第 60 卷第 9 期 2017 年 9 月 地球物理学报 CHINESE JOURNAL OF GEOPHYSICS Vol.60,No.9 Sep.,2017 刘鑫宇, 张效信, 何飞等.2017. 电离层氧离子 83.4nm 辐射计算方法. 地球物理学报,60(9):3308 3314,doi:10.6038/ cjg20170903. LiuX Y,ZhangX X,HeF,etal.2017.A methodtocalculatetheionospheric83.4nm dayglowemissions. 犆犺犻狀犲狊犲犑. 犌犲狅狆犺狔狊.(inChinese),60(9):3308 3314,doi:10.6038/cjg20170903. 电离层氧离子 83.4 狀犿辐射计算方法 刘鑫宇 1,5, 张效信 2, 何飞 3,4, 陈波 1 1 中国科学院长春光学精密机械与物理研究所, 长春 130033 2 中国气象局国家空间天气重点开放实验室, 国家空间天气监测预警中心, 北京 100081 3 中国科学院地球与行星物理重点实验室, 中国科学院地质与地球物理研究所, 北京 100029 4 中国科学院大学地球科学学院, 北京 100049 5 中国科学院大学大珩学院, 北京 100049 摘要氧离子 83.4nm 辐射是由氧离子辐射跃迁产生的, 是电离层极紫外日辉辐射中辐射强度较高的信号之一. 从空间对其进行成像为高层大气状态的监测提供了一种强有力的方法. 为了准确的描述辐射强度的分布情况, 本文在 MSISE 00 大气模型下, 用 AURIC 计算氧离子 83.4nm 辐射的初始体辐射率 电离层氮气分子 氧气分子以及氧原子的密度分布, 接着, 用 Chapman 函数生成氧离子密度分布, 计算共振散射作用下的体辐射率. 然后, 给出在不同的初始辐射率情况下, 沿天底方向观测的辐射强度对比. 最后, 与 Anderson 的计算结果作了两组对比, 指出由电子碰撞产生的初始体辐射率占比提高 16%, 总的辐射强度会提高 30%. 本文的工作为低热层大气氧离子密度和光电子通量的探测提供支持, 这对电离层电子密度反演具有理论意义. 关键词大气光学 ; 日辉辐射 ; 体辐射率 ; 电离层 doi:10.6038/cjg20170903 中图分类号 P352 收稿日期 2017 04 17,2017 07 01 收修定稿 犃犿犲狋犺狅犱狋狅犮犪犾犮狌犾犪狋犲狋犺犲犻狅狀狅狊狆犺犲狉犻犮 83.4 狀犿犱犪狔犵犾狅狑犲犿犻狊犻狅狀狊 LIU Xin Yu 1,5,ZHANG Xiao Xin 2,HEFei 3,4,CHENBo 1 1 犆犺犪狀犵犮犺狌狀犐狀狊狋犻狋狌狋犲狅犳犗狆狋犻犮狊, 犉犻狀犲犕犲犮犺犪狀犻犮狊犪狀犱犘犺狔狊犻犮狊, 犆犺犻狀犲狊犲犃犮犪犱犲犿狔狅犳犛犮犻犲狀犮犲狊, 犆犺犪狀犵犮犺狌狀 130033, 犆犺犻狀犪 2 犓犲狔犔犪犫狅狉犪狋狅狉狔狅犳犛狆犪犮犲犠犲犪狋犺犲狉, 犖犪狋犻狅狀犪犾犆犲狀狋犲狉犳狅狉犛狆犪犮犲犠犲犪狋犺犲狉, 犆犺犻狀犪犕犲狋犲狅狉狅犾狅犵犻犮犪犾犃犱犿犻狀犻狊狋狉犪狋犻狅狀, 犅犲犻犼犻狀犵 100081, 犆犺犻狀犪 3 犓犲狔犔犪犫狅狉犪狋狅狉狔狅犳犈犪狉狋犺犪狀犱犘犾犪狀犲狋犪狉狔犘犺狔狊犻犮狊, 犐狀狊狋犻狋狌狋犲狅犳犌犲狅犾狅犵狔犪狀犱犌犲狅狆犺狔狊犻犮狊, 犆犺犻狀犲狊犲犃犮犪犱犲犿狔狅犳犛犮犻犲狀犮犲狊, 犅犲犻犼犻狀犵 100029, 犆犺犻狀犪 4 犆狅犾犲犵犲狅犳犈犪狉狋犺犛犮犻犲狀犮犲狊, 犝狀犻狏犲狉狊犻狋狔狅犳犆犺犻狀犲狊犲犃犮犪犱犲犿狔狅犳犛犮犻犲狀犮犲狊, 犅犲犻犼犻狀犵 100049, 犆犺犻狀犪 5 犝狀犻狏犲狉狊犻狋狔狅犳犆犺犻狀犲狊犲犃犮犪犱犲犿狔狅犳犛犮犻犲狀犮犲狊, 犇犪犺犲狀犵犆狅犾犲犵犲, 犅犲犻犼犻狀犵 100049, 犆犺犻狀犪 犃犫狊狋狉犪犮狋 The83.4nmemissionsofoxygenatomsisoneofthemostintenseemissionsignalsin theionosphere.itprovidesapowerfulmethodforthemonitoringoftheupperatmospherefrom space.thispaperusesthe MSISE 00 modeloftheatmosphere,using AURICtocalculatethe initialemissionrate,theionospheric molecular nitrogen,oxygen,and oxygen atom density distribution,thenusingchapmanoxygeniondensitydistribution methodtosolvetheintegral equationoflinearequationstocalculatetheresonancescateringemissionsundertheactionofthe resonancescatering,thencalculatediferentemissionintensitiesunderdiferentinitialemission 基金项目国家自然科学基金面上项目 (41274147,41674155) 资助. 第一作者简介刘鑫宇, 男,1993 年生, 中国科学院大学硕士, 主要从事电离层辐射的正演与反演计算方面的研究.E mail:747115383@qq.com 通讯作者张效信, 男,1963 年生, 山东昌乐人, 研究员, 主要从事空间物理学和空间天气学方研究.E mail:xxzhang@cma.gov.cn
9 期 刘鑫宇等 : 电离层氧离子 83.4nm 辐射计算方法 3309 rate.andthen,calculatetheresultsandcomparewithanderson sresult.finaly,wepointout thatiftheproportionoftheinitialvolumeemissionscreatedbythephotoelectronsourceincreased by16%,thetotalemissionintensityincreased by30% at350km.the work ofthispaper providestheoreticalsupportfortheinversionofionosphericelectrondensity. 犓犲狔狑狅狉犱狊 Atmosphericoptics;Dayglow;Volumeemissionrates;Ionosphere 1 引言 电离层中的氧离子 83.4nm 辐射是由电离层底 4 层的氧离子 (2 狊 2 狆 4 P) 辐射跃迁产生的, 处于这种态的氧离子是由太阳光中的极紫外辐射 (λ<43.6nm) 照射到电离层底层中的氧原子上产生的. 氧离子 83.4nm 辐射是可探测的极紫外辐射波段中较强的一条辐射线. 由于其在电离层中的传播过程要经历与氧离子之间的共振散射作用, 对其进行观测, 不仅可以获得高层大气中的氧离子密度分布, 还可以获得电离层中光电子通量的信息 (Stephan,2016), 从而为高层大气状态的监测提供了一种强有力的方法. 低层大气对极紫外辐射吸收严重而无法实现地面观测, 因此从空间对电离层极紫外日辉进行观测就成了获得辐射数据的主要方法. 随着空间光学技术的发展, 越来越多的极紫外成像探测器和光谱仪已经在轨运行, 例如, 搭载在 DMSP 卫星上的 SSULI (Paxtonetal.,1992), 搭载在 ARGOS 卫星上的 LORAAS(Stephan,2016), 以及在空间站中的 RAIDS (Stephanetal.,2012;Budzienetal.,2009) 等. 准确的理解氧离子 83.4nm 辐射的产生机制和传输过程, 建立合理的计算模型是获得可靠地球物理参数信息的重要保证. 由于地球电离层对于 83.4nm 辐射传输是光学厚的, 有必要采用一个有效的传输模型来分析观测数据 (Andersonand Meier,1985). Carlson 和 Judge(CarlsonandJudge,1973) 在 Donahue (Donahue,1965) 的工作基础上提出了 CFR ( 完全频 出的标准. 目前, 国际上计算 83.4nm 辐射时, 采用的初始体辐射率中, 电子碰撞产生的初始体辐射率与光致电离源之间的占比在 10% 左右 (Clearyet al.,1989). 本文的重点就是计算在 Stephan 给出的电子碰撞初始体辐射率情况下的辐射强度. 对于氧离子 83.4nm 辐射的初始体辐射率计算, 采用国际上比较成熟的 AURIC( 大气紫外积分代码 ) 进行计算, 这是当前为数不多的能够用于极紫外波段辐射计算的代码, 由美国计算物理公司 CPI 和空军实验室 Philips 联合开发. 然后计算观测强度的分布情况, 并和 Anderson 的计算结果进行对比. 对比的结果验证了算法的正确性, 同时给出在 Stephan 的初始体辐射率占比下的强度分布结果. 2 氧离子 83.4nm 辐射计算 2.1 氧离子 83.4 狀犿辐射的产生机制与传输过程 氧离子 83.4nm 辐射的产生机制如图 1 所示. 一部分是来自太阳的极紫外辐射 (λ<43.6nm) 照射后, 将处于电离层底部的氧原子电离, 由于电离过程 4 中失去的是内层电子, 此时氧离子处于 (2 狊 2 狆 4 P) 激发态, 随后通过自由辐射跃迁回基态 (2 狊 2 3 狆 4 S) 产生 83.4nm 辐射. 还有一部分是由电子与氧原子碰 2 4 撞产生激发态氧离子 (2 狊狆 4 P), 然后同样经过辐射跃迁产生 83.4nm 辐射. 公式 (1) 给出了辐射产生的两种过程 : 率再分布 ) 的共振散射模型.Feldman(Feldmanet al.,1981) 阐述了一个更为详尽的模型, 并将之用于卫星观测数据的分析.Kumar(Kumaretal.,1983) 用了和 Feldman 基本上相同的模型分析了 SPT78 1 卫星上的数据.Anderson 则利用 Jacchia(Jacchia, 1977) 大气模型, 给出了观测强度随氧离子密度分布的详细计算结果.Stephan 指出了在计算初始体辐射率时, 电子碰撞产生的初始体辐射率与光致电离源之间的占应该在 10% 左右, 但是 Anderson 在计算时采用的占比在 26%, 这远远超过了 Stephan 给 图 1 83.4nm 辐射机制示意图 Fig.1 Diagramofemissionmechanism
3310 地球物理学报 (ChineseJ.Geophys.) 60 卷 O+ 犺 ν(λ<43.6nm) O + + 犺 ν(83.4nm), (1) O+e - O + +2e - + 犺 ν(83.4nm). 氧离子的 83.4nm 辐射传输过程中主要经历两种作用, 一种是共振散射, 它会增强辐射源的初始体辐射率 ; 另一种是吸收作用, 它会减小辐射源的初始体辐射率. 我们在计算辐射转移方程的时候考虑一下几个假设 : 完全频率再分布 辐射传输局部各向同性 大气层为平面水平分层 (StricklandandRees, 1974). 依据这些, 可以得到辐射转移方程的积分形式 (StricklandandAnderson,1983): 犐 = 犛 ( 狕 ) 犜 (τ, 狋 )d 狊, (2) 其中, 犐 (photons cm -2 s -1 ster -1 ) 为辐射强度, 犛 ( 狕 )(photons cm -3 s -1 ster -1 ) 是在高度 狕 (km) 处的体辐射率, 犜 (τ, 狋 ) 是大气传递函数,τ 和 狋分别是沿着积分路径狊到观测点的共振散射和纯吸收的光学深度. 犜 (τ, 狋 ) 的表达式为 犜 (τ, 狋 )= 1 槡 π ( 狓 )e -τ ( 狓 ) d 狓 e - 狋, (3) 其中 ( 狓 ) 是 Voigt 分布. 近似为 ( 狓 )= exp(- 狓 2 ). 狓是以多普勒频率宽度为单位的频率值. 积分的上下限都是无穷. 体辐射率函数犛 ( 狕 ) 的表达式为 犛 ( 狕 )= 犛 0( 狕 )+ [O + ] dω dνσ0 ( ν) 犐 (ν),(4) 等式右边的前一项为初始体辐射率, 后一项表示的是共振散射作用对总体辐射率的贡献.[O + ] 是氧离子的密度,σ0 是散射截面.τ 和狋的表达式为 τ= σ0 [O + ]d 狕, 狋 = {σ (N 2 )[N 2 ]+σ(o 2 )[O 2 ]+σ(o)[o]}d 狕, 犛 (τ)= 犛 0(τ)+ 犎 ( 狘 τ-τ 狘, 狘狋 - 狋 狘 ) 犛 (τ )dτ, (6) 其中, 所有的犛都是以 τ 为自变量的函数, 犎 ( τ -τ, 狋 - 狋 ) 是 Holstein 函数. 2.2 氧离子 83.4 狀犿的辐射强度计算方法氧离子 83.4nm 辐射强度的计算过程如图 2 所示. 第一步, 确定输入的参数. 输入的参数包括 : 日期 (Year Day) 世界时 (UT) 太阳 10.7cm 射电通量值 ( 犉 10.7) 以及其 81 天平均值 ( 犉 10.7 ). 这些参数主要用于计算大气层中氮气分子 氧气分子和氧原子的密度分布, 为计算光学深度 τ 狋做准备. 第二步, 确定辐射传输区域的边界. 为了计算共振散射作用产生的体辐射率, 大气层被分为上下两个区域, 上层记为共振散射区域, 下层记为源区域. 以共振散射作用明显减弱的出的高度作为共振散射区域的上边界, 记为狕 ub, 这里选择离地面高度为 830km 处. 同样选择共振散射作用明显减弱的的高度作为共振散射区域的下边界, 记为狕 sc, 这里选择离地面高度为 230km 处. 选择大气中分子对 83.4nm 辐射吸收显著增强处的高度作为源区域的下边界, 记为狕 lb 这里选择离地面高度为 110km 处. 这样分层后我们就可以很方便的计算共振散射作用产生的体辐射率, 因为我们认为只在狕 sc 到狕 ub 之间产生共振散射作用. 分层后共振散射区域内的初始体辐射率就由两部分组成 : 一部分是由位于共振散射区域内的光致电离和电子碰撞产生, 另一部分则是由位于源区域内的初始体辐射率辐射到共振散射区域产 (5) 其中 σ 为散射截面,83.4nm 波长下的不同粒子的散射截面值由下表给出 (LinkandGladstone,1994; Torretal.,1979). 为了计算公式 (4), 将式 (4) 中所有以高度为自变量的公式转换为以光学深度为自变量的公式. 转换方式由公式 (5) 给出. 这样我们可以将公式 (4) 化为表 1 各粒子的散射截面犜犪犫犾犲 1 犜犺犲犮狉狅狊 狊犲犮狋犻狅狀狅犳犲犪犮犺犿狅犾犲犮狌犾犲 粒子散射截面 ( 单位 ) 值 σ0(o + )(cm 2 ) 2.6 10-13 σ(n2)(cm 2 ) 1.5 10-17 σ(o2)(cm 2 ) 1.1 10-17 σ(o)(cm 2 ) 4.2 10-18 图 2 辐射强度计算流程 Fig.2 Thecalculationprocessofemissionintensity
9 期 刘鑫宇等 : 电离层氧离子 83.4nm 辐射计算方法 3311 生. 在总体的分层之后, 为了实现计算, 根据高层大气的密度结构变化情况采用 由密到疏 的原则 (BushandChakrabarti,1995), 将给定的 110~830km 的大气层分为 53 层. 第三步, 计算辐射传输区域内的初始体辐射率. 利用 AURIC 计算源区域和共振散射区域内的初始体辐射率. 首先确定观测点的地理经纬度, 利用步骤一中给出的参数值代入 AURIC 计算, 给出电子碰撞和光致电离两种情况下的初始体辐射率分布. 同时利用 MSISE 00 大气模型计算第二步中每个分层的上下表面处的氮气分子 氧气分子和氧原子密度值. 再根据公式 (5) 计算出每个分层上下表面相对于 狕 ub 处的光学深度. 第四步, 计算共振散射区域内的初始体辐射率. 在第二步中给定了共振散射区域的范围和共振散射区域初始体辐射率的组成. 其中一部分是共振散射区域内部的光致电离和电子碰撞产生的体辐射率, 这一部分由第三步中 AURIC 计算给出, 另外一部分是源区域初始体辐射率对于共振散射区域内初始体辐射率的贡献, 这一部分的初始体辐射率值由公式 (7) 给出 : 犛 ( 狕 )=σ0[o + ] 犖 ν 犎 ( 狘 τ-τ 狘, 狘狋 - 狋 狘 ), 狕 sc (7) 犖 ν = 犛 0e - 狋 d 狕, 狕 lb 其中积分的上限是狕 sc, 积分下限是狕 lb. 犛 0 表示源区域内的初始体辐射率, 犎是 Holstein 函数. 对于表达式中犖 ν 的值, 我们采用梯形积分法计算. 同时表达式中的氧离子密度分布 [O + ] 我们用 Chapman 函数生成, 其表达式为 ( ) [ ] [O + ]= [O + ] max exp 1 2 1- 狕 - 狕 max 狕 -exp - - 狕 max, 犎犎 (8) [O + ] 是氧离子密度分布的最大值, max 狕 max 是氧离子密度分布取最大值时的高度值, 犎是约化高度. 我们这里取 [O max]=10 + 6 cm -3 狕 max=400km 犎 =65km. 第五步, 计算共振散射区域内的总体辐射率. 由公式 (6), 我们可以计算共振散射区域内的总体辐射率, 值得注意的是这个方程的两边都包含总的体辐射率, 并且右边的是在积分项中, 我们没有办法给出直接的解析解. 具体的处理方法是 : 将这个积分方程转化为线性方程组的形式, 将待求的体辐射率作为方程组的解来求解. 按照第二步中的分层方法, 在共振散射区域中的分层数有 32 个, 这样每一个点处就会有一个体辐射率值, 将这 32 个体辐射率值作为一 个列向量, 右边的积分项就可以看作矩阵的乘法, 犎 ( τ -τ, 狋 - 狋 ) 与 dτ 的乘积作为矩阵的元素, 求出矩阵元素后解这个线性方程组就可以得到这 32 个点处的体辐射率 (StricklandandDonahue, 1970). 第六步, 按照公式 (2) 给出的辐射强度公式计算共振散射区域内部体辐射率的强度和源区域对共振散射区域贡献的体辐射率的强度. 为了验证算法的正确性, 这里按照 Anderson 的初始体辐射率进行计算对比. 验证了正确性后, 再计算满足 Stephan 提出的初始体辐射率占比的强度分布. 3 计算结果与分析 3.1 算法验证为了检验算法的正确性, 我们将 Anderson 计算用的初始体辐射率代入算法中, 将计算得到的共振散射体辐射率 源区域共振散射辐射强度和共振散射区域辐射强度以及总的辐射强度与 Anderson 的结果进行对比. 然后再将 AURIC 计算的体辐射率代入算法, 同时与 Anderson 的结果进行对比, 指出在初始体辐射率中电子碰撞的初始体辐射率计算偏高会对观测的辐射强度有较大的影响. 图 3 为 Anderson 使用的初始体辐射率图, 由于在 350km 以上的体辐射率迅速减小, 这里只截取到 350km. 从图中可以很容易的看出, 电子碰撞产生射率占总体辐射率的 30% 以上, 具体结果为 31.48%. 这一点在 Stephan 的文章中明确指出, 电子碰撞作为初始体辐射率源的产生率占总初始体辐射率的 10% 左右. 这里为了验证算法的正确性, 将图 3 Anderson 计算用初始体辐射率 Fig.3 TheinitialemissionofAnderson s
3312 地球物理学报 (ChineseJ.Geophys.) 60 卷 按照 Anderson 使用的初始体辐射率计算一遍. 图 4 为共振散射区域产生的总体辐射率与 Anderson 计算的总体辐射率对比图. 图 5 为源区域在共振散射区域产生的初始体辐射率经共振散射作用后产生的辐射强度与 Anderson 计算的结果对比图, 这里我们将这一部分的强度记为犐犛犲. 图 6 为共振散射区域内部初始体辐射率经过共振散射作用后产生的辐射强度与 Anderson 计算的结果对比图, 我们将这一部分的强度记为犐犛犻. 图 7 为源区域产生的辐射强度 ( 不包含共振散射作用部分 ) 对比图, 我们记为犐犛狅. 计算总的辐射强度的拟合优度狉 =0.9399, 从图中也可以看出, 除个别点以外, 我们用的算法得到的结果和 Anderson 计算的结果基本一致, 因此算法的正确性就得到了验证. 3.2 犃犝犚犐犆初始体辐射率情况下的结果图 8 是在 MSISE 00 大气模型下利用 AURIC 计算出的电子碰撞和光致电离初始体辐射率的对比. 可以看出, 在电子碰撞这一部分由 AURIC 计算 出结果明显低于 Anderson 计算的结果, 并且总体辐射率峰值处的占比约为 12.87% 这符合 Stephan (Stephan,2016) 提到的初始体辐射率占比在 10% 左右的情况. 图 9 是共振散射区域产生的总体辐射率与 Anderson 计算的总体辐射率对比图. 从图中可以看出, 共振散射区域产生的体辐射率明显小于 Anderson 计算的值, 电子碰撞的初始体辐射率占比从 13% 增加到 31%, 总的共振散射体辐射率就会增加 84%. 同样在图 10 中的源区域在共振散射区域产生的初始体辐射率经共振散射作用产生的辐射强度与 Anderson 计算的对比图, 以及图 11 中的共振散射区域内部初始体辐射率经过共振散射作用产生的辐射强度与 Anderson 计算的对比图中均有辐射率偏小现象. 这两个辐射强度的偏小都表明结果的正确性, 初始体辐射率的减小, 都会使结果偏小, 但是并不是按照初始体辐射率减小的比例减小. 如果没有共振散射作用, 那么辐射强度的变化比例就回合体 图 4 共振散射区域的总体辐射率对比 图 6 辐射强度犐犛犻对比 Fig.4 Comparisoninresonantscateringregion Fig.6 Comparisonofemissionintensity 犐犛犻 图 5 辐射强度犐犛犲对比 Fig.5Comparisonofemissionintensity 犐犛犲 图 7 辐射强度犐犛狅对比 Fig.7 Comparisonofemissionintensity 犐犛狅
9 期 刘鑫宇等 : 电离层氧离子 83.4nm 辐射计算方法 3313 图 10 辐射强度犐犛犲对比 图 8 AURIC 计算的初始体辐射率 Fig.10 Comparisonofemissionintensity 犐犛犲 Fig.8 TheinitialemissionofAURIC 图 9 共振散射区域的总体辐射率对比 Fig.9 Comparisoninresonantscateringregion 图 11 辐射强度犐犛犻对比 Fig.11 Comparisonofemissionintensity 犐犛犻 辐射率的变化比例一致, 但由于共振散射作用, 辐射率在传输过程中会被放大, 导致辐射强度变化得更大. 图 12 是源区域产生的辐射强度对比图. 源区域 产生的辐射强度和 Anderson 计算的差别并不大. 因为初始源区域直接产生的辐射强度差别直接来源于体辐射率的强度, 虽然电子碰撞产生的体辐射率提高很多, 但是在源区域内的总体辐射率改变并不大, 这是因为光致电离才是初始体辐射率的主要部分, 因此, 这样的结果是正确的. 这里的细微差别来自初始体辐射率占比减小. 对于要经过共振散射作用之后的辐射强度 ISe ISi 就有所不同, 这是因为共振散射作用对于原始体辐射率的放大. 因此, 在拥有共振散射作用的氧离子 83.4nm 辐射在共振散射区域会很敏感初始值的变化, 也就是图 10 和图 11 中的结果. 由以上的结果可以看出, 在计算电离层中氧离 图 12 辐射强度犐犛狅对比 Fig.12 Comparisonofemissionintensity 犐犛狅子 83.4nm 辐射强度的时候, 初始体辐射率的计算精度对最终的强度分布影响很大. 仅仅电子碰撞部分的体辐射率增加 16%, 总的体辐射率增加可达 84%. 因此, 在计算辐射强度分布时, 电子碰撞与光致电离的占比一定要满足 Stephan 给出的条件.
3314 地球物理学报 (ChineseJ.Geophys.) 60 卷 4 结论 本文针对 Anderson 计算氧离子 83.4nm 辐射强度时采用的大气模型过于古老导致的计算强度分布偏高的情况, 给出了在 MSISE 00 大气模型下的氧离子 83.4nm 辐射强度计算方法和结果. 首先, 验证算法的正确性, 我们将 Anderson 在计算强度分布时使用的初始体辐射率代入到算法当中, 将强度分布和 Anderson 的计算结果对比, 计算得到的拟合优度在 0.9 以上, 验证了算法的正确性. 随后给出在 MSISE 00 大气模型下 AURIC 计算的初始体辐射率, 代入算法后得到最终的辐射强度分布. 这个算法为低热层大气氧离子密度和光电子通量的探测提供支持, 这对电离层电子密度反演具有理论意义. 犚犲犳犲狉犲狀犮犲狊 AndersonDEJr,MeierR R.1985.TheOI834? dayglow:a generalmodelforexcitation rateandintensity calculations. 犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犛狆犪犮犲犛犮犻犲狀犮犲,33(10):1179 1186,doi:10. 1016/0032 0633(85)90075 3. BudzienSA,BishopRL,StephanA W,etal.2009.Theremote atmosphericandionosphericdetectionsystem experimenton theiss:missionoverview. Proc.SPIE,7438,SolarPhysics andspaceweatherinstrumentation I.SanDiego,CA:SPIE, 7438,doi:10.1117/12.826513. BushB C,ChakrabartiS.1995.Aradiativetransfermodelusing sphericalgeometryandpartialfrequencyredistribution. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,100(A10):19627 19642, doi:10.1029/95ja01209. CarlsonR W,JudgeDL.1973.Rocketobservationsoftheextreme ultravioletdayglow. 犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犛狆犪犮犲犛犮犻犲狀犮犲,21(5): 879 880,doi:10.1016/0032 0633(73)90105 0. ClearyDD,MeierR R,GentieuEP,etal.1989.Ananalysisof theefectsof N2 absorptiononthe O + 834?emissionfrom rocketobservations. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,94(A12):17281 17285,doi:10.1029/JA094iA12p17281. Donahue T M.1965.Some considerations concerning radiation transportin the OI1304 tripletin the upperatmosphere. 犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犛狆犪犮犲犛犮犻犲狀犮犲,13(9):871 888,doi:10.1016/ 0032 0633(65)90172 8. FeldmanP D,Anderson D EJr,Meier R R,etal.1981.The ultravioletdayglow,4,thespectrum andexcitationofsingly ionizedoxygen. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊, 86(A5):3583 3588,doi:10.1029/JA086iA05p03583. Jacchia L G.1977.Thermospheric Temperature,Density,and Composition:New Models.Cambridge:Smithsonian Astrophysical Observatory. KumarS,ChakrabartiS,ParesceF,etal.1983.TheO + 834? dayglow:sateliteobservationsandinterpretation witharadiation transfermodel. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,88 (A11):9271.doi:10.1029/JA088iA11p09271. LinkR,EvansJS,GladstoneG R.1994.TheO+ 834-?dayglow: Revisedcrossections. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,99(A2):2121 2130,doi:10.1029/93JA02283. PaxtonLJ,MengCI,FountainG H,etal.1992.Specialsensor ultravioletspectrographicimager (SSUSI):an instrument description. 犐狀狊狋狉狌犿犲狀狋犪狋犻狅狀犳狅狉犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犜犲狉狉犲狊狋狉犻犪犾犃狋犿狅狊狆犺犲狉犻犮犚犲犿狅狋犲犛犲狀狊犻狀犵,1745:2 15,doi:10.1117/12. 60595. StephanA W,PiconeJM,BudzienSA,etal.2012.Measurement andapplicationoftheo I61.7nmdayglow. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,117(A1):A01316,doi:10.1029/ 2011JA016897. StephanA W.2016.Advancesinremotesensingofthedaytime ionospherewith EUV airglow. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,121(9):9284 9292,doi:10.1002/2016JA022629. StricklandDJ,DonahueT M.1970.Excitationandradiativetransport ofoi1304? resonanceradiation I:thedayglow. 犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犛狆犪犮犲犛犮犻犲狀犮犲,18(5):661 689,doi:10.1016/0032 0633 (70)90049 8. StricklandDJ,ReesM H.1974.TheOIλ1304andλ1356emissions inaurorae. 犘犾犪狀犲狋犪狉狔犪狀犱犛狆犪犮犲犛犮犻犲狀犮犲,22(3):465 481, doi:10.1016/0032 0633(74)90077 4. StricklandDJ,AndersonDEJr.1983.Radiationtransportefects ontheoi1356?limbintensityprofileinthedaygiow. 犑狅狌狉狀犪犾狅犳犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺 : 犛狆犪犮犲犘犺狔狊犻犮狊,88(A11):9260 9264,doi:10.1029/JA088iA11p09260. TorrM R,TorrDG,OngRA,etal.1979.Ionizationfrequencies formajorthermosphericconstituentsasafunctionofsolarcycle 21. 犌犲狅狆犺狔狊犻犮犪犾犚犲狊犲犪狉犮犺犔犲狋犲狉狊,6(10):771 774,doi:10. 1029/GL006i010p00771. ( 本文编辑胡素芳 )