем вариация, проявляю¬
Рис. 9.7. Вариации (Sd— Sq) компонент X',
Y' и Z' (по Вестину и др., 1947)
/ — Туле (rm = 88°); 2— Годхавн (79,8°); 3 — Честер-
филд-Инлет (73,5°);	4 — Юлианехоб (70,8°);	5 —
Форт-Ре (69°), 6 — Пойнт-Барроу (68,6°); 7 — Тромсё
(67,1°); 8 — Колледж-Фэрбенкс (64,5°); 9 — Соданкюля
(63,8°); 10 — Лервик (62,5°); И — Минук (61,8°); 12 —
Ситка (60°);	13 — Эксдальмур (58,5°);	14	— Ловё
(58,'И); 15 — Слуцк (56°); 16 — Руде-Ско (55,8°); 17 —
Аджинкорт (55°); 18 — Абинджер (54°).
384

щаяся в осредненной кривой. Кроме того, определенные особен¬
ности магнитного возмущения не всегда связаны с магнитными
бурями и заслуживают специального упоминания. Они вклю¬
чают в себя магнитную бухту, пульсации и внезапные им¬
пульсы.
Магнитные бухты наблюдаются как в спокойные сутки, так
и во время бурь. Величины элементов, особенно Н, быстро уве¬
личиваются и уменьшаются, достигая максимального отклоне¬
ния, а затем возвращаются к «норме» (в пределах часа или
двух). Согласно тому, уменьшается или увеличивается Я,
о бухте говорят как об отрицательной или положительной. По¬
ложительная бухта более часта, чем отрицательная. Бухты ярче
выражены на геомагнитных широтах около 67°, в зонах поляр¬
ных сияний, но большие бухты — глобальное явление. Некото¬
рые могут появляться во время магнитной бури и иногда на¬
зываются полярными сверхбурями DP.
Пульсации представляют собой частые флуктуации магнит¬
ных элементов с периодом от нескольких секунд до нескольких
минут. Флуктуации с периодом в несколько минут чаще всего
наблюдаются ночью. Колебания различных магнитных элемен¬
тов не всегда находятся в фазе.
Внезапный магнитный импульс — очень малая характерная
вариация магнитных элементов, имеющая место в освещенном
солнцем полушарии, в связи с солнечными вспышками. Этот
тип вариации выражается в увеличении вариации, нормально
связанной с вариацией Sq для данных времени, места и эле¬
мента. По этой причине это возмущенное поле иногда обозна¬
чается как увеличение Sq, т. е. Sqa.
9.1.4.	Характеристики магнитного возмущения;
некоторые вариации и соотношения
Характеристики магнитного возмущения. Чтобы изучить маг¬
нитное возмущение с точки зрения его вариации и его отноше¬
ния к другим геофизическим параметрам, желательно иметь бо¬
лее объективные характеристики возмущения, чем те, которые
представляются международным характерным индексом.
Одна из характеристик этих возмущений, характеристика и,
лучше соответствует численному определению сильной возму-
щенности и его среднего появления в течение, скажем, месяца
или года, а не в отдельные дни. Она основывается на межсу-
точной изменчивости Я: на данной станции и в данный день ве¬
личина и пропорциональна разности (без учета знака) между
средней величиной Я для такого дня и средней величиной Я для
предшествующего дня. Как мы видели в параграфе 9.1.3, одним
из основных систематических проявлений сильной возмущен-

ности является изменение, продолжающееся в течение несколь¬
ких дней, поэтому большая средняя величина и за месяц или
более означает частое появление магнитных бурь. Обычно ис¬
пользуется модифицированный параметр ии который увеличива¬
ется с и, но не линейно, а так, что эффект сильного возмущения
проявляется в нем меньше.
Другой характеристикой, более пригодной для описания маг¬
нитной активности в течение короткого периода времени, явля¬
ется индекс К. В этом случае для каждого 3-часового периода
в течение дня (по Гринвичу) каждая обсерватория характери¬
зует свою запись целым числом от 0 до 9, определяющимся по
вариации магнитных элементов в течение этого периода. Вели¬
чины К связаны с наблюдаемым рядом вариаций так, что каж¬
дая величина К встречается приблизительно с одинаковой час¬
тотой в течение длительного периода времени. Планетарный
3-часовой индекс КР определяется для каждого 3-часового пе¬
риода осреднением величины К по определенным станциям с ве¬
сом, соответствующим среднему количеству возмущений на каж¬
дой станции. Сумма восьми планетарных 3-часовых индексов
используется для характеристики целого дня в значениях пла¬
нетарных ежедневных индексов Ар или Ср.
Годовая вариация магнитного возмущения (характеризуе¬
мая, например, индексом и) имеет два максимума, один в марте,..
другой в октябре. Эти максимумы возникают за счет геометрии
солнечно-земной системы. Как будет еще указано в подпара¬
графе 9.1.5, магнитное возмущение, очевидно, возникает за счет
взаимодействия между верхней атмосферой Земли и потоками
заряженных частиц, особенно электронов и протонов, испускае¬
мых из активных областей Солнца. Около времени равноден¬
ствия относительная ориентация Солнца и Земли благоприят¬
ствует попаданию Земли в такие потоки. Однако недавние изме¬
рения в космосе породили сомнения в этом объяснении, и при¬
чина может быть собственно в самой верхней атмосфере.
Магнитные возмущения и Солнце. Давно было известно за¬
метное изменение частоты больших магнитных бурь с циклом
солнечных пятен. На рис. 9.8 показана вариация индекса иЛ
в связи с числом солнечных пятен. Здесь видна явная корреля¬
ция. Однако эта корреляция, выразительная в проявлении,
должна быть тщательно интерпретирована. Во-первых, она не
означает тесной связи между количеством солнечных пятен и
магнитным возмущением в отдельные дни; очевидно, возмуще¬
ние статистически связывается с появлением солнечных пятен,
но наличие большой группы пятен и групп на Солнце не явля¬
ется ни необходимым, ни достаточным условием для магнитного
возмущения. Во-вторых, не нужно думать, что магнитное возму¬
щение почти отсутствует в годы с минимальным количеством
386

солнечных пятен. Происходит только изменение в характере
возмущения. Сильные бури внезапно начинающегося типа (к ко¬
торым характеристика особенно чувствительна; см. выше) ме¬
нее часты во время минимума солнечных пятен.
Общая связь между солнечной активностью и магнитным
возмущением обнаруживается и при явлениях с 27-дневной по¬
вторяемостью. Она проявляется в статистической тенденции для
возмущенных или спокойных магнитных суток повторяться
с 27-дневным периодом, преимущественно вследствие того, что
это есть период вращения Солнца (в низких солнечных, широ¬
тах, по наблюдениям с Земли). Эта тенденция особенно хорошо
1870	1880	1890	1900	1910	1920	1930	г
Рис. 9.8. Вариации среднего годового числа солнечных пятен и геомагнит¬
ного индекса щ (по Чэпмену и Бартельсу, 1940)
проявляется в слабых магнитных бурях, которые преобладают
в годы с минимумом солнечных пятен.
Некоторые (но никоим образом не все) магнитные возму¬
щения и особенно наиболее сильные связаны с характерной по¬
следовательностью явлений в верхней атмосфере, сопровождаю¬
щих, в частности, ярко выраженные солнечные вспышки. Эти
случаи включают магнитные внезапные импульсы и радио-фе¬
динги (см. параграф 9.2), которые возникают в верхней атмо¬
сфере вследствие увеличения солнечной ультрафиолетовой или
рентгеновской радиации. Магнитные бури сильного внезапно
начинающегося типа часто начинаются спустя сутки, сопровож¬
даясь при этом особенно сильными полярными сияниями. Вре¬
менное отставание, как полагают, отражает период, в течение
которого потоки заряженных частиц проходят от Солнца к Земле.
Взаимосвязь между магнитной возмущенностыо, ионосферными
возмущениями, собственным свечением атмосферы и солнечной
активностью обсуждается далее в параграфах 9.2. и 9.3.
С другой стороны, некоторые магнитные возмущения и осо¬
бенно слабые возмущения, связанные с минимумом солнечных
пятен и 27-дневной повторяемостью, не имеют очевидной корре¬
ляции с характеристиками солнечной возмущенности. Их про¬
исхождение обычно приписывают излучению заряженных частиц
от неидентифицированных солнечных областей.
387

9.1.5.	Геомагнитные вариации и электрические токи
в верхней атмосфере
Геомагнитные вариации и верхняя атмосфера. До сих пор
наша дискуссия о переходных геомагнитных вариациях прово¬
дилась с точки зрения чистого описания. Довольно малые пер¬
турбации в основном поле Земли сейчас не представляют ника¬
кого интереса, поскольку до сих пор неясно, связаны ли их при¬
чины с процессами в верхней атмосфере Земли. Однако геомаг¬
нитные данные, полученные наблюдениями с поверхности Земли
в прошлом, настоящем и будущем, являются геофизической
информацией большой важности для исследования верхней
атмосферы.
Первое указание на то, что геомагнитные вариации могут
быть обусловлены процессами, происходящими в верхней атмо¬
сфере принадлежат Стюарту (Stewart, 1882), как упоминалось
в введении к главе 8. Он обосновал это главным образом тем,
что солнечные суточные вариации намного больше вблизи мак¬
симума солнечных пятен, чем в период минимума, и показал,
что такая прямая связь с солнечной активностью должна иметь
отражение в верхней атмосфере. Он доказал происхождение
магнитных вариаций за счет электрических токов в верхней
атмосфере, которые вызываются периодическими движениями
воздуха, производящими в свою очередь при наличии земного
магнитного поля электрические поля и токи, как динамо. Это
заключение о проводящем слое в верхней атмосфере на 20 лет
предшествует использованию ионосферы для объяснения рас¬
пространения радиоволн и примерно на 45 лет — четкому экс¬
периментальному доказательству ее наличия с помощью радио¬
методов.
Предположение Стюарта о том, что периодические движения
воздуха вызывают электрические токи, обусловливающие маг¬
нитные вариации, известно как динамо-теория. Теперь она
используется для объяснения солнечных и лунных суточных ва¬
риаций. Однако прежде чем рассматривать собственно динамо¬
теорию, рассмотрим более общие вопросы о связи между
магнитными вариациями на земной поверхности и токовыми си¬
стемами в верхней атмосфере, а также о причинах токовых
систем.
Внутренние и внешние источники магнитного поля Земли.
Магнитная напряженность Н вблизи поверхности Земли при
отсутствии электрических токов, проходящих между Землей и
атмосферой, может быть описана скалярным потенциалом вида
388
Н = — v<P.
(9.3)

Среднее земное поле может быть представлено как поле
диполя в центре Земли и получено из потенциала следующим
образом:
Ф = — М cos bjr2,	(9.4)
где М — величина дипольного момента (8,1 -1025 гаусс-см3),
dm — магнитное дополнение до широты и г — расстояние от
центра Земли.
Если источник, который обусловливает возрастание магнит¬
ного поля вблизи поверхности Земли, находится целиком под
поверхностью Земли, то потенциал (вблизи поверхности может
быть представлен суммой членов вида
(г)-(я+1)Р^ (cos 0) (с™ cos пък -j- s™ sin ,	(9.5)
где Рпт — присоединенные полиномы Лежандра (см. Приложе¬
ние К). Коэффициенты отдельных членов этого ряда могут быть
определены методом сферического гармонического анализа (см.
Приложение К) наблюдаемого поля. Первый (и наибольший)
член этого ряда (п= 1, т = 0) соответствует идеализированному
полю диполя.
С другой стороны, если первопричина магнитного поля нахо¬
дится вне Земли, например, в верхней атмосфере, то соответст¬
вующее выражение для Ф является суммой членов вида
rnpm (cos ft) cos my sm s[n тЦ	(9	6)
Если учесть оба случая, то требуется линейная комбинация
функций (9.5) и (9.6). С помощью сферического гармонического
анализа наблюдаемого поля можно определить, какая часть
поля имеет внутреннее происхождение, представленное членами
типа (9.5), и какая часть имеет внешнее происхождение, пред¬
ставленное членами типа (9.6).
В 1839 г. Гаусс использовал Этот метод с целью определения
того, что источник основного магнитного поля находится пол¬
ностью (или почти полностью) внутри Земли. В 1889 г. Шустер,
исследуя предположение Стюарта, приложил метод Гаусса к ис¬
следованию скудных данных по основному полю солнечной су¬
точной вариации и заключил, что причины появления этого поля
лежат в основном выше поверхности Земли. В результате допол¬
нительных исследований (см. особенно Chapman, 1919) стало
ясно, что как солнечные, так и лунные вариации в основном
имеют внешнее происхождение. Малые части этих полей (внут¬
реннего происхождения) могут быть объяснены токами, инду¬
цированными в Земле. Таким образом, возмущения и вариации
имеют в основном внешнее происхождение.
Временные вариации и токовые системы в верхней атмо¬
сфере. С помощью сферического гармонического анализа
389

магнитного поля Земли (Sq, L или части поля D) можно полу¬
чить значения токов, которые, протекая в тонкой сферической
оболочке на определенном расстоянии от центра Земли могут
привести к такому полю (Chapman and Bartels, 1940) Этот ме¬
тод никоим образом не обнаруживает причин возникновения та¬
ких токов и высот, на которых они текут, как и реальности этих
Рис. 9.9. Токовые системы, представляющие Sq над
<VntB,HbIf полУшаРием (слева) и ночным полушарием
(справа), в случае равноденствия (вверху) и летнего
солнцестояния (внизу) для северного полушаоия в ми¬
нимуме солнечных пятен (по Чэпмену и Бартельсу
1940)	у'
Ток в 10 ООО а течет между соседними линиями тока в направ-
лении, указанном стрелками.
токов в сферическом слое на некоторой высоте. Тем не менее
такие идеализированные токовые системы в удобной форме син¬
тезируют геомагнитные данные для испытания различных тео¬
рии, а также являются удобным схематическим средством для
визуального представления рассматриваемых полей. Например
токовые системы, соответствующие полю Sq при определенньк
условиях, даны на рис. 9.9. Направление тока показано стрел-
величина тока — пространственным размещением. С хо¬
рошей аппроксимацией получается, что горизонтальная компо-
390

нента поля, обусловленного этими токами, в точках, располо¬
женных ниже токовой оболочки, перпендикулярна к линиям
тока и направлена в сторону более высоких величин токовой
функции. Таким образом, направленная к северу компонента
поля Sq в течение времени, близкого к местному полудню, по¬
ложительна между 40° с. ш. и 40° ю. ш. и отрицательна по на¬
правлению к полюсу от этих широт (сравните с рис. 9.3). То¬
ковые системы, соответствующие другим вариациям полей,
также вычислены, но здесь не показаны (см. основные ссылки,
цитированные в начале этого параграфа).
Динамо-теория. Обращаясь к динамо-теории возникновения
токов Sq и L, мы находим, что ситуация достаточно сложна,
и мы не будем пытаться осветить ее подробно. Подходящими
ссылками, в дополнение к основным, цитированным в начале
этого параграфа, являются Бэкер (Baker, 1953), Бэкер и Мар¬
тин (Baker and Martyn, 1953), Фейер (1953) и Чэпмен (Chap¬
man, 1956). Основная идея состоит в том, что движение воздуха
в верхней атмосфере при наличии основного поля Земли приво¬
дит к возникновению электрического поля Е, направленного
перпендикулярно как к магнитному полю Н, так и к направ¬
лению движения. В случае Sq и L эти движения имеют при¬
ливное происхождение. Свободные электроны и ионы двигаются
под влиянием электрического поля Е, подвергаясь столкнове¬
ниям с нейтральными частицами. Их движение и составляет
электрический ток. Ситуация усложняется тем фактом, что ток
в направлении поля Е, поскольку он трансверсален к Н, соз¬
дает электродвижущую силу в направлении, перпендикулярном
как Е, так и Н, и ток течет также в этом направлении. Послед¬
ний известен как ток Холла. Ток Холла в свою очередь изме¬
няет ток в направлении Е. Электрическая проводимость в на¬
правлении Е, вычисленная с учетом как столкновений, так и
эффекта Холла, известна как проводимость Педерсена, а про¬
водимость в направлении, перпендикулярном к Е и Н, известна
как проводимость Холла. Обе они зависят от частоты столкно¬
вений, числовых плотностей свободных электронов, положитель¬
ных, а также отрицательных ионов и являются функциями вы¬
соты, времени и положения.
Ситуация усложняется далее поляризационными эффектами.
Ток может течь в вертикальном направлении только временами,
поскольку проводящая ионосфера располагается на электри¬
чески изолированной основе. Кроме того, горизонтальные токи
с глобальной точки зрения изменяются поляризационными эф¬
фектами в такой степени, как это обусловливается замкнутыми
круговыми токами.
Аномалии Sq и L вблизи магнитного экватора (см. ссылку
на Гуанкайо в подпараграфе 9.1.2) можно объяснить наличием
391

сильного тока, связанного с экваториальной струей. Наличие
этой токовой струи можно объяснить довольно сложным обра¬
зом, путем рассмотрения описанных выше проводимостей в об¬
ласти, где основное магнитное поле горизонтально.
Эквивалентные сферически-слоистые токи, которые выво¬
дятся из магнитных вариаций, представляют собой интеграль¬
ные эффекты динамо-токов повсюду, где они только могут течь
в атмосфере. Ракетные измерения, по-видимому, должны уста¬
новить наличие тока на высотах приблизительно между 95 и
120 км. Если движения воздуха, которые приводят к динамо-то¬
кам, известны точно (а также плотности электронов и ионов и
частоты столкновений) в функции высоты, времени и положе¬
ния, то можно вычислить результирующие токи и их магнитные
эффекты. С другой стороны, невозможно вывести приливные
ветры из магнитных вариаций главным образом потому, что
магнитные вариации отражают только результирующий инте¬
гральный эффект ветров.
Магнитные возмущения и токовые системы. Временные ва¬
риации, связанные с магнитным возмущением, можно также
представить в виде эквивалентных токов, текущих в верхней
атмосфере [см., например, Чэпмен (Chapman, 1963)]. В этом
случае, однако, имеется много больше неопределенностей в вер¬
тикальных распределениях и причинах возникновения фактиче¬
ских токов.
Форма токов Dst крайне проста, как и характер поля Dst,
которое состоит главным образом из изменений по величине на¬
правленной к северу напряженности. В течение первоначальной
фазы бури, когда направленная к северу напряженность увели¬
чивается, токи текут в восточном направлении и окружают
Землю. Они, как раньше полагали, текут на очень больших вы¬
сотах, возможно на расстоянии десяти земных радиусов, в ре¬
зультате взаимодействия между магнитным полем Земли и пото¬
ком ионизированного газа от Солнца. Дальнейшее взаимодейст¬
вие приводит к направленному на запад кольцевому току,
который, вероятно, течет на более низких уровнях и который вы¬
зывает наблюдаемое уменьшение направленной к северу на¬
пряженности в течение основной фазы бури. Подробности взаи¬
модействия между внешней атмосферой Земли и солнечной
плазмой не понятны полностью и в настоящее время являются
предметом весьма интенсивного исследования, но они лежат
вне сферы этой книги.
Токи DS текут главным образом в зонах полярных сияний,
частично в восточном, а частично и в западном направлении,
усложняя их круговую форму переходом через полярную шапку
и частично в более низкие широты. Есть более сильные токи,
чем Sq и L, по крайней мере в течение хорошо развитых маг¬
392

нитных бурь и в противоположность последнему не столь за¬
метные над дневным полушарием, чем над ночным. Их про¬
исхождение также связывается с солнечным корпускулярным
потоком и его влиянием на верхнюю атмосферу.
9.2.	ВВЕДЕНИЕ В ИОНОСФЕРУ
Выражение ионосфера относится к той части атмосферы, ко¬
торая содержит ионы и свободные электроны в достаточном ко¬
личестве, чтобы влиять на распространение радиоволн. Практи¬
чески это означает, что она имеет нижнюю границу на высотах
от 50 до 70 км и неразличающуюся верхнюю границу. Однако-
в соответствии с рамками этой книги, мы ограничим нашу дис¬
куссию главным образом рассмотрением уровней, расположен¬
ных ниже высоты пика электронной плотности, т. е. ниже при¬
мерно 300 км.
До сих пор считалось, что ионосфера имеет слоистую струк-
туру, с различным максимумом электронной плотности в слоях,
названных (в порядке увеличения высоты) слоем D, слоем Еу
слоем F1 (только в дневное время), и слоем F2. Ракетные на¬
блюдения показали, что это не так: электронная плотность уве¬
личивается монотонно (или почти так) от самых низких слоев
до пика F2 на высоте около 300 км. Термины область D, об¬
ласть Е и область F теперь используются по отношению к вы¬
сотным областям соответственно ниже 90 км, между 90 и 160 км
и выше 160 км (хотя высоты, разделяющие области, являются
довольно произвольными и не всегда берутся точно эти вели¬
чины).
Существование проводящей области в верхней атмосфере
Земли было предметом ранней гипртезы лорда Кельвина (Chal¬
mers, 1962) и было использовано Стюартом (см. параграф 9.1)
в связи с суточными магнитными вариациями. Кроме того, на¬
личие ее было подтверждено посредством дальней радиосвязи,
что стимулировало широкие исследования этого явления. Кен-
нели (Kennelly, 1902) и Хевисайд (Heaviside, 1902) независимо
постулировали ионизированные слои для объяснения радиорас¬
пространения, в то время как другие использовали для объясне¬
ния радиосвязи явления дифракции. В 1912 г. Экклс применил
элементарные сведения к распространению радиоволн в иони¬
зированной среде. За эту проблему снова брался Лармор (Lar-
mor, 1924), чья работа до сих пор дает простейшее в первом
приближении объяснение отражения радиоволн от ионизирован¬
ных областей.
Эпплтон и Барнетт (Appleton and Barnett, 1925а) и Брей и
Тьюв (Breit and Tuve, 1926) доказали существование отражен¬
ных волн, определяя их экспериментально. С того времени тео¬
Ш

ретические и экспериментальные исследования ионосферы раз¬
вивались с ускоряющимся темпом. Предмет представляет боль¬
шой интерес не только для исследования атмосферы, но также
имеет огромное практическое значение для дальней связи.
В этом коротком введении мы, естественно, делаем упор на
первую тему. Различные аспекты изучения ионосферы рассмот¬
рены в обзорах Митры (Mitra, 1957), Ратклифа и Викса (Rat-
•cliffe and Weekes, 1960), Payepa (Rawer, 1957), Джонсона (John¬
son F. S., 1962), Бурдо (Bourdeau, 1963) и Мак Дональда (Mac¬
Donald, 1963) и других.
Настоящая дискуссия начинается с рассмотрения в подпа¬
раграфе 9.2.1 физических процессов, которые регулируют вер¬
тикальное распределение ионов и электронов в верхней атмо¬
сфере (ионизация, рекомбинация тем или иным путем и влия¬
ние движения). В подпараграфе 9.2.2. дается обзор методов
наблюдений, которые используются для изучения ионосферы как
с поверхности Земли, так и с летательных аппаратов. Следует
обсуждение наиболее важных результатов этих исследований,
включая некоторые до сих пор нерешенные проблемы. Хотя это
обсуждение могло быть проведено различными способами, мы
считаем наиболее удобным рассмотреть области Z), Е и F от¬
дельно, как это делается в подпараграфах 9.2.3, 9.2.4 и 9.2.5.
9.2.1.	Процессы, регулирующие вертикальное распределение
ионизации
Ионизация газов в верхней атмосфере совершается в основ¬
ном под действием электромагнитной радиации Солнца, хотя
у нас будут обстоятельства сослаться на влияния заряженных
частиц в зонах полярного сияния и космических лучей. Коли¬
чество электронов и ионов, обычно присутствующих в данное
время и в данном месте, также зависит от процессов и скоро¬
стей, с помощью которых электроны и ионы рекомбинируют, об¬
разуя нейтральные частицы. Результирующий эффект рекомби¬
нации и ионизации иногда может быть представлен просто рав¬
новесием в данном объеме между этими двумя процессами. Для
более подробного рассмотрения необходимо принять во внима¬
ние отклонения от равновесия и влияние переноса электронов,
обусловленного диффузией и движениями различного вида.
В настоящем подпараграфе коротко рассматриваются все эти
вопросы.
Ионизация. Классической работой по ионизирующему эф¬
фекту солнечной радиации является работа Чэпмена (Chapman,
1931а). Теория уже обсуждалась в параграфе 4.4 при общем
рассмотрении поглощения солнечной радиации. Если считать ко¬
личество энергии, поглощенной в единицу времени единицей
394

объема, пропорциональным количеству фотоионизаций в еди¬
ницу времени в единице объема, то полученные результаты от¬
носятся к ионизации. В частности, формула (4.44) дает уровень
максимального образования, а (4.46) или (4.48) —вертикальное
распределение образования электронов при допущениях теории
Чэпмена. Уравнения (4.49) и (4.50) относятся к атмосфере
с постоянным градиентом приведенной высоты.
В ионосфере не обнаруживаются четкие электронные слои,
такие какие должны существовать, если эта простая теория
точно описывает образование электронов и если концентрация
электронов действительно непосредственно связана со ско¬
ростью их образования (см. рис. 4.11). Это обусловлено не¬
сколькими факторами, включая то, что ионизирующая радиация
никоим образом не является монохроматической и что рекомби¬
национные процессы усложняются и изменяются с высотой. Тем
не менее теория слоя Чэпмена играет ключевую роль в изуче¬
нии ионосферы и любой подход к проблеме ионосферы прежде
всего должен быть в основном сходен с ней.
При рассмотрении отдельных областей D, Е и F (в подпа¬
раграфах 9.2.3, 9.2.4 и 9.2.5) мы будем ссылаться на то, что уже
известно и о длинах волн ионизирующей радиации, и о состав¬
ляющих атмосферы, ионизируемых в каждой из областей.
Рекомбинация. Проблема рекомбинации является весьма
сложной. Простейшее предположение, используемое Чэпменом,
состоит в том, что рекомбинация имеет место в том же самом
объеме, что и ионизация, причем между частицами (электрон
и положительный ион), которые предварительно диссоцииро¬
вали.
Таким образом, если п(е) есть количество электронов в еди¬
нице объема, то
~jp~ = <7 — а«2 (е).	(9.7)
где а — коэффициент рекомбинации. Чэпмен проделал интегри¬
рование этого уравнения численным методом и нашел /г (е) как
функцию высоты и тех факторов, которые определяют времен¬
ное изменение зенитного угла (время дня, широта и сезон).
Наипростейшим процессом, который может привести к урав¬
нению (9.7), является радиационная комбинация вида
М+ + е -> М + Av,	(9.8)
где М+ есть атомарный или молекулярный ион. Если этот про¬
цесс является единственным действующим процессом, то, по¬
скольку ионосфера электрически нейтральна, n(e)=n(N[+) и ре¬
комбинация происходит со скоростью ап2(е). Величина а —
коэффициент скорости радиационной рекомбинации. Альтерна¬
395

тивой является комбинация трех тел [см. уравнение (4.9в)], при
которой коэффициент а пропорционален общей числовой плот¬
ности нейтральных частиц и уменьшается с высотой.
Обычно ни один из этих процессов не является достаточно
быстрым, чтобы объяснить наблюдаемые скорости рекомбина¬
ции в ионосфере. Вопрос о рекомбинации исследовался по¬
дробно Бейтсом и Месси (Bates and Massey, 1946, 1947), и их
заключение, хотя основанное на неопределенных знаниях ко¬
эффициентов скорости и атмосферного состава, до сих пор оста¬
ется принятым.
На достаточно высоких уровнях, где указанными процессами
можно пренебречь (см. ниже), основным процессом является
диссоциативная рекомбинация, описываемая уравнением (4.16).
Наиболее важные примеры:
Когда ионизированная составляющая является атомарной,
как, например, атомарный кислород, этот процесс, конечно, непо¬
средственно не осуществляется. Молекулярный ион должен быть
сначала получен переносом заряда или ионно-атомным обменом.
Наиболее важными примерами являются следующие реакции:
Эти и дополнительные процессы обсуждались более по¬
дробно Николе (Nicolet, 1963) и Николе и Швайдером (Nico-
let and Swider, 1963). Конечно, полная картина является более
сложной, чем представленная здесь. Однако в верхней части
области £ и в области F до пика F2 ионизация молекулярного
азота (или молекулярного кислорода) осуществляется более
быстро при диссоциативной рекомбинации. Рекомбинация этого
типа описывается уравнением (9.7) с а по величине на три по¬
рядка большим, чем для радиационной рекомбинации. В случае
ионизации атомарного кислорода, которая осуществляется при
ионно-атомном обмене (или переносе заряда) и диссоциатив¬
ной рекомбинации, положение усложняется. На достаточно низ¬
ких уровнях ионно-атомный обмен происходит очень быстро и
скорость рекомбинации зависит от протекания процессов диссо¬
циативной рекомбинации. В этом случае уравнение вида (9.7)
все же имеет место. На достаточно высоких уровнях, где моле¬
кулы встречаются редко, образование молекулярных ионов
является медленным процессом и скорость, с которой оно проис¬
ходит, ограничивает все процессы рекомбинации. В этом случае
Щ + е -> N + N,
0+ + е О -f О,
N0+ + e->N + 0.
(9.9а)
(9.96)
(9.9в)
0~г О 2 —^ О -f- 0+,
0+ + N2 -> N0+ + N.
(9.10а)
(9.106)
396

исчезновение электронов пропорционально произведению
n(0+)/i(M) или п(е)п(М), где М в этом случае представляет
молекулу. Таким образом, член, учитывающий исчезновение
электронов в уравнении для dn(e)/dt, пропорционален не и2(е),
а п(е) с коэффициентом, который пропорционален п (М) и, сле¬
довательно, уменьшается с высотой. Такое быстрое уменьшение
с высотой эффективного коэффициента рекомбинации, как
можно ожидать, приводит к максимуму плотности электронов
выше уровня максимального образования и обычно использу¬
ется для объяснения довольно большой высоты пика F2, как
это предполагалось Брэдбари (Bradbury, 1938).
Другим механизмом, объясняющим исчезновение свободных
электронов и важным в области D и, вероятно, в нижних час¬
тях области Е, является радиационный или присоединение
нейтральной частицы для образования отрицательных ионов,
а именно:
e + M->M“+Av,	(9.11а)
e + M + L ->M“ + L.	(9.116)
В атмосфере М может быть О или 02 (но не N или N2).
Эти отрицательные ионы уничтожаются в ряде процессов, вклю¬
чая фоторазделение (M_ + /iv->M + e) и нейтрализацию (М~ +
+ L+-*M + L). Николе (Nicolet, 1963) и Николе и Швайдер
(Nicolet and Swider, 1963) обсуждали эти процессы более
подробно. Общий результат формирующих и разрушающих
процессов состоит в наличии определенного количества отри¬
цательных ионов. В связи с тем что отрицательный ион менее
подвижен, чем свободный электрон, его влияние на радиорас¬
пространение незначительно.
Равновесный слой. Обсудив образование электронов и не¬
которые процессы, которые приводят к рекомбинации, мы те¬
перь обратимся к вопросу о результирующей электронной кон¬
центрации.
Рассматривая фиксированный объем, можно написать урав¬
нение непрерывности для электронов
dN/dt = q-L~div(Nv).	(9.12)
Здесь N относится к числу электронов в единице объема,
обозначаемому n(e); q есть скорость образования электронов
в объеме; L — скорость исчезновения электронов в объеме;
дивергентный член дает поправку на увеличение или исчезно¬
вение электронов в результате различных явлений переноса;
v — средняя дрейфовая скорость электронов.
Простейший случай имеет место, если дивергентным членом
и членом, учитывающим изменение во времени, можно прене-
397

бречь. Тогда будет существовать равновесие между образова¬
нием электронов и исчезновением их, так что q = L. Если про¬
цессом исчезновения является диссоциативная рекомбинация,
то, согласно рассмотренному выше, L = aN2, так что
N=(q';7)4\	(9.13)
С другой стороны, если исчезновение происходит вследствие
присоединения [по уравнению (9.11)] или вследствие переноса
заряда диссоциативной рекомбинацией, когда процессы пере¬
носа заряда слабые, то L = $N и
N = q;\3.	(9.14)
Поскольку q изменяется как cos Z, согласно формулам
(4.44) и (4.46), то важным вопросом в ионосферных исследо¬
ваниях является нахождение N, относящегося к определенному
объему и изменяющегося, как (cos Z)1/2, согласно фор¬
муле (9.13), или как cos Z, согласно (9.14).
В ранних исследованиях ионосферы невозможно было из¬
мерить N в данном объеме и изучить его вариацию во вре¬
мени. Однако, как будет показано в подпараграфе 9.2.2, име¬
ется большое количество экспериментальных данных, относя¬
щихся к величинам Nm, которые вначале считали равными
локальным максимумам плотности электронов в вертикальном
столбе, соответствующем определенным «слоям» электронов.
На самом же деле, кроме пика F2, они соответствуют уровням
малого вертикального градиента N («выступы») или, воз¬
можно. слабо выраженному максимуму N. Тем не менее в связи
с тем что Nm легко измерить, полезно рассмотреть применение
формулы (9.12) для нахождения этой величины, о которой мы
можем говорить как о локальном максимуме электронной плот¬
ности (по вертикали).
Малые отклонения от равновесия. Будем и в дальнейшем
пренебрегать дивергентным членом и рассмотрим эффекты
малых отклонений от равновесия. Один из эффектов состоит
в том, что высоты максимального образования электронов и
максимальной электронной концентрации не совпадают. Они
разделены малым расстоянием а. Если а выражается перемен¬
ной высотой z2, определенной уравнением (4.47), то Эпплтон и
Лио (Appleton and Lyon, 1955) показали, что приближенно
dNJdt = qm (о) cos Z (1 - a?\2) -*N*m.	(9.15)
В действительности, поскольку а мало, величиной а2/2
часто можно пренебречь, особенно около местного полудня,
так что уравнение (9.15) становится идентичным по виду урав¬
нению (9.12) (если пренебречь дивергентным членом), но при¬
менимым теперь к Nm. Эпплтон и Лио (Appleton and Lyon,
398

1961) использовали это уравнение при изучении области Е, за¬
меняя Nm средней величиной Nm для двух времен, имеющих
тот же самый зенитный угол, как до, так и после местного по¬
лудня.
Другим результатом отклонения от равновесия является
слабая асимметрия суточной кривой Nm с максимумом Nm
спустя короткое время At после полуденного максимума обра¬
зования электронов. Эпплтон (Appleton, 1953) показал, что
приближенно
Д* = l/2ajVm,	(9.16)
Он называл эту величину «инертностью». Это соотношение
дает, по существу, метод определения а из ионосферных на¬
блюдений.
Дивергентный член. Мы до сих пор не учитывали дивергент¬
ный член в уравнении (9.12). При рассмотрении этого члена
разумно предположить, что вертикальные градиенты много
больше горизонтальных. Важно напомнить, что этот член безу¬
словно не представляет дивергенцию всех компонент воздуха,
а только электронов. Парциальный дрейф электронов может
возникать, например, от диффузии или под влиянием электри¬
ческого поля. Мы вернемся к рассмотрению этих возможностей
позднее. Здесь мы просто приведем упрощенное выражение
для эффекта вертикального дрейфа величины Nm в слое Чэп¬
мена. Согласно Эпплтону и Лио (Appleton and Lyon, 1955,
1957) частичное изменение Nmy происходящее в результате
вертикального дрейфа электронов w, есть
1 dw	1	(	w	\2	g
2*Nm dz 4Н~ I 2aNm
Изменение высоты максимальнбй концентрации электронов
при тех же самых условиях будет
Дг = w!2aNm.	(9.18)
9.2.2.	Методы наблюдений ионосферы
Наибольшее количество знаний об ионосфере было полу¬
чено из наблюдений радиоволн, распространяющихся в ней.
Измерялись радиоволны, которые отразились и возвратились
к поверхности Земли. В последние годы с помощью ракет и
спутников стало возможным изучать распространение волн по
однократной траектории между земной поверхностью и лета¬
тельным аппаратом. В любом случае интерпретация измерен¬
ных величин в значениях структуры ионосферы основано на
сложной теории распространения электромагнитных волн через
399

ионизированную газовую среду при наличии магнитного поля
Земли. Сначала мы обсудим эту теорию и ее приложение к из¬
мерениям по распространению радиоволн, а затем вернемся
к некоторым прямым наблюдениям, выполненным с помощью
ракет и спутников.
Элементы магнито-ионной теории. Многие явления распро¬
странения радиоволн в ионосфере могут быть описаны посред¬
ством магнито-ионной теории, определенной Ратклифом (Ratc-
liffe, 1959) как теория «электромагнитных волн, проходящих
через газ из нейтральных молекул, в которые внедрена стати¬
стически однородная смесь свободных электронов и нейтрали¬
зующих тяжелых положительных ионов при наличии однород¬
ного магнитного поля». Ионосфера не «однородна». Параметры,
важные для радиораспространения (электронная плотность и
частота столкновения), изменчивы, в частности, в вертикаль¬
ном направлении. Тем не менее для ряда ионосферных прило¬
жений вариации можно считать довольно медленными, чтобы
волна на каждом уровне вела себя так, как если бы она была
в однородной среде, имеющей свойства, соответствующие этому
уровню. В такой медленно изменяющейся среде при некоторых
обстоятельствах отражение радиоволн можно представлять
в свете лучевой теории. Окончательное обоснование примене¬
ния этого метода дается по согласованию с результатами, осно-'
ванными на более сложной теории — полной волновой теории.
Здесь делается упор на магнито-ионную и лучевую теории.
Магнито-ионная теория обсуждалась подробно в превосходной
книге Ратклифа (Ratcliffe, 1959). Бадден (Budden, 1961) рас¬
смотрел более сложную теорию.
Когда электромагнитная волна проходит через ионосферу,
свободные электроны в среде колеблются под действием элек¬
трического поля волны. Движения положительных ионов, ко¬
торые менее подвижны, чем электроны, не так важны и обычно
ими пренебрегают. Магнитное поле волны не оказывает такого
влияния на движения электронов, как магнитное поле Земли.
Положение усложняется при столкновении между свободными
электронами и нейтральными частицами среды. Столкновения
в процессе поглощения эффективно уменьшают энергию элек¬
тромагнитной волны.
Результирующее влияние на поведение волны может быть
вычислено с помощью магнито-ионной теории. Эти вычисления
относятся к плоской гармонической бегущей волне с угловой
частотой со. В простейшем случае, когда столкновения и влия¬
ние магнитного поля Земли не учитываются, показатель пре¬
ломления /г2, описывающий фазовую скорость такой волны,
дается выражением
п2 = 1 -X,	(9.19)
400

где X = 4лМе2/т(х)2, N — числовая плотность электронов, е — за¬
ряд электрона в электростатических единицах и т — масса
электрона в граммах. В случае когда столкновения важны, по¬
казатель преломления является сложным, в соответствии
с демпфирующим эффектом, упомянутым выше, и дается выра¬
жением	V
п2 = 1 - Y^Jz ’	(9-2°)
где Z = v/(o, v — частота столкновений.
Наличие магнитного поля Земли вызывает значительное
усложнение. Поведение волны обычно описывается посред¬
ством двух «характерных» волн, каждая из которых распро¬
страняется независимо через среду со своей собственной поля¬
ризацией и своим собственным показателем, преломления. Эти
показатели преломления даются формулами Эпплтона — Хар-
три (Hartree, 1931; Appleton, 1932), которые выводятся и
обсуждаются подробно Ратклифом (Ratcliffe, 1959). Нет нужды
воспроизводить это здесь. В свою очередь одна из характер¬
ных волн, обыкновенная волна, ведет себя так, как если бы
магнитного поля не было, она может быть описана уравнением
(9.19) или (9.20). Другая, необыкновенная волна, может дать
дополнительную важную информацию, но в этом элементарном
обсуждении ею пренебрегают.
Отражение вертикально падающих импульсов. При приме¬
нении магнито-ионной теории к ионосфере предполагается, что
ионосфера состоит из горизонтальных слоев, причем внутри
слоя изменение с высотой плотности электронов и частоты
столкновений настолько слабое, что отражение радиоволн
можно интерпретировать посредством простой лучевой теории.
Хотя эксперименты могут быть выполнены и в случаях наклон¬
ного падения, обычная экспериментальная техника зондирова¬
ния ионосферы использует импульсы энергии, излучаемые
почти вертикально и обнаруживаемые на поверхности Земли
после отражения ионосферой.
Такой импульс энергии можно представить состоящим из
большого количества плоских гармонических волн различной
частоты, сосредоточенных около основной частоты со. Показа¬
тель преломления ц [равный /г, когда п действительно, как
в уравнении (9.19), или действительной части п, когда п ком¬
плексно, как в уравнении (9.20)] описывает фазовую скорость
каждой волны и изменяется с частотой, причем ионосфера
является дисперсной средой. Из теории волнового движения
хорошо известно, что такой импульс перемещается с групповой
скоростью Vg, а групповой показатель преломления ц', равный
c/Vg, описывается соотношением
|j/ = H + (D(rfp./rfu,).	(9.21)
14 Заказ 2160
401

В случае отсутствия магнитного поля и столкновений, соот¬
ношение (9.21), использованное совместно с (9.19), дает
|х' = (1 у.) = (1 — (d^./w2)
(9.22)
где = 4т’Ne-jm и «jv называется угловой плазменной часто¬
той. На уровне, где g) = (Djv, групповая скорость достигает нуля
и происходит отражение. В случае наложения магнитного поля
(но без столкновений) групповая скорость достигает нуля для
обыкновенной волны при со = со^. Когда рассматривается дей¬
ствие столкновений, это будет справедливо, если Z мало вблизи
уровня, где о = содг. Для частот, больших 1 или 2 Мгц, отраже¬
ние происходит на высотах более 100 км. Для этих частот и
для величин частот столкновения, соответствующих этим высо¬
там, Z действительно мало и соотношение (9.22) все еще может
быть применимо для обыкновенной волны.
Таким образом, представление о том, что импульс энергии
отражается на уровне, где 4jcNe2lm = (ti2, имеет довольно ши¬
рокое приложение и дает соотношение между частотой отра¬
женной волны и плотностью электронов N на уровне отраже¬
ния. Это соотношение обычно выражается в единицах час¬
тоты /, а не угловой частоты со, где / = со/2л:. В единицах f это
соотношение имеет вид
где N выражается в см-3, a f — в герцах.
Зондирование ионосферы. Предположим, что в некоторой
области ионосферы N увеличивается постепенно от нуля до
максимальной величины Nm на высоте zm, выше которой N
уменьшается (как в слое Чэпмена). Тогда, если частота волны
увеличивается, высота отражения уменьшается до тех пор,
пока не достигает величины f (скажем fo), при которой эта Nm
достаточна для отражения. На более высоких частотах не про¬
исходит никакого отражения. Величина /0 называется критиче¬
ской частотой или проникающей частотой слоя и обычно свя¬
зана с Nm формулой (9.23).
Далее предположим, что время t, необходимое для того,
чтобы импульс прошел до уровня отражения и вернулся на¬
зад, измерено. Если hi — высота, где происходит отражение, то
Обычно t выражается в значениях эквивалентной высоты h\
являющейся высотой, на которой отражается импульс, если он
распространяется на всех уровнях со скоростью с в вакууме.
(гс/и, е2)/2 - 1,24* 10-8/2,
(9.23)
о
(9.24)
402

Тогда t = 2h'ic и эквивалентная высота связана с групповым
показателем преломления (который зависит от частоты f) соот¬
ношением
Если t и, следовательно, к' определяются как функции час¬
тоты, то график h! в зависимости от f называется кривой h'(f),
или ионограммой Приборы, которые измеряют к' как функ¬
цию частоты, называются ионозондами, или ионосферными стан¬
циями. Нужно подчеркнуть, что к'— не геометрическая высота
отражения, а превосходит ее.
На рис. 9.10 показаны некоторые примеры кривой h'(f), по
Ратклифу и Виксу (Ratcliffe and Weekes, 1960). Критические
Рис. 9.10. Примеры ионограмм (по Ратклифу и Виксу,
1960)
частоты представляются разрывами кривой и в типичных слу¬
чаях наблюдаются на двух или более частотах. Пунктирная
кривая на рис. 9.10 а относится к необыкновенной волне, а на
рис. 9.10 6 — к критической частоте слоя F1. Более подробно
мы обсудим значения этих критических частот в подпара¬
графе 9.2.3.
Ионограмма содержит много больше информации, чем выяв¬
ление критических частот. По существу, она содержит доста¬
точную информацию для вычисления изменения плотности
электронов с действительной высотой г, хотя это никоим обра¬
зом не является тривиальной проблемой. В случае когда от¬
сутствуют и магнитное поле, и столкновения, изменение р/
с частотой принимает простую форму уравнения (9.22). Подста¬
новка ее в (9.25) приводит к интегральному уравнению с анали¬
тическим решением. Для реальной атмосферы используется ин¬
формация о необыкновенной волне и необходимы численные
методы решения [см., например, Бадден, (Budden, 1961)]. Раз¬
витие таких методов и публикация некоторыми обсерваториями
кривых N (г), выведенных из кривых ft'(f), являются очень важ¬
ным успехом в изучении ионосферы за последние годы.
1 Эти кривые обычно называют ионосферно-частотными характеристи¬
ками. (Прим. ред.)
ti — |* ;jfdz.
о
(9.25)
Отг о)
600-
б)
О.
,1	I	I I	I I м I mi L
1	2	4	6	в	1012	1
I X'... I I I I I и
2	4	6	8	10	Мщ
14*
403

Об одном из наиболее важных фактов, обнаруженных путем
вычисления кривых N(z), уже упоминалось в этой дискуссии.
Он состоит в том, что величина Nm, соответствующая критиче¬
ской частоте, не обязательно представляет различимый макси¬
мум кривой N(z). Например, на рис. 9.11 показаны кривые
iV(z), соответствующие кривым h'(f) на рис. 9.10. Критические
частоты, отмеченные f0E на рис. 9.10 а и f0E, f0F 1 на рис. 9.10 6,
соответствуют довольно неотчетливым максимумам или вы¬
ступам на кривых N(z). С другой стороны, критические час¬
тоты F (или F2) соответствуют истинному максимуму плот¬
ности электронов.
о\ I I I I	I	I	l I
*+	8	12	16	о 2	*	6 • Ю5см~3
Рис. 9. II'. Вариации электронной плотности с высотой,
согласно ионограммам рис. 9.Ю (по Ратклифу и Виксу,
I960)
Наблюдения радиоволн, отраженных от ионосферы, кроме
определения по ним задержки времени, а отсюда эквивалент¬
ной высоты, иногда анализируются с целью оценки эффектов
поглощения. Общее выражение для эквивалентного коэффи¬
циента поглощения, при учете эффектов магнитного поля,
сложно, и целесообразно применять его определенные аппрокси¬
мации. Эта тема обсуждается Ратклифом (Ratcliffe, 1959).
Другие методы наземных измерений. Некоторые наземные
методы, хотя и неиспользуемые так широко, как методы верти¬
кального падения, могут дать важную информацию и должны
быть упомянуты здесь. Они включают измерения кросс-моду¬
ляции, некогерентного рассеяния, и атмосферных «свистов»1.
В эксперименте кросс-модуляции два импульса различной
частоты посылаются через ту же самую часть ионосферы в бы¬
строй последовательности. Поглощение первого увеличивает
энергию свободных электронов и повышает частоту их столк¬
новений. Это приводит к дополнительному поглощению второго
импульса и к результирующей модуляции его амплитуды. При
1 В отечественной литературе они обычно называются свистящими атмо-
сфериками. (Прим. ред.)
404

использовании достаточно мощных передатчиков можно изме¬
рить указанный эффект и узнать кое-что об электронных плот¬
ностях на различных уровнях. Описанный эксперимент имеет
основное приложение к области D.
Новый и потенциально очень мощный метод зондирования
ионосферы основывается на измерениях очень малого количе¬
ства энергии, рассеянной свободными электронами на частотах,
превышающих плазменную частоту. Количество энергии, рас¬
сеянной от любого уровня, связано с плотностью электронов на
этом уровне. Поэтому продолжительность времени между. про¬
хождением импульса и приемом рассеянной энергии служит
мерой высоты уровня рассеяния. Для этого необходимы очень
мощные радиолокаторы, вследствие чего метод был использо¬
ван только в нескольких местах.
Возможно получение N (г) от нижних частей ионосферы до
очень больших высот, порядка нескольких земных радиусов
(зондирования могут быть выполнены на различных частотах).
Описание одной из таких установок и некоторые простые ре¬
зультаты приводят Боулесс и Стафф (Bowles and Staff, 1963).
Другая техника, которая применяется для очень больших
высот и поэтому здесь не рассматривается, состоит в наблюде¬
нии атмосферных свистов. Электромагнитные волны на низких
частотах, скажем, от 1 до 10 кгц, генерируемые, например,
молнией, распространяются вдоль линий магнитного поля (см.
рис. 9.2) и возвращаются на Землю в сопряженной точке в дру¬
гом полушарии. Более высокие частоты от разряда молнии (или
от искусственного источника) распространяются быстрее, чем
более низкие, поэтому обнаруженная волна, усиливаемая на
частоте слышимости, имеет характерный звук свиста спадаю¬
щей высоты. Изучение дисперсионного эффекта может дать
информацию об электронной плотности в весьма удаленных, до
нескольких земных радиусов, от ЗеМли точках вдоль траекто¬
рии распространения [см. например, Стоури (Storey, 1953);
Хелливелл и Морган (Heliwell and Morgan, 1959)].
Измерения электронной плотности при помощи ракет и
спутников. Несмотря на возможность наземных наблюдений,
все возрастающую роль в исследованиях ионосферы играют из¬
мерения с помощью ракет и спутников. Они включают измерения
как плотности электронов, так и ионов с помощью различных
методов, а также измерения ионного состава при помощи масс-
спектрометра. Сначала обсуждается первый способ измерений.
Первый эксперимент по измерению профилей электронной
плотности, в соответствии с Бурдо (Bourdeau, 1963) наиболее
точный, был осуществлен Седдоном. Он основан на доплеров-
ском сдвиге частоты радиоволн, непрерывно излучаемых с вер¬
тикально поднимающейся ракеты (Seddon and Jackson, 1958).
405

В этом эксперименте впервые было открыто монотонное воз¬
растание электронной плотности с высотой до пикового значе¬
ния F2. В таком опыте с ракеты непрерывно излучались две
гармонические волны, одна из которых с достаточно высокой час¬
тотой, чтобы не сказывалось влияние ионосферы, а другая с до¬
статочно низкой частотой, так что локальной электронной плот¬
ностью вызывалось доплеровское смещение. Например, в ран¬
них экспериментах первая частота составляла 46,5 Мгц и вто¬
рая— ровно 7б первой, т. е. 7,75 Мгц. Первая служила кон¬
трольным сигналом.
Для источника, удаляющегося от наблюдателя со ско¬
ростью V и излучающего сигнал частоты /, доплеровский сдвиг
частоты Af дается формулой
Д/ = -fpVic,	(9.26)
где р — показатель преломления вблизи источника сигнала.
Для ракеты, движущейся с известной скоростью и точно вер¬
тикально, путем сравнения частот, получаемых на Земле и ра¬
кете, можно определить, каким образом показатель преломле¬
ния р для низкой частоты меняется с высотой. Это дает при
использовании формулы Эпплтона — Хартри электронную плот¬
ность в функции высоты.
Когда подъемное средство, излучающее радиоволны, имеет
компоненту движения, которая отлична от вертикали, или, бо¬
лее точно, не перпендикулярна к поверхности уровня показателя
преломления, то анализ сильно осложняется влиянием инте¬
гральной электронной плотности вдоль пути между источником
и наблюдателем. Благодаря рефракции радиолуч искривляется
и угол его падения на Землю зависит от структуры ионосферы
вдоль всего луча. Аналогично изменяется наблюдаемый допле¬
ровский сдвиг, так как он зависит от угла между направле¬
нием движения источника и начальным направлением луча,
который достигает Земли. В случае ракеты, движущейся почти
вертикально, этот эффект может быть учтен и может быть
определено путем более сложного анализа изменение показа¬
теля преломления (или плотности электронов) с высотой.
В случае спутника, движущегося почти горизонтально и по¬
этому почти параллельно поверхностям уровня электронной
плотности и показателя преломления, имеет значение только
эффект изменения показателя преломления вдоль луча. Однако
показатель преломления вблизи источника не может быть
определен однозначно. Измерение радиоизлучения со спутников
(угла падения или доплеровского сдвига) дает информацию об
интегральной электронной плотности между Землей и спутни¬
ком. Теория этих измерений рассматривается, например, Гар-
рио и Брекуеллом (Garriott and Bracewell, 1961).
406

Различные способы измерения радиоволн, распространяю¬
щихся с искусственных спутников Земли (ИСЗ), дают, таким
образом, интегральную электронную плотность между Землей
и ИСЗ. Эти измерения обнаруживают влияние магнитного
поля на распространение радиоволн, о чем упоминалось в на¬
чале этого подпараграфа в связи с обыкновенными и необык¬
новенными волнами. Другой путь описания этого явления со¬
стоит в использовании вращения плоскости поляризации волны.
Например, плоскополяризованная волна может быть представ¬
лена состоящей из двух компонент с круговой поляризацией,
каждая из которых распространяется с различной скоростью
и которые могут объединяться в некоторые моменты времени
в волну, плоскополяризованную в новом направлении. Враще¬
ние плоскости поляризации при распространении волны через
ионосферу пропорционально (для достаточно высоких частот)
интегральной электронной плотности вдоль луча. Гаррио и
Брекуелл (Garriott and Bracewell, 1961) детально описали это
явление.
Другой способ измерения с помощью радиоволн, излучае¬
мых с ИСЗ, легко описывается, так как он представляет собой
не что иное, как использование методики наземных ионозондов.
Импульс, посланный вниз с ИСЗ, находящегося выше пика F2,
отражается обратно к спутнику, если испускаемая частота
равна плазменной частоте на некотором уровне выше пика F2.
Если частота непрерывно меняется в диапазоне плазменных
частот и времена запаздывания измеряются, то получается
кривая h'(t), которая описывает профиль электронной плот¬
ности выше пика F2.
Наряду с методами, основанными на распространении ра¬
диоволн через ионосферу, развиваются и усовершенствуются
методы прямых измерений электронной (или ионной) плот¬
ности на ракете или спутнике (см., например, Bourdeau et al.,
1960; Smith, 1961; Aono et al., 1963). Эти методы сильно ослож¬
няются взаимодействием между летательным аппаратом и его
окружением. Бурдо (Bourdeau, 1963) составил обзор по этим
методам и проблемам.
Измерения ионного состава с ракет. Кроме измерений элек¬
тронной (или ионной) плотности, измерения ионного состава
производятся масс-спектрометрами. Согласно результатам аме¬
риканских, британских и советских экспериментов, имеются три
основных вида положительных ионов с атомными числами 16
(атомарный кислород), 30 (окись азота) и 32 (молекулярный
кислород).
Окись азота является основной ионизованной компонентой
в слое Е и нижней части слоя Fy в то время как атомарный
кислород становится основной компонентой на высотах более
407

200 км. Ионизованный молекулярный кислород имеет макси¬
мальную концентрацию, в слое Е, где он, однако, обычно на¬
ходится в меньшей концентрации, чем окись азота. Для ил¬
люстрации этого на рис. 9.12 показаны некоторые результаты
измерений Тэйлора и Бринтона (Taylor and Brinton, 1961)
[см. также результаты Джонсона и др. (С. Y. Johnson et. al.,
(1958) и Ньюэлла (Newell, I960)], полученные в Морской иссле¬
довательской лаборатории.
Рис. 9.12. Ионный состав, измеренный с по¬
мощью спектрометров на ракетах (по Тэйлору
и Бринтону, 1961)
На любой высоте горизонтальное расстояние от левого
края до левой кривой дает часть O2 , расстояние от
левой кривой до правой кривой дает часть NO"1' и рас¬
стояние от правой кривой до правого края — 0'г- Ча¬
сти относятся к полному числу положительных ионов.
Разумеется, эти результаты не связаны однозначно с соста¬
вом нейтральной атмосферы. Например, окись азота является
малой примесью, но она имеет низкий потенциал ионизации и
может участвовать в реакциях типа (9.106). Заметное отсут¬
ствие N:2h может объясняться тем, что этот ион не образуется
в больших количествах при фотоионизации, причем ионы, ко¬
торые образуются, быстро исчезают за счет диссоциативной
рекомбинации, так что имеющееся число их в любой момент
мало.
9.2.3.	Некоторые характеристики области D
Электронные плотности и их регулярные вариации. Имеется
немного количественных измерений, относящихся к области D•
Электронные плотности здесь низки и их нелегко измерить пря¬
408

мыми способами при помощи ракет с излучением радиоволн или
даже вертикальным зондированием с Земли. Частоты столкно¬
вений здесь высоки, что усложняет теорию и интерпретацию
распространения волн через эту область. Далее ясно, что име¬
ются большие вариации электронной плотности как от дня
к ночи, так и связанные с изменением солнечной активности.
Поэтому измерения, когда они имеются в распоряжении,
должны рассматриваться только по отношению к конкретным
условиям, которые подвержены широким вариациям. Напри¬
мер, Николе и Айкин (Nicolet and Aikin, 1960) указали на из¬
менение электронной
плотности на два по¬
рядка величины при из¬
мерениях во время спо¬
койного Солнца и силь¬
ной солнечной вспыш¬
ки (см. рис. 9.14).
На рис. 9.13 пока¬
заны два профиля элек¬
тронной плотности,
один из которых полу¬
чен Фейером (Fejer,
1955) из кросс-модуля-
ционного эксперимента,
а другой — Г арднером
и Пауси (Gardner and
Pawsey, 1953) по отра¬
жениям частот более высоких, чем плазменные частоты этой об¬
ласти. Обе кривые являются характерными для дневных усло¬
вий и спокойного солнца.
Электронные плотности для ночного времени суток не были
измерены, но они должны быть намного меньше, чем днем.
Этот эффект проявляется в характере распространения широ¬
ковещательных длинных радиоволн. В течение дня эти волны
сильно поглощаются в области D и обычный прием ограничи¬
вается радиопередачами относительно близких передатчиков.
Однако ночью эффекты поглощения намного уменьшаются,
вследствие чего волны могут распространяться на гораздо боль¬
шие расстояния и, испытывая отражения от нижней ионосферы
и поверхности Земли, достигать весьма отдаленных пунктов.
Не имеется удовлетворительных прямых измерений вари¬
аций электронной плотности с циклом солнечных пятен. Тем не
менее измерения поглощения показали, что такие вариации
существуют (Appleton and Piggott, 1954). Эти результаты
были получены из наблюдений поглощения радиоволн, которые
проникают в область D и отражаются от более высоких уров¬
ней, при таких условиях, что эти изменения поглощения харак¬
Рис. 9.13. Профили электронных плотностей
в области D, измеренные Гарднером и Пауси
(1953) (G и Р) и Фейером (1955) (F)
409

теризовали изменения в области D. Полученные результаты
дают только j Nvdz в области D и показывают, что для условий
наблюдения в Случе, Англия, эта величина изменяется в 3 раза
от минимума солнечных пятен до максимума, причем летние
месяцы характеризуются большей изменчивостью от минимума
к максимуму, нежели зимние.
Неоднородности в области D. Термин аномальное зимнее
поглощение относится к явлению в области D и подразумевает
возможную связь с атмосферными условиями в верхней мезо¬
сфере. В определенные дни зимой в средних и высоких широ¬
тах радиоволны, которые проходят через область D и отража¬
ются от более высоких уровней, поглощаются сильнее, чем
обычно. Дополнительное поглощение может быть обусловлено
более высоким электронным содержанием области D и имеет
место в областях протяженностью — 1000 км по горизонтали.
Это аномальное зимнее поглощение не связано, по крайней
мере, очевидным образом с солнечной активностью и четко от¬
личается от явлений поглощения в высоких широтах, которые
связаны с солнечными вспышками и магнитными бурями (см.
ниже). Оно не наблюдается в низких широтах или летом.
Модели (Mawdsley, 1961) показал, что дополнительное погло¬
щение связано некоторым образом с зимними высокоширот¬
ными аномалиями плотности и температуры воздуха в мезо¬
сфере (см. подпараграфы 3.3.3 и 3.3.4), а косвенно с большими
стратосферными потеплениями (см. подпараграф 2.5.2). В ка¬
честве возможного механизма такой связи он указал на дви¬
жения, обусловливающие высокие плотности и температуры
в мезосфере. Эти движения могут также способствовать увели¬
чению содержания окиси азота в мезосфере, что приводит
к большему образованию электронов под действием излучения
Лаймана а.
Имеется большое число исследований отражения, получен¬
ных в пределах области D при вертикальном зондировании
в интервале частот 0,5—2,0 Мгц. Эти характеристики отличны
от тех, которые обычно получаются для областей Е и F. Они
очень слабы, могут быть получены для некоторого данного
момента времени от нескольких различных высот, а кроме
того, отражения различных частот могут быть получены от
одной и той же высоты. Они не объяснимы на основе полного
отражения, описываемого простейшей магнито-ионной теорией,
поэтому приписываются неоднородностям ионизации в об¬
ласти D (и нижней Е). Предполагается, что эти неоднород¬
ности вызывают рассеяние вперед, при котором волна частоты,
достаточно высокой для прохождения всей ионосферы (по лу¬
чевой теории), скажем 50 Мгц, тем не менее возвращается
к Земле при наклонном падении.
410

Интересным свойством этих неоднородностей, вызывающих
рассеяние вперед и слабое отражение при вертикальном паде¬
нии, является тенденция к локализации в высотных интервалах
5—10 км. Из наблюдений не ясно, располагаются ли они на
определенных и неизменных во времени высотах, или на меня¬
ющихся высотах, сохраняя характерные вертикальные мас¬
штабы. Тайтеридж (Titheridge, 1962) придерживается первой,
а Эллиот и Уатт (Ellyett and Watts, 1959) последней точки
зрения. В связи с этими неоднородностями естественно напом¬
нить о вертикальных сдвигах ветра в верхней мезосфере и ниж¬
ней термосфере с вертикальным масштабом того же порядка
(см. параграф 8.3). Если эти явления связаны, то не ясно,
каковы должны быть предпочтительные высоты расположения
неоднородностей.
Область D и солнечная активность. Большое количество
эмпирических данных показывает, что область D сильно реаги¬
рует на изменения солнечной активности. Мы уже упоминали
об изменении плотности электронов в связи с короткопериод¬
ными изменениями солнечной активности. Наиболее давно и
хорошо известным из них является внезапное ионосферное воз¬
мущение (S1D), обычно следующее за большой солнечной
еспышкой. Другое явление, связанное со вспышками и изучен¬
ное только в недавние годы, есть поглощение в полярной
шапке (РСА). Третье — ионосферная буря, которая сопровож¬
дает магнитные бури и активные полярные сияния; хотя они
исследовались в связи с областью F (см. подпараграф 9.2.5),
замечено, что бури также влияют и на область D.
Возмущение SID начинается одновременно с наблюдением
в линии На интенсивной солнечной вспышки (см. подпара¬
граф 4.5.2). Его влияние ограничивается освещенным Солнцем
полушарием. Возмущение особенно выражено вблизи подсоляр-
ной точки, оно продолжается около часа. Различные явле¬
ния, наблюдаемые в течение SID, указывают на появление
аномального образования электронов в области D (и ниж¬
ней части Е). Они включают в себя, но не ограничиваются только
этим, внезапное уменьшение мощности радиоволн, которые рас¬
пространяются в области D до и после отражения от более вы¬
соких уровней (коротковолновый радиофединг, SWF), а также
радиоволн, приходящих от внеземных источников. Оба эти
явления характеризуются сильным поглощением в области D.
Одновременность SID и вспышек показывает, что ионизирую¬
щее излучение должно быть электромагнитной радиацией. По
результатам солнечных наблюдений (см. подпараграф 4.5.2)
■с ракет и спутников, эта радиация, как полагают, находится
о
в области жестких рентгеновских лучей (^<10 А), энергия
411

которых может внедряться в слои области D и обеспечивать
ионизацию всех1 атмосферных составляющих.
С другой стороны, поглощение в полярной шапке, наблю¬
даемое только в зонах полярного сияния, с отставанием на
1 час следует за периодами солнечных вспышек и происходит
как ночыо, так и днем. Считают, что это явление, похожее на
SID, наиболее четко проявляется в виде все увеличивающегося
поглощения в области D. Кроме того, в течение РСА имеются
четкие радиоотражения от уровней ниже 60 км. Однако в от¬
личие от SID возникновение РСА определяется не только элек¬
тромагнитной энергией, но и ионизацией очень энергичными
(108 эв) протонами, испускаемыми Солнцем во время вспышки.
Под влиянием магнитного поля Земли эти частицы могут про¬
никать глубоко в атмосферу только вдоль магнитных силовых
линий, которые достигают области D в зонах полярных сияний.
Ионосферные бури обычно сопровождаются магнитными
бурями внезапно возникающего типа, хотя они, по-видимому,
достигают своего полного развития только во время основной
фазы (уменьшение Н) магнитной бури. По отношению
к области D их проявление состоит в увеличении поглощения
на больших широтах. Проявления бурь в средних широтах
здесь трудно описать, но отметим, что область D возмущается
иногда в течение дня во время фазы восстановления магнитной
бури.
Теория области D. Теория ионизации области D, как и
ионизации других областей, включает прежде всего дуалисти¬
ческий вопрос о возникновении и исчезновении ионизации.
В отношении возникновения ионизации важно знать, за счет
каких ионизирующих излучений и ионизации каких составляю¬
щих она возникает. В отношении исчезновения ионизации про¬
блема состоит в выяснении важности отдельных процессов
исчезновения. Николе и Айкин (Nicolet and Aikin, 1960) рас¬
сматривали область D с этих точек зрения и их заключения
в основном остаются общепринятыми до сих пор.
Возможный спектр ионизирующей радиации, конечно, огра¬
ничивается поглощением на более высоких уровнях. Область D
защищена от ультрафиолетовой радиации с длиной волны
о
а<1026 А, соответствующей первому ионизационному потенци¬
алу 02. Спектральный интервал приблизительно от 1225 до
о
1800 А подобно этому поглощается 02 в континууме Шумана —
о
Рунге и полосах. Энергия с длинами волн больше 1800 А не
может ионизировать никакую атмосферную составляющую,
кроме натрия, потенциал ионизации которого соответствует
о
длинам волн около 2400 А. Благодаря изменчивости процессов
412

исчезновения ионов вклад этой ионизации не известен, но, как
о
полагают, мал. В пределах от 1026 до 1225 А солнечная ради¬
ация может достигнуть верхней части области D только в опре-
о
деленных атмосферных окнах, а именно около 1216 А, соответ¬
ствующей Лайману а (см. подпараграф 4.5.3 и рис. 4.17).
Излучение Лаймана а может ионизировать не основную атмо¬
сферную составляющую, а окись азота. Важность иониза¬
ции N0 излучением Лаймана а в области D была впервые под¬
черкнута Николе (Nicolet, 1945) и до сих пор считается при¬
нятой.
Измерения солнечной рентгеновской радиации, выполненные
с помощью ракет и спутников, и изменения ионизации в связи
с солнечной активностью привели в последние годы к призна¬
нию важности этих излучений для образования ионосферы. Что
о
касается области D, то только радиация с ^<6 А в значитель¬
ных количествах может проникать ниже 90 км. Фотоны с по¬
добными энергиями могут образовывать много электронов.
Измерения с ракет и спутников показали (см. подпара¬
граф 4.5.2), что эта часть спектра рентгеновских лучей весьма
изменчива. При спокойных условиях вблизи минимума солнеч¬
ной активности она почти отсутствует. Вблизи максимума сол¬
нечных пятен и особенно когда Солнце возмущено эти рентге¬
новские лучи могут играть важную роль. Например, дополни¬
тельная ионизация области D в период SID определяется ими.
Оказывается, что при обычных условиях даже малые коли¬
чества электронов, существующие на высотах от 65 до 70 км,
не могут быть образованы солнечной радиацией. Николе и
Айкин предположили, что наблюдаемую ионизацию могут про¬
изводить космические лучи.
Трудно определить процессы, контролирующие рекомбина¬
цию электронов и положительных ионов, на любом уровне атмо¬
сферы. Это объясняется большим количеством возможных реак¬
ций, коэффициенты скоростей которых известны плохо, а также
незнанием состава газа. В области D возможность образования
отрицательных ионов путем присоединения в основном к О2 со¬
здает путаницу, которая отсутствует на более высоких уровнях.
Николе и Айкин (Nicolet and Aikin, 1960) в своем анализе ис¬
ходили из условий равновесия в дневное время. Они принимали
во внимание следующие процессы, влияющие на свободные
электроны: присоединение к 02 за счет процесса трех тел и фото¬
отделение, приводящее к отношению отрицательных ионов-
к электронам, равному примерно 7,5 на высоте 60 км и только
около 0,03 на высоте 80 км; диссоциативную рекомбинацию N2,
02 и N0; ионную рекомбинацию путем столкновения между по¬
ложительными и отрицательными ионами. Вычислялось образо¬
вание электронов, как обсуждалось выше, путем рассмотрения
413

ионизаций N2, 02 и NO космическими и рентгеновскими лучами
о
с К6А, а также ионизации N0 излучением Лаймана а.
Их результаты для зенитного положения солнца показаны
на рис. 9.14. Расчетная плотность электронов даже для очень
спокойного солнца оказалась выше измеренной (см. рис. 9.13),
но различие не удивительно с точки зрения неопределенностей,
включенных как в наблюдения,
так и в теорию. Бурдо (Bourdeau,
1963), например, полагал, что не¬
давние ракетные измерения ука¬
зывают на значительно большее
количество отрицательных ионов,
чем это было определено Николе
и Айкиным. В любом случае ре¬
зультаты, показанные на рис. 9.14
независимо от их абсолютной точ¬
ности свидетельствуют о важ¬
ности влияния солнечной актив¬
ности на область D.
9.2.4.	Некоторые
характеристики области Е
Электронные плотности и регу¬
лярное поведение. На рис. 9.11
были показаны некоторые про¬
фили электронной плотности в об¬
ласти Е. Мы видели в основном
плавный характер этих кривых и
отсутствие ясно выраженных
слоев электронов ниже пика F2.
На рис. 9.15 показаны данные
ракетных измерений, произведен¬
ных Смитом и опубликованных
Бурдо (Bourdeau, 1963). Дневные
наблюдения дают обычно те же самые типы профилей, что
и приведенные на рис. 9.11 б, при электронной плотности по¬
рядка 105 см~3 на высоте максимума. Профили, полученные
в ночное время, характеризуются электронной плотностью, кото¬
рая приблизительно на два порядка меньше. Они имеют и не¬
которую тонкую структуру, на которой мы остановимся позже.
Процессы исчезновения, очевидно, очень быстры в области Е,
так что ионизация падает до малых величин после захода
солнца.
Хотя прямые измерения становятся все более доступными,
статистические исследования временных и пространственных
,:м
Рис. 9.14. Профили электронных
плотностей в области D для поло¬
жения Солнца (в зените) и раз¬
личных урозней солнечной актив¬
ности (по Николе и Айкину,
I960)
/ — очень спокойное Солнце; 2 — спо¬
койное Солнце; 3 — слегка возмущен¬
ное Солнце; 4—возмущенное Солнце;
5 — отдельные явления; 6 — сильные
вспышки
414

вариаций области Е до сих пор определяются главным обра¬
зом данными, собранными при вертикальном радиозондирова¬
нии. Они дают критические частоты, которые табулированы для
ряда лет и являются предметом многих анализов. Выборки от¬
дельных критических частот табулируются как f0E, когда они
соответствуют области Е на ионограмме. Относительно регу¬
лярное поведение табулированных величин f0E указывает на
то, что они значительны и что они обнаруживают электронные
плотности на некотором физически существенном уровне, даже
если максимум не четко выражен. До сих пор удобно говорить
об этом уровне, как о «слое Е».
нм
Рис. 9.15. Профили электронных плотностей, изме¬
ренные с помощью ракеты НАСА днем (1) и ночью
(2, 3) (по Бурдо, 1963)
Если процесс исчезновения пропорционален N2, как в соот¬
ношении (9.7), эффективный < коэффициент рекомбинации
есть а, и если функция образования q дается теорией Чэпмена,
то говорят о a-слое Чэпмена, или просто слое Чэпмена. Для
слоя Чэпмена, находящегося в состоянии равновесия, согласно
формулам (9.13), (4.46) и (4.44), имеем
N2 ~ cos Z а.	(9.27)
Если критическая частота слоя Е	предполагается	относя¬
щейся к данному уровню или местному максимуму N [см. урав¬
нение (9.15)], то согласно соотношению (9.23),
(f()E)1 ~ cos Z\a.	(9.28)
Много работ, суммированных	Эпплтоном	(Appleton,
1959 а, б) посвящено проверке этого простого соотношения.
Исследования показали, что в первом приближении соотно¬
шение (9.28) подтверждается. Однако степень (foE) отлича-
415

ется иногда от 4 и ее величина зависит от того, относятся ли
вариации cos Z к суточным, широтным или сезонным вариа¬
циям зенитного угла солнца. Удобно назвать этот коэффици¬
ент п и описать исследования через величину /г, найденную для
различного вида вариаций. Тогда получим следующее.
а) Когда рассматривается суточная вариация, то в отноше¬
нии f0E и cosZ лучше положить 3. Имеются некоторые ва¬
риации этой величины от места к месту (приблизительно на
10%).
б) Для суточных вариаций f0E в данном месте и в данное
время дня в среднем 4. Однако /г, определенное таким пу¬
тем, изменяется с широтой.
в) Для суточных вариаций f0E в данном месте и для полу¬
денных величин изменение /г с высотой особенно интересно.
Вблизи экватора и на больших широтах (в обоих полушариях)
п<4. В обоих полушариях на широте примерно 35° /г обнару¬
живает максимальную величину, приблизительно равную 5
(Веупоп, 1959).
Имеются определенные ошибки, введенные в соотношения
(9.28) допущением условия равновесия. В результате, напри¬
мер, максимальная величина f0E смещается на послеполуден¬
ное время. Они могут быть исследованы с помощью уравнений,
подобных (9.15) и (9.16). Однако даже когда рассматрива¬
ются условия неравновесия, имеются до сих пор малые откло¬
нения от простых условий. Они объясняются влиянием дивер¬
гентного члена в уравнении (9.12). Вертикальный дрейф элек¬
тронов, как предполагается, возникает за счет электрических
полей, связанных с токовой системой Sq (см. подпараграф 9.1.5).
В этой связи знаменательно то, что широтные аномалии п ока¬
зываются	наибольшими	на широтах около	35°, где	токовая
система имеет фокус (см.	рис. 9.9) .
Кроме	изменений с	зенитным углом, критическая	час¬
тота foE	изменяется с	циклом солнечных	пятен,	так	что
(f0£)4/cos Z приблизительно линейно связано с количеством
солнечных пятен. В понятиях простой теории это означает, что
интенсивность ионизирующей радиации приблизительно ли¬
нейно связана с количеством солнечных пятен.
Критическая частота слоя Е ночью мала соответственно
малой электронной плотности (рис. 9.15). Ночные исследова¬
ния критических частот обнаруживают значительное изменение
их со временем и нерегулярное поведение, которое может быть
обнаружено тем же самым путем, что и исследование крити¬
ческой частоты в дневное время.
Спорадический слой Е и другие нерегулярности. Некоторые
из видов отражений, полученных от области £, даже в днев¬
ное время обнаруживают в высокой степени нерегулярное
416

поведение. Оно обусловлено отражениями от относительно крат¬
ковременных слоев аномальной ионизации. Это явление назы¬
вается спорадическим Е и обозначается Es. Ионизация спора¬
дического Е происходит одновременно по районам в несколько
сотен километров и обычно продолжается час или более.
Проявление Es можно исследовать статистически, рассмат¬
ривая процентное отношение времени, для которого foEs пре¬
восходит некоторую определенную частоту. Характер этой ста¬
тистики изменяется с широтой. Вблизи экватора Es обнаружи¬
вается в основном в дневное время и имеет малые сезонные
вариации. В средних широтах частота проявления Es меньше,
максимум наблюдается летом и к тому же Es более вероятно
днем, чем ночью. В высоких широтах Es чаще появляется
в ночные часы и имеет малую сезонную вариацию.
Ионизированные слои, ответственные за наличие спорадиче¬
ского £, обнаруживаются с помощью ракет, и некоторые при¬
меры, по данным Бурдо (Bourdeau, 1963), включены
в рис. 9.15, (см. также Seddon and Jackson, 1958). Согласно
Бурдо, два пика, показанные на рис. 9.15 (на 102 км 17 августа
и на 112 км 27 октября), были обнаружены на той же самой
высоте как на восходящих, так и на нисходящих участках траек¬
тории ракеты в пунктах, расположенных на расстоянии 72 км по
горизонтали.
Однозначного приемлемого объяснения для ионизации Es
нет. Для объяснения ее изменений возможно несколько различ¬
ных причин. Среди предположений, которые выдвигаются, име¬
ются ионизация метеорами, действие гроз и стратификация
ионизации в связи с гравитационными волнами (см. пара¬
граф 8.3).
Подвижные нерегулярности ионизации области Е определя¬
ются путем наблюдения в различных местах и в различное
время некоторых характерных изменений записей иопо-
зонда. Наблюдая такие изменения на трех станциях, разделен¬
ных известным расстоянием, можно вывести скорость передви¬
жения возмущения (см. Briggs and Spencer, 1954). Если эта
скорость, как предполагается, представляет общее движение
нейтрального газа на рассматриваемом уровне, тогда такие
наблюдения дают информацию о ветре в области Е. Имеется
некоторая неопределенность в последнем, так как до сих пор
не известны точно природа и причины смещения нерегулярно¬
стей. Например, явное смещение ионизации может соответство¬
вать фазовой скорости волнообразного возмущения, которое
разрушает электронное распределение, а не движению самой
плазмы. Кроме того, в области Е при увеличении ионно-молеку¬
лярной частоты столкновений движение плазмы при увеличи¬
вающейся высоте все менее связано с движением нейтральных
молекул воздуха. Ни точная зависимость этого эффекта от вы¬
417

сот, ни точная высота любой отдельной нерегулярности не¬
известны.
Во всяком случае, исследования систематического горизон¬
тального дрейфа нерегулярностей области Е обнаружили важ¬
ную полусуточную компоненту движения, которая, по-видимому,
соответствует распространению вверх приливных компонент,
наблюдаемых на метеорных высотах над Джодрел Бэнк (см.
параграф 8.2).
Область Е и солнечная активность. Вариации области £,.
связанные с короткопериодными солнечными влияниями, по-
видимому. менее ярко выражены, чем подобные вариации
области D. В подпараграфе 9.2.3 упоминалось, что усиленная
ионизация во время SID, по-видимому, распространяется вверх
по крайней мере в более низкие части области Е. Имеется
также некоторое увеличение f0E во время SID, но наибольшее
изменение происходит на более низких уровнях. Ионосферные
бури влияют на область D меньше, чем на область F. Наблю¬
дается некоторое уменьшение f0E во время таких бурь, но оно-
не представляет значительных изменений. С другой стороны,
имеется довольно хорошая корреляция между (/o£)4/cos Z,
иногда называемым характерным индексом слоя £, и солнеч¬
ным излучением на волнах длиной 10 см.
Теория области Е. Имеется несколько возможностей обна¬
ружения электромагнитной радиации, вызывающей ионизацию-
в области Е. Их относительная роль на различных высотах
точно не известна вследствие неполных знаний об атмосферном
составе в термосфере.
Важный вклад должны дать рентгеновские лучи, которые
могут достигать самых нижних частей области Е в спектраль-
о	о
ных областях вблизи 10А и также около 30—40А. Солнечный
поток в последнем спектральном интервале достаточно велик
и, вероятно, обусловливает ионизацию в основании области £,
на высотах от 85 до 100 км. Мягкие рентгеновские лучи, имею-
о
щие более длинные волны (до 100А), поглощаются на более
высоких уровнях в области Е и способствуют ионизации этих
уровней.
Первые ионизационные потенциалы 02, О и N2 равны соот-
о
ветственно 1026, 911 и 796 А. Крайняя ультрафиолетовая ради-
о
ация почти до 796 А поглощается главным образом в области
F, N2 и О и не является важной для области £, кроме, разве,
о
ее верхних слоев. Радиация в интервале между 911 и 1026 А,
возможно, проникает в область Е и ионизирует 02, особенно
в определенных линиях солнечного излучения, таких как Лай-
418

май р (при 1025А). Относительная важность этой радиации на
различных уровнях зависит от вертикального распределе¬
ния 02, но имеются некоторые доказательства (Watanabe and
Hinteregger, 1962) того, что она присутствует на уровнях ниже
100 км. Необходимо также рассмотреть ионизацию О ради-
о	о
ацией, заключенной в интервале 796А<А<911А. Часть этой
радиации поглощается на более высоких уровнях полосой N2,
но некоторая часть может достигать области Е в окнах погло¬
щения. Эта спектральная область содержит важное солнечное
о
излучение в континууме Лаймана (почти до 912А).
Конечно, некоторую роль должны играть и другие процессы
(см. подпараграф 9.2.1). Так, например, образующиеся моле¬
кулярные ионы должны исчезать главным образом благодаря
процессам диссоциативной рекомбинации [см. уравнение (9.9)].
Ионизированные атомы кислорода, полученные под действием
рентгеновских лучей или ультрафиолетовой радиации, должны
участвовать в процессах обмена [см. уравнение (9.10)], следую¬
щих за диссоциативной рекомбинацией. Относительное обилие
ионов в области Е (см. рис. 9.12) указывает на важность иони¬
зации атомарного кислорода, так как большая часть ионов
NO4-, вероятно, получается при помощи такой ионизации, а за
ней следует реакция (9.106).
9.2.5.	Некоторые характеристики области F
Слой F1. В пределах области F критические частоты иногда
относятся к уровню, о котором мы говорим как о слое F1 или
выступе, локализованном на высоте приблизительно 180 км.
Слой F1 отсутствует ночью, а самый слабый он зимой и вблизи
максимума солнечных пятен. Статистические исследования кри¬
тических частот показали, что характер их соответствует ожи¬
даемому, если слой FI находится в равновесии типа а-слоя
Чэпмена. Величина а в соотношении (f0F 1)п до некоторой сте¬
пени отличается от теоретической величины 4. Для сезонных
вариаций Z, относящихся к полудню, п изменяется от места
к месту, но в среднем больше четырех вблизи минимума сол¬
нечных пятен и менее четырех вблизи максимума солнечных
пятен.
Величина А, соответствующая f0Fl, равняется приблизи¬
тельно 2,5* 105 см-3 в полдень вблизи экватора и при минимуме
солнечных пятен. Она увеличивается линейно с количеством
солнечных пятен, но (в процентном отношении) меньше вели¬
чины, соответствующей слою Е.
Аномальный режим критической частоты F2. Из ионозондо-
вых данных и также из ракетных измерений ясно, что слой F2
419

расположен на высоте около 300 км, где имеется четкий мак¬
симум электронной плотности, больший, чем на любом другом
уровне в вертикальном столбе. Следовательно, критическая час¬
тота имеет однозначную интерпретацию как проникающая
частота определенного слоя и связана с максимальной элек¬
тронной плотностью слоя уравнением (9.23). Можно думать,
б)
Рис. 9.16. Критическая частота слоя F2 (в мега¬
герцах) в функции геомагнитной широты и местного
времени (по Мартину, 1955):
а — в дни равноденствий и минимума солнечных пятен;
и — в дни максимума солнечных пятен
что интерпретация вариаций f0F2 должна быть соответственно
простой, но это не вполне так. Вариации в этом слое обнару¬
живают много «аномальных» свойств, отличных от тех, кото¬
рые можно ожидать для простого слоя Чэпмена. Эти анома¬
лии рассматривались, например, Мартином (Martyn, 1959) и
Ратклифом и Виксом (Ratcliffe and Weekes, 1960). Здесь упо¬
минаются только некоторые из этих свойств.
420

На рис. 9.16 показан локальный временной широтный раз¬
рез для равноденственных условий при минимуме и максимуме
солнечных пятен. Для сравнения на рис. 9.17 показан теоре¬
тический разрез слоя Чэпмена. Отметим прежде всего, что
на рис. 9.16 в качестве ординаты взята магнитная широта. Ве¬
личина f0F2 имеет большую симметрию по отношению к маг¬
нитному экватору, чем по отношению к географическому эква¬
тору. Это указывает на определенную зависимость ее от маг¬
нитного поля, кроме зависимости от зенитного, угла Солнца.
Имеется минимум
вблизи магнитного эк¬
ватора, наиболее выра¬
женный в дневное вре¬
мя. Повсеместно, в низ¬
ких широтах особенно,
суточный максимум за¬
держивается после по¬
лудня, а общее падение
электронной плотности
ночью относительно
мало. Последнее ука¬
зывает на замедленную
скорость рекомбинации
и наличие условий, ко¬
торые далеки от со¬
стояния равновесия. Имеются и другие аномалии, обнаружи¬
вающиеся вблизи солнцестояний. Так, вблизи минимума сол¬
нечных пятен на средних широтах в зимнем полушарии
частота f0F2 быстро уменьшается в течение нескольких часов
ночи. Эти примеры показывают, что поведение пика F2 не яв¬
ляется простым и должно быть связано с другими факторами,
а не только с локальной скоростью ионизации.
Высота пика F2, хотя и не исследовалась так широко, как
критическая частота, но также обнаруживает особенности. На¬
пример, в средних широтах летом она выше, чем зимой, в проти¬
воположность эффекту, ожидаемому из соответствующей вари¬
ации зенитного угла солнца. Она также значительно выше
вблизи магнитного экватора.
Пик F2 и солнечная активность. Вариация f0F2 с циклом
солнечных пятен показана на рис. 9.16. В противоположность
вариациям f0E и foF\ она появляется в том случае, когда
(foF2)2 изменяется линейно в зависимости от количества сол¬
нечных пятен. Если считать, что ионизация q изменяется ли¬
нейно с количеством солнечных пятен, тогда f0F2 изменяется
как qh\ a Nm изменяется как q. Это указывает на то, что
Рис. 9.17. Теоретические критические частоты;
слоя Чэпмена (в мегагерцах) в функции гео¬
графической широты и местного времени
(по Мартину, 1955)

процессы исчезновения в этом слое аналогичны присоединению
[см. уравнение (9.14)].
В течение SID хорошо выраженные влияния на критическую
частоту слоя F2 отсутствуют. Однако ионосферные бури в этом
параметре более заметны. Обычным изменением является суще¬
ственное уменьшение foF2, более ярко выраженное во время
основной фазы, сопровождающей магнитную бурю. Оно сопро¬
вождается характерным изменением кривой	включая
уменьшение эквивалентной высоты отражения, которая обу¬
словлена некоторой комбинацией малой групповой скорости
ниже пика F2 и увеличением ее на высоте пика F2 [см. урав¬
нение (9.25)]. Иногда, особенно в низких широтах, ионосферная
буря имеет период, где f0F2 увеличивается.
Перемещающиеся ионосферные возмущения. Большие изо¬
лированные нерегулярности ионизации (перемещающиеся
ионосферные возмущения) часто наблюдаются в области F
(Munro, 1958). Исследования Манро в Австралии показали, что
они часты днем и редки ночью. Имеется значительная инфор¬
мация о скоростях, с которыми эти возмущения перемещаются.
Скорости изменяются по сезонам года. На высотах области F
движения таких возмущений не представляют «ветра». Хайнс
(Hines, 1960, 1963) предположил, что перемещающиеся ионо¬
сферные возмущения относятся к внутренним атмосферным
гравитационным волнам.
Теория области F. Теория области F затрагивает и вклю¬
чает несколько аспектов, которые, по крайней мере в целях
обсуждения, могут трактоваться отдельно. В нее входят:
а)	причина ионизации, б) процессы исчезновения, в) профиль
общей электронной плотности, приводящей к слою F1 и пику F2
и г) аномальный режим пика F2. Далее они коротко обсуж¬
даются.
Образование ионизации во всей области F обусловлено
главным образом крайней ультрафиолетовой радиацией в спек-
о
тральном интервале 200—800 А. Это допустимо по попереч¬
ному сечению ионизации атмосферных газов в указанной части
спектра и подтверждается измерениями потока Хинтереггером
(Watanabe and Hinteregger, 1962). Однако имеются неопреде¬
ленности в некоторых поперечных сечениях поглощения, осо¬
бенно в спектральном распределении солнечного потока и его
изменчивости. Невозможно определить вертикальное распреде¬
ление образования электронов достаточно подробно, но оно,
по-видимому, имеет максимальную величину ниже уровня
пика F2, почти в непосредственной близости к слою FI.
Основные процессы исчезновения те же самые, что и
в области £, а именно, диссоциативная рекомбинация в случае
422

молекулярных ионов (главным образом N2+ в интересующей
нас области) и ионно-атомный обмен, за которым следует дис¬
социативная рекомбинация в случае атомарных ионов (глав¬
ным образом 0+ в интересующей нас области).
Вопреки ожиданиям ионы N2+ не наблюдались в значитель¬
ных количествах, даже в нижней части области F (см.
рис. 9.12), и должны быстро исчезать сразу после образова¬
ния. Основная ионная составляющая есть 0+. Как указывалось
в подпараграфе 9.12, на высоких уровнях, где имеется не¬
сколько молекул, ограничивающими процессами в возможной
рекомбинации 0+ и электрона являются процессы ионно-атом¬
ного обмена, так что процессы исчезновения пропорциональны
N, а не N2, с зависимым от высоты коэффициентом. Если обо¬
значить этот коэффициент через (3(z), то уравнение (9.12)
можно написать как
dNidt = q —ф (г) Лг— div (Av).	(9.29)
Ратклиф и др. (Ratcliffe et al., 1956) при исследовании вре¬
менных вариаций электронных плотностей на различных высо¬
тах в области F определили, что этот тип процесса исчезновения
наиболее вероятен. Далее, они показали, что на высотах между
250 и 350 км (3(г) достаточно хорошо можно представить урав¬
нением
р(2) = 10-4exp[(300-z)/50|,	(9.30)
где г выражено в километрах, ар — в сек.-1.
Такая высотная вариация коэффициента исчезновения мо¬
жет привести к пиковой электронной плотности на высоте,
много большей, чем высота пика электронного образования.
Общепринятая в первом приближении теория области F со¬
стоит в том, что слой FI находится на или вблизи уровня пи¬
кового образования, но вследствие направленного вверх умень¬
шения р электронная плотность продолжает увеличиваться
вплоть до уровня пика F2.
Если уменьшение р с высотой происходит быстрее, чем
уменьшение q, то член возникновения и член исчезновения ни¬
когда не вызывают пика в профиле электронной плотности.
Электронная плотность продолжает увеличиваться до верхней
границы атмосферы. Это в основном происходит в области F,
если другие факторы не играют роли. Ясно, однако, что на не¬
котором верхнем уровне радиационная рекомбинация (вида
а N2 с а^10-12 сек.-1) становится существенной по сравнению
с членом [p(z)A] и устанавливает предел величины члена исчез¬
новения. Такое объяснение приводит к предсказанию пика F2,
но на более высоких уровнях, чем это вообще наблюдалось.
Наиболее предпочтительное объяснение существования
пика F2 на наблюдаемых высотах включает рассмотрение диф¬

фузионного эффекта, который вносится в уравнение (9.29)
благодаря дивергентному члену. Важное влияние диффузии на
вертикальное распределение нейтральных составляющих рас¬
сматривалось в главе 6. В случае диффузии электронов теория
несколько отлична. Наиболее тяжелые положительные ионы
двигаются под влиянием гравитационного поля и благодаря
электростатическому притяжению несут за собой электроны.
Диффузионно-равновесное вертикальное распределение элек¬
тронов в свою очередь должно быть описано приведенной вы¬
сотой. Дополнительное усложнение состоит в том, что ионы
дрейфуют не поперек магнитного поля, а вдоль него. Таким
образом, на магнитном экваторе, где силовые линии почти го¬
ризонтальны, вертикальная диффузия затрудняется. Для ши¬
рот, не слишком близко расположенных к магнитному экватору,
вычисления, по-видимому, должны показать [см., например,
Чандра (Chandra, 1963)], что действие диффузии сравнимо
с действиями процессов исчезновения на высотах около 300 км
и поэтому является важным в определении высоты пика F2.
Следует подчеркнуть, что некоторые вычисления (Sagalyn
et al., 1963) сводят к минимуму эффект диффузии.
Сложный режим пика F2 со всеми его аномалиями в дета¬
лях не ясен и должен представлять общий эффект многих раз¬
ных процессов. Кроме влияний диффузии, плазма может дви¬
гаться под влиянием электромагнитного поля. В частности,
важность электрического поляризационного поля, связанного
с динамо-токами (см. подпараграф 9.1.5), особо подчеркива¬
ется Мартином [см. например, Мартин (Martyn, 1959), где
содержатся ссылки на более ранние работы].
Вертикальное распределение электронной плотности выше
пика F2 теперь измеряется при помощи экспериментов по
обратному рассеянию, а также при помощи ракет и спутников.
Хотя эта часть атмосферы находится выше установленных пре¬
делов для этой книги, уместно заметить, что первое приближе¬
ние вертикального распределения электронов выше 350—
400 км, по-видимому, соответствует диффузионно-равновесному
распределению в изотермической атмосфере. Преобладающими
ионами являются ионы 0+ вплоть до предельной высоты, выше
которой преобладают Не+ и далее Н+.
9.3. ВВЕДЕНИЕ В ФИЗИКУ СОБСТВЕННОГО СВЕЧЕНИЯ АТМОСФЕРЫ
И ПОЛЯРНОГО сияния
В этом параграфе излагаются исследования электромагнит¬
ной энергии, испускаемой верхней атмосферой в ультрафиоле¬
товой, видимой и инфракрасной частях спектра. Эта энергия
424

включает в себя компоненты, известные как собственное све¬
чение атмосферы и полярные сияния. Собственное свечение
атмосферы наблюдается в любое время и во всех местах, хотя
его обнаружение в течение дня в присутствии солнечного света
в большинстве случаев невозможно. Полярные сияния происхо¬
дят в основном в высоких широтах, менее часто — в средних
широтах и только иногда — в низких широтах, во время наибо¬
лее интенсивных сияний. Полярные сияния намного интенсивней
собственного свечения атмосферы и их спектр обнаруживает
такие характеристики, которые можно объяснить только высо¬
кими уровнями возбуждения излучающих атомов или молекул.
Оба явления представляют предмет многих исследований.
Наиболее исчерпывающее изложение собственного свечения
атмосферы и полярного сияния (Chamberlain, 1961) содержит
свыше 1600 ссылок на литературу и составлено в 1959 г. Та¬
кие исследования представляют большой интерес, а их резуль¬
таты имеют большую важность в основном для изучения верх¬
ней атмосферы, так как они опираются на состав и состояние
возбуждения верхней атмосферы и дают доступную информа¬
цию о физических процессах, которые здесь происходят.
Это введение касается именно таких результатов, а методы
наблюдения и интерпретации рассматриваются очень кратко.
Подпараграф 9.3.1 содержит последние ссылки и общие поло¬
жения. В подпараграфе 9.3.2 рассматривается спектр собствен¬
ного свечения атмосферы, морфология и возможные объяснения
некоторых его черт. Морфология полярного сияния,'основанная
главным образом на визуальных наблюдениях, рассмотрена
с некоторой общностью в подпараграфе 9.3.3. Но полярное сия¬
ние представляет собой сложное явление, которое также должно
быть исследовано в связи с подробностями его богатого спек¬
тра. Некоторые из этих подробностей рассматриваются в под¬
параграфе 9.3.4.
Кроме упомянутой выше работы Чемберлена, читателя от¬
сылают к авторитетным и относительно недавним статьям
Бейтса (Bates, 1960а, б, в) и Барбье (Barbier, 1963), к книгам
Харанга (Harang, 1951) и Штёрмера (Stormer, 1955).
9.3.1.	Некоторые общие положения
Свечение ночного неба. Собственное свечение атмосферы и
полярные сияния наблюдаются ночью (или в сумерки). Излу¬
чение ночного неба содержит также свет от астрономических
источников, причем наиболее заметен свет от луны и звезд,
включая рассеянный свет земной атмосферы. Кроме того, име¬
ются зодиакальное и галактическое свечения. Зодиакальный свет
наблюдается вдоль эклиптики вблизи горизонта после захода
425

и до восхода солнца. Он появляется в результате рассеяния
солнечного света межпланетной материей. Галактический свет
наблюдается вдоль плоскости Галактики (Млечный Путь) и
появляется в результате рассеяния света звезд межзвездной
материей. В исследованиях собственного свечения атмосферы и
полярных сияний необходимо принимать во внимание степень
вклада других источников в результаты наблюдений. Неучет
его допустим для большинства целей, но в некоторых случаях,
таких, как измерение абсолютной или относительной интенсив¬
ности собственного свечения атмосферы, нежелательный фоно¬
вый свет может внести серьезные погрешности.
Даже если может быть исключено влияние астрономических
источников, имеется определенная двойственность в различии
между собственным свечением атмосферы и полярным сия¬
нием, как это указывалось Чемберленом (Chamberlain, 1961).
Исторически разделение между обоими этими явлениями воз¬
никает вследствие большого различия в интенсивности излу¬
чения. Обычно полярные сияния характеризуют как спектр из¬
лучения, видимые компоненты которого замечаются человече¬
ским глазом. Это определение неточно и неудовлетворительно,
особенно когда некоторые излучения, невидимые человеку,
проявляют черты, связанные с полярным сиянием (субвизуаль-
ное полярное сияние). Однако этого достаточно для целей дан¬
ного раздела, где обсуждения характеристик полярного сияния
ограничиваются главным образом наблюдаемыми его проявле¬
ниями.
Методы наблюдения и трудности. Наблюдения собственного
свечения атмосферы и полярного сияния, кроме нескольких, но
важных ракетных измерений, произведены с земли. Таким
образом, их энергия наблюдается после прохождения через
атмосферу. Хотя наша атмосфера очень прозрачна в видимой,
близкой ультрафиолетовой и вблизи инфракрасной частей
спектра, имеется несколько важных линий и полос, в которых
должно существовать излучение, но оно поглощается атмосфе¬
рой и не наблюдается на земле. Кроме того, все излучение и
особенно то, что имеет более короткие длины волн, рассеива¬
ется атмосферой. Этот процесс включает в себя не только рас¬
сеяние объемом, который лежит вдоль луча зрения, но также
рассеяние в том объеме, энергия из которого переизлучается
в других направлениях. Наземные наблюдения поэтому сле¬
дует интерпретировать с полным рассмотрением влияния про¬
межуточной атмосферы.
Определенные наблюдения полярных сияний, например, час¬
тоты появления, цвета, формы и движения, могут быть выпол¬
нены визуально или при помощи фотографирования неба.
426

Кроме того, наблюдения за свечением ночного неба и поляр¬
ными сияниями обычно содержат информацию о спектре, вы¬
соте излучения и вариациях.
Спектрографические исследования собственного свечения
атмосферы трудно выполнимы вследствие низкой интенсив¬
ности источника. Даже при большой экспозиции в некоторых
случаях необходимо прибегать к спектрографам с относительно
низкой дисперсией. По этой причине идентификация отдельных
линий и полос задерживалась до совсем недавнего времени,
и до сих пор имеется неопределенность в знании некоторых осо¬
бенностей этих явлений. С другой стороны, полярные сияния
много ярче, и поэтому спектрографические исследования их
выполняются легче. Тем не менее спектр полярного сияния на¬
столько богат перекрывающимися линиями и полосами, что
идентификация некоторых излучений полярных сияний также
весьма затруднительна. Однако наиболее важные черты обоих
явлений теперь идентифицированы и рассматриваются позднее
в подпараграфах 9.3.2 и 9.3.4.
Высоты появления полярных сияний определялись много¬
кратно методом триангуляции при одновременном фотографи¬
ровании с двух или более пунктов, как будет потом рассмот¬
рено в подпараграфе 9.3.3. Определения высот излучений соб¬
ственного свечения атмосферы являются более трудными и для
этого используется несколько методов.
Наиболее ранним методом, в котором сравниваются интен¬
сивности излучения при различных зенитных углах, является
метод Ван Рейна. Пусть линия зрения наблюдателя составляет
угол Z с зенитным направлением у поверхности Земли, а угол
ф — с зенитным направлением на высоте h. Если излучающий
слой тонок, то, как можно считать, он имеет такой эффектив¬
ный угол, что sin ф/sin Z = re(re+h), где ге — радиус Земли и
h — средняя высота излучающего слоя. Если поглощающий
слой сферически симметричен и однороден и если действием
более низкой атмосферы пренебрегается, то интенсивность из¬
лучения в различных направлениях от зенита изменяется с рас¬
стоянием на протяжении всего слоя вдоль линии зрения и по¬
этому является функцией seci|). Сравнение интенсивностей для
различных Z и дает метод определения h. Практически вари¬
ация с Z, обусловленная этим эффектом, не очень велика, кроме
случая, когда Z велико, вследствие чего действие промежуточ¬
ной атмосферы становится важным. Допущение горизонтальной
однородности также часто не выполняется. В результате метод
Ван Рейна дает противоречивые данные для некоторых спек¬
тральных характеристик.
Второй метод — триангуляция. Как в случае полярного сия¬
ния, с помощью двух различных станций для некоторых данных
характеристик (например, ширина области), так и в случае
427

собственного свечения атмосферы этот метод является очень
мощным, но практически трудно приложимым к исследованиям
собственного свечения атмосферы, вследствие трудности выде¬
ления характеристик, различимых для триангуляции. Однако
некоторые результаты Аманда с сотрудниками (Amand et al.,
1955), который исследовал области с временными вариациями,
будут цитироваться в подпараграфе 9.3.2.
Третий метод, который получил широкое распространение,
состоит в определении температуры излучающего слоя путем
наблюдения доплеровского расширения или относительных ин¬
тенсивностей вращательных линий,. но оба эти результата за¬
висят от температуры. Такие методы могут дать высоты, когда
имеется некоторая независимая информация об изменении
температуры с высотой (например, стандартная атмосфера).
Наконец, наиболее значительными являются ракетные на¬
блюдения, которые развиты благодаря усилиям Морской ис¬
следовательской лаборатории (Tousey, 1958; Packer, 1961).
Интенсивность, определяемая фотометрическим путем, остается
постоянной, когда ракета подходит к основанию излучающего
слоя (при отсутствии атмосферного поглощения и рассеяния);
уменьшается, когда ракета проходит через него, и становится
равной нулю выше этого слоя. Ракетные измерения позволили
определить высоты некоторых типов излучения, но, конечно,
они неприменимы с экономической точки зрения для исследо¬
вания малых вариаций.
Измерения интенсивности (рэлей). Наземные измерения ин¬
тенсивности собственного свечения атмосферы и полярного сия¬
ния представляют некоторые трудности. Помимо связанных по
существу с абсолютной фотометрией слабого источника энергии,
существуют трудности интерпретации. Одна из них вызывается
участием фоновой засветки (звездный свет, зодиакальный свет
и т. д.), которая наблюдается наряду с рассеянием верхней
атмосферой. Другая вызывается влиянием атмосферы между
уровнем излучения и земной поверхностью. Еще одна трудность
связана с излучением соседних линий и полос, которые не могут
быть полностью устранены фильтрующими процессами. В слу¬
чае полярного сияния быстрые изменения вида его яркости тоже
делают фотометрию трудной.
Наземный фотометр измеряет удельную интенсивность
(проинтегрированную по линии или полосе) /(Av), проходящую
из атмосферы в его поле зрения. Она представляет (см.
Приложение Д и обсуждение подобной проблемы в подпара¬
графе 5.2.2) собой сумму интенсивностей излучения от всех
элементов объема в единичном столбе вдоль луча зрения, если
не учитывать атмосферное ослабление. Если такие излучения
изотропны, тогда 4я/(Av) дает сумму интенсивностей излуче-
428

кия по всем направлениям. Эта сумма обычно выражается ве¬
личиной 4jt/(Av) в единицах, называемых рэлеями (R), если
измеренное количество /(Av) выражается в единицах
106 фотон/см2-сек.-стер. Она представляет кажущуюся интен¬
сивность излучения атмосферного столба (см-2) вдоль луча и
является истинной, если радиация изотропна и если можно
пренебречь эффектами радиационного переноса. Даже в таком
случае она представляет собой интегральное излучение всего
столба и не дает интенсивность объемного излучения на любой
данной высоте без дополнительной информации. Кажущиеся
интенсивности собственного свечения атмосферы обычно отно¬
сятся к направлению в зенит умножением 4п1 на cos Z.
Единица рэлей названа по имени четвертого лорда Рэлея,
который первый измерил абсолютную интенсивность собствен¬
ного свечения атмосферы (Rayliegh, 1930). Использовать его
имя было предложено Хантеном, Рочем и Чемберленом (Hun-
ten, Roach and Chamberlain, 1956).
Радиолокационные наблюдения полярного сияния. Наблю¬
дения за полярными сияниями иногда выполняются методом
радиолокационного отражения (в интервале частот 20—
800 Мцг) от ионизации, связанной с появлением видимой
области полярного сияния. Эти наблюдения и измерения не
рассматриваются в данной книге [см. Букер (Booker, 1960);
Чемберлен (Chamberlain, 1961)].
9.3.2.	Спектр собственного свечения атмосферы
Описание собственного свечения атмосферы иногда разде¬
ляется на описания ночного, сумеречного и дневного свечения.
Наибольшее количество наблюдений было выполнено ночью
и относится к ночному свечению атмосферы, но те наблюдения,
которые были выполнены в сумерки, обнаруживают некоторые
характерные особенности, отличные от ночного.
Спектр дневного свечения атмосферы рассматривается тео¬
ретически, но измеряется с трудом. Дискуссия, проводимая
здесь, затрагивает отдельные характеристики спектра собствен¬
ного свечения атмосферы и относится обычно к ночному све¬
чению. Короткая дискуссия о сумеречном и дневном свечении
атмосферы помещена в конце этого подпараграфа.
Зеленая линия атомарного кислорода. Зеленая линия ато¬
марного кислорода А, = 5577А представляет наибольший инте¬
рес при изучении особенностей собственного свечения атмо¬
сферы. Ее присутствие в спектре ночного неба, даже при от¬
сутствии полярного сияния, было отмечено почти 100 лет тому
назад, но ее идентификация не была точно установлена вплоть
429

до 1930 г. (Frerich, 1930). Зеленая линия возникает за счет за¬
прещенного перехода iD^-iS в основной конфигурации атома
кислорода (см. рис. 4.5). В лабораторных условиях эту линию
получить трудно, так как возбужденный lS атом теряет свою
энергию возбуждения путем столкновения с другими частицами
или со стенками прибора, прежде чем она освободится путем
маловероятного радиационного перехода. Однако в близкой
к вакууму верхней атмосфере столкновения менее часты и атом
имеет «время» для излучения. Эта особенность собственного
свечения атмосферы больше проявляется в сумерки, но увели¬
чение свечения атмосферы в сумерки не очень заметно и не
всегда наблюдается.
Кажущаяся интенсивность излучения на Х5577 в среднем
около 250 R, но обнаруживает широкие флуктуации между
100 и 500 R. Исследование систематических компонент та¬
кой флуктуации ведется интенсивно, но не очень успешно.
Определенные систематические вариации с местным временем,
широтой, сезоном и фазой цикла солнечных пятен отмечаются
время от времени, но ни одна из них не является хорошо за¬
метной. Тенденция к максимуму около местной полуночи отме¬
чалась раньше, но она, по-видимому, заметна только в сред¬
них широтах в зимние месяцы. Годовые вариации, по данным
отдельных станций, довольно сложны и не имеют полной кар¬
тины. Некоторые предполагают, что должен быть широтный
максимум, который сдвигается по сезонам. Интенсивность све¬
чения увеличивается вблизи максимума солнечных пятен.
Представляет значительный интерес один фактор, который
затрудняет исследование систематических вариаций. Этим
фактором является большая вариация кажущейся интенсив¬
ности излучения, которая часто наблюдается на станциях. Из¬
менения происходят по направлению в фиксированный момент
времени или во времени при любом фиксированном направле¬
нии. Эти вариации интерпретируются как тенденция ярких
областей и проявляются в виде полос или ячеек, которые имеют
диаметр около 2000 км и находятся в движении. Такая ячейка
в 2 раза больше, чем поле зрения (с одной станции). Она мо¬
жет охватить все небо в данное время или только часть неба,
так как дрейфует над станцией. Скорость движения такой
ячейки предполагается порядка 100 м/сек. Поскольку проис¬
хождение и причина явления не известны, удобно интерпрети¬
ровать эти движения как обусловленные «ветрами». Таким
образом, ячейки дают возможность судить о характере движе¬
ний на уровне около 100 км, масштаб которых подобен мас¬
штабам возмущений в нижней атмосфере.
Высота слоя, излучающего Х5577, по-видимому, не является
хорошо установленной. Хотя ранние приложения метода Ван
Рейна дают сильно меняющиеся результаты, Роч и Мейнел
430

(Roach and Meinel, 1955a, б) на основе более новых данных
и при пересмотре старых установили высоты излучающего слоя
в пределах между 62 и 104 км. Аманд и др. (Amand et al.,
1955) методом триангуляции определили эту высоту в пределах
от 80 до 100 км. Различные спектроскопические определения,
основанные на доплеровском расширении линий [например,
Армстронг (Armstrong, 1959); Ворк (Wark, I960)] дали темпе¬
ратуры около 190° К и, следовательно, высоту вблизи мезо-
паузы. Ракетные определения (Tousey, 1958; Packer, 1961)
дают согласующиеся результаты о слое, расположенном на
высоте около 97 км и излучающем большее количество' ради¬
ации >15577 в пределах между 85 и 105 км.
Проблема механизма возбуждения, вызывающего возник¬
новение *5 атомов кислорода, излучающих зеленую линию, на¬
ходится в состоянии неопределенности. Общепринятый до не¬
давнего времени механизм был предложен Чэпменом (Chap¬
man, 19316), он имеет вид
О -j- О f О -> 02 -|- О (15).	(9.31
Здесь атом кислорода служит в качестве третьего тела во
время связи кислорода за счет процессса трех тел и повышает
энергию до терма lS благодаря энергии, освобожденной при
возникновении связи. Однако недавние лабораторные измере¬
ния [например, Барт и Хильдебрант (Barth and Huldebrandt,
1961)] указали на то, что коэффициент скорости для получе¬
ния iS атомов кислорода таким механизмом слишком мал,
чтобы реакция (9.31) могла объяснить наблюдаемую скорость
излучения зеленой линии.
Ковариантная группа зеленой линии. Известные по наблю¬
дениям другие особенности спектра собственного свечения атмо¬
сферы имеют кажущуюся интенсивность, которая коррелирует
с интенсивностью зеленой линии. Корреляция хороша для флук¬
туаций в течение единственной ночи или от ночи к ночи в про¬
должение нескольких недель, но их соотношения могут быть
различными в течение больших периодов времени.
Упомянутые выше другие излучения возникают главным
образом за счет молекулярного кислорода и включают в себя:
а) полосы Герцберга (32^“^2^) в близком ультрафио¬
лете и синей части спектра;
б) полосы Чемберлена (3АИ -> в синей области (Cham¬
berlain, 1958);
в) континуум в зеленой области, происхождение которого
обсуждается ниже;
г) полосу (0—1) атмосферной системы (х2£	32“)	ПРИ
^ = 8645 А, иногда называемую полосой Каплана— Мейнела.
431

Интенсивность излучения в полосах Герцберга спектраль¬
ной области, где они могут быть обнаружены (они, конечно,
поглощаются озоном на коротких длинах волн), приблизи¬
тельно равна 500R. Излучение в полосах Чемберлена соответ¬
ствует приблизительно 100R, а в континууме — приблизительно
1000R, (lkR). Кажущаяся интенсивность излучения в полосе
(О—1) составляет приблизительно 1,5 kR. Однако это никоим
образом не представляет действительное излучение 02 в близ¬
кой инфракрасной части. Излучение атмосферы в полосе (0 — 0)
должно быть много больше, чем в полосе (0— 1), но оно не на¬
блюдается на поверхности земли, так как поглощается атмо¬
сферой. Кроме того, полоса (0 — 0)	32~), расположенная
около 1,27 мкм, не наблюдается по той же самой причине. По¬
лоса (0—1) атмосферной системы может наблюдаться, если
она может быть отделена от более определенной высоты ОН
(см. ниже). Интенсивность общего излучения (не кажущегося),
обусловленного молекулярным кислородом, по Чемберлену
(Chamberlain, 1961), находится в пределах 10—80 kR. Широтные
и сезонные вариации всех этих излучений, подобно излучению
зеленой линии, сложны и плохо изучены.
Имеется веское доказательство того, что излучения ковари-
антной группы зеленой линии, как отмечалось выше для зеле¬
ной линии, возникают на высотах около 100 км. Ракетные из¬
мерения производятся в сравнительно длинноволновой области
о
2500—2950 А, которая включает лишь часть системы Герцберга,
не наблюдаемой на поверхности из-за поглощения озоном,
а также вследствие кислородного поглощения полосы (0 — 0)
атмосферой. Помимо того, что интенсивность увеличивается
с высотой (приблизительно ниже 100 км) в результате прохо¬
ждения через более тонкие поглощающие слои, кривые резуль¬
тирующей интенсивности для обеих систем удивительно похожи
на кривые для зеленой линии (Packer, 1961). Излучающий слой
и в этом случае лежит преимущественно на высотах между 85
и 100 км с максимальной люминесценцией вблизи 97 км. Враща¬
тельные температуры для полос Герцберга в интервале между
3000 и 4000 A (Barbier, 1947; Chamberlain, 1955) и для полосы
Каплана — Мейнела (Meinel, 1950в; Dufay and Dufay, 1951,
Mironov et al., 1958) невелики, что указывает на происхождение
их вблизи мезопаузы. Ракетные измерения (Heppner and Mere¬
dith, 1958; Tousey, 1958; Packer, 1961) также указывают на про¬
исхождение континуума радиации вблизи этого уровня.
Наличие возбужденных молекул 02 свидетельствует о том,
что данное излучение 02 может возникнуть при связи трех тел
0 + 0 + М->02 + М.	(9.32)
где штрих указывает на одно из возбужденных состояний Х2
[см., например, Бейтс (Bates, 1957)]. Возможно, что вследствие
432

этого процесса освобождается больше энергии, чем наблюда¬
лось или предполагалось для ночного свечения 02, и отличие
должно быть объяснено дезактивацией за счет столкновений.
Имеются различные процессы, которые приводят к радиаци¬
онному континууму. Одним из предполагаемых [например,
Бейтс (Bates, 1954)] является следующий:
N0 + О ^ N02 + Ь.	(9.33)
Возможны и другие процессы, такие как, например, ради¬
ационная диссоциация кислорода.
Красная линия атомарного кислорода. Красная «линия»
о
обычно проявляется дублетом с линиями 6300 A (3P2-<—]D2) и
о
6364 A (ZP\+-XD2). Эта особенность была впервые открыта Слай-
фером (Slipher, 1929). Поскольку атомы *D присутствуют и
после излучения зеленой линии, то можно ожидать, что красные
линии возникают на той же самой высоте и имеют тот же самый
режим, что и зеленая линия. Это, однако, не является спра¬
ведливым.
Красные линии много ярче при сумеречном свечении, чем
при ночном, и имеют кажущуюся интенсивность излучения от
500 до 1000 R. Средняя величина ночного свечения атмосферы
составляет только около 1/10 величины сумеречного свечения.
Уменьшение ночного свечения после сумерек до типичной ве¬
личины происходит довольно медленно. Красные линии, кроме
того, несколько ярче перед рассветом (предрассветное усиле¬
ние). Однако этот тип вариации наблюдается не повсюду [на¬
пример, Барбье (Barbier, 1956) нашел, что предрассветное уси¬
ление исчезает летом]. Сезонные и широтные вариации не ярко
выражены, а флуктуации от ночи к ночи меньше, чем в случае
ковариантной группы зеленой линии.
Высота излучения красной линии довольно неопределенна,
но она, очевидно, значительно выше, чем зеленой линии. По
определению Роча и Мейнела (Roach and Meinel, 1955а) на ос¬
новании метода Ван Рейна она находится между 116 и 143 км,
что ниже величины, полученной в результате других определе¬
ний. По спектрографическим исследованиям [например, Ворк
(Wark, I960)] она находится на высотах от 200 до 300 км. Барбье
(Barbier, 1959), используя метод, основанный на наблюдениях
за сумеречным свечением атмосферы, нашел эту высоту рав¬
ной 275 км. Ракетные измерения не убедительны, частично
из-за того, что используемые фильтры пропускали часть энер¬
гии рядом расположенных полос ОН (см. ниже) и красных ли¬
ний кислорода, и вследствие того, что ракеты, очевидно, не до¬
стигали уровня максимального излучения красной линии.
15 Заказ 2160
433

Интерпретированные результаты (Heppner and Merndith, 1958;
Tousey, 1958) указывают на то, что излучение в красной линии
возникает где-то выше 163 км.
Имеются два аспекта в объяснении происхождения красной
линии. Во-первых, нужно объяснить, почему она не излучается
на той же самой высоте, что и зеленая линия, поскольку, как
упоминалось выше, атомы 01 iD должны присутствовать на этой
высоте. Объяснение может состоять в том, что метастабильный
член iD (время жизни много больше, чем у члена iS) дезакти¬
вируется до излучения на высоте около 100 км. Другая такая
возможность, первоначально предложенная Бейтсом и Дель-
гарно (Bates and Dalgarno, 1954), состоит в столкновении
с молекулами кислорода, находящимися в основном состоянии,
причем энергия первично возбужденного атома возбуждает мо¬
лекулы до состояния на втором вращательном уровне [см. урав¬
нение (4.15)]. Имеются и другие возможности, как указал Си¬
тон (Seaton, 1958), рассмотревший эту проблему.
Во-вторых, механизмы возникновения атомов iD должны
быть реализуемыми на больших высотах, где энергия возни¬
кает в красной линии. Имеются две возможности диссоциации
в континууме Шумана — Рунге, которые, вероятно, особенно
важны во время сумеречного свечения атмосферы. Это возбуж¬
дение радиацией вида
02 + Av О СР) + О ('£>)	(9.34)
и диссоциативная рекомбинация 02+ или NO+.
Излучение гидроксила. Красная и инфракрасная части
спектра свечения ночного неба изобилуют колебательно-вра¬
щательными полосами основного состояния 2П гидроксила ОМ.
Открытие и идентификация инфракрасных полос этой системы
принадлежат Мейнелу (Meinel, 1950а, б). Ряд особенностей
спектра относится и к другим молекулам, например N2. Раз¬
личные полосы, которые выделены и идентифицированы, соот¬
ветствуют переходам с колебательных уровней при i/<10.
Полная скорость эмиссии для гидроксильной системы Мей-
нела оценивается Чемберленом примерно в 4500 kR. Вариации
в течение ночи и от ночи к ночи нерегулярны. Вариации в те¬
чение года относительно малы. Имеются некоторые доказатель¬
ства ячеистой структуры гидроксильного свечения атмосферы,
аналогичные тем, которые наблюдались для зеленой линии.
Температурные определения Мейнела (Meinel, 19506) и
Дюфея и Дюфея (Dufay and Dufay, 1951) указывают на нали¬
чие излучающего слоя, находящегося несколько выше страто¬
паузы (или вблизи 110 км, где температура примерно та же
самая). С другой стороны, Пэккер (Packer, 1961) из рассмот¬
рения нескольких ракетных измерений, касающихся различных
434

полос, заключил, что свечение возникает в основном в слое,
находящемся на высоте 70—95 км с максимумом около 85—
90 км.
Возбуждение колебательных уровней ОН может возникать
за счет столкновения между озоном и водородом (Bates and
Nicolet, 1950; Herzberg, 1951) или, если свечение возникает на
более высоких уровнях, за счет столкновения колебательно
возбужденных молекул кислорода и водорода, что допускается
Красовским (Krassovsky, 1956). Пэккер (Packer, 1961) отме¬
тил, что если его оценка ракетных наблюдений корректна, то
могут быть действенными оба механизма.
Излучение натрия. Важной особенностью спектра свечения
атмосферы является наличие дублета D натрия, с линиями
5890 и 5896 А, который возникает при переходе с наиболее низ¬
кого возбужденного терма натрия на основной уровень
Зр2Р°/2 1/2. Впервые замеченный Слайфером в 1929 г. дуб¬
лет D был идентифицирован в 1938 г. (Cabannes et al., 1938;
Bernard, 1939).
Эта особенность спектра свечения атмосферы рассматрива¬
лась в подпараграфе 5.5.4, где было уточнено, что максимум
интенсивности эмиссии по ракетным измерениям оказывается
на высотах от 70 до 110 км. Определения высоты методом Ван
Рейна, согласно Рочу и Мейнелу (Roach and Meinel, 1955а),
дает высоты между 108 и 129 км.
Кажущуюся интенсивность эмиссии трудно определить по
излучению ОН. Она оказывается между 100 и 300R для зимы
и меньше летом. До сих пор хорошо не установлены суточные
вариации, кроме сильно выраженного увеличения (в 15 раз)
сумеречного свечения в результате рассеяния.
Возникновение возбужденных атомов 2Р, которые излучают
линии Д осуществляется благодаря одному из следующих про¬
цессов:
предложенных соответственно Чэпменом (Chapman, 1939), Бейт¬
сом и Николе (Bates and Nicolet, 1950) и Бейтсом (Bates, 1954).
Однако скорости реакций для этих процессов и для других, ко¬
торые могут формировать NaO и NaH, не очень хорошо из¬
вестны.
Сумеречное и дневное свечение. Сумеречным называется све¬
чение атмосферы, когда поверхность Земли находится в тени,
а верхняя атмосфера все еще освещена (снизу) солнечными
NaO + О -> Na (2Р) + О,,
NaH -j- О -> Na (2Р) + ОН,
NaH + Н — Na (3Р) + Н2,
(9.35)
(9.36)
(9.37)
435

лучами. Выше уже отмечалось, что зеленая линия кислорода и
линии D натрия сильно увеличиваются в сумерки, хотя, веро¬
ятно, и не по одной причине.
Дополнительной особенностью сумеречного свечения, кото¬
рая отсутствует в ночном свечении (но наблюдается в спектрах
полярных сияний), является первая отрицательная система по¬
лос N+ (#2У+ -►	см.	рис.	4.7).	Полоса	(0—0) этой си-
о
стемы располагается около 3914 А, а полоса (0—1)—около
о
4278 А. Кажущаяся скорость эмиссии плохо известна, но по по¬
рядку близка lkR. Эта система в основном возникает за счет
рассеяния солнечного света.
Другие (более слабые) сумеречные излучения происходят за
о
счет запрещенного перехода с излучением длины волны 5199 А
в основную конфигурацию атомарного азота (2p4S^-2p2D), по¬
лосы (0—1) инфракрасной атмосферной системы 02 при 1,58 мкм
и некоторых линий ионизованного кальция.
Спектру дневного свечения присущи особенности сумереч¬
ного свечения и, возможно, некоторые другие. Это рассматрива¬
лось теоретически, но, по понятным причинам, наблюдается
с трудом. Однако линии D были выделены (см. подпараграф
5.5.4). Позднее Ноксон и Гуди (Noxon and Goody, 1962) опубли¬
ковали очень интересные наблюдения красных линий с кажу¬
щейся интенсивностью эмиссии около 35 kR, что больше, чем
для сумерек.
9.3.3.	Появление и морфология полярных сияний
В противоположность свечению атмосферы излучения поляр¬
ных сияний наблюдаются только в средних и высоких широтах.
Явление полярного сияния может быть видимым, интересным
и поразительным даже для случайного наблюдателя. Хорошо
видимое ночью оно часто обнаруживает быстрые изменения
формы, цвета и вида и несомненно является наиболее давно
известным явлением верхней атмосферы. Для исследователя
полярное сияние важно тем, что оно представляет видимые эф¬
фекты очень сложного взаимодействия, до сих пор до конца не
понятого, между внеземными заряженными частицами и части¬
цами земной атмосферы при наличии земного магнитного поля.
Интересно читать отчеты о визуальных наблюдениях поляр¬
ных сияний ранними наблюдателями. Чэпмен и Бартельс (Chap¬
man and Bartels, 1940) и Бейтс (Bates, 1960) приводят некото¬
рые из них.
Видимое проявление полярных сияний. В форме полярных
сияний можно выделить несколько основных типов. Одновре¬
менно может наблюдаться более одного типа сияния. Формы
436

классифицированы и названы в соответствии с системой1, пред¬
ложенной Штёрмером (Stormer, 1930), хотя в этой классифика¬
ции одна форма полярного сияния не всегда может быть четко
отделена от другой.
Попытки устного описания типов полярных сияний неудов¬
летворительны без иллюстраций, особенно цветных. Однако опи¬
сание Чемберлена (Chamberlain, 1961) является кратким и чет¬
ким. Оно цитируется ниже. Интересующийся читатель должен
дополнить это описание рассмотрением фотографий, например,
в книгах Штёрмера (Stormer, 1921, 1926, 1930, 1953), Чембер¬
лена или Харанга. Месси и Бойд (Massey and Boyd, 1959) при¬
вели несколько хороших цветных фотографий Монтальбетти,
а Гартлейн (Gartlain, 1947) опубликовал в цветном изображе¬
нии некоторые прекрасные картины Крондера и фотографии.
I. Формы без лучевой структуры
Однородная2 дуга. Светящаяся арка, обычно протянувшаяся
приблизительно от магнитного востока к западу с наивысшей
точкой вблизи магнитного меридиана. Нижняя граница арки
резкая, а верхняя постепенно исчезает с высотой.
Однородная полоса. Подобна дуге, вид которой менее одно¬
роден, и заметно кажущееся движение вдоль длины. Полоса
может иметь одну или более «подков».
Пульсирующая дуга. Часть или вся дуга может пульсировать
по яркости с периодом от нескольких секунд до минуты и более.
Диффузные поверхности представляют собой аморфные све¬
чения без определенных границ или изолированные светящиеся
пятна, напоминающие облака.
Пульсирующие поверхности сохраняют свою форму и поло¬
жение, но пульсируют по яркости нерегулярно с периодами в не¬
сколько секунд.
Термин слабое свечение применяется к свету полярных сия¬
ний, видимому у горизонта. Оно не является настоящей формой
полярных сияний и может возникать, например, от дуги или по¬
лосы, нижняя граница которых лежит ниже горизонта.
II. Формы с лучевой структурой
Лучевая дуга. Напоминает однородную дугу, за исключением
того, что свечение прерывается многочисленными вертикаль¬
ными полосами.
1 Некоторые изменения, относящиеся к новой классификации, опубли¬
кованы в «Международном атласе полярных сияний» Международным сою¬
зом геодезии и геофизики в издательстве Эдинбургского университета
в 1963 г. См. также обзор Хантена [Hunten D. М. Science, 144, 706 (may,
1964)].
2 Термин «однородная» используется в связи с отсутствием лучевой
структуры; он не является буквальным.
437

Лучевая полоса. Полоса, состоящая из многочисленных вер¬
тикальных лучей.
Драпри является полосой, состоящей из очень длинных лу¬
чей. Часто имеет подковообразные складки, напоминая вися¬
щую занавесь.
Лучи появляются поодиночке или (более часто) в изолиро¬
ванных пучках, а также протяженных группах.
Корона представляется лучевым полярным сиянием, види¬
мым вблизи магнитного зенита. Лучи располагаются более или
менее вдоль дипольных силовых линий и поэтому они кажутся
сходящимися в магнитном зените. Явление перспективы вызы¬
вает иллюзию небесного свода или, если корона развивается
только на одной стороне, веера.
III.	Пламенное сияние
В этой форме волны света движутся вверх, одна за другой,
от основания сияния к магнитному зениту.
Заметим, что ориентация полярных сияний связана с маг¬
нитным полем. Дуги и полосы имеют тенденцию распола¬
гаться вдоль кругов магнитной широты, а лучи — вдоль сило¬
вых линий поля. Последние кажутся сходящимися в магнитном
зените. Дуги и полосы могут простираться на 1000 км с востока
на запад на высоте примерно 100 км, но в другом направлении
(геомагнитный север — юг) они имеют толщину только не¬
сколько километров. Во время активных фаз полярных сияний
их толщина может изменяться в 10 раз.
Географическое распределение полярных сияний. В 1881 г.
Фриц по наблюдениям, ведущимся с 1700 г., составил первый
систематический отчет о частоте появления полярных сияний
в различных местах северного полушария. Он представил свои
результаты в форме карты с линиями равной частоты (изо-
хазмы), выраженной в процентном содержании полных ночей
в течение года. Изохазмы оказались близкими к круговым и
концентричными относительно точки, которая совпадает с се¬
верным геомагнитным полюсом. Минимальные величины появ¬
ления находятся в низких широтах, максимальные — на рас¬
стоянии 23° от геомагнитного полюса, второй минимум —
вблизи полюса. Детали этих изменений в полярных районах
не были хорошо известны в то время, но были прояснены
дальнейшими наблюдениями.
На рис. 9.18 представлен подготовленный Вестином (Ves-
tine, 1944) новый вариант такой карты, основанной на боль¬
шем количестве данных и исправленной с учетом наличия об-
438

лачности. Эти результаты показали, что полярные сияния
редко видны в низких широтах, но вблизи геомагнитной ши¬
роты 67° они имеются каждую ясную ночь. Отметим, что изо-
хазмы по определению включают появление видимого поляр¬
ного сияния в некоторой части неба, а не обязательно в зените.
Чэпмен (Chapman, 1953) указал, что диаграмма, представля¬
ющая частоту появления полярных сияний в зените, может
Рис. 9.18. Частота появления полярных сияний над се¬
верным полушарием (по Вестину, 1944)
Кривые (изохазмы) показывают числа ночей в процентах, когда
полярное сияние видно в отсутствие облачности
быть весьма употребительной и предложил ей название «изо-
авроральная диаграмма». Детальные наблюдения во время
МГГ в Аляске (Davis, 1962) подтвердили, что частота поляр¬
ных сияний, происходящих в зените, имеет максимум на ши¬
роте около 66,5°, по крайней мере для исследуемых долгот и
периодов времени. Согласно этим наблюдениям, только 5° раз¬
деляют геомагнитные широты, на которых частота полярных
сияний в зените равна максимальному значению и половине его.
Данные по южному полушарию относительно редки. По от¬
дельным наблюдениям, имевшимся в 1945 г., Вестином и Снай¬
дером (Vestine and Snyder, 1945) была построена предвари¬
тельная карта изохазм, которая опять-таки показывает близкое
439

соотношение между изохазмами и кругами геомагнитной ши¬
роты.
Согласно терминологии, предложенной Чэпменом и теперь
часто используемой, можно говорить об авроральных районах,
субавроральных поясах и минавроралъном поясе. Авроральные
районы располагаются от 60° с. или ю. ш. до полюса, суб-
авроральные пояса лежат между 45 и 60° с. или ю. ш., а мин-
авроральный пояс — между 45° с. и 45° ю. ш. Авроральные зоны
являются районами максимума появления полярных сияний.
Иногда выделяют авроральные шапки, расположенные внутри
авроральных зон.
Высота полярных сияний. Высоты полярных сияний опреде¬
лялись много раз методом одновременного фотографирования
с двух или более пунктов. Первые работы в этом направлении
принадлежат Штёрмеру, который сделал первые измерения
в 1910 г., а более обширные и надежные определения—в 1913 г.
Результаты последних наблюдений описаны Штёрмером (Stor-
mer, 1921). Другие обширные измерения были опубликованы
Штёрмером (Stormer, 1926, 1953), Вегардом и Крогнессом (Ve-
gard and Krogness, 1920), Харангом и Тенебергом (Harang and,
Tonsberg, 1932) и Мак-Ивеном и и Монтальбетти (McEwen and
Montalbetti, 1958). Подробное описа-•
ние методики обработки таких фото¬
графий дано Харангом (Harang, 1951).
Полученные фотографии иногда
дают четкую нижнюю границу, в осо¬
бенности при больших высотах. На
рис. 9.19, по Бейтсу (Bates, 1960), по¬
казано частотное распределение высот
нижних границ, полученных из резуль¬
татов ряда серийных наблюдений в
Скандинавии. Максимум на высоте
около 105 км является типичным для
данных, относящихся к различным
местам и временам. Высота нижней
границы полярного сияния редко бы¬
вает менее 80—90 км.
Согласно ряду исследований раз¬
личные формы полярных сияний
имеют различные нижние границы. Нет очень заметных
отклонений от средних значений этих величин. Сопоставление
результатов по различным сериям измерений дает близкие ве¬
личины для одних и тех же форм и несколько большие вариа¬
ции для различных форм [см., например, Бейтс (Bates, 19606),
табл. 1]. Лучи, однако, появляются на больших высотах, чем
другие формы.
Рис. 9.19. Относительная
частота появления нижней
границы полярных сияний
на различных высотах
(по Бейтсу, 19606)
440

Для полярных сияний одной формы нижняя граница ниже
у сияний большей интенсивности. Например, на рис. 9.20 пока-
Частота
Рис. 9.20. Частота появления нижней гра¬
ницы драпри на различных высотах (по
Харангу, 1951)
А — очень интенсивные, многоцветные драпри:
В — спокойные драпри; А — В — драпри с интен¬
сивностями, промежуточными А и В
Таблица 9.1
Расстояние от уровня максимума
излучения полярного сияния до
уровня, выше или ниже которого
излучение равно половине его ма¬
ксимальной величины 1а или 1е со¬
ответственно
заны некоторые результаты, которые были получены Штёр1мером
для драпри. Харанг (Harang, 1945) и Мак-Ивен и Монтальбетти
(McEwen and Montalbetti, 1958) подтвердили этот эффект.
Интенсивность излучения
полярных сияний слабо падает
выше уровня максимального
излучения и «вершина» поляр¬
ного сияния обычно определя¬
ется плохо. Таблица 9.1 дает,
по Харангу (Harang, 1946),
расстояние между уровнем
максимального излучения и
нижней и верхней границами,
на которых излучение имеет
половину максимальной интен¬
сивности. Это свойственно для
дуг и драпри. Лучи имеют
большую среднюю высоту мак¬
симума излучения и меньше ме¬
няют интенсивность излучения
при удалении от максимума.
Временные изменения. Согласно Харангу (Harang, 1958),
развитие полярного сияния в авроральной зоне в течение ночи
обычно происходит следующим образом:
«После захода солнца на темной половине небосвода заметна
слабая дуга полярного сияния. Эта дуга остается спокойной
Высота макси¬
мального излу¬
чения, км
1и км
С км
100
13,5
6,8
110
15,2
7,2
120
18,4
8,8
130
22,0
11,0
140
22,5
13,4
150
30,8
18,0
160
—
27,6
441

возможно в течение часа, только отмечается слабое параллель¬
ное смещение дуги как целого к югу. Внезапно нижняя граница
становится более интенсивной и резкой, диффузная дуга разде¬
ляется на серии параллельных лучей, и мы наблюдаем дугу с лу¬
чевой структурой. Интенсивность и цвет этих лучей усилива¬
ются, и пучки лучей бегают вдоль дуги как «северное сияние».
Постепенно дуга расщепляется на лучи и драпри, которые
быстро перемещаются по всему небосводу. Во время кульмина¬
ционного момента явления драпри и лучи покрывают весь небо¬
свод а лучи сходятся к излучающей точке короны. Кульминация
продолжается короткое время, обычно несколько минут. Все
формы постепенно увядают, и небесный свод обычно покрыва¬
ется слабым диффузным свечением, на фоне которого снова по¬
являются более слабые полосы драпри и лучи. Как последняя
фаза полярного сияния, наблюдается бледная дуга на севере.
Такие полярные сияния могут повторяться один и более раз
в течение ночи.
Обычное развитие полярного сияния менее характерно для
большого полярного сияния, иногда появляющегося и в более
низких широтах, где полярное сияние нередко имеет вид серий
драпри и корон. Слабое диффузное свечение, которое обычно
занимает северную часть неба после сильного полярного сияния,
имеет в более низких широтах нередко красноватый цвет, за что
такое полярное сияние называют «северным рассветом».
Ряд исследований [например, Вегард (Vegard, 1912); Мел-
вилл (Malville, 1959); Дэвис (Davis, 1962)] показали, что мак¬
симум частоты форм полярных сияний располагается около
времени местной полуночи. Однако согласно Девису (Davis,
1962), если использовать как индекс полную интенсивность из¬
лучения полярных сияний, то ночной максимум менее выражен
и активность сохраняется в течение нескольких часов после по¬
луночи.
Годовое изменение частоты полярных сияний в средних ши¬
ротах имеет два хорошо выраженных максимума вблизи рав¬
ноденствий и два хорошо выраженных минимума около солн¬
цестояний. Это показано на рис. 9.21, построенном по ре¬
зультатам Мейнела, Негарда и Чемберлена (Meinel, Negaard
and Chamberlain, 1954), для геомагнитной широты 53°. Ближе
к авроральной зоне, где полярное сияние наблюдается чаще
и где, кроме того, продолжительность темных часов резко из¬
меняется от зимы к лету, эти изменения не вполне ясны. Как
показывает большинство исследований, существуют зимний
максимум и летний минимум повторяемости, но это может
быть обусловлено влиянием на измерения более длинных зим¬
них ночей.
442

Связь с солнечной и геомагнитной активностью. Изменения
от года к году частоты полярных сияний, наблюдаемых в сред¬
них широтах, находятся в заметной связи с числом солнечных
пятен. Максимальная частота отмечается спустя год или два
Рис. 9.21. Сезонное изменение появления видимых полярных
сияний (в относительных единицах) над обсерваторией Йорк
а — наблюдаемая частота; б — распределение после введения поправки
на облачность и число темных часов в каждом месяце
после максимума солнечных пятен, а минимальная частота
имеет место во время минимума солнечных пятен (Clayton,
1940; Meinel et al., 1954). Однако частота может быть суще¬
ственно больше при одном максимуме солнечных пятен, чем
при другом (или при одном минимуме солнечных пятен, чем
при другом). Более того, изменение от одного максимума сол¬
нечных пятен к другому плохо коррелирует с соответствующим
изменением максимума числа солнечных пятен (Meinel et al.,
1954).
Появление необычайно яркого полярного сияния, такого, ко¬
торое бывает видно в средних широтах, обычно связано с про¬
хождением большой группы солнечных пятен через централь¬
ный солнечный меридиан (при наблюдении с Земли). Такие
сияния обычно следуют через 1—2 суток после прохождения
пятен (Clayton, 1940). Не все группы солнечных пятен вызы¬
вают подобные полярные сияния.
Имеется, далее, некоторая тенденция к 27-дневной повто¬
ряемости полярных сияний в соответствии с синодическим пе¬
риодом обращения Солнца в его низких широтах (Dixon, 1939).
Мейнел и др. (Meinel et al., 1954) доказали, что может быть
замечено влияние и лунного периода в 29,5 суток, так как
полярные сияния лучше наблюдаются в безлунные ночи. При
учете этого эффекта указанные исследователи нашли слабую
тенденцию повторяемости полярных сияний после одного, но
не более, солнечного обращения.
Связь между полярными сияниями и геомагнитной активно¬
стью хорошо выражена и показана рядом авторов. Связь их
с солнечной активностью обнаруживается статистически по пе¬
443

риодам солнечного цикла или 27-дневной повторяемости. Пря¬
мая корреляция существует между появлением магнитных бурь
и явно выраженными полярными сияниями, которые отмеча¬
ются в более низких чем обычно, широтах. Оба явления свя¬
заны с большими солнечными вспышками SID и явлениями
поглощения в полярной шапке.
Даже во время полярного сияния и сопровождающей его
магнитной бури они тесно связаны. «Разрушение» полярного
сияния с образованием лучевой структуры и быстро двигаю¬
щихся лучей и драпри, покрывающих небосвод (см. выше опи¬
сание Харанга), сопровождается развитием полярных сверх¬
бурь на магнитограммах. Это может повторяться несколько
раз в течение бури.
9.3.4.	Интенсивность и спектр полярных сияний
Яркость полярных сияний. Хотя полярные сияния ярче и не¬
редко намного ярче, чем свечение атмосферы, вопрос о вариа¬
циях кажущихся интенсивностей излучения во времени и про¬
странстве является трудным. Это вызвано огромными вариа¬
циями яркости полярных сияний на всех уровнях и от ночи
к ночи, а также значительными короткопериодными флуктуа¬
циями, продолжающимися только секунды. Даже относитель¬
ные интенсивности некоторых спектральных характеристик
подвержены большим вариациям. Поэтому имеется немного хо¬
рошо определенных количественных данных.
Общая яркость видимых полярных сияний классифициру¬
ется по баллам I, II, III или IV (международная яркостная
классификация, МЯК). Эти классы соответствуют: I — яркости
Млечного пути, II — яркости слабо освещенных луной перис¬
тых облаков, III — яркости кучевых облаков и IV — яркости
ландшафта при незатемненной полной луне. Хантен (Hunten,
1955), следуя Ситону (Seaton, 1954), предложил более точное
количественное определение, используя кажущуюся интенсив¬
ность эмиссии зеленой линии, которая является одной из ярких
при полярном сиянии. Согласно его предположению, кажущи¬
еся интенсивности эмиссии 1, 10, 100 и 1000 kR зеленой линии
примерно соответствуют этим четырем классам. Чемберлен
(Chamberlain, 1961) оценил средние интенсивности других осо¬
бенностей полярных сияний относительно зеленой линии для
полярного сияния яркости III.
Вопрос о невидимых полярных сияниях рассматривался
в подпараграфе 9.3.1. Важным примером их является средне¬
широтная устойчивая дуга, которая изучалась в последние
годы. Она наблюдается только в красной линии атомарного
444

кислорода на высотах между 300 и 700 км и геомагнитных ши¬
ротах 40—60°. Хотя яркость дуги обычно падает ниже види¬
мого порога, ориентация ее относительно магнитного поля и ее
изменение с магнитной активностью является характерным
свойством полярного сияния, но не свечения атмосферы.
Атомарное излучение в полярных сияниях. Одной из наибо¬
лее четко выраженных характеристик спектров полярных сия¬
ний, как и спектров свечения атмосферы, является наличие зе-
° °
леной (5577 А) и красной (6300—6364 А) линий нейтрального
атома кислорода. Переход	в	основную конфигурацию
о
дает излучение с длиной волны около 2972 А, которое не на¬
блюдается, так как поглощается озоном между излучающим
слоем и поверхностью земли. В ряде случаев этот переход, ве¬
роятно, выражен значительно слабее по сравнению с перехо¬
дом, который дает зеленую линию и проявляется слабо.
В противоположность спектру свечения атмосферы спектр
полярного сияния содержит также и линии, возникающие от
переходов, включающих низкорасположенные метастабильные
термы N1 и даже N11 и ОН. Хорошо идентифицированы для N1
(см. рис. 4.4) дублет kS^D, расположенный в интервале от
о
5198 до 5201 А, а также линия ^S+^P, находящаяся около
3466 А. Дублет 2D-^P, расположенный в интервале от 10 395
о
до 10 404 А, дает более сильное излучение. Однако в некоторых
частях спектра появляются сильные полосы N2, которые трудно
идентифицировать. Некоторые из линий N11 и ОН оказываются
о
слабыми, в то же время наблюдаются Oil,	(3728	А),
ОН 2D-*2P (7319—7330 А) и Nil, \D+-'S (5755 А).
В дополнение к этим запрещенным переходам наблюдалось
и было идентифицировано большое число разрешенных линий
N1, N11, 01 и OIL Среди них нет интенсивных, но их наличие
указывает на существование высоких уровней возбуждения,
так как все соответствующие переходы происходят с орбит
/2^3. Бейтс (Bates, 1960в) и Чемберлен (Chamberlain, 1961)
дали список разрешенных линий, которые известны или, веро¬
ятно, существуют в спектрах полярных сияний.
Возможно, наибольшее значение из наблюдавшихся линий,
с точки зрения интерпретации возбуждающих механизмов,
имеют линии водорода На (6563А), Нр (4861 А) и Ну (4340А)
серии Бальмера. Вегардом (Vegard, 1939) кратко описано
определение На и Н(3. Однако приведенная идентификация не
является универсальной, и в ранних исследованиях (Vegard,
1940) длина волны не была точно определена. В 1950 г. Гарт-
445

л.ейн снова рассмотрел линии серии Бальмера, включая Ну,
для нескольких спектров полярного сияния. Он отметил, что
«эти три линии возникают и ослабевают по интенсивности
вместе и несогласованно с другими линиями», причем они
возникают за счет излучения того же самого элемента — водо¬
рода.
Как Вегард, так и Гратлейн наблюдали некоторое уширение
линий, что указывает на быстрое движение излучающих ато¬
мов вдоль луча зрения. Уширение происходит за счет эффекта
Доплера. Эти наблюдения были сделаны в направлении маг¬
нитного горизонта. Мейнел (Meinel, 1951а) наблюдал На в на¬
правлении магнитного зенита (вдоль силовых линий земного
магнитного поля) и сделал очень существенные выводы, со¬
гласно которым в этом направлении линия не только уширяется
за счет эффекта Доплера, но заметно смещается к фиоле¬
товому краю, обнаруживая сильное среднее движение излуча¬
ющих атомов относительно земли. Эти данные, подтвержден¬
ные последующими работами, показывают, что атомы, ответ¬
ственные за излучение водородных линий полярного сияния,
составляют ту часть земной атмосферы, куда вторгаются с вы¬
сокими скоростями частицы полярных сияний с больших вы¬
сот или из космоса. Они показывают также, что относительно
энергичные частицы могут давать вклад в излучение полярных,
сияний.
Молекулярное излучение в полярных сияниях. Излучение
молекулярного азота, в основном отсутствующее в спектре све¬
чения атмосферы, является характерным для спектра поляр¬
ного сияния. Наиболее интенсивные полосы в видимой части
спектра обусловлены переходом 53П^. ->	(см- Рис- 4.7),
который относится к первой положительной системе. Особенно
сильные полосы имеются в инфракрасной части. Вторая поло¬
жительная система С3Пи—^3ПЯ преобладает в ультрафиолето-
о
вой части спектра с полосой (0—0), имеющей Л, = 3371 А. На¬
блюдается даже запрещенный переход	->	приво¬
дящий к полосам Вегарда—Каплана в ультрафиолете.
Наряду с указанными системами полос в спектрах поляр¬
ных сияний также отмечаются излучения от однократно иони¬
зованного молекулярного азота. Первая отрицательная система
I	1.1	°
N2 22«с полосой (0—0) вблизи Л = 3914 А наблюдается
давно и составляет существенную часть ультрафиолетового из¬
лучения. С другой стороны, полосы, обусловленные запрещен¬
ным переходом 2П ->	были	идентифицированы отно¬
сительно недавно Мейнелом (Meinel, 19516) и называются мсп-
неловской отрицательной системой.
446

Излучение молекулярного кислорода хотя и существует, но
относительно слабое. Наиболее заметной является атмосфер¬
ная система *2^(см* Рис- 4.8). Полоса (0—0) этой си¬
стемы отсутствует из-за поглощения между излучающим слоем
о
и поверхностью Земли. Однако полоса (0—1) ^ = 8645 А была
выведена Мейнелом (Meinel, 1951) и полоса (1 — 1) ^ = 7708 А—
Чемберленом, Фаном и Мейнелом (Chamberlain, Fan and Mei¬
nel, 1954). Кроме того, отмечается полоса (0—1) инфракрасной
системы 02и,	1Пи-
Теория возбуждения полярных сияний. Из рассмотрения
спектра полярных сияний очевидно, что требуется некоторый
значительный источник энергии для возбуждения высоких энер¬
гетических уровней. Этот источник связывается с потоками,
в общем, нейтрального, но ионизованного газа, главным обра¬
зом протонов и электронов, испускаемых Солнцем. Важность
корпускулярного излучения для возбуждения полярных сияний
(и магнитной активности) оценивалась в течение ряда лет.
Следует отметить, что взаимодействие корпускул с магнитным
полем Земли и ионизованными составляющими верхней атмо¬
сферы является гораздо более сложным, чем это представля¬
лось в некоторых ранних теориях. В действительности оно до
сих пор остается непонятным.
Измерения в космосе показали существование устойчивого
плазменного потока от Солнца (солнечный ветер). Время маг¬
нитных возмущений, по данным большинства последних иссле¬
дований, соответствует времени, когда эта плазма имеет вы¬
сокую скорость. Магнитное поле Земли препятствует непосред¬
ственному контакту ионизованных частиц с атмосферой и
вырезает впадину в плазме на расстоянии от Земли порядка
10 земных радиусов, вероятнее всего на ночной стороне. На
границе плазмы характер магнитного поля (по наблюдениям
в космосе) внезапно меняется. Начиная с этой границы, поле
убывает с расстоянием от Земли, хотя и менее быстро, чем
это следует из закона обратного куба расстояния для диполь-
ного поля. На границе и выше господствуют турбулентные,
быстро меняющиеся магнитные поля, которые постепенно сли¬
ваются со спокойным межпланетным полем.
В то же время стало известно, что заряженные частицы за¬
хватываются магнитным полем Земли на расстоянии более од¬
ного земного радиуса и концентрируются в радиационных поя¬
сах Ван Аллена. Природа этих частиц до сих пор не установ¬
лена. Часть из них может быть солнечного происхождения, но
более вероятным кажется, что они приходят из земной атмо¬
сферы. Посредством некоторого механизма, недостаточно изве¬
стного, эти частицы приобретают более высокую энергию во
447

время магнитной активности и полярного сияния (возможно,
в результате локальных ускорений, индуцированных некоторым
образом падающей солнечной плазмой).
Очевидно, что полярные сияния сопровождаются и вызы¬
ваются по крайней мере отчасти проникновением до низких
уровней электронов высокой энергии (10 кэв или более). Они
непосредственно наблюдаются при запусках ракет во время
полярных сияний.
Где возникают эти электроны и как они получают большие
количества энергии, до сих пор не ясно; вероятно, они ускоря¬
ются на уровнях выше нескольких сотен километров и опуска¬
ются в авроральные зоны вдоль магнитных силовых линий.
Также очевидно по данным ракет и наблюдений водородных
линий в спектрах полярных сияний, что подобная бомбардировка
осуществляется во время полярных сияний и протонами, но
электроны несут большие энергии.
Независимо от их происхождения энергичные электроны и
протоны могут обусловливать целое множество реакций, если
они проникают ниже 100 км. Некоторые из них рассмотрены
Бейтсом (Bates, 1960) и Чемберленом (Chamberlain, 1961).
Отметим, что при наличии различных частиц, которые должны
быть рассмотрены — протоны, нейтральные атомы водорода,
первичные электроны, вторичные электроны (освобождаю¬
щиеся с малыми энергиями после столкновений частиц высо-'
ких энергий) — и при большом числе активных атмосферных
составляющих, которые участвуют в процессах излучения, об¬
суждение сильно осложняется и включает в себя много не¬
ясностей.
Кроме прямого притока энергии, связанного с заряженными
частицами, можно предполагать, что энергия может поступать
в авроральные зоны и в форме гидромагнитных волн, возника¬
ющих на высоких уровнях и распространяющихся вдоль маг¬
нитных силовых линий.
ЛИТЕРАТУРА
А о п о Y., Н i г а о К. and Miyazaki S. 1963. Profile of charged particle
density in the ionosphere observed with rockets. In «Space Research III»
(W. Priester, ed.), pp. 221—227. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Appleton E. V. 1932. Wireless studies of the ionosphere. /. Instn. Elect. Eng.
71, 642—650.
Appleton E. V. 1953. A note on the «sluggishness» of the ionosphere. J. At¬
mos. Terr. Phys. 3, 282—284.
Appleton E. V. 1959a. Global morphology of the E- and El-layers of the
ionosphere. /. Atmos. Terr. Phys. 15, 9—12
448

Appleton E. V. 19596. The normal E region of the ionosphere. Proc. Inst.
Rad. Eng. 47, 155—159.
Appleton E. V. and Barnett M. A. F. 1925a. Local reflection of wireless
waves from the upper atmosphere. Nature 115, 333—334.
Appleton E. V. and Barnett M. A. F. 19256. On some direct evidence
for downward atmospheric reflection of electric rays. Proc. Roy. Soc. A109,
621—641.
Appleton E. V. and Lyon A. J. 1955. Ionospheric layer formation under
quasistationary conditions. In «The Physics of the Ionosphere», pp. 20—39.
Physical Society, London.
Appleton E. V. and Lyon A. J. 1957. Studies of the E layer of the iono¬
sphere. I, Some relevant theoretical relationships. J. Atmos. Terr., Phys. 10,
1—11.
Appleton E. V. and Lyon A. J. 1961. Studies of the E-layer of the iono¬
sphere. II, Electromagnetic perturbations and other anomalies. J. Atmos.
Terr. Phys. 21, 73—99.
Appleton E. V. and Piggott W. R. 1954. Ionosphere absorption measu¬
rements during a sunspot cycle. /. Atmos. Terr. Phys. 5, 141—172.
Armstrong E. B. 1959. The temperature in the atmospheric region emitting
the nightglow 0 I 5577 line and in region above faint auroral arcs. J. At¬
mos. Terr. Phys. 13, 205—216.
Baker W. G. 1953. Electric currents in the ionosphere. II. The atmospheric
dynamo. Phil. Trans. Roy. Soc. A246, 295—305.
Baker W. G. and Martyn D. F. 1953. Electric currents in the ionosphere.
I. The conductivity. Phil. Trans. Roy. Soc. A246, 281—294.
В a r b i e r D. 1947. Mesures spectrophotometriques sur le spectre du ciel noc¬
turne (XX 4600—3100). Comptes Rendus Acad. Sci. Paris 224, 635—636.
Barbier D. 1956. Resultats preliminaires d’une photometrie en huit couleurs
de la lumiere du ciel nocturne. In «The Airglow and the Aurorae»
(E. B. Armstrong and A. Dalgarno, eds.), pp. 38—62. Pergamon Press,
New York.
Barbier D. 1959. Recherches sur la raie 6300 de la luminescence atmosphe-
rique nocturne. Ann. Geoph. 15, 179—217.
Barbier D. 1963. Introduction a l’etude de la luminescence atmospherique
et de l’aurore polaire. In «Geophysics, the Earth’s Environment» (C. DeWitt,
J. Heiblot and A. Lebeau, eds.), pp. 301—368. Gordon & Breach, New York.
Barth C. A. and Hildebrandt A. F. 1961. The 5577 A airglow emission
mechanism.	J. Geoph. Res. 66,	985—986.
Bates D. R.	1954. The physics	of the upper atmosphere. In	«The Earth	as
a Planet» (G. P. Kuiper, ed.), pp. 576—643. Univ. of Chicago Press, Chi¬
cago, Illinois.
Bates D. R.	1957. Theory of	the night	airglow. In	«Threshold of	Space»
(M. Zelikoff, ed.), pp. 14—21. Pergamon	Press, New	York.
Bates D. R. 1960a. The airglow. In «Physics of the Upper Atmosphere»
(J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 219—267. Academic Press, New York.
Bates D. R. 19606. General character of auroras. In «Physics of the Upper
Atmosphere». (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 269—296. Academic Press. New
York.
Bates D. R. 1960b. The auroral spectrum and its interpretation. In «Physics
of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 297—353. Academic
Press, New York.
Bates D. R. and Dalgarno A. 1954. Theoretical considerations regarding
the dayglow. J. Atmos. Terr. Phys. 5, 329—344.
Bates D. R. and Massey H. S. W. 1946. The basic	reactions	in	the	upper
atmosphere, I. Proc. Roy. Soc. A187, 261—296.
Bates D. R. and Massey H. S. W. 1947. The basic	reactions	in	the	upper
atmosphere. II. The theory of recombination in the	ionized	layers.	Proc.
Roy. Soc. A192, 1 —16.
449

Bates D. R. and Nicolet M. 1950. The photochemistry of atmospheric
water vapor. /. Geoph. Res. 55, 301—327.
Bernard R. 1939. The identification and the origin of atmospheric sodium.
Ap. J. 89, 133—135.
Bevnon W. J. G. 1959. Vertical drift effects in region-E. J. Atmos. Terr.
Phys. 15, 13—20.
Booker H. G. 1960. Radar studies of the aurora. In «Physics of the Upper
Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 355—375. Academic Press, New York.
Bourdeau R. E. 1963. Ionospheric research from space vehicles. Space Sci.
Res. 1, 683—728.
Bourdeau R. E. et al. 1960. Ionospheric measurements using environmental
sampling techniques. In «Space Research I» (H. Kallmann Bijl, ed.),
pp. 328—339. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Bowles K. L. and Staff 1963. Equatorial electron density profiles to
5000 km, using the incoherent scatter technique. In «Space Research III»
(W. Priester, ed.), pp. 253—264. North-Holland Publ. Co., Amsterdam.
Bradbury N. E. 1938. Ionization, negative-ion formation and recombination
in the ionosphere. Terr. Magn. Atmos. Elect. 43, 55—56.
В r e i t G. and T u v e M. A. 1926. A test of the existence of the conducting
layer. Phys. Rev. 28, 554—575.
Briggs В. H. and Spencer M. 1954. Horizontal movements in the iono¬
sphere. Rep. Prog. Phys. 17, 245—280.
Bud den K. G. 1961. Radio Waves in the Ionosphere. Cambridge Univ. Press,
London and New York.
Cabannes J., Dufay J. and G a u z i t J. 1938. Sodium in the upper atmo¬
sphere. Ap. J. 88, 164—172.
Chalmers J. A. 1962. The first suggestion of an ionosphere. J. Atmos. Terr.
Phys. 24, p. 219.
Chamberlain J. W. 1955. The ultraviolet airglow spectrum. Ap. J. 121,.
277—286.
Chamberlain J. W. 1958. The blue	airglow spectrum. Ap. J. 128,	713—717.
Chamberlain J. W. 1961. Physics	of the	Aurora and	Airglow.	Academic
Press, New York.
Chamberlain J. W., Fan C. Y. and Mein el A. B. 1954. A new O2
band in the infrared auroral spectrum. Ap. J. 120, 560—562.
Chandra S. 1963. Electron density distribution in the upper/7 region.
/. Geoph. Res. 68, 1937—1942.
Chapman S. 1918. An outline of a	theory	of magnetic	storms. Proc. Roy.
Soc. A95, 61—83.
Chapman S. 1919. The solar and lunar diurnal variations of terrestrial
magnetism. Phil. Trans. Roy. Soc. A218, 1—118.
Chapman S. 1925. The lunar diurnal magnetic variation at Greenwich and
other observatories. Phil. Trans. Roy. Soc. A225, 49—91.
Chapman S. 1927. On certain average characteristics of world wide mag¬
netic disturbance. Proc. Roy. Soc. A115, 242—267.
Chapman S. 1931a. The absorption and dissociative or ionizing effect of
.' monochromatic radiation in an atmosphere on a rotating earth. Proc. Phys.
Soc. 43, 26—45.
Chapman S. 19316. Some phenomena of the upper atmosphere. Proc. Roy.
Soc. A132, 353—374.
Chapman S. 1939. Notes on atmospheric sodium. Ap. J. 90, 309—316.
Chapman S. 1953. Polar and tropical aurorae: and the isoauroral diagram.
Proc. Ind. Acad. Sci. A37, 175—188.
Chapman S. 1956. The electrical conductivity of the ionosphere: a review.
Nuovo Cimento [10] 4, Suppl., 1385—1412.
Chapman S. 1963. Solar plasma, geomagnetism and aurora. In «Geophysics,
the Earth’s Environment» (C. DeWitt, J. Hieblot and A. Lebeau, eds.),
pp. 371—502. Gordon & Breach, New York.
450

Chapman S. and Bartels J. 1940. Geomagnetism. Oxford Univ. Press
(Clarendon), London amd New York. (Reprinted, with corrections, 1951
and 1962).
Clayton H. H. 1940. Auroras and sunspots. Terr. Magn. Atmos. Elect. 45,
13—17.
Dalgarno A. 1958. The altitudes and excitation mechanisms of the night
airglow. Ann. Geoph. 14, 241—252.
Davis T. N. 1962. The morphology of the auroral displays of 1957—1958.
1.	Statistical analyses of Alaska data. J. Geoph. Res. 67, 59—74.
Dixon F. E. 1939. A 27. 3-day period in the aurora borealis. Terr. Magn.
Atmos. Elect. 44, 335—338.
Dufay J. and Dufay M. 1951. Etude du spectre d’emission du cicl noc¬
turne, de 6800 a 9000 A. Comptes Rendus Acad. Sci. Paris 232, 426- —
428.
Eccles W. H. 1912. On the diurnal variations of the electric waves occurring
in nature, and on the propagation of electric waves round the bend of the
earth. Proc. Roy. Soc. A87, 79—99.
Ell vet t C. and Watts J. M. 1959. Stratification in the lower ionosphere.
/. Res. Nat. Bur. Stand. 63D, 117—134.
Fejer J. A. 1953. Semidiurnal currents and electron drifts in the ionosphere.
J. Atmos. Terr. Phys. 4, 184—203.
Fejer J. A. 1955. The interaction of pulsed radio waves in the ionosphere.
J. Atmos. Terr. Phys. 7, 322—332.
Finch H. F. and Lea ton B. R. 1957. The earth’s main magnetic field-Epoch
1955. O. Mon. Not. Roy. Ast. Soc., Geoph. Suppl. 7, 314—317.
Frerichs R. 1930. The singlet system of the oxygen arc spectrum and the
origin of the green auroral line. Phys. Rev. 36, 398—409.
Fritz H. 1881. Das Polarlicht. Brockhaus, Leipzig.
Gardner F. C. and P a w s e у J. L. 1953. Study of the ionospheric D-region
using partial reflections. /. Atmos. Terr. Phys. 3, 321—344.
Garriott О. K. and Bracewell R. N. 1961. Satellite studies of the ioni¬
zation in space by radio. Advances in Geoph. 8, 85—135.
Gartlein C. W. 1947. Unlocking secrets of the northern lights. Nat. Geogr.
Magaz. 92, 673—704.
Gartlein C. W. 1950. Aurora spectra showing broad hydrogen lines. Trans.
Amer. Geoph. Union 31, 18—20.
Ha rang L. 1945. A study of auroral arcs and draperies. Terr. Magn. Atmos.
Elect. 50, 297—306.
Ha rang L. 1946. The auroral luminosity-curve. Terr. Magn. Atmos. Elect. 51,
381—400.
H a г a n g L. 1951. The Aurorae. Wiley, New York.
Ha rang L. and Tonsberg E. 1932. Investigations of the aurora borealis
at Nordlys Observatoriet, Tromso, 1929—1930. Geophys. Publ. 9, No. 5,
1—50.
Hartree D. R. 1931. The propagation of electromagnetic waves in a refract¬
ing medium in a magnetic field. Proc. Camb. Phil. Soc. 27, 143—162.
Heaviside O. 1902. Telegraphy. I, Theory. Encycl. Brittanica (10th ed.)
33, 213—218.
Helliwell R. A. and Morgan M. G. 1959. Atmospheric whistlers. Proc.
Inst. Rad. Eng. 47, 200—208.
Heppner J. P. and Meredith L. H. 1958. Nightglow emission altitudes
from rocket measurements. J. Geoph. Res. 63, 51—65.
Herzberg G. 1951. The atmospheres of the planets. J. Roy. Ast. Soc. Ca¬
nada 45, 100—123.
Hines C. O. 1960. Internal atmospheric gravity waves at ionospheric heights.
Canad. J. Phys. 38, 1441—1481.
Hines C. O. 1963. The upper atmosphere in motion. Quart. J. Roy. Meteor.
Soc. 89, 1—42.
451

Hun ten D. M. 1955. Some photometric observations of auroral spectra.
/- Atmos. Terr. Phys. 7, 141—151.
Hun ten D. М., Roach P. E. and Chamberlain J. W. 1956. A photo¬
metric unit for the airglow and aurora. J. Atmos. Terr. Phys. 8, 345—346.
Johnson C. Y., Meadows E. B. and Holmes J. C. 1958. Ion composi¬
tion of the arctic ionosphere. IGY Rocket Rep. Ser. No. 1, pp. 120—130.
Johnson F. S. 1962. The physical properties of the earth’s ionosphere. In
«Progress in Astronautical Sciences» (S. F. Singer, ed.), pp. 51—91. North-
Holland Publ. Co., Amsterdam.
Ken nelly A. E. 1902. On the elevation of the electrically	conducting	strata
of the Earth’s atmosphere. Elec. World and	Eng. 39, 473.
Krassovsky V. I. 1958. The nature of emissions of the upper atmosphere.
A tin. Geoph. 14, 395—413.
L armor J. 1924. Why wireless electric rays can bend round the earth. Phil.
Magaz. [6] 48, 1025—1036.
MacDonald G. J. F. 1963. The structure of the ionosphere. In «Geophysics,
the Earth’s Environment» (C. DeWitt, J.	Hieblot and	A.	Lebeau,	eds.),
pp. 279—299. Gordon & Breach, New York.
McEwen D. J. and Montalbetti R. 1958. Parallactic measurements
on aurorae over Churchill, Canada. Canad. J. Phys. 36, 1593—1600.
M a 1 v i 11 e J. M. 1959. Antarctic auroral observations, Ellsworth Station, 1957.
J. Geoph. Res. 64, 1389—1393.
Marty n D. F. 1955. Geomagnetic anomalies of theF2 region and their in¬
terpretation. In «The Physics of the Ionosphere», pp. 260—264. Physical
Society, London.
M a r t у n D. F. 1959. The normal F region of the ionosphere. Proc. Inst. Rad.
Eng. 47, 147—155.
Massey H. S. W. and Boyd R. L. F. 1959. The Upper Atmosphere. Philo¬
sophical Library, New York.
Mawdsley J. 1961. Air density variations in the mesosphere, and the winter
anomaly in ionospheric absorption. I. Geoph. Res. 66, 1298—1299.
Meinel A. B. 1950a. OH emission bands in the spectrum of the night sky,
I. A p. J. Ill, 555—564.
Meinel A. B. 19506. OH emission bands in the spectrum of the night sky,
II. Ap. J. 112, 120—130.
Meinel A. B. 1950b. 02 emission bands in the infrared spectrum of the night
sky. Ap. J. 112, 464—468.
Meinel A. B. 1951a. Doppler-shifted auroral hvdrogen emission. Ap. I. 113,
50—54.
Meinel A. B. 19516. The auroral spectrum from 6200 to 8900 A. Ap. J. 113,
583—588.
Meinel A. B., Negaard B. J. and Chamberlain J. W. 1954. A sta¬
tistical analysis of low-latitude autorae. /. Geoph. Res. 59, 407—413.
M i г о n о v A. V., P г о к u d i n a V. S. and S h e f о v N. N. 1958. Some results
of investigations of night airglow and aurorae. Ann Geoph. 14, 364—365.
M i t r a S. K. 1952. The Upper Atmosphere, 2nd ed. Asiatic Society, Calcutta.
Munro G. H. 1958. Travelling ionospheric disturbances in the F region. Austr.
J. Phys. 11, 91—112.
Newell H. E. Jr. 1960. The upper atmosphere studied by rockets and satelli¬
tes. In «Physics of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 73—
132. Academic Press, New York.
Nicolet M. 1945. Contribution a l’etude de la structure de l’ionosphere. Mem.
Inst. Meteor. Belg. No. 19, p. 83.
Nicolet M. 1963. La constitution et la composition de Tatmosphere su-
perieure. In «Geophysics, the Earth’s Environment» (C. DeWitt, J. Hieblot
and A. Lebeau, eds.), pp. 199—277. Gordon & Breach, New York.
Nicolet M. and Aik in A. C. 1960. The formation of the D region of the
ionosphere. J. Geoph. Res. 65, 1469—1483.
452

N i с о 1 e t М. and S wider W. Jr. 1963. Ionospheric conditions. Plan Space
Sci. И, 1459—1482.
N о x о n J. F. and Goody R. M. 1962. Observation of day airglow emission.
J. Atmos. Sci. 19, 342—343.
Packer D. M. 1961. Altitudes of the night airglow radiations. Ann. Geoph.
17, 67—75.
Ratcliffe J. A. 1959. The Magneto-ionic Theory and Its Applications to the
IonosDhere. Cambridge Univ. Press, London and New York. (Reprinted,
1962)!
Ratcliffe J. A. and Weekes K- I960. The ionosphere. In «Physics of the
Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 377—470. Academic Press,
New York.
Ratcliffe J. A. et al. 1956. The rates of production and loss of electrons
in the F region of the ionosphere. Phil. Trans. Roy. Soc. A248, 621—642.
Rawer K. 1957. The Ionosphere, Its Significance for Geophysics and Radio
Communications. Ungar, New York. [Translation of K. Rawer 1952 «Die
Ionosphare.»]
Rayleigh Lord (Strutt R. J.) 1930. Absolute intensity of the aurora line
in the night sky, and the number of atomic transitions required to main¬
tain it. Proc. Roy. Soc. A129, 458—467.
Roach	F. E.	and M e i n e 1 A. B. 1955a. The	height	of	the	nightglow	by	the
van	Rhijn method. Ap. J. 122, 530—553.
Roach	F. E.	and M e i n e 1 A. B. 19556.	Nightglow	heights:	a	reinterpreta¬
tion	of old	data. Ap. J. 122, 554—558.
S a g a 1 у n R. C., S m i d d у M. and W i s n i a J. 1963. Measurement and in¬
terpretation of ion density distributions in the davtime F region. /. Geoph.
Res. 68, 199—211.
St. Amand P. et al. 1955. On a new method of determining the height of the
nightglow. J. Atmos. Terr. Phys. 6, 189—197.
Schuster A. 1889. The diurnal variation of terrestrial magnetism. Phil.
Trans. Roy. Soc. A180, 467—518.
Seaton M. J. 1954. Excitation processes in the aurora and airglow. I, Abso¬
lute intensities, relative ultra-violet intensities and electron densities in high
latitude aurorae. J. Atmos. Terr. Phys. 4, 285—294.
Seaton N. J. 1958. Oxygen red lines in the airglow. II, Collisional deactiva¬
tion effects. Ap. J. 127, 67—74.
Seddon J. C. and Jackson J. E. 1958. Ionospheric electron densities and
differential absorption. Ann. Geoph. 14, 456—463.
S li pher V. M. 1929. Emissions in the spectrum of the light of the night sky.
Publ. Ast. Soc. Pacific 14, 262—263.
Smith L. G. 1961. Electron density measurements by the asymmetrical bipo¬
lar probe. J. Geoph. Res. 66, 2562.
Stewart	B.	1882. Hypothetical	views regarding the	connection between the
state on the sun and terrestrial madnetism. Encycl. Britannica (9th ed.)
16, 181 — 184.
Storey L. R. O. 1953. An investigation of whistling atmospherics. Phil.
Trans. Roy. Soc. A246, 113—141.
Stormer	C.	1921. Rapport sur	une expedition	d’aurores boreales a Bossekop
et Store Korsnes pendant le	printemps de	l’annee	1913. Geofys. Publ. 1,
No. 5, 1—269.
Stormer C. 1926. Resultats des mesures photogrammetriques des Aurores
Boreales observees dans le Norvege meridionale de 1911 a 1922. Geofys. Publ.
4, No.	7,	1 — 107.
Stormer C. 1930. Photographic Atlas of Auroral Forms and Scheme for
Visual Observations of Aurorae, 1st. ed. A. W. Broggers, Oslo.
Stormer C. 1953. Results of the observations and photographic measure¬
ments of aurora in southern Norway and from ships in the Atlantic during
the Polar Year 1932—1933. Geofys. Publ. 18, No. 7, 1—117.
453.

S to г тег С. 1955. The Polar Aurora. Oxford Univ. Press (Clarendon), Lon¬
don and New York.
S u g i u г a M. and Chapman S. 1960. The average morphology of geomag¬
netic storms with sudden commencement. Abh. Akad. Wiss. Gottingen,
Math.-Phys. KL 1, No. 4, 1—53.
Taylor H. A., Jr. and Brinton	H. C. 1961.	Atmospheric	ion	composition
measured above Wallops Island,	Virginia.	J.	Geoph. Res.	66,	2587—2588.
Titheridge J. E. 1962. The stratification of the lower ionosphere. J. Atmos.
Terr. Phys. 24, 283—296.
Tousey R. 1958. Rocket measurements of the night airgloW. Ann. Geoph. 14,
186—195.
Vegard L. 1912. On the properties of the	rays producing	aurora borealis.
Phil. Magaz. [6] 23, 211—237.
Vegard L. 1939. Hydrogen showers in the auroral region. Nature 144, 1089—
1090.
Vegard L. 1940. On some recently detected important variations within the
auroral spectrum. Terr. Magn. Atmos. Elect. 45, 5—12.
Vegard L. and Krogness O. 1920. The position in space of the Aurora
Polaris from observations made at the Haldde-Observatory, 1913—14. Geo-
fys. Publ. 1, No. 1, 1 — 172.
Vestine E. H. 1944. The geographic incidence of aurora and magnetic dis¬
turbance, northern hemisphere. Terr. Magn. Atmos. Elect. 49, 77—102.
Vestine E. H. 1960. The upper atmosphere and geomagnetism. In «Physics
of the Upper Atmosphere» (J. A. Ratcliffe, ed.), pp. 471—512. Academic
Press, New York.
Vestine E. H. and Snyder E. J. 1945. The geographic incidence of aurora
and magnetic disturbance, southern hemisphere. Terr. Magn. Atmos. Elect.
50, 105—124.
Vestine E. H. et al. 1947. The geomagnetic field, its description and ana¬
lysis. Carnegie Instn. Wash. Publ. 580, 1—390.
War к D. Q. 1960. Doppler widths о fthe atomic oxygen lines in the airglow.
Ap. J. 131, 491—501.
Watanabe K. and Hunteregger H. E. 1962. Photoionization rates in
the E abd F regions. /. Geoph. Res. 67, 999—1006.

Глава 10
ПЕРЕНОС СВОЙСТВ В ВЕРХНЕЙ АТМОСФЕРЕ
В ряде мест этой книги подчеркивалась важная роль, ко¬
торую должны играть процессы переноса при объяснении от¬
дельных явлений в верхней атмосфере. Так, при рассмотрении
водяного пара (параграф 2.3), озона (параграф 5.4) и баланса
тепла (параграфы 7.1 и 7.2) подчеркивается важность процес¬
сов" переноса и в то же самое время указывается на ряд их
проявлений. Однако эти рассмотрения проводились в связи со
специальными проблемами и проходят через всю книгу в не¬
связанной форме. Более того, они не охватывают всей отно¬
сящейся сюда информации, в частности, нет даже упоминания
о некоторых весьма значительных исследованиях о переносе
радиоактивных веществ.
В связи с этим короткая заключительная глава посвящена
общему вопросу о переносе в верхней атмосфере. Ее краткость
объясняется тем, что в ней содержатся только упоминания
о том, что рассматривалось раньше, и отчасти потому, что до
сих пор мало что можно сказать по существу ряда вопросов.
Приложение Е содержит определение процессов, ответствен¬
ных за перенос в меридиональном и вертикальном направле¬
ниях—средней циркуляции, стоячих и подвижных вихрей.
Такая классификация в основном соответствует любым масшта¬
бам движений. Тем не менее два последних обычно рассматри¬
ваются по отношению к большим вихрям синоптического
масштаба из-за существенной роли, которую эти большие возму¬
щения играют в тропосфере. Здесь говорится о них и в этом зна¬
чении, однако, не обязательно, чтобы концепция, справедливая
для более низких уровней, была применима и к более высоким.
Совершенно ясно (см. параграф 7.3), что молекулярная диф¬
фузия играет важную роль на достаточно высоких уровнях
в термосфере, и может оказаться, что турбулентность проме¬
жуточного масштаба является важной в части верхней атмосферы.
Например, относительно мелкомасштабные движения в нижней
термосфере и, возможно, в мезосфере могут оказаться играю¬
щими активную, динамическую роль в общей циркуляции.
455

Полезные обзоры по некоторым вопросам содержания этой
главы были недавно подготовлены Ньюэллом (Newell, 1963) и
Шеппардом (Cheppard, 1963).
10.1.	ПЕРЕНОС ЧЕРЕЗ ТРОПОПАУЗУ
Проблема переноса через тропопаузу не нова для метеоро¬
логов; она возникает, например, в связи с наличием озона
в тропосфере. Но особенно остро она выдвигается и приобре¬
тает практический аспект в связи с развитием термоядерного
оружия.
Взрыв бомбы на поверхности Земли или в тропосфере при¬
водит к внесению в атмосферу больших количеств радиоактив¬
ных веществ. Часть этого материала связана с большими час¬
тицами (с значительными конечными скоростями) и быстро
выпадает в результате действия силы тяжести. Часть их пред¬
ставляет собой мелкие частицы, которые достигают земной по¬
верхности в течение недели в результате турбулентного пере-
мешивания или, что более существенно, выпадения осадков.
Значительная же часть радиоактивных веществ выносится
в стратосферу и сохраняется там, распространяясь квазигори¬
зонтально от источника, пока не попадет вниз через тропо¬
паузу. В тропосфере радиоактивные вещества могут достигать
земной поверхности относительно быстро, аналогично примеси,
внесенной в тропосферу. Вопрос о том, как долго эти вещества
могут сохраняться в стратосфере, представляет значительный
как практический, так и научный интерес. Равно важен и ин¬
терес к вопросу о переносе веществ в тропосферу после введе¬
ния их в некоторую точку стратосферы; этот перенос обнару¬
живает изменения с широтой и сезоном. Было сделано большое
количество измерений как у поверхности земли, так и в сво¬
бодной атмосфере, с целью определения количества радиоак¬
тивного материала, имеющегося в различных местах и в раз¬
личное время.
Измерения на поверхности земли обычно дают большие
•скорости осаждения в средних широтах в конце весны (в обоих
полушариях, но особенно в северном) (см., например, Martell,
1959; Machta, 1960). Однако интерпретация полученных ре¬
зультатов затруднительна. Во-первых, иногда трудно иденти¬
фицировать наблюдаемый источник радиоактивного материала.
Например, в некоторых случаях вещества могут поступать от
советских испытаний в высоких широтах или от американских
и британских испытаний в низких широтах. Во-вторых, веще¬
ства, достигающие в конце концов поверхности земли, могут
оказаться в тропосфере несколько раньше, причем для разных
мест, возможно, сказывается систематическая разница широт¬
ного изменения очищающих процессов осаждения. Тем не ме-
456

нее максимум в конце весны аналогичен подобному максимуму
озона в средних широтах и согласуется с предположением
о максимуме стратосферно-тропосферного взаимодействия в те¬
чение зимы и ранней весны.
Теперь вполне ясно, что существенный перенос между стра¬
тосферой и тропосферой совершается импульсивно в опреде¬
ленные моменты времени и определенных местах, а не как
предполагалось ранее, путем квазиустановившейся мелкомас¬
штабной диффузии через непрерывную поверхность раздела
(см. подпараграф 2.2.1) . Существует много подтверждений этого,
в частности указывающих на важность разрывов тропопаузы
как преимущественных районов такого переноса. Имеется ряд
исследований сложной атмосферной циркуляции вблизи раз¬
рывов тропопаузы и струйных течений. Среди них выделяются
работы Рида и Сандерса (Reed and Sanders, 1953) и Рида
(Reed, 1955), исследовавших два характерных случая в сред¬
них широтах. Они нашли, что воздух стратосферного проис¬
хождения в значительных количествах вторгается в тропо¬
сферу. Сталей (Staley, 1960) проделал тщательное исследова¬
ние динамики воздушных движений вблизи тропопаузы. На
основе построенных изэнтропических траекторий он нашел, что
в среднеширотную тропосферу воздух может быстрее опус¬
каться из нижней стратосферы над низкой тропопаузой высо¬
ких широт.
Более поздние исследования вертикального распределения
радиоактивных примесей и озона придали дополнительный вес
допущениям о потоке через «тропопаузу». Сталей (Staley,
1968) нашел, что локальные высокие концентрации радиоак¬
тивных примесей в тропосфере связаны с устойчивыми слоями.
В нескольких случаях он использовал построение траектории
движения воздуха с высокими концентрациями примесей
в стратосфере высоких широт. Андерсон (Anderson, 1962) на¬
шел аналогичную связь без построения траекторий. Кронинг и
Ней (Kroning and Ney, 1962) отметили такую же связь по не¬
скольким измерениям вертикального распределения озона. При
самолетных измерениях Бригг и Роч (Briggs and Roach, 1963)
в некоторых случаях нашли слой богатого озоном воздуха, про¬
ходящего из стратосферы в тропосферу в районе разрыва
между тропопаузой высоких и средних широт.
10.2.	МЕРИДИОНАЛЬНЫЙ И ВЕРТИКАЛЬНЫЙ ПЕРЕНОСЫ
В СТРАТОСФЕРЕ
Классической проблемой, определяющей важность и ряд
следствий процессов переноса в стратосфере, является про¬
блема озона. Это уже рассматривалось в подпараграфе 5.4.2 и
457

лет необходимости все повторять здесь. Основные выводы та¬
ковы.
а) Озон переносится из средне- или низкоширотной страто¬
сферы в высокие широты нижней стратосферы в течение зим¬
них месяцев. Такой перенос отсутствует или намного слабее
в другие месяцы года.
б) Перенос озона должен сопровождаться или меридио¬
нальной циркуляцией, или вихревыми процессами. Грубые вы¬
числения Ньюэлла (Newell, 1961, 1963а) показывают, что вих¬
ревые процессы достаточно велики, чтобы обеспечить требуе¬
мый перенос. Но в этих расчетах использовались только
полные содержания озона.
в) Большие количества озона появляются в высоких широ¬
тах нижней стратосферы во время стратосферных потеплений,
что указывает на связь между крупномасштабными возмуще¬
ниями и переносом озона.
Большинство результатов, относящихся к стратосфере, по¬
лучено методом изучения радиоактивных трассеров. В частно¬
сти, полезное исследование было опубликовано Фили и Спаром
(Feely and Spar, 1960). Оно касается распределения радиоак¬
тивных ядер вольфрама-185, введенного в нижнюю стратосферу
на 12° с. ш. между маем и июнем 1958 г. в результате серии
ядерных испытаний в США. Насколько известно, эти радио¬
активные ядра были введены в стратосферу только в этом
-одном месте и в указанный период времени. Последующие изме¬
рения их распределения с самолета U-2 подвергались тщатель¬
ному анализу. На рис. 10.1 показано распределение вольфрама-
185, осредненное по долготе и времени в течение трех периодов
времени: сентябрь—октябрь 1958 г., ноябрь—декабрь 1958 г. и
ноябрь—декабрь 1959 г. Для всех этих периодов максимум
концентрации вольфрама-185 сохранялся в низких широтах, но
он распространялся к северу (и предположительно также и
к югу), осаждаясь в высокоширотной стратосфере. Эти резуль¬
таты лучше согласуются с механизмом вихревого переноса, чем
с крупномасштабной меридиональной циркуляцией.
Во время этой серии испытаний был проведен другой ин¬
тересный эксперимент с радиоактивным трассером (Kalkstein,
1962, 1963). Родий-102 был введен в атмосферу над о. Джон¬
стон (16° с. ш.) 11 августа 1958 г. в результате взрыва в воз¬
духе на высоте 43 км. Материал взрыва, согласно Калькстейну,
достиг высоты более чем 100 км, спустя короткое время после
взрыва. Измерения в нижней стратосфере выше 19,4 км пока¬
зали наличие родия-102 в значительных количествах только
спустя более чем год. В северном полушарии это возрастание
началось осенью 1959 г. и концентрация родия-102 на высоте
20 км достигла высокой установившейся величины только
в конце зимы (возможно, несколько раньше на широтах 60—
458

мб
Рис. 10.1. Средние распределения вольфрама-185 в течение раз¬
ных периодов времени при стандартных температуре и давлении,
выраженные в 103 распадов/мин.-103 фут3 (по Фили и Спару, 1960;
Ньюэллу, 1961). Данные для всех периодов времени приведены с по¬
правкой на радиоактивный распад к стандартному времени 15 ав¬
густа 1958 г.
а) сентябрь — октябрь 1958 г.; б) ноябрь — декабрь, 1958 г., в) ноябрь —
декабрь 1959 г.

70° с. ш.). С весны 1960 г. она сохраняла относительно посто¬
янное значение почти до конца 1961 г., но при заметно мень¬
шей концентрации в низких широтах (0—15° с. ш.). В южном
полушарии большие концентрации выше 19,4 км появились на
шесть месяцев позже, в течение зимы 1960 г. В южном полу¬
шарии также низкоширотные концентрации были меньше, чем
в высоких широтах. В тропосфере северного полушария боль¬
шое возрастание началось в течение зимы 1960/61 г.
Из этих результатов следует, что в средних и высоких ши¬
ротах преимущественно в зимние месяцы обнаруживался ни¬
сходящий перенос родия-102 из термосферы в нижнюю страто¬
сферу. Возможно, такого переноса не было в северном полу¬
шарии зимой 1958/59 г. и в южном полушарии зимой 1959 г.,
в силу того что радиоактивный материал не достиг в доста¬
точных количествах высоких широт. Возможно также, что тро¬
посферное возрастание (даже при наличии его на высоте
20 км) потребовало еще года, так как зимой 1959/60 г. радио¬
активный материал не достиг тропопаузы в заметном количе¬
стве. Очевидно, что радиоактивные трассеры являются очень по¬
лезным средством для исследования атмосферного переноса.
В силу метеорологических условий в стратосфере перенос
тепла происходит в меридиональном направлении. Как указы¬
валось в параграфе 7.1, верхняя атмосфера высоких широт яв¬
ляется стоком тепла в силу радиационных процессов зимой и
источником тепла в силу радиационных процессов летом. Не¬
смотря на некоторую неопределенность вычислений, нет сомне¬
ний в их качественной корректности. Однако наблюдении для
вычисления теплопереноса путем вихревых процессов недоста¬
точно, так как для таких вычислений нужны измерения ветра
и температуры в верхней стратосфере. Ветровые измерения
производятся на нескольких станциях, но температурные изме¬
рения до сих пор редки и содержат ряд погрешностей.
Большие изменения направления ветра в верхней страто¬
сфере с восточного летом до западного зимой сопровождаются
большими изменениями относительного углового момента. Мо¬
мент может переноситься атмосферой вертикально или мери¬
дионально посредством средней циркуляции или вихревых
процессов. Ветровых наблюдений в верхней стратосфере в на¬
стоящее время недостаточно для определения величины этих
процессов. Можно только вычислить меридиональный перенос
момента за счет проникающих вихрей на станциях, где имеются
ракетные данные измерений ветра. Этот перенос пропорциона¬
лен турбулентному потоку, определяемому и' и vr — отклоне¬
ниями от временных средних соответственно западного и север¬
ного ветра (см. Приложение Е). Однако станции, для которых
это может быть сделано, расположены около 30—40° с. ш. и
в ограниченном интервале долгот, так что такие вычисления
460

являются только предположительными. Тем не менее, показа¬
тельно, что Ньюэлл (19636) нашел южный перенос относитель¬
ного (западного) углового момента для этих станций в зимнее
время.
В большинстве этих исследований рассматривается вопрос
о роли крупномасштабных возмущений и вихревых механизмов
в переносе атмосферных свойств. Не исключается и роль сред¬
ней меридиональной циркуляции, хотя наличие такой цирку¬
ляции в низких широтах нижней стратосферы трудно совмес¬
тимо с данными, полученными по вольфраму-185.
Следует отметить, что до сих пор распределение водяного
пара в стратосфере окружено таинственностью. Нет наблюде¬
ний для верхней стратосферы, а те, которые имеются для ниж¬
ней стратосферы, недостаточны, чтобы объяснить процессы ат¬
мосферного переноса.
10.3.	ПЕРЕНОС В МЕЗОСФЕРЕ
Основной проблемой переноса в мезосфере является проб¬
лема баланса тепла. Несомненно, по мере получения новых
данных возникнут другие проблемы.
Вопрос о теплой мезопаузе зимой и холодной летом в вы¬
соких широтах часто упоминался в этой книге (а также и
в других работах). В частности, этот вопрос рассматривался
в подпараграфе 7.2.3. Кроме этого, мы дополнительно рассмот¬
рим две попытки вычисления меридиональной циркуляции, воз¬
можно ответственной за указанную ситуацию.
Маргетройд и Синглетон (Murgatroyd and Singleton, 1961)
использовали первый закон термодинамики с функцией нагре¬
вания, выведенной из радиационных расчетов Маргетройда и
Гуди (Murgatroyd and Goody, 1958) (см. рис. 7.9), а также
уравнение неразрывности. Из них они смогли определить сред¬
нюю меридиональную циркуляцию в верхней стратосфере и
мезосфере при допущении, что вихревыми процессами можно
пренебречь. Они пренебрегли также и эффектом рекомбинации
атомарного кислорода, который допускает Келлог. Их резуль¬
таты показали (для равноденствий в мезосфере), что суще¬
ствует поток от летнего полюса к зимнему с восходящим дви¬
жением в летнем полушарии и нисходящим в зимнем. Меридио¬
нальная компонента этой циркуляции измеряется в м/сек., а вер¬
тикальная компонента — см/сек. Правда, детали этих расчетов
не очень надежны, так как, кроме упоминавшихся допущений,
результаты, очевидно, зависят от распределения допускаемой
температуры и радиационного нагревания, ни одно из которых
точно неизвестно.
Гаурвиц (Haurwitz, 1961) вычислил меридиональную цирку¬
ляцию в верхней стратосфере северного полушария и мезо¬
461

сфере для зимы и лета. Его схема основана на допускаемом
балансе (для горизонтальных компонент уравнений движения)
между силой Кориолиса, градиентом давления и силой вяз¬
кости. Член, учитывающий вязкость, предполагался, в соответ¬
ствии с классической теорией пути перемешивания, пропорци¬
ональным кривизне вертикального профиля среднего ветра.
Указанный баланс того же типа, какой дает спираль Экмана
в пограничном слое. Гаурвиц нашел, что зимой движение на¬
правлено к полюсу на высотах между 50 и 80 км.
Нет прямых доказательств важности процессов вихревого
переноса в мезосфере и до сих пор нет соответствующих на¬
блюдений, ибо такие доказательства должны быть только эм¬
пирическими. Нет даже указаний относительно наличия круп¬
номасштабных возмущений такого рода, которые важны для
более низких уровней. В этой связи нужно упомянуть о следу¬
ющих явлениях: изменениях ветра с периодом в несколько су¬
ток на высоте 90 км (определяются из радиометеорных изме¬
рений, см. подпараграф 9.3.2), аномальном зимнем поглощении
(см. подпараграф 9.2.3) и ячейках в свечении атмосферы (см.
подпараграф 9.3.2). Но не следует сбрасывать со счета и воз¬
можность того, что в нижней стратосфере вихревые процессы
играют важную роль, о чем свидетельствует развитие послед¬
них идей о процессах переноса в тропосфере.
ЛИТЕРАТУРА
Anderson К. А. 1962. Thin atmospheric layers of radioactive debris during
September 1961. Report UCB-62-2. Department of Physics, Univ. of Califor¬
nia, Berkeley, California.
Briggs J. and Roach W. T. 1963. Aircraft observations near jet streams.
Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 89, 225—247.
Feel у H. W. and Spar J. 1960. Tungsten-185 from nuclear bomb tests as
a tracer for stratospheric meteorology. Nature 188, 1062—1064.
Haurwitz B. 1961. Frictional effects and the meridional circulation in the
mesosphere. /. Geoph. Res. 66, 2381—2391.
Kalkstein М. I. 1962. Rhodium-102 high-altitude tracer experiment. Science
137, 645—652..
Kalkstein М. I. 1963. Movement of material from high altitude deduced
from tracer observations. J. Geoph. Res. 68, 3835—3839.
Kroening J. L. and N e у E. P. 1962. Atmospheric ozone. J. Geoph. Res.
67, 1867—1875.
Machta L. 1960. Meteorology and radioactive fallout. WMO Bull. (April,
1960) pp. 64—70.
Mar tell E. 1959. Atmospheric aspects of strontium-90 fallout. Science 129,
1197—1206.
Mur gatroyd R. J. and Goody R. M. 1958. Sources and sinks of radiative
energy from 30 to 90 km. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 84, 225—234.
Mur gatroyd R. J. and Singleton F. 1961. Possible meridional circula¬
tions in the stratosphere and mesosphere. Quart. J. Roy. Meteor. Soc. 87,
125—135.
Newell R. E. 1961. The transport of trace substances in the atmosphere
462

and their implications for the general circulation of the stratosphere. Geof.
Рига et Appl. 49, 137—158.
Newell R. E. 1963a. Transfer through the tropopause and within the strato¬
sphere. Quart. ]. Roy. Meteor. Soc. 89, 167—204.
Newell R. E. 1963b. Preliminary study of quasi-horisontal eddy fluxes from
meteorological rocket network data. J. Atoms. Sci. 20, 213—225.
Reed R. J. 1955. A study of a characteristic type of upper-level frontogenesis.
J. Meteor. 12, 226—237.
Reed R. J. and Sanders F. 1953. An investigation of the development of
a midtropospheric frontal zone and its associated vorticity field. J. Meteor.
10, 338—349.
Sheppard P. A. 1963. Atmospheric tracers and the study, of the general
circulation of the atmosphere. Rep. Prog. Phys. 26, 213—267.
Staley D. O. 1960. Evaluation of potential-vorticity changes near the tropo¬
pause and the related vertical motions, vertical advection of vorticity, and
transfer of radioactive debris from stratosphere to troposphere. J. Meteor.
17, 591—620.
Staley D. O. 1962. On the mechanism of mass and radioactivity transport
from stratosphere to troposphere. J. Atmos. Sci. 19, 450—467.

Приложение А
НЕКОТОРЫЕ ПОЛЕЗНЫЕ КОНСТАНТЫ
Заряд электрона
Масса электрона
Скорость света .	.
Постоянная Планка
Число Авагадро
Число Лошмидта
Постоянная Больцмана .	.
Универсальная газовая пос¬
тоянная
Газовая постоянная для су¬
хого воздуха на уровне
моря
Отношение удельных тепло¬
емкостей для сухого воз¬
духа
Гравитационная постоянная
Ускорение силы тяжести (на
уровне моря и широте 45°)
Радиус Земли (для сферы
того же объема)
Угловая скорость вращения
Земли
Первая константа в радиаци¬
онном законе Планка (из¬
лучение в функции часто¬
ты)
Вторая константа в радиаци¬
онном законе Планка
в = 4,803-10“10 эсе =
= 1,602-10"20 эме
Л46> = 9,108-10-28 г
с = 2,998 • 1010 см/сек.
!г = 6,625-10-27 эрг-сек.
А’ =6,025-1023 моль"1
/20 = 2,687 • 1019 см-3 NTP
k = 1,380 • 10"16 эрг/град.
7? = 8,317• 107 эрг/моль-град.
7?о = 2,871 • 106 эрг/г-град.
у =1,400
G = 6,668-10-8 дин-см2/г2
g' = 9,806-102 см/сек.2
/у = 6,371 • 108 см
(0 = 7,292-105 сек.-1
С{ = 2/г/с2 =1,474-10"7 г-сек.
Сг = ///£ = 4,801 • 10-11 сек.-град.
464

Постоянная Стефана—Больц¬
мана	...	.	.	.
Постоянная в законе смеще¬
ния Вина
Среднее расстояние от Земли
до Солнца
Средний радиус Солнца (ви¬
димый диск)
ст = 5,669-10 5 эрг/см2-сек.X
X град.4
С = 0,2898 см-град.
d= 1,496-1013 см
rs = 6,96 • 1010 см
1/216 Заказ 2100

Приложение Б
ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ПРИМЕЧАНИЯ К СПЕКТРОСКОПИИ
И КВАНТОВОЙ МЕХАНИКЕ
Б.1. Волновое уравнение Шрёдингера
Согласно волновой механике, поведение микрочастицы опи¬
сывается волновым уравнением Шрёдингера
^Ь + Щ^{Е-Ер)Ъ = 0,	(Б.1)
где М — масса, Е — полная энергия, Ер — потенциальная энер¬
гия частицы, г|) — амплитуда волновой функции 4я, причем
Ч/ = фехр[—ni(E/h)t]. Функция (координат) фг, которая удовлет¬
воряет уравнению (Б.1) и является однозначной, ограниченной,
непрерывной и исчезающей на бесконечности, называется соб¬
ственной функцией задачи. Уравнение (Б.1) при заданных гра¬
ничных условиях решается только для определенных значений
Е собственных значений задачи К Собственные значения и
собственные функции зависят от формы функции потенциаль¬
ной энергии корпускулы Ер, поведение которой исследуется.
Для произвольного многоэлектронного атома, а особенно для
молекулы, Ер может быть очень сложной функцией координат
каждого электрона и ядра. В таком случае волновое уравнение
принимает более сложную форму.
Не всегда возможно решить волновое уравнение для слож¬
ных случаев. Однако когда можно найти точное или прибли¬
женное решение, соответствующее достаточно точному выраже-
1 Это утверждение справедливо, когда Е отрицательно, т. е. когда ча¬
стица двигается в потенциальном поле. В соответствии с континуумом диссо¬
циации, рассматриваемым в подпараграфе 4.1.1, уравнение разрешимо для
всех положительных величин Е.
466

нию функции потенциальной энергии для данной ситуации, то
собственные величины Е являются энергетическими уровнями.
Каждое собственное значение, которое соответствует одной или
более собственным функциям, относится к вероятному положе¬
нию корпускулы. Вероятности переходов между двумя энерге¬
тическими уровнями также могут быть вычислены методами
волновой механики, но мы не будем здесь обсуждать эту проб¬
лему.
Одним из простых приложений волнового уравнения Шрё-
дингера является атом водорода с одним электроном, двигаю¬
щимся под влиянием кулоновского притяжения ядра. С хоро¬
шим приближением, потенциальная энергия электрона дается
выражением
где е — заряд электрона, г — расстояние между ядром и элек¬
троном. Обычно электрон и ядро двигаются около их центра
масс, но это может быть учтено заменой М в уравнении (Б.1)
на М'=МеМп/(Ме + Мп), где Ме — масса электрона, Мп — масса
ядра. Так как Мп^183(Ше, то М'^Ме.
Собственные значения этой задачи имеют вид
Это соотношение совпадает с уравнением (4.2). Постоянная
Ридберга определяется отношением 2n2M'eik/ch3. Собственные
функции задачи включают другие квантовые числа, отличаю¬
щиеся от п, которые (в этом случае) не входят в выражение
для энергии. Для других одноэлектронных атомов (таких, как
однократно ионизованный гелий или двукратно ионизованный
литий) задача остается той же самой, кроме того, что Мг не¬
сколько отличается и правые части уравнений (Б.2) и (Б.З)
следует умножить на Z2, где Z равно числу элементарных заря¬
дов (величины е) в ядрах.
Другим простым приложением являются колебательные
энергетические уровни двухатомной молекулы [см. уравнение
(4.5)]. Сила взаимодействия двух атомов зависит от разности
расстояний (г—гЕ) между действительным и равновесным по¬
ложениями. Квантово-механическая проблема для двух атомов
может быть сведена к проблеме одной частицы массы М', сме¬
щение которой от равновесного положения равно (г—rE). М'
определяется отношением МХМ21{МХ +М2), где М\ и М2—массы
этих атомов. Простейшее выражение для восстанавливающей
силы дается выражением
(Б.2)
Rtthc
пг '
(Б.З)
F = - Сх,
(Б.4)
467

где С — константа пропорциональности. Эта формула соответ¬
ствует простому гармоническому осциллятору в классической
механике. В таком случае будем иметь
Ер~Сх\	(Б.5)
и волновое уравнение (Б.1) принимает вид
U (я - 4- Сх‘) 6 = о.	(Б.6)
Точные решения этого уравнения существуют только для
собственных значений, даваемых выражением (4.5), где
ve= (С/М') ;72я. Более точное выражение потенциальной энергии
приводит к более репрезентативному представлению колеба¬
тельных энергетических уровней.
Третьим и последним рассматриваемым здесь приложением
являются вращательные энергетические уровни двухатомной
молекулы. Простейшей моделью вращения является та, в кото¬
рой атомы принимаются за точечные массы, находящиеся на
(постоянном) расстоянии г, т. е. связанные жестким стержнем
и вращающиеся около перпендикулярной оси, проходящей че¬
рез центр масс. Эта проблема также может быть сведена
к проблеме одной массы М', определяемой, как и в случае виб¬
ратора, при вращении по кругу радиуса г. Для такой жесткой
вращающейся системы потенциальная энергия равна нулю.
Собственными значениями волнового уравнения в этом случае
будут величины
Er = hcBJ(J + 1),	(Б.7)
где b = h/8n2M/re2c. Когда одновременно рассматривается эф¬
фект колебания, то положение усложняется. Основной член
в выражении для Ег аналогичен выражению (Б.7), но с В, за¬
меняемым на Вг, которое обычно меньше, чем В, определенное
выше, и тем меньше, чем больше колебательное квантовое
число и.
Б.2. Электронные квантовые числа
Главное квантовое число п является мерой расстояния элек¬
трона от ядра. Хотя и невозможно точно определить электрон¬
ные орбиты, как это было в старой боровской теории атома
водорода, большие величины п соответствуют, вероятно, боль¬
шим расстояниям электрона от ядра. Азимутальное квантовое
число I определяет угловой момент электрона, который дается
выражением 1// (/ + 1) (А/2тг). В магнитном или электрическом
поле компонента углового момента в направлении поля может
принимать только дискретные значения гаг(Л/2я). Угловой мо¬
468

мент, связанный со спином электрона, равен Ys (s + 1) (/г/2тг),
где s имеет величину 1/2. В магнитном поле компонента этого
момента в направлении поля равна ms(/i/2n), где ms может
иметь только величины ±72.
Б.З. Символы термов для атомов
Описываемая здесь процедура справедлива только для тех
атомов, которые мы рассматриваем. Для многоэлектронных
атомов она не годится.
Рассмотрим вначале неэквивалентные электроны. Квантовое
число L для двух таких электронов с азимутальными кванто¬
выми числами 1\ и /2, может принимать только целые числен¬
ные значения (/i + /2), (/1 + /2—I),---, \U — h\- Например, для
двух неэквивалентных /7-электронов, L = 2, 1, 0. Для трех неэк¬
вивалентных электронов L получается комбинацией любых
двух только что рассмотренных и результирующих величин
с третьей. Например, если любой d-электрон комбинируется
с двумя /7-электронами, то Ь = 4, 3, 2, 1, 0; 3, 2, 1; 2. Квантовое
число 5 для двух неэквивалентных электронов может быть
либо 0, либо 1; в первом случае векторы спиновых моментов
находятся в противоположных направлениях, в последнем —
в том же самом. Таким образом, в результате получим или
синглет, или триплет. Если добавляется третий электрон, то
результирующее число 5 будет 72 (получено прибавлением 7г
к 0 или вычитанием 1/2 из 1) или 3/2 (получено прибавлением
7г к 1), давая дублеты и триплеты. Комбинация этих L и S
дает шесть термов для двух электронов и 27 термов, некоторые
из которых имеют те же самые L и S, но возникают различным
путем для ppd-комбинации.
В случае эквивалентных электронов, которые по определе¬
нию имеют те же самые величины пи/, принцип исключения
Паули ограничивает число возможных термов. Например, для
двух эквивалентных /7-электронов возможны только термы *5,
3Р. Эквивалентные электроны в заполненной оболочке не
принимаются в рассмотрение при определении символов тер¬
мов для атома.
Вектор углового момента L и 5 может быть ориентирован
только так, что результирующая имеет величину ]/У(У+ 1)(А/2тс),
где J — целое число, которое может быть не больше, чем L + S,
не меньше, чем |L — S|, и может принимать все целые числен¬
ные значения между ними. Для L^S возможно (2S+1) зна¬
чений /, каждое из которых соответствует слабо различаю¬
щимся величинам энергии. Для L<S возможно (2L+1) значе¬
ний J. Во всех случаях тем не менее множитель (25+1) назы¬
вается мультиплетностью терма.
459

Б.4. Спектр гелия
Каждая комбинация L и 5, содержащихся в табл. 4.1 и
на рис. 4.3, приводит к сериям термов с различными значени¬
ями для излучающего электрона. Согласно табл. 4.1, все термы
с 5 = 0 имеют только одну возможную величину J и только
один энергетический уровень для каждого терма. Они называ¬
ются синглетами. С другой стороны, термы с 5=1(25+1=3)
имеют три возможные величины J (кроме случая L = 0) и три
энергетических уровня, связанные с каждым термом. Они на¬
зываются триплетами. Заметим, что 35 термы имеют только
одну величину J (так как 5>L), но тем не менее называются
триплетными термами и имеют различные энергии, которые со¬
ответствуют *5-термам. Отличия между этими энергиями малы
(для атомов с малым числом электронов), и уровни, соответ¬
ствующие различным величинам /, не показаны на рис. 4.3.
Если все переходы между энергетическими уровнями равно¬
вероятны, то в спектре гелия должно иметься большее число
линий, чем обычно. Однако правила перехода «запрещают» или
делают невероятным большое число их. Согласно правилу «а»
(см. подпараграф 4.1.2), переходы между синглетами и трип¬
летами не имеют места. Более того, в триплетной или синг-
летной системе L изменяется только на +1 (AL = 0, в этом
случае нарушается правило «г»). Имеется, однако, несколько
разрешенных серий переходов, которые во многих отношениях
аналогичны сериям Ридберга для атома водорода. Например,
переходы от *5-терма с ti= 1 к Ф-терму с п^2 приводят к ин¬
тенсивным линиям в далеком ультрафиолете, расположенном
о
между 500 и 600 А; переходы от ’Р с п = 2 к 'S или Ф с /1^3
приводят к линиям в видимой области; переходы от 3Я с п = 2
к 35 или 3D с 3 также приводят к линиям в видимой области
спектра.
Отметим, что термы iS и 35 с ах = 2, которые лежат выше
основного терма, являются метастабильными.
Б.5. Электронные квантовые числа для молекул
В случае молекул, в противоположность атомам, имеется
сильное электрическое поле в направлении междуядерной оси
и энергия электронного состояния сильно зависит от компо¬
ненты орбитального углового момента в этом направлении. Ве¬
личина энергии квантуется и дается выражением A(h/2n), где
Л равно нулю или положительному целому числу.
Так же как и для атома, результирующий спин всех элек¬
тронов характеризуется квантовым числом 5, которое является
полуцелым, если число электронов в молекуле нечетно, и це¬
470

лым, если полное число электронов является четным. Компо¬
нента спинового вектора вдоль междуядерной оси квантуется
и имеет величину 2 (А/2л), где 2=5, 5—1, 5 — 2,...,—5. От¬
метим, что 2 может быть положительным или отрицательным
в зависимости от того, имеет ли компонента спинового углового
момента вдоль междуядерной оси то же самое или противопо¬
ложное направление с компонентой орбитального углового мо¬
мента. Квантовое число результирующего электронного угло¬
вого момента относительно междуядерной оси равно Й=|А+
+ 2|. Оно всегда положительно и может принимать (25+1)
значений, если Л>0 и A^S.

Приложение В
ОБСУЖДЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ
Обозначения радиационных величин очень запутаны. В од¬
них случаях различные авторы используют различные термины
по отношению к той же самой величине, а в других случаях—
один и тот же термин для обозначения различных величин.
В табл. В.1 приводятся величины, названия и символы, ре¬
комендуемые Комиссией символов, единиц и обозначений
(SUN) Международного союза чистой и прикладной физики
(Wolfe, 1962).
Таблица В.1.
Некоторые из рекомендаций SUN для величин, названий и символов
в фотометрии и радиации
Величина
Фотометрия
Радиация
Название
Символ
Название
Символ
1. Энергия (излучаемая1 объектом) в
Яркости ЫЙ
ф
Радиацион¬
ф,
единицу времени
поток
ный поток
или Р
2. Энергия (излучаемая1) в единицу
Яркостная
I
Радиацион¬
1е
времени в единичный телесный
интенсив¬
ная интен¬
угол
ность
сивность
3. Энергия (излучаемая1) в единицу
Яркостное
м
Радиацион¬
ме
времени на единицу площади
излучение
ное испус¬
кание
4. Энергия (излучаемая1 в одном на¬
Яркость
L
Излу на¬
1с
правлении) в единицу времени в
тельная
единичный телесный угол на еди¬
способ¬
ницу площади, нормальной к рас-
ность
см атри ваем ом у направлен и ю
5. Энергия (получаемая при прохож¬
Освещен¬
Е
Облучение
Ее
дении через реальную или вообра¬
ность
жаемую поверхность) в единицу
времени на единицу площади
1 В основном это относится к отраженной радиации, но в настоящем
изложении мы относим это к излучению.
472

Ряд авторов относит эти и аналогичные величины к энер¬
гии, содержащейся в конечном спектральном интервале. Когда
эти авторы рассматривают радиацию на одной частоте (в бес¬
конечно малом частотном интервале от v до v + dv), то они ис¬
пользуют термин «монохроматическая» или «спектральная»,
когда же они используют радиацию в конечном спектральном
интервале, то употребляют выражения «интегральный» или
«средний». Это различие не приводит к путанице, так как
смысл ясен из текста.
Большинство авторов в атмосферных науках1 используют си¬
стему Чандрасекара (Chandrasekhar, 1950). Основной величи¬
ной в этой системе является удельная интенсивность, которая
определяется как энергия (переносимая в одном направлении
через реальную или воображаемую поверхность) в единицу
времени в единичном телесном угле на единицу площади, нор¬
мальной к рассматриваемому направлению, и на единицу час¬
тоты. Она обычно обозначается символом Iv.
Другой основной величиной, использованной Чандрасекаром
и другими авторами, является полный поток. Он определяется
как энергия (переносимая во всех направлениях через реаль¬
ную или воображаемую поверхность) в единицу времени на
единицу поверхности в единичном частотном интервале. Чанд¬
расекар (и некоторые другие) используют символ для обо¬
значения полного потока, поделенного на я.
ЛИТЕРАТУРА
Chandrasekhar S. 1950. Radiative Transfer. Oxford Univ. Press. (Claren¬
don), London and New York. (Reprinted, 1960, Dover, New York).
Wolfe H. C. 1962. Symbols, units and nomenclature in physics. Phys. Today
15, No. 6, 19—30.
1 Указанные рекомендации не соответствуют принятой сейчас термино¬
логии, которая изложена в книге В. В. Кириллова «Международная система
единиц измерений в метеорологии». Гидрометеоиздат, Л., 1965. (Прим. ред.)
V4I6 Заказ 2160

Приложение Г
ПОГЛОЩЕНИЕ ЭЖПОНЕНЦИАЛЬНОЙ АТМОСФЕРЕ;
НАКЛОННОЕ ПАДЕНИЕ
Параграф 4.4 касается проблемы поглощения монохрома¬
тической радиации в экспоненциальной атмосфере, когда
Земля считается плоской. Целью этого приложения является
обобщение, по Чэпмену
(Chapman, 1931), полу¬
ченных результатов, на
случай сферической
Земли.
Геометрия этой про¬
блемы представлена на
рис. Г.1. Желательно
вычислить поглощение
(в единицу времени и в
единице объема) в точ¬
ке Р, находящейся на
высоте h над точкой О
на земной поверхности.
В точке Р (или в лю¬
бой другой по верти¬
кали над О) зенитный
угол равен Z. В иллю¬
стративных целях вы¬
сота точки Р над
земной. поверхностью
преувеличена. Однако
благодаря сферичности Земли угол, который луч Солнца состав¬
ляет с локальной вертикалью, изменяется по мере прохождения
луча через атмосферу. Пусть 5 представляет собой луч, прохо¬
дящий через точку Р, где Р' — некоторая точка на этом луче,
находящаяся на высоте h' над поверхностью Земли и на рас-
(о,
0j?S/
Рис. Г.1. Геометрия вычисления поглощения
при наклонном падении
474

стоянии (h' + re) от центра Земли, ге — радиус Земли. В точке Р'
луч составляет угол ф с локальной вертикалью. По мере того
как положение точки Р' изменяется от бесконечности до
точки Р, ф также непрерывно изменяется от 0 до Z. Угол ф
поэтому может быть принят в качестве переменной, которая
определяет положение точки на луче (а также высоту h' над
поверхностью Земли).
Пусть 5 будет координатой, представляющей собой расстоя¬
ние вдоль луча, положительное в направлении от точки Р'
к точкам Р и А. Удобно принять за начало отсчета точку А на
луче, в которой линия от центра Земли (Е) перпендикулярна
лучу (так, что в точке А угол ф=90°).
Пусть точка А находится на расстоянии г а от центра Земли.
При этом начале координат s отрицательно налево от точки А
и положительно направо от нее.
Из геометрии следует, что
ГА = (Гв + К) sin <1>,	(Г.1)
s (Р ) = — rA ctg 6,	(Г.2)
гА = (ге + К) sin Z.	(Г.3)
Изменение солнечного лучистого потока, вызванное погло¬
щением на расстоянии dS, будет
dF = — kFpds.	(Г.4)
Используя формулу (Г.2), мы можем записать это в виде
dF = — kF^rд cosec2	(Г.5)
Интеграл от этого выражения, в пределах от внешней гра¬
ницы атмосферы (где F имеет величину Foo) до точки Р (где
F имеет величину Fh) равен
Z
In сFJFJ =— krA I* Р cosec2	(Г.6)
О
Теперь полагаем экспоненциальное изменение р в окрест¬
ности Р, т. е. что
p = pftexp[— {h' — h)!H\,	(Г.7)
где p/t —	плотность на высоте h. При использовании	формулы
(Г.1)	это	выражение можно переписать следующим образом
о = Р„ ехр [(ге — ГА cosec 'Ь /г)/Я].	(Г.8)
475

После использования этого выражения уравнение (Г.6)
приобретает вид
Fh = FM exp | — krAoh | cosec2 6 exp X
I	o
X l(re — rA C0SeC ^ X d^\ ‘	(Г-9)
Наконец, если мы положим, что х= (h + re)/H и заменим г а
выражением (xHsinZ) в соответствии с формулой (Г.З), мы
приходим к выражению
z
Fh = F„ exp
kH[>hx sin Z J cosec2 exp X
(x — x sin Z cosec ф) Ф\
(Г.10)
Его можно записать в виде
Fh = FooexP [— kH?h<±(x, Z)\,	(Г.11)
где ch(z, Z)—обозначение, известное как функция Чэпмена,
т. е.
ch (X, Z) = AsinZ j cosec2 ф exp (a—x-sinZ cosec ф)^ф.	(Г.12)
о
Она табулирована Уилксом (Wilkes, 1954).
Если мы сравним (Г.11) с формулой (4.41) и заметим, что
[р0ехр(—Z/H)] в ней то же самое, что и в формуле (Г.11),
то найдем, что сферичность Земли может быть просто учтена
заменой Z на ch(jc, Z). Это широко используемый результат.
Энергия, поглощенная в единицу времени и в единице объ¬
ема на высоте h, будет
qh = ( — dFjds)h = — kF^h = - kohFm exp [- kHoh ch (x, Z)\.
(Г.13)
Это выражение аналогично формуле (4.42), если Z в ней за¬
менить на ch(x, Z).
ЛИТЕРАТУРА
Chapman S. 1931. The absorption and dissociative or ionizing effect of
monochromatic radiation in an atmosphere on a rotating earth. II, Grazing
incidence. Proc. Phys. Soc. 43, 483—501.
Wilkes М. V. 1954. A table of Chapman’s grazing incidence integral
Ch (x, %). Proc. Phys. Soc. B67, 304—308.
476

Приложение Д
МЕТОД ОБРАЩЕНИЯ ГЕТЦА. ОСНОВНОЕ УРАВНЕНИЕ
л от
Солнца
»■dLz
На основании рис. Д.1, рассмотрим прибор с эффективной
приемной поверхностью А' и полем зрения со', расположенный
на земной поверхности и направленный в зенит. Свет, достига¬
ющий уровня А', рассеивается из солнечного пучка во всем
вертикальном столбе, находящемся
выше А'. Вначале мы ограничимся
рассмотрением света, рассеянного
в элементарном объеме воздуха
между уровнями г и z + dz. Кроме
того, ограничимся рассмотрением
молекулярного (рэлеевского) рас¬
сеяния.
Пусть в точке Р поток солнечной
радиации (через сечение, нормаль¬
ное пучку) будет Fv, плотность воз¬
духа— -р и зенитный угол Z. В эле¬
ментарном объеме (dAsecZdz), рас¬
положенном около точки Р, в час¬
тотном интервале dv рассеивается
энергия, интенсивность которой бу¬
дет во всех направлениях
F^Kj'dAdzd'),
z=o
Рис. Д.1. Диаграмма, иллю¬
стрирующая, как свет, рас¬
сеянный от высоты г, дает
вклад в удельную интенсив¬
ность, наблюдаемую на по¬
верхности
где —массовый коэффициент рассеяния. Если мы рассмот¬
рим узкий спектральный интервал, центрированный около
длины волны X, то можем записать это в виде
F(l)K(^)pdAdz,
где F(X) —интегральный поток по всему интервалу длин волн,
— средняя величина коэффициента рассеяния.
17 Заказ 2160
477

Для рэлеевского рассеяния интенсивность рассеянной
в (малый) телесный угол энергии в направлении к прибору
равна
F (X) К (X) pdAdz[А (1 + cos* Z)j ,
где величина в скобках является фазовой функцией для рэле¬
евского рассеяния. Предположим, что площадь А мала на¬
столько, что со в любой точке имеет величину, равную A'/z2.
Тогда интенсивность рассеянной объемом (Adz) энергии, по¬
ступающей на прибор, будет
F (X) К (X) pAdz [А (1 + C0S2 Z)j .
Пренебрегая на время поглощением и рассеянием воздуха
между высотой 2 и прибором, заметим, что удельная интенсив¬
ность, определяемая прибором и обусловленная рассеянием на
высоте 2, равна вышеприведенному выражению, поделенному
на А' и со', а последнее равно A/z2. Принимая во внимание по¬
глощение и рассеяние, умножим результирующее выражение
на to, z(A,)—коэффициент пропускания для данной X на пути
между уровнями 0 и 2. Результат записывается в виде
FQ^KQ.) (p/4*) [A(i +cos2Z)Jx0tZ(X)dz.
Удельная интенсивность рассеяния I (X) получается интегри¬
рованием этого выражения по всем высотам. Если мы запишем
этот интеграл для двух интервалов длин волн, центрированных
около Х\ и Х2, и составим их отношение, то получим выражение
К (К) \F(\,)pr.0't(Xt)dz
/(X,)	о
1(Xs)	?
K(^)\F(K2) рЧ г (X,) dz
(ДЛ)
Мы можем записать Z7^) как/7^ (Му«ДМ» где ^оо(^)~ сол¬
нечный поток на внешней границе атмосферы и у (М—про¬
пускание атмосферы (вдоль наклонной траектории) выше г.
Можно записать аналогичное выражение для Х2.
Пользуясь этими обозначениями, получим, что
^(Х.)^(Х,)[ Р^,»(Х.)ЧДХ<)^
I (X|)  	о
I (Х2)	~
К (Х2)	(Х2)	j	px,i00(X2)	Чг(Х3)	dz
(Д-2)
478

\г (X) = ехр
Пропускание вдоль вертикальной траектории между земной
поверхностью и уровнем г дается выражением
- k (X) | Рзdz - к (X) f Рdz |,	(Д.З)
О	о	J
где первый член учитывает поглощение озоном. В нем k — коэф¬
фициент поглощения, а рз — плотность озона. Второй член учи¬
тывает рэлеевское рассеяние.
Пропускание вдоль наклонной траектории между уровнем г
и внешней границей атмосферы дается выражением
(X) = ехр
k 0 ) j* fJзsec tydz — К (X) j p sec '1>dz
(Д-4)
где ф — угол солнечного пучка с локальной вертикалью на
высоте г (см. Приложение Г). Так как измерения обращения
делаются при очень больших зенитных углах, то нельзя счи¬
тать ф постоянным и равным зенитному углу Z в точке наблю¬
дения.
17*

Приложение Е
КРУПНОМАСШТАБНЫЙ ПЕРЕНОС АТМОСФЕРНЫХ СВОЙСТВ
Из многих примеров ясно, что движения воздуха должны
влиять на результирующий перенос различных субстанций
в меридиональном либо в вертикальном направлении. Это от¬
носится, например, к озону, моменту количества движения или
теплу. Центральный проблемой, связанной с пониманием
общей циркуляции атмосферы, является выяснение того, каким
образом атмосферная циркуляция осуществляет этот перенос.
Эта проблема была рассмотрена применительно к нижней
атмосфере Старром и его сотрудниками. Она является важной
и для верхней атмосферы, но привлекла меньшее внимание
из-за отсутствия необходимых наблюдений (см. главу 10).
Обычно различают два возможных механизма — один, свя¬
занный со слабой результирующей циркуляцией в вертикально¬
меридиональной плоскости, и другой, связанный с квазигори-
зонтальными крупномасштабными вихревыми процессами.
Математическое представление этих двух процессов достига¬
ется сравнительно просто и излагается ниже с целью отсылки
к различным частям текста. Изложение ведется применительно
к меридиональному переносу, но это же справедливо и для
вертикального переноса.
Пусть Q представляет собой некоторую величину (на еди¬
ницу объема) в данной точке и в данный момент времени
транспортируемой субстанции, и пусть v является меридио¬
нальной компонентой ветра в данной точке и в то же время.
Тогда нестационарный, направленный на север поток равен vQ.
Введем обозначения: v = v + v' и Q = Q + Q', где черта означает
среднюю величину за известный период времени, а штрих — не¬
стационарное отклонение от среднего. Теперь можно записать
нестационарный направленный на север поток в виде
vQ = fyQ-|-^Q/+^/Q + v'Q'.	(ЕЛ)
480

Средняя во времени величина vQ, представляемая uQ, да¬
ется выражением
^^vQ-[-VQ\	(Е.2)
Уравнение (Е.2) является простым подтверждением того
факта, что средняя величина произведения двух количеств
равна произведению их средних величин, сложенному со сред¬
ней величиной произведения отклонений.
Величина vQ, осредненная по широтному кругу, может быть
записана в виде
\vQ\ = FI [Q] -h F"Q"I + F'Q-J.	(E.3)
где скобки означают среднее по широтному кругу, а двойные
штрихи — отклонение от этого среднего.
Первый член справа в уравнении (Е.З) представляет собой
вклад средней меридиональной циркуляции в средний по вре¬
мени и долготе перенос к северу. Следует заметить, что для
строго геострофического движения и для переноса вдоль изо¬
барических поверхностей этот член равен нулю, так как [у]
(или [у]) равно нулю. Это, однако, не означает, что указанным
членом можно пренебречь, если даже ветер в первом прибли¬
жении удовлетворяет геострофическому уравнению. Дело
в том, что этот член очень трудно измерить, так как ветровые
наблюдения обычно не настолько точны, чтобы определить от¬
клонение обычного^ветра от геострофического.
Второй член [v"Q'"] представляет вклад стоячих вихрей.
Величина Q" (и аналогично v") является отклонением от дол-
готно осредненной величины Q. Для определения вклада этого
члена необходимо знать пространственную корреляцию между
v" и Q". Например, результирующий перенос озона на север
имеет место, если осредненный по широтным кругам и вре¬
мени южный ветер имеет тенденцию к совпадению с темпера-
турно осредненными озонными гребнями.
Третий член [v'Q'] представляет вклад подвижных вихрей.
Для определения вклада этого члена необходимо знать времен¬
ную корреляцию между v' и Q' в любой точке; средняя вели¬
чина этой временной корреляции вдоль широтного круга
должна отличаться от нуля.
Численное определение членов, входящих в уравнение (Е.З),
требует данных со станций, распределенных равномерно и как
можно плотнее на широтном круге. Расчеты vQ и v'Q' могут
быть выполнены по одной станции или взяты средними вдоль
широтного круга.

Приложение Ж
НЕКОТОРЫЕ РАННИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ РАДИАЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ
В ТЕРМИЧЕСКОЙ СТРАТИФИКАЦИИ
Голд (Gold, 1908) признал, что «любое объяснение суще¬
ствования изотермического слоя должно принимать во внима¬
ние эффект атмосферной радиации». Собственное объяснение
Голда (Gold, 1909), несмотря на некоторую внутреннюю несо¬
гласованность, содержит ряд элементов, представляющих зна¬
чительный интерес.
Голд отметил, что в атмосфере, нагреваемой снизу, только
нижняя часть может находиться в состоянии равновесия,
характеризуемом вертикальным температурным градиентом
с сухоадиабатическим значением. Это происходит потому, что
любой слой в такой атмосфере, находясь в равновесии, должен
излучать больше энергии, чем поглощать, с тем, чтобы уравно¬
весить приток тепла снизу за счет конвекции. Но на более
высоком уровне температура должна падать, поскольку кон¬
векция отсутствует. Голд показал, что если атмосфера имеет
однородный состав, то конвективный слой должен простираться
не выше уровня, где давление составляет половину приземного.
Он разделил атмосферу на два слоя, нижний из которых (тро¬
посфера) нагревается конвекцией и имеет адиабатический вер¬
тикальный градиент, а верхний (стратосфера) находится в ра¬
диационном равновесии и изотермичен. При определенных
допущениях относительно вертикального градиента концентра¬
ции водяного пара Голд нашел, что нижний слой должен про¬
стираться до высоты, где давление составляет от половины до
одной четверти давления у земной поверхности. Этот уровень
он связал с тропопаузой, а ее температуру — с температурой
вышележащей изотермической стратосферы.
Эта концепция о тропосфере, где температурное распреде¬
ление обусловливается в первую очередь конвекцией, и о стра¬
тосфере, где температурное распределение в основном опреде¬
ляется радиацией, принимается и до сих пор. Радиационные
процессы, разумеется, намного сложнее, чем это рассматрива¬
лось Голдом. Кроме того, существуют и другие трудности в мо¬
дели Голда, которые были отмечены Эмденом (Emden, 1913)
482

и Милном (Miln, 1922) в их исследованиях серой атмосферы,
облучаемой сверху и ограниченной снизу черной поверхностью.
Эти исследования сходны в общих чертах, хотя и различаются
в деталях. Приводимое ниже обсуждение включает ряд черт
обоих.
Рассмотрим атмосферу, облучаемую сверху вертикально
падающим солнечным излучением. Пусть атмосфера имеет из¬
вестный коэффициент поглощения (не зависящий от частоты)
для ее собственного низкотемпературного излучения и другой
(меньший) для солнечной радиации. При условиях радиацион¬
ного равновесия и выполнении закона Кирхгофа температура
должна возрастать с увеличением оптической толщины, поло¬
жительной внутрь от нуля на верхней границе атмосферы.
В функции высоты над поверхностью земли, как принято в на¬
стоящем изложении, температура должна убывать с высотой па
всех уровнях. При соотношении между оптической толщиной и
высотой, которое соответствует всей атмосфере, радиационно¬
равновесный температурный градиент в самых низких несколь¬
ких километрах оказывается сверхадиабатическим. В любом
случае любая атмосфера, ограниченная снизу черной поверх¬
ностью, должна быть конвективно неустойчива, так как черная
поверхность при условиях равновесия должна находиться при
более высокой температуре, чем воздух, расположенный выше
ее, и непосредственно от нее должна начинаться конвекция.
В дополнение к этому важному результату исследования пока¬
зали, что модель, аналогичная модели Голда с изотермической
верхней частью, находящейся в радиационном равновесии, не¬
возможна для этого типа атмосферы.
Дополнительным важным фактором, отмеченным Милном,
является возможная локализация нижней границы той части
атмосферы, которая находится в, радиационном равновесии.
Если нижняя атмосфера полагается имеющей некоторое опре¬
деленное температурное распределение, контролируемое как
конвекцией, так и радиационным переносом тепла, и верхний
слой полагается находящимся в радиационном равновесии, то
температура на границе раздела двух слоев не обязательно не¬
прерывна. Гуди позже сделал этот аргумент количественным
и применил его к хорошо известной теории тропопаузы.
ЛИТЕРАТУРА
Em den R. 1913. Ober Strahlungsgleichgewicht und atmospharische Strahlung.
5. B. Akad. Wissenschaften, Munich pp. 55—142.
Gold E. 1908. Contribution to a discussion of «The isothermal layer of the
atmosphere». Nature 78, 550—552.
Gold E. 1909. The isothermal layer of the atmosphere and atmospheric radia¬
tion. Proc. Roy. Soc. A82, 43—70.
Milne E. A. 1922. Radiative equilibrium: the insolation of an atmosphere.
Phil. Magaz. [6] 44, 872—896.
483

Приложение 3
ТЕРМИН ЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ И ВЕРХНЯЯ АТМОСФЕРА
Для атмосферы, находящейся в строгом термическом рав¬
новесии, температура повсюду остается той же самой и поэтому
отсутствуют движения или перераспределения масс. Ясно, что
такие условия не встречаются во всей атмосфере. Тем не менее
некоторые из следствий термического равновесия для отдель¬
ных целей применимы к атмосферным проблемам вплоть до
больших высот — насколько это определяется характером про¬
блемы.
Первым важным следствием является максвелловское рас¬
пределение частиц по скоростям. Если dn/n — часть частиц
с молекулярной массой ц и скоростями между V и V + dV, то
dnjn = 4*V2 (a/2-£77V2exp (- \^V2/2kT) dV, (3.1)
где T — (локальная) кинетическая температура. При введении
трансляционной кинетической энергии частиц Е зависимость
от массы пропадает и часть частиц с кинетической энергией
в пределах от Е до E + dE дается выражением
dti'tt = 2E'^'*(l;kTy*exp( - E\kT)dE.	(3.2)
Максвелловское распределение по скоростям обычно счита¬
ется применимым к верхней атмосфере вплоть до экзосферы.
Без этого слово «температура» теряет употребляемый смысл.
Однако имеются исключения. Например, существуют указания
на то, что электроны выше слоя F ионосферы имеют не ту ки¬
нетическую температуру, которой обладают нейтральные час¬
тицы.
Другим следствием термического равновесия (практически
более общим, чем указанное выше) является больцмановское
распределение частиц по энергетическим уровням, когда доля
частиц (tii/ri) на уровне с энергией £* выше основного уровня
пропорциональна ехр [—Ei/kT]. Больцмановское распределение
484

может применяться, например, для числа колебательных уров¬
ней, связанных с основным электронным состоянием молекулы.
Такое распределение нарушается при взаимодействии с низко¬
температурным полем радиации и может сохраняться только
в связи с частыми столкновениями. Оно, в общем, неприменимо
для больших высот так же, как и максвелловское распределение
тепловых движений. Вопрос о его применимости при различных
условиях представляет серьезную проблему, один из аспектов
которой рассматривался в параграфе 7.2.

Приложение И
ГАРМОНИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ
Это обсуждение1 в основном относится к гармоническому
анализу, предназначенному для изучения приливных вариаций,
которые имеют основной период в 24 часа. Тем не менее гар¬
монический анализ может применяться также и к вариациям
любого скаляра с известным или предполагаемым основным
периодом по любому независимому переменному; например,
к вариации любой метеорологической величины с долготой.
Пусть Qь Q2, . • Qn будут величинами некоторой метеороло¬
гической субстанции во времена /ь /2, . .tN, которые эквиди¬
стантно размещены по 24-часовым промежуткам. Например,
можно взять tx = \, t2 = 2 и т. д., в случае когда N = 24, или
можно взять /1=2, t2 = 4, и т. д., если N= 12. Метод гармониче¬
ского анализа представляет Q(t) в виде следующей суммы:
L
Q (0 = 2 (°l cos ^ ^Sl sin	(и.1)
1=0
где t выражается в угловом измерении 15°/час, так
ном периоде, равном 24 час., содержится 360°.
Коэффициенты с{ и si определяются методом
квадратов. Для них существуют простые формулы:
с; = 21Р, соз(Д)]/2 [cos2(^«)],
/=1	/-Л
Si = 2 [Q; sin (It,)}[sin2 (ltt)\.
i Л	i=1
1 При подготовке этого Приложения я в основном пользовался обзором
профессора Гаурвица «Приливные явления в верхней атмосфере», который
был составлен в качестве доклада Всемирной метеорологической организа¬
ции. Профессор Гаурвиц любезно предоставил мне в распоряжение доклад
до его опубликования этой организацией.
что в основ-
наименьших
(И.2)
(И.З)
486

На практике приливные вариации выражаются не через гар¬
монические коэффициенты ci и su как в формуле (И.1), а через
амплитуду и фазовый угол, как в формулах (8.1) и (8.2). В та¬
ком случае можно записать, что
(Qt) = 2^sin(# + ai)•
(И.4)
/=■-0
Соответствующие соотношения между гармоническими
коэффициентами, с одной стороны, и амплитудами и фазовыми
углами, с другой, таковы:
или
Л, = (<* + **)■/.,
ai = tg_ 1 (ciisi)
ct = At sin
st ~ At cos at.
(И.5)
(И.6)
(И.7)
(И.8)
Конечно, равенство (И.4) может быть записано и через ко¬
синусы со знаком минус перед фазовым углом; в этом случае
соотношения (И.6) —
11
с2
4
1Z
—3
(И.8) должны быть соот¬
ветственно изменены.
Любая гармоническая
компонента, определенная
указанным способом, мо¬
жет быть представлена
точкой Р на диаграмме,
которая имеет абсциссу Si
и ординату Ci. Согласно
соотношениям (И.5) и
(И.6), амплитуда At рав¬
на расстоянию от начала
координат до точки Р,
а фаза щ — углу, изме¬
ряемому против часовой
СТреЛКИ ОТ ОСИ S/ до ли¬
нии между началом коор¬
динат и точкой Р, как это
показано на рис. И.1.
Максимум величины Qi имеет место, когда (lt + ai)= 90°, т. е.
когда //=(90° — щ). Поэтому угол, измеряемый по часовой
стрелке от оси о до указанной линии, равен It, а величины вре¬
мени t, обычно выражаемые в часах, могут быть отмечены на
диаграмме. Когда 1= 1, то в полной окружности содержится
s't
'
/
/
/
/
$
/
/ р ^2
/\аг
S' /
S
\
\
4
/
/
\ ^
8 /
\ *
/
\
/
\
7
S
Рис. И.1. Гармонический циферблат для
1 = 2
Точка Р описывает колебание с амплитудой .42,
фазовым углом ач и максимальной величиной
в 1 час 30 мин. и 13 час. 30 мин. местного вре¬
мени
487

24 часа, когда / = 2, тогда— 12 час. и т. д. Такая диаграмма на¬
зывается гармоническим циферблатом.
Эта формальная процедура может быть применена к после¬
довательности данных и дать формальный ответ. Однако важно
решить, имеют ли вычисленные амплитуды и фазы физический
смысл. В общем, вариации Q отражают другие причины, чем
приливы, и другие периоды, чем те, которые кратны суткам.
Поэтому гармонический анализ для приливных вариаций дол¬
жен применяться для величин Q, которые осреднены по доста¬
точному количеству суток, чтобы исключить или уменьшить
эффект других вариаций. Требуемое число суток зависит от
относительных амплитуд приливных вариаций в сравнении их
с другими вариациями.
Разделим данные на I групп суток, таких, что каждая группа
содержит величины Q, осредненные по данному числу суток (ко¬
торое может быть равно 1). Пусть индекс / относится к величи¬
нам, определенным по одной группе. Тогда
A* = c)+s*,	(И.9)
и средняя амплитуда А для всех данных определяется из соот¬
ношения
(Л> „ (с)- + (?)» c,J + (-j-fyj. <ИЛ0>
Пусть ACj = Cj — с, Asj = Sj — s, тогда радиус вероятностной
ошибки на гармоническом циферблате есть
r, = 0Jr\$(bj
L; л
)» +2(Д*у)а
; л
Это выражение интерпретируется следующим образом. Су¬
ществует определенная вероятность Р того, что вычисленная
средняя амплитуда А определена по случайно распределенным
данным. Вероятность Р равна ехр (—г|2), где
V = J [ 1 -|- 1,45Jrlj(A*\ - \	(И.	12)
Чэпмен (Chapman, 1951) доказал, что любое определение
может считаться удовлетворительным, если средняя ампли¬
туда А равна по крайней мере 3гр. Вероятность Р зависит от
величины /. В случае когда А = 3гр, она составляет только 1/15,
если / = 5, но достигает 1/500, когда J бесконечно велико.
488

Для иллюстрации рассмотренного на гармоническом цифер¬
блате (рис. И.2) показаны некоторые определения суточного
и полусуточного приливов для приповерхностного давления
в Барбадосе (13°04' с. ш., 59°30' з.д.). Каждая точка относится
к измерению за одни сутки
(1 —10 августа 1963	г.),
а крестик с кругом — к сред¬
нему за 10 суток. Радиус
кругов дает величину ве¬
роятностной ошибки. Точ¬
ками справа от начала коор¬
динат показано 10 опреде¬
лений суточного прилива.
В этом случае А\ = 0,29 мб
и гр = 0,064 мб. Как видно
из положения крестика, мак¬
симум давления для этой
компоненты Приходится на	Рис. И.2. Некоторые определения су-
6 час. местного времени,	точного (а) и полусуточного (б) при-
Точками слева от начала ко-	ливов в приземном^давлении в БаР-
ординат показаны определе¬
ния полусуточного прилива	_
по тем же суткам. В этом случае Ai = 0,78 мб и гр = 0,040 мб,
а максимум давления для	этой компоненты приходится на
10 час. 30 мин. и 22 часа 30 мин. местного времени.
ЛИТЕРАТУРА
Chapman S. 1951. Atmospheric tides and oscillations. In «Compendium
of Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 510—530. American Meteorological
Society, Boston, Massachusetts.

Приложение К
ФУНКЦИИ ЛЕЖАНДРА И СФЕРИЧЕСКИЕ ГАРМОНИКИ
Функции Лежандра находят широкое примецение в геофи¬
зике. Например, они широко используются в приливной теории
и геомагнетизме. Чэпмен и Бартельс (Chapman, 1940) дали
полное рассмотрение этих функций, их свойств и приложений.
Некоторые из основных положений приводятся здесь.
Функции Яп.т(р-) даются вьтражением
, (п — т) (п — т — 1) (п — т — 2) (л—т — 3) п-т-4	]	/т;	u
г	2-4 (2л— 1)(2и —3)	|А	'
где а и т равны нулю или положительному целому числу,
причем п^т. Множитель в скобках является полиномом сте¬
пени (п— га). Когда га = 0, то функции /\г,о(|т), или просто
Рп(р), называются зональными функциями или функциями Ле¬
жандрег. Когда га>0, то функции Pn,m{[i) называются сфери¬
ческими функциями или присоединенными функциями Ле¬
жандра. Говорят, что функция Р?г,т(ц) имеет порядок га и сте¬
пень п.
Причиной использования функций Лежандра и присоеди¬
ненных функций Лежандра является их ортогональность. Для
одного и того же порядка га функции степени п образуют орто¬
гональный ряд в отрезке от р = — 1 до р=1, так что
(1 - ^)т12
2(2п - 1)
(К.2)
-1
490

для пфп'. Если аргумент р заменить на cos 0, где ft— допол¬
нение до широты, то
6
f Рп, т (C0s °) Рп\ т (C0s &) Sin ,<Ш = 0.	(К.З)
Функции Рп, т (cos ft) cos ml, /\i,m(cosft)smm?t, где К — дол¬
гота, называются сферическими поверхностными гармониками.
Функции Лежандра Pn(costf) являются специальными фор¬
мами сферических поверхностных гармоник с т = 0. Вслед¬
ствие ортогональных свойств вида (К.З), а также ортогональ¬
ных свойств синуса и косинуса можно написать, что
кроме п = п' и т = т'. Такие сферические поверхностные гар¬
моники являются удобными функциями для анализа геофизи¬
ческих величин, расположенных на поверхности сферы,
с использованием метода наименьших квадратов. Этот процесс
называется сферическим гармоническим анализом (Chapman
and Bartels, 1940).
Средняя величина квадрата сферической поверхностной гар¬
моники дается (для т=Ф0) равенством
В специальном случае, когда т = 0, соответствующей сред¬
ней величиной будет (2/z-fl)_1. Средние величины, даваемые
формулой (К.5) для данного п, сильно изменяются при изме¬
нении величины т. Например, отношение этой величины при
п = 3, т= 1 к величине при п = 3, т = 3 равно 1 :60. Это приво¬
дит к неудобству при сферическом гармоническом анализе, так
как коэффициенты членов, появляющихся в результате ана¬
лиза, сильно различаются только из-за этого множителя; раз¬
личия же, обусловленные присущей этим членам ролью в рас¬
пределении самой величины, затемняются. Поэтому в геофи¬
зике повсеместно используются полунормированные присоеди¬
ненные функции Лежандра, введенные А. Шмидтом. Для от¬
личия их от функций, определенных выше, целесообразно
использовать обозначение Pnm(cos Ф) (оно, однако, иногда
используется не в геофизике для обозначения обычных при¬
соединенных функций Лежандра). Функции Pr}m(cosii>) совпа-
(К.4)
о о
1 (п + т)\
2(2n-f 1) (п — т)\ '
(К.5)
4911

дают с Рп\ т (cos 0), когда т = О, а для т>О определяются вы¬
ражением
Таким образом, средняя величина по сфере квадрата
этой книги и ее приложениях используются исключительно
только функции Шмидта.
Зональные функции Рп(cosft) всегда имеют значение 1 на
Северном полюсе (1^ = 0). Когда п = 0, P0(costf) = l повсюду.
Когда п нечетное, то функции Pn(cosft) =0 на ‘экваторе и асим¬
метричны относительно экватора, т. е.
Когда п четное, то функции Рп(cos ft) симметричны относи¬
тельно экватора, т. е.
В любом случае функция имеет п нулей: один на экваторе и
(п—1)/2 в каждом из полушарий, если п нечетное, или п/2
в каждом полушарии, если п четное.
Сферические функции Р™ (cosO) всегда равны нулю на
обоих полюсах. Когда (п— га) нечетное, то функции
р"7 (cosft)=0 на экваторе и асимметричны относительно эква¬
тора. Когда (п — т) четное, то функции Р™ (cos ft) симмет¬
ричны относительно экватора. Функция имеет (п — га) нулей.
В случае п = т функции РГп (cos cos тк или Pn (cos sin те
иногда называются векториальными гармониками. Когда п>га,
то они иногда называются тессеральными гармониками.
Несколькими употребительными соотношениями, связываю¬
щими полунормированные функции Лежандра от аргумента
cos\% являются следующие:
(2п + 1) cos ЬРпп1 = \(п + I)2 - m*}%+ (п2 - m?)'hPZ-u (К.7)
2т cos i>P™ = [ (п — т) (п + т -f- 1) ]1,1 sin +1 -f-
(справедливое только для т>0, причем 6 = 2, когда	га = 1
и 6=1, когда га> 1)
(К.6)
Р’п (cos й)	равна	(2п+1)	1	для	любых	п	и	га.	В	тексте
Рп (cos #) = — Pn [cos (тс — »)].
Pn (cos О) = Р„ {cos (я — O') ]
+ [о (я + т) (и — т -\- I)]7’sin ЬР
П
(К.8)
dpTn \{n -f I)2 — m2\ji Dm
"5Г =	 1	«и
dy)	n	-j	-	1
(K.9)
n
492

Другие функции приводятся Чэпменом и Бартельсом (Chap¬
man and Bartels, 1940), а также Янке и Эмдс (Janke and Emde,
1945).
Важность присоединенных функций Лежандра объясняется
не только их употреблением в численном представлении функ¬
ций на сферической поверхности, а главным образом ценно¬
стью их математических свойств для решений важных диффе¬
ренциальных уравнений, встречающихся в геофизике (и
физике). Например, уравнение Лапласа в сферических коорди¬
натах
1 д I 0дФ\ ,	1	д	I	.	(1дФ\ ,
? ф = Ж Ж Г Ж) 4 7ЖЖ Ж (Sln ж) +
4 ж^п2Ьжг = °	(к1())
имеет частные решения вида
Ф =- г"Я"! (cos |>) {C0S } ml.	(К.11)
(sin J
ЛИТЕРАТУРА
Chapman S. and Bartels J. 1940. Geomagnetism. Oxford Univ. Press.
(Clarendon), London and New York. (Reprinted, with corrections, 1951
and 1962).
Jahnke E. and Emde F. 1945. Tables of Functions, 4th ed. Dover, New
York.

Приложение JI
УРАВНЕНИЯ ВОЗМУЩЕНИЙ
Уравнениями, обычно используемыми для описания атмо¬
сферы, являются векторное уравнение движения во вращаю¬
щейся системе координат, уравнение неразрывности, адиабати¬
ческая форма первого закона термодинамики и уравнение со¬
стояния для идеального газа, записываемые следующим
образом:
W. + V. vv + 2ш X V + j-Vp + уФ = о, (Л.1)
Jl + wp + pvV = o,	(Л.2)
&	+ v-v/> = T-f-(-& + v.v^,	(Л.З)
p^pRTjm,	(Л.4)
где Ф — скалярный потенциал, представляющий объединенные
эффекты ускорения силы тяжести и центростремительного
ускорения, вызванного вращением Земли, с компонентой gx по
вертикали и другими обозначениями, уже использовавшимися
в этой книге. В приливной теории Ф может также включать
скалярный потенциал Й, описывающий гравитационную при¬
ливообразующую силу. Вязкими силами в формуле (Л.1) пре-
небрегается.
Использование этих уравнений обычно требует их линеари¬
зации на основе определенных допущений. Такая линеариза¬
ция, например, используется при выводе основных уравнений
приливной теории (8.6) — (8.11) и теории гравитационных волн
(8.27) — (8.30). Цель этого приложения состоит в том, чтобы
дать краткий набросок метода, которым это делается со спе¬
циальным приложением к упомянутым вопросам. Более де¬
тальное и общее рассмотрение см. у Гаурвица (Haurwitz, 1951).
494

Метод линеаризации обычно называется методом возмуще¬
ний. Полагается, что все зависимые переменные V, р, р, Т со¬
стоят из двух частей. Первая часть относится к «невозмущен¬
ному» состоянию, обычно весьма идеализированной атмосферы,
свойства которой определены для некоторой частной проб¬
лемы. Допускается, что невозмущенные переменные удовлетво¬
ряют уравнениям (Л.1) — (Л.4). Вторая часть относится к до¬
полнительной компоненте каждой переменной, связанной с ма¬
лым возмущением или «пертурбацией». Допускается, что полное
состояние, невозмущенное плюс возмущенное, также удов¬
летворяет (Л.1) — (Л.4). Возмущенные величины считаются на¬
столько малыми, что членами, включающими сами величины и
их производные во второй (или более высокой) степени, можно
пренебречь по сравнению с членами первой степени.
В приливной теории пренебрегается эллиптичностью Земли
и используются только сферические координаты. В этих коор¬
динатах [см. например, Гаурвиц (Haurwitz, 1951)] тремя ком¬
понентами уравнения движения будут
дУ* , Ж. I, ■
dt
(С4^) “ 2(и cos ft vx
(Л.5)
1 dp	1 дФ
pr d§	r dft
__ + V • vx -!-	j-	(2^)	+	2u>	cos	Wb	+	2o)l/r	sin	ft
^ , V I/ . VrV>' , 1/ I/ / C*gft	f3I
(Л.6)
1 dp	1	d(I>
pr sin dX r sin & dX ’
dVr I XT I/	yv	о	• си/	1	др	dФ	/ п 7ч
-gt + V-vvr  	  2со	Sin	W<x = - — £ - w,	(Л.7)
где i) — дополнение до широты, измеряемое к югу от нуля на
Северном полюсе, X — долгота, положительная на восток, г —
расстояние от центра Земли и Vb, Vx, Vr—компоненты скоро¬
сти в этих направлениях. Оператор (V-y) имеет вид
(V.r)=— — -J —	—-Ll/ —	(Л 8)
г дЪ ^ г sin ft dX ' Vrdr'	K }
а дивергенция скорости дается выражением
V-V - —1-^г^г (^Sin ft)H (Л.9)
'	г	sin	ди v / | r sin })■ dk 1 i dr v	r/	v '
Пусть переменные в невозмущенном состоянии обознача¬
ются знаком нуль, возмущенные компоненты скорости есть
495

.vа , vx, vr и пусть возмущенные величины р, р и Г будут р\ р',
Т'. Для невозмущенной атмосферы, используемой в приливной
теории, которая описана в подпараграфе 8.1.2, имеем ~
--- Vx — Vr = 0, а, кроме того, р0у р0, Т0 являются только функ¬
циями г и связаны гидростатическим соотношением и уравне¬
нием состояния для идеального газа. Вставляя V<} — V} --
= vk, Vr = vr, p - p{) -f p\ p = Po + p'* T = T0 -f T в формулы
(JI.5) — (Л.7), (Л.2) — (Л.4) и пренебрегая всеми членами вто¬
рой или более высокой степени для возмущенных величин, мы
придем к следующим уравнениям:
dvt> о ci 1 / 1 дг' дЯ \
-^7	2ш COS {>,, =		377	зтг ,
dt L\ г \ ?() <Д> дв /
(Л.10)
г» ч i о • ч 1 / 1 dp' dil \
2о) COS -f 2<*> Sin =	;—т—	зу- .
с\(> 1 Lr г sin {> \ р() д\ о к )
(Л.11)
dvr о ■ ч 1 дР" 1 др'
-rf - 2о) sin 1). 	£	f- -
dt L\ p„ or p() dr
p' dp{. dil
	'g~~dF'
(Л.12)
V-VPo + PoV-V = 0.
(Л.13)
(Л.14)
iPo P') = (Pq7 ' ~j~ ^op' + РоГо).
(Л.15)
В эти уравнения включен скалярный приливный потенциал
Q(0, X, г). Так как невозмущенная атмосфера подчиняется
гидростатическому уравнению и закону для идеального газа,
то подчеркнутые члены в уравнениях (Л. 12) и (Л. 15) аннули¬
руются. Дальнейшие упрощения в соответствии с допущени¬
ями, установленными в подпараграфе 8.1.2, таковы:
а) радиус-вектор г заменяется постоянной величиной, ра¬
диусом Земли (производные от других величин по г, такие как
дро/дгу конечно, сохраняются);
б) членом вертикального ускорения в уравнении (Л.12)
пренебрегают;
в) кориолисовым членом (2со sin	в уравнении (Л.12) и
кориолисовым членом, включающим vn в уравнении (Л.11)
пренебрегают.
496

Тогда уравнения (Л.9) — (Л. 14) сводятся к уравнениям
(8.6) — (8.11).
В случае плоскостных декартовых координат, касательных
к поверхности Земли на широте ф, компонентами векторного
уравнения движения (Л.1) являются
W ~'r V'vu ~ 2(0 ^ sin '■ ~ Е'cos	“Г	W	’	(П.	16)
_i_ V •	-I- 2сш sin ^ = - -i- g-,	(Л. 17)
V-\w — 2ши cos Ь —	— S-	(Л.18)
Оператор (V-y) дается суммой членов вида
uir+v4y+w^’	(ЛЛ9)
а дивергенция скорости есть
да
дх 1 ду г dz
да , dv , dw
(Л.20)
В модели атмосферы, использованной Хайнсом, u0 = v0 =
= t^o = 0, Т0 постоянно, а р0 и р0 являются функциями только г.
Ось х выбирается в направлении горизонтальной компоненты
возмущенного движения, а компоненты возмущенного движе¬
ния обозначаются и и w. Всеми кориолисовыми членами пре-
небрегается. В (невозмущенной атмосфере др0/дг =—р0£ и так
как температура не зависит от высоты, то р0, р0^ехр(—z/tfob
где Н0 — приведенная высота po/pog. При этих допущениях и
пренебрежении нелинейными членами для возмущенных вели¬
чин является простым вывод уравнений (8.26) — (8.29) из
(Л.16), (Л.18) — (Л.20), (Л.2), (Л.З):
ЛИТЕРАТУ Р А
Haurwitz В. 1951. The perturbation equations in meteorology. In «Compen¬
dium of Meteorology» (T. F. Malone, ed.), pp. 401—420. American Meteo¬
rological Society, Boston, Massachusetts.

Приложение М
ОБОЗНАЧЕНИЯ
В данном перечне приводятся только основные обозначения,
использованные при написании книги. Сюда не вошли некото¬
рые обозначения, образованные с помощью индексов или штри¬
хов у основных символов. Исключены, кроме того, обозначения,
использованные только однажды, стандартные химические сим¬
волы, а также обычные обозначения атомных термов и моле¬
кулярных состояний (см. главу 4).
а — ускорение,
а71 — фаза п-ной гармоники (для лунных приливов),
А — площадь,
А — точка в пространстве,
А — отдельный атом (при химических реакциях),
о
А — единица длины волны (ангстрем),
Ап — амплитуда п-ной гармоники (для солнечных
приливов),
Ар — индекс магнитной активности,
Ьп — фаза n-ной гармоники (для лунных приливов),
В — отдельный атом (при химических реакциях),
Вп — амплитуда п-ной гармоники (для лунных при¬
ливов) ,
Bv — вращательная (ротационная) постоянная.
с — скорость света в вакууме,
cD— коэффициент торможения,
сп — коэффициент при п-ном косинусном члене ряда
Фурье,
с™— коэффициент при косинусном члене сфериче¬
ской функции,
С — скорость звука,
С — отдельный атом (при химических реакциях),
С — коэффициент пропорциональности,
Сi — международная характеристика магнитного со¬
стояния,
498

Cv—индекс магнитной активности,
d — расстояние между двумя точками,
D — коэффициент диффузии,
D — магнитное наклонение,
D — характеристика вариации или поля магнитного
возмущения,
Dst, DS, DP — характеристики отдельных состояний вариа¬
ций полей магнитных возмущений,
е — заряд электрона,
е — электрон (при химических реакциях),
Е — внутренняя энергия атома или молекулы,
£эл — электронная энергия атома или молекулы,
£вр — вращательная (ротационная) энергия моле¬
кулы,
£кол — колебательная энергия молекулы,
f — кориолисов параметр (2cosincp),
f — частота (период в сек.),
/о— критическая частота,
f — отношение плотности кислорода к ее равновес¬
ному значению,
f — параметр в теории приливов,
F — плотность лучистого потока,
F — оператор (в теории приливов),
g — ускорение силы тяжести,
g — отношение плотности озона к ее равновесному
значению,
h — расстояние, обычно от земной поверхности,
h — постоянная Планка,
h — эквивалентная толщина слоя,
Н — высота
Н0 — высота однородной атмосферы,
Н — напряженность магнитного поля,
Н — горизонтальная компонента напряженности
магнитного поля,
Но — величина горизонтальной напряженности маг¬
нитного поля на экваторе,
i — угол падения луча,
i — угол между направлением действия силы и го¬
ризонтальной поверхностью,
/—интенсивность лучистой энергии,
/— магнитное склонение,
/(J) — частное решение уравнения,
/ — коэффициент излучения,
J — вращательное квантовое число,
]—функция источника,
J — изменение удельного теплосодержания.
499

J2 — удельное число квантов, поглощенных молеку¬
лой кислорода,
/з — удельное число квантов, поглощенных молеку¬
лой озона,
k — постоянная Больцмана,
k — коэффициент поглощения,
kx, kz — действительная часть комплексной угловой ча¬
стоты (см. параграф 8.3),
К — коэффициент рассеяния,
К — проводимость,
/(, КР — индексы магнитной активности,
/ — порядковый номер компонент ряда Фурье,
/ — азимутальное квантовое число,
L — радиация,
LB — радиация абсолютно черного тела,
L — отдельный атом или молекула (при химических
реакциях),
L — магнитные лунные вариации или поля,
Li — лунный прилив с периодом /-1 от лунного дня,
т — грамм-молекулярный вес,
т0 — грамм-молекулярный вес сухого воздуха на
уровне моря,
т — масса воздуха (в функции Бемпорада),
М — масса,
М — излучение,
М — отдельный атом или молекула (при химических
реакциях),
п — числовая плотность,
п0 — число Лошмидта,
п — главное квантовое число,
п — показатель рефракции,
N — число Авогадро,
N — числовая плотность электронов,
О — точка в пространстве,
Р — давление,
Р3 — парциальное давление озона,
Р(, — эквивалентное давление в аппроксимации Кур¬
тиса—Годсона,
Р — точка в пространстве,
Р — вероятность,
Рп,тп — ординарная функция Лежандра,
pm— шмидтовская полунормализованная функция
Лежандра,
q — энергия, поглощенная единицей объема за еди¬
ницу времени,
q — число актов фотоионизации в единице объема
за единицу времени,
'500

Q — скалярная величина,
г — расстояние, отсчитываемое обычно от центра
Земли,
ге — радиус Земли,
г — коэффициент разделения (см. параграф 6.3),
г3 — отношение смеси озона,
R—универсальная газовая постоянная,
Ro — газовая постоянная для сухого воздуха на
уровне моря,
Rn — постоянная Ридберга для водорода,
R — единица излучения (рэлей),
s — расстояние, обычно измеряемое в направлении
распространения энергии,
s-n — коэффициент при /г-ном синусном члене ряда
Фурье,
s% — коэффициент при синусном члене сферической
функции,
5 — интенсивность линии поглощения,
Si — солнечный прилив с периодом /-1 от солнечного
ДНЯ,
Sq — вариация или поле магнитно спокойного дня,
Sq, Sa, Sd — солнечная магнитная вариация для спокойных,,
всех и возмущенных дней,
t — время,
t — оптическая толщина,
Т — температура,
Тщ — молекулярная температура,
Т — время полураспада,
и — скорость в направлении оси х, обычно — на во¬
сток (западный ветер),
и — интегральная масса • (столба единичной пло¬
щади),
и, и\ — индексы магнитной активности,
v — скорость по оси у, обычно направленной к се¬
веру (южный ветер),
v{), vx— скорость по осям О и А, в сферических коорди¬
натах,
v — колебательное (вибрационное) квантовое число,
V или V — скорость или вектор скорости,
Vg — групповая скорость,
w — скорость в вертикальном или радиальном на¬
правлении,
w — средняя скорость в вертикальном направлении
отдельных молекул или электронов,
х — горизонтальная координата, обычно направлен¬
ная на восток,
501

л: — расстояние,
x — безразмерный параметр,
х — компонента вектора напряженности магнитного
поля, направленная на север,
X — фактор вертикального распределения (см. па¬
раграф 6.2),
X — безразмерный параметр в магнито-ионной те¬
ории,
у — горизонтальная координата, обычно направлен¬
ная на север,
Y — компонента вектора напряженности магнитного
поля, направленная на восток,
2 — вертикальная координата,
Zi, zz — нормализованные вертикальные координаты,
Z — число элементарных зарядов ядра,
Z — зенитный угол, обычно отсчитываемый от зем¬
ной поверхности,
Z(z) — функция высоты,
Z — компонента вектора напряженности, направлен¬
ная вниз,
Z — безразмерный параметр в магнито-ионной тео¬
рии (см. параграф 9.2),
а — полуширина линии Лоренца,
«d — полуширина линии Доплера,
а — коэффициент рекомбинации,
(3 — градиент высоты,
р — безразмерный параметр,
р — коэффициент скорости рекомбинации,
у — отношение удельных теплот,
у — единица	напряженности	магнитного	поля
(гамма),
Г — градиент,
Г — единица	напряженности	магнитного	поля
(гаусс),
6 — расстояние между линиями в полосе поглоще¬
ния,
е — угол,
е — излучательная способность,
е — термическая эффективность,
X, — переменная высота,
г| — зависимая переменная (см. параграф 8.1),
Ф — дополнительная географическая широта,
'О'т — дополнительная геомагнитная широта,
О — угол, обычно отсчитываемый от направления,
нормального к проекции,
8(0) —функция угла ft в теории приливов,
х — коэффициент экстинкции,
502

у, — коэффициент нормирования,
X — длина волны,
X — долгота,
Хт—геомагнитная долгота,
р — масса молекулы,
р — действительная часть индекса рефракции для
фазовой скорости,
р' — индекс рефракции для групповой скорости,
v — частота электромагнитного излучения,
V — частота соударений,
— частота колебаний,
v — волновое число,
р — плотность,
рз — плотность озона,
pft — плотность поглощающей субстанции,
а— постоянная Стефана—Больцмана,
ст — сечение поглощения,
а — диаметр столкновений молекулы,
т — пропускная способность,
Ф — широта,
фт — геомагнитная широта,
Ф — угол, обычно отсчитываемый от определенной
линии на проекции,
Ф — геопотенциал,
Ф — скалярный потенциал,
X — дивергенция скорости,
ф — угол или зенитный угол, отсчитываемый по
направлению к земной поверхности,
ф— волновая функция,
(о — телесный угол,
со или о — угловая скорость или вектор скорости враще¬
ния Земли,
со — угловая частота,
сon — плазменная частота,
Q — общее содержание озона в столбе единичного
сечения над земной поверхностью,
Q — скалярный потенциал гравитационных сил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора перевода	3
Предисловие ...	7
Глава 1. Введение ...	....	 10
1.1. Характеристики структуры и состава	 11
1.2. Состав воздуха и некоторые стандартные	атмосферы .	16
1.3. Терминология	 Ю
1.4. Круг освещаемых проблем и план книги	 21
Г лава 2. Метеорологические условия	в нижней стратосфере .	25
2.1. Зондирование с помощью шаров	 26
2.2. Тропопауза	 32
2.3. Состав нижней стратосферы — водяной пар	и	пыль	.	42
2.4. Климатология нижней стратосферы	 49
2.5. Возмущенная циркуляция в нижней стратосфере	.	.	61
Глава 3. Структура и циркуляция верхней стратосферы	и мезосферы 73
3.1. Крупномасштабные характеристики ветра и вариации темпе¬
ратуры 	 .75
3.2. Методы наземных (косвенных) измерений	 .	.	77
3.3. Ракетные измерения	90
3.4. Обычные измерения с помощью шаров-пилотов и метеорологи¬
ческих ракет	108
3.5. Резюме и дискуссия	 .116
Г лава 4. Солнечное излучение и верхняя атмосфера	 .124
4.1. Некоторые вопросы спектроскопии и квантовой	механики .	.	.125
4.2. Обмен энергией за счет столкновений	143
4.3. Излучение черного тела и некоторые вопросы переноса излу¬
чения 	147
4.4. Поглощение солнечной радиации в экспоненциальной атмо¬
сфере 	152
4.5. Солнце и его ультрафиолетовая радиация	155
4.6. Поглощение в верхней атмосфере	166
Глава 5. Состав стратосферы и мезосферы; атмосферный озон	.	180
5.1. Наблюдения общего содержания озона	....	.	181
5.2. Наблюдения вертикального распределения озона	.	.	187
5.3. Фотохимические факторы, действующие	на озон	.	.	204
5.4. Метеорологические процессы, влияющие	на озон	.	.212
5.5. Состав мезосферы .......	.	.	222
5.6. Серебристые облака .....	.	.	230
504

Глава 6. Состав и структура термосферы .	. 239
6.1. Фотохимические процессы	в	термосфере	.	.	240
6.2. Диффузия в термосфере	.	.	.	246
6.3. Измерения состава ....	.	.	252
6.4. Структурные измерения .	.	.	259
6.5. Структура термосферы	.	.	272
Глава 7. Радиационные процессы и перенос тепла .	.	.	286
7.1. Перенос инфракрасного излучения в атмосфере ....	.	287
7.2. Перенос тепла в верхней мезосфере и нижней термосфере .	.	304
7.3. Теплопроводность и термосферные модели 	315
Глава 8. Атмосферные приливы и ветры в нижней термосфере	.	326
8.1. Наблюдения и теория атмосферных приливов	 .	327
8.2. Измерение приливных ветров в нижней термосфере .... 353
8.3. Нерегулярные мелкомасштабные вариации ветра в нижней
термосфере . .	.	.	  .	. 362
Глава 9. Введение в некоторые аэрономические проблемы .	. 373
9.1. Введение в физику магнитного поля Земли и его вариации .	. 373
9.2. Введение в ионосферу	393
9.3. Введение в физику собственного свечения атмосферы и поляр¬
ного сияния	 .	...	....	424
Глава 10. Перенос свойств в верхней атмосфере .	.	.	. 455
10.1. Перенос через тропопаузу	 .	456
10.2. Меридиональный и вертикальный переносы в стратосфере .	.	457
10.3. Перенос в мезосфере ...	  ....	461
Приложение А. Некоторые полезные константы	...	. 464
Приложение Б. Дополнительные примечания к спектроскопии и кван¬
товой механике .	....	  .	. 466
Б.1. Волновое уравнение Шрёдингера .	.	466
Б.2. Электронные квантовые числа	.	468
Б.З. Символы термов для атомов .	.	.	.	. 469
Б.4. Спектр гелия	 .	470
Б.5. Электронные квантовые числа для молекул .	.	470
Приложение В. Обсуждение радиационных обозначений .	.	472
Приложение Г. Поглощение в экспоненциальной атмосфере; наклон¬
ное падение ....	....	...	 474
Приложение Д. Метод обращения Гётца; основное уравнение .	.	477
Приложение Е. Крупномасштабный перенос атмосферных свойств .	.	480
Приложение Ж. Некоторые ранние исследования радиационных эффек¬
тов в термической стратификации .	  ....	482
Приложение 3.	Термическое равновесие	и	верхняя	атмосфера	.	.	484
Приложение И.	Гармонический анализ	.	.	.	486
Приложение К.	Функции Лежандра и	сферические	гармоники	.	490
/7риложение Л.	Уравнения возмущений	.	494
Приложение М.	Обозначения	.	498

МЕТЕОРОЛОГИЯ И ФИЗИКА ВЕРХНЕЙ
АТМОСФЕРЫ
Титульный редактор д-р технических
наук Александр Александрович Кмито
Редактор В. И. К узьменко
Художник В. П. Леонов
Художественный редактор И. Н. Катеров-
с к и н
Технический редактор И. К. Пел и п с н к о
Корректоры: Л. И. Хромова и А. В. X юркес
Сдано в набор 22/X 1969 г. Подписано
к печати 13/11 1970 г.	Бумага 60Х901/ю
Бум. л. 15,875, Печ. л. 31,75. Уч.-изд. л. 32,81 .
Тираж 1000 экз. Индекс МЛ-30 Заказ № 2160
Цена 2 р. 56 к.
Гидрометеорологическое издательство. Ленинград,
В-53, 2-я линия, д. 23.
Ленинградская типография № 12
им. М. И. Лоханкова Главполиграфпрома
Комитета по печати при Совете Министров СССР.
Ленинград, ул. Правды, 15

НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКОЕ
ГИДРОМЕТЕОРОЛОГИЧЕСКОЕ
ИЗДАТЕЛЬСТВО
ПРЕДЛАГАЕТ ВНИМАНИЮ ЧИТАТЕЛЕЙ
Бюллетень
Всемирной метеорологической организации
на русском языке
В ежеквартальном информационном Бюллетене
ВМО освещаются достижения мировой метеороло¬
гии, ее современное состояние и перспективы .раз¬
вития. Помещаются материалы по Международному
гидрологическому десятилетию и отчеты о работе
симпозиумов по различным вопросам гидрометеоро¬
логической науки: авиационная и сельскохозяйствен¬
ная метеорология, климатология, морская и синопти¬
ческая метеорология, приборы и методы наблю¬
дений. Кроме того, освещается деятельность техни¬
ческих комиссий и региональных ассоциаций ВМО,
дается аннотированное обозрение публикаций ВМО,
календарь предстоящих событий, хроника. Цена вы¬
пуска 35 к.
Заказы просим направлять по
адресу: г. Ленинград, В-53, 2-я ли¬
ния, д. 23, Гидрометеоиздагп. Кни¬
ги будут высланы наложенным
платежом через магазин № 15
Ленкниги.
ГИДРОМЕТЕОИЗДА Т

ВНИМАНИЮ ЧИТАТЕЛЕЙ!
Вышел из печати «АНГЛО-РУССКИЙ МЕТЕОРОЛОГИЧЕ¬
СКИЙ СЛОВАРЬ». Составитель И. П. Гейбер. Гидрометеоиз-
дат. 1969 г. Цена 1 р. 45 к.
Словарь содержит около 25 000 терминов, отве¬
чающих современному уровню состояния науки,
с привлечением новых терминов по приборостроению,
радиолокации, вычислительной технике, численным
методам прогноза погоды и т. д.
Словарь предназначен для метеорологов всех
специальностей, агрометеорологов, океанологов, мо¬
жет быть использован широким кругом специали¬
стов, соприкасающихся с метеорологией.
Заявки на словарь про¬
сим присылать по адре¬
су: г. Ленинграду П-101,
Большой пр.у д. 57, ма¬
газин № 15, Ленкниги.
Книги будут высланы
наложенным плате¬
жом.
ГИДРОМЕТЕОИЗДАТ