Termosfære

Figur 1. Struktur av jordens atmosfære

Figur 2. Gjennomsnittlig temperatur og molare masse av luft som en funksjon av høyden. Nedgangen i molær masse med økende høyde reflekterer den skiftende sammensetningen av luften.

Den termo (fra gresk θερμός termos “varme, varme” og σφαίρα sphaira “sfære”) er den høyde området av jordens atmosfære i hvilken dens temperatur stiger igjen (ovenfor ozonlaget) med høyde. Det tydelig uttalte temperaturminimumet ved den nedre grensen til termosfæren kalles mesopausen og ligger i en høyde på 80–100 km. Området med den bratteste temperaturøkningen er rundt 120 km. Den sterkt svingende (nøytrale partikkelen) temperaturen i eksosfæren oppnås i en høyde på rundt 500–600 km .

Termosfæren overlapper i stor grad med ionosfæren . Selv om graden av ionisering bare er nesten 1 i eksosfæren, er maksimum av elektrondensiteten omtrent midt på termosfæren. Dette handler om strålingsabsorpsjon og energibalanse. For de elektriske egenskapene, se artikkelen ionosfæren, for konsekvensene av partikkelstråling, se aurora borealis .

Selv i mesopausen er trykket og tettheten omtrent fem størrelsesordener mindre enn på bakken. Det er her meteorer begynner stien og romfartøyer deres re-entry fra verdensrommet . Innen termosfæren synker tettheten med ytterligere syv størrelsesordener . I den øvre termosfæren er det allerede lave satellittbaner .

Trykk og tetthet

Figur 3. Trykk og tetthet av jordens atmosfære. De horisontale skalaene er logaritmiske (kryssmerker med krefter på ti av trykket eller tettheten).

Som i den nedre delen av atmosfæren synker lufttrykket med økende høyde. Imidlertid, på grunn av innflytelsen fra temperaturen som øker med høyden og den skiftende sammensetningen, skjer nedgangen saktere. I den øvre delen av termosfæren følger trykket omtrent en eksponensiell funksjon som er resultatet av den barometriske høydeformelen .

Selv om atmosfæren her er ekstremt tynn, er luftmotstanden merkbar over lang tid. Den internasjonale romstasjonen (ISS), som kretser rundt jorden i en høyde på ca 350 km, ville miste så mye høyde i løpet av få år uten regelmessig økning i bane av rakettmotorer at den falt til jorden.

Den tettheten av den atmosfæriske gass avtar nesten eksponensielt med høyde (fig. 3).

Den totale massen  M av atmosfæren i en vertikal kolonne på ett kvadratmeter tverrsnittsareal A over jordoverflaten er:

${\ displaystyle {\ frac {M} {A}} = \ rho _ {\ mathrm {A}} \ cdot H \ ca 10 ^ {4} \, \ mathrm {\ frac {kg} {m ^ {2} }}}$

Med

• tettheten til atmosfæren ρ _A = 1,29 kg / m ³ på bakken i en høyde på z = 0 m
• gjennomsnittlig skalahøyde H ≃ 8 km av den lavere atmosfæren.

80% av denne massen er allerede innenfor troposfæren, mens termosfæren bare utgjør ca. 0,002% av den totale massen. Derfor forventes ingen målbar innflytelse av termosfæren på de lavere atmosfæriske lagene.

Kjemisk oppbygning

Gassmolekyler blir dissosiert og ionisert ved solens røntgen , ultrafiolett og korpuskulær stråling , noe som er grunnen til at gassene i termo overveiende forekomme som plasma består av ioner , elektroner og nøytrale partikler. Med høyde øker strålingsintensiteten og rekombinasjonshastigheten synker , og det er grunnen til at ioniseringsgraden øker og den gjennomsnittlige partikkelmassen ( indikert som molær masse i figur 2 ) avtar. En annen årsak til reduksjonen i molær masse er at lyspartikler har høyere hastighet ved samme temperatur og derfor mindre påvirkes av tyngdekraften . På denne måten akkumuleres lette atomer og ioner i den øvre delen av termosfæren.

Bestanddeler av nøytral gass

Turbulens er ansvarlig for at den nøytrale gassen i området under turbopausen i en høyde på ca 110 km er en gassblanding med konstant molær masse (figur 2).

Over turbopausen begynner gassen å segregeres . Som et resultat av dynamiske prosesser prøver de forskjellige bestanddelene konstant å nå sin likevektstilstand gjennom diffusjon . Deres barometriske høydeformler har skalahøyder som er omvendt proporsjonal med deres molære masser. Derfor, over ca. 200 km høyde, de lettere bestanddeler, såsom atomært oksygen  (O), helium  (He) og hydrogen  (H) gradvis dominerer . Der er den gjennomsnittlige skalahøyden nesten 10 ganger større enn i de nedre atmosfæriske lagene (figur 2). Sammensetningen av luften varierer med den geografiske plasseringen, tidspunktet på dagen og sesongen, men også med solaktivitet og geomagnetiske svingninger .

historie

I tiden før romforskning var den eneste informasjonen om høydeområdet over 70 km indirekte; de kom fra ionosfærisk forskning og jordens magnetfelt :

• Elektromagnetiske bølger under VHF- området (VHF = veldig høye frekvenser ; 30–300 MHz), som reflekteres og dempes av de forskjellige ionosfæriske lagene, kan observeres på jordoverflaten, avhengig av frekvens , tid på dagen, sesongen og solaktiviteten.
• Svingningene i jordens magnetfelt målt på jordoverflaten tilordnes elektriske strømmer i ionosfæren og magnetosfæren ( ionosfærisk dynamolag ).

Med starten på den russiske Sputnik- satellitten var det for første gang mulig å systematisk bestemme retardasjonen av omløpstiden fra Doppler- effektmålingene til satellittsignalet og å utlede lufttettheten i den høye atmosfæren samt dens tidsmessige og romlige variasjoner. Hovedsakelig involvert i disse første målingene var Luigi Giuseppe Jacchia og Jack W. Slowey (USA), Desmond King-Hele (England) og Wolfgang Priester samt Hans-Karl Paetzold (Tyskland). I dag måler et stort antall satellitter direkte de mest forskjellige komponentene i den atmosfæriske gassen i dette høydeområdet.

Energibudsjett

Den termosfæriske temperaturen kan bestemmes ut fra observasjoner av gasstettheten, men også direkte ved hjelp av satellittmålinger. Temperaturprofilen overholder loven ganske bra ( Bates-profil ): ${\ displaystyle T}$

(1) ${\ displaystyle T = T _ {\ infty} - (T _ {\ infty} -T _ {\ mathrm {o}}) \ cdot {\ frac {1} {e ^ {s (zz _ {\ mathrm { o})})}}}}$

Med

• den globalt gjennomsnittlige eksosfæriske temperaturen over omtrent 400 km høyde${\ displaystyle T _ {\ infty}}$
• referansetemperaturen = 355 K${\ displaystyle T _ {\ mathrm {o}}}$
• referansehøyde = 120 km${\ displaystyle z _ {\ mathrm {o}}}$
• en empirisk parameter som avtar med .${\ displaystyle s}$${\ displaystyle T _ {\ infty}}$

Fra denne ligningen kan varmetilførselen bestemmes over q _o ≃ 0,8 til 1,6 m W / m ² høyde. Denne varmen avgis til de nedre lagene i atmosfæren ved ledning . ${\ displaystyle z _ {\ mathrm {o}}}$

Den konstante eksosfæretemperaturen over høyden fungerer som et mål på ultrafiolett og røntgenstråling (XUV). Nå solens radiostråling på 10,7 cm er en god indikator på solens aktivitet. Derfor lar en empirisk numerisk verdi ligning utledes som med gyldige lenker og for geomagnetiske stille forhold: ${\ displaystyle T _ {\ infty}}$ ${\ displaystyle F}$${\ displaystyle F}$${\ displaystyle T _ {\ infty}}$

(2) ${\ displaystyle T _ {\ infty} \ ca 500 + 3 {,} 4 \ cdot F_ {0}}$

Med

• ${\ displaystyle T _ {\ infty}}$i  K
• den Covington indeks i , d. H. en verdi for  , gjennomsnittlig over en måned.${\ displaystyle F _ {\ mathrm {o}}}$${\ displaystyle 10 ^ {- 2} \, \ mathrm {\ frac {W} {m ^ {2} \ cdot Hz}}}$${\ displaystyle F}$

Vanligvis varierer Covington-indeksen mellom ca. 70 og 250 i løpet av den 11-årige solflekkesyklusen og blir aldri mindre enn 50. Dette betyr at selv i geomagnetisk rolige forhold svinger den mellom ca. 740 og 1350 K. ${\ displaystyle T _ {\ infty}}$

Den resterende temperatur på 500 K i den andre ligning er avledet Omtrent halvparten av strømforsyningen fra magneto sfære og den andre halvparten av atmosfærisk bølge fra troposfæren , i den nedre termo dissiperes være.

Energikilder

Solar XUV-stråling

De høye temperaturene i termosfæren er forårsaket av solrøntgenstråler og ekstrem ultrafiolett stråling (XUV) med bølgelengder mindre enn 170 nm, som nesten absorberes her. En del av den nøytrale gassen er ionisert og er ansvarlig for dannelsen av de ionosfæriske lagene. Den synlige solstrålingen på 380 til 780 nm forblir nesten konstant med et variasjonsområde på mindre enn 0,1% ( solkonstant ).

Derimot er sol-XUV-strålingen ekstremt variabel over tid. B. Røntgenstråler forbundet med solbluss øker dramatisk i løpet av få minutter. Svingninger med perioder på 27 dager eller 11 år er blant de fremtredende variasjonene i sol-XUV-stråling, men uregelmessige svingninger over alle tidsperioder er regelen.

Under magnetosfærisk rolige forhold gir XUV-strålingen omtrent halvparten av energiforsyningen i termosfæren (ca. 500 K). Dette skjer om dagen, med et maksimum nær ekvator .

Sol-vind

En annen energikilde er tilførsel av energi fra magnetosfæren , som igjen skylder sin energi til samspillet med solvinden .

Mekanismen for denne energitransporten er ennå ikke kjent i detalj. En mulighet vil være en hydromagnetisk prosess: partikler av solvinden trenger inn i polarområdene på magnetosfæren, der de geomagnetiske feltlinjene rettes hovedsakelig vertikalt. Dette skaper et elektrisk felt som er rettet fra morgen til kveld. Elektriske utladningsstrømmer kan strømme inn i det ionosfæriske dynamolaget langs de siste lukkede feltlinjene til jordens magnetfelt med basepunkter i polare lyssoner . Det kommer de om kvelden side som elektriske Pedersen og Hall strømmer i to smale nåværende band (DP1) og derfra tilbake til magnetosfæren ( magneto elektrisk konveksjon felt ). På grunn av ohmsk tap av Pedersenstrømmene varmes termosfæren opp, spesielt i nordlyssonene.

Hvis de magnetosfæriske forholdene forstyrres, trenger høyenergi, elektrisk ladede partikler fra magnetosfæren også inn i aurora-sonene, der den elektriske ledningsevnen øker drastisk og dermed øker de elektriske strømene. Dette fenomenet kan observeres på bakken som polare lys .

Når det gjelder lav magnetosfærisk aktivitet, er denne energitilførselen omtrent en fjerdedel av det totale energibudsjettet i ligning 2, dvs. ca 250 K. Under sterk magnetosfærisk aktivitet øker denne andelen betydelig og kan under ekstreme forhold langt overstige innflytelsen fra XUV-strålingen.

Atmosfæriske bølger

Det er to typer store atmosfæriske bølger i den nedre atmosfæren:

• indre bølger med endelige vertikale bølgelengder , som kan transportere bølgeenergi oppover og hvis amplituder vokser eksponentielt med høyden
• eksterne bølger med uendelig store vertikale bølgelengder hvis bølgeenergi synker eksponentielt utenfor kilden og som ikke kan transportere bølgeenergi.

Mange atmosfæriske tidevannsbølger så vel som de atmosfæriske tyngdekraftsbølgene som blir begeistret i den nedre atmosfæren, hører til de indre bølgene. Siden amplituden deres vokser eksponentielt, blir disse bølgene ødelagt av turbulens i høyder rundt 100 km senest , og bølgeenergien blir omgjort til varme. Dette er den om lag 250 K delen i ligning 2.

Hele dagen tidevannsbølgen (1, −2), som er best tilpasset varmekilden i troposfæren når det gjelder meridionstruktur , er en ytre bølge og spiller bare en marginal rolle i den lavere atmosfæren. I termosfæren utvikler denne bølgen seg imidlertid til å bli den dominerende tidevannsbølgen. Den driver den elektriske Sq-Strom i høyder mellom 100 og 200 km.

Termisk oppvarming, hovedsakelig fra tidevannsbølger, forekommer fortrinnsvis på den daglige halvkule på lave og middels breddegrader. Deres variasjon avhengig av meteorologiske forhold og sjelden overstiger 50%.

dynamikk

Over omtrent 150 km utarter alle atmosfæriske bølger til ytre bølger, og en vertikal bølgestruktur er knapt synlig lenger. Deres meridionale struktur er den av de sfæriske funksjonene  P _n ^m med

• et meridionalt bølgetall  m (m = 0: sones gjennomsnittsbølger; m = 1: heldagsbølger; m = 2: halvdagsbølger osv.)
• sonebølgenummeret n.

Som en første tilnærmelse, de termo oppfører seg som et dempet oscillator system med en lav-pass filter -effekten. H. Småbølger (med store bølgetall n og m) undertrykkes sammenlignet med store bølger.

Når det gjelder lav magnetosfærisk aktivitet, kan den observerte temporal og romlig varierende eksosfæretemperaturen beskrives med en sum av sfæriske funksjoner:

${\ displaystyle T (\ varphi, \ lambda, t) = T _ {\ infty} \ left \ {1+ \ Delta {T_ {2}} ^ {0} {P_ {2}} ^ {0} (\ varphi) + \ Delta {T_ {1}} ^ {0} {P_ {1}} ^ {0} (\ phi) \ cos [\ omega _ {\ mathrm {a}} (t-t _ {\ mathrm {a }})] + \ Delta {T_ {1}} ^ {1} {P_ {1}} ^ {1} (\ varphi) \ cos (\ tau - \ tau _ {\ mathrm {d}}) + \ prikker \ høyre \}}$

Figur 4. Skjematisk tverrsnitt av meridjonell høyde av sirkulasjonssystemene
til (a) symmetrisk vindkomponent av sonesnittet (P ₂ ⁰ ),
av (b) antisymmetrisk vindkomponent (P ₁ ⁰ ) og
av (d) symmetrisk alle -dagers vindkomponent (P ₁ ¹ ) klokka 3:00 og 15:00 lokal tid.
(c) viser de horisontale vindvektorene til heldagsbølgen på den nordlige halvkule.

Det er

• fy den breddegrad
• λ er den lengdegrad
• t tiden
• t _a = 21. juni er begynnelsen av sommeren på den nordlige halvkule
• ω _{en er} den vinkelfrekvensen av den årlige perioden
• ω _{d er} vinkelfrekvensen til en soldag
• τ = ω _d t + λ den lokale tids
• τ _d = 15:00 lokal tid for maksimal vind.

${\ displaystyle T _ {\ infty}}$ er den globale gjennomsnittstemperaturen i eksosfæren (i størrelsesorden 1000 K).

Det andre begrepet (med ) genereres av forskjellige soloppvarming i lave og høye breddegrader. Det opprettes et termisk vindsystem med vind mot polene i den øvre sirkulasjonsgrenen og motsatte vinder i den nedre grenen (figur 4a). Det sørger for en varmebalanse mellom lave og høye breddegrader. Koeffisienten ΔT ₂ ⁰ ≈ 0,004 er liten, fordi Joule-oppvarmingen i aurora-sonene delvis kompenserer for sol-XUV-relatert overskuddsvarme i lave breddegrader. ${\ displaystyle {P_ {2}} ^ {0} = {\ tfrac {1} {2}} (3 \ sin ^ {2} \ varphi -1)}$

Det tredje begrepet (med ) er ansvarlig for transporten av overskuddsvarmen fra sommerhalvkulen til vinterhalvkulen (figur 4b). Dens relative amplitude er omtrent ΔT ₁ ⁰ ≃ 0,13. ${\ displaystyle {P_ {1}} ^ {0} = \ sin \ varphi}$

Til slutt beskriver den fjerde termen (med ) den dominerende tidevannsbølgen (1, −2)) transporten av overskuddsvarmen fra dagsiden til nattsiden (fig. 4d). Dens relative amplitude er omtrent ΔT ₁ ¹ ≃ 0,15. ${\ displaystyle P_ {1} ^ {1} = \ cos \ phi}$

Ytterligere vilkår (f.eks. Halvårs- eller halvdagsbølger) må legges til ovenstående ligning, men er av mindre betydning (se ovenfor lavpass-effekt).

Tilsvarende summer kan utledes for lufttrykk , lufttetthet, gassbestanddeler, etc.

Termosfære og ionosfæriske stormer

De magnetosfæriske forstyrrelsene , som kan observeres på bakken som geomagnetiske forstyrrelser, varierer mye mer enn sol-XUV-strålingen . De er vanskelige å forutsi og svinger fra minutter til flere dager. Reaksjonen fra termosfæren til en sterk magnetosfærisk storm kalles en termosfærestorm.

Da energien som tilføres ved høyere breddegrader (hovedsakelig i aurora soner), er skilt fra den andre termen P ₂ ⁰ i ligning 3 forandringer : Varme blir nå transportert fra de polare områder til lavere breddegrader. I tillegg til dette begrepet er andre ordrer med høyere ordning involvert, men de forsvinner raskt. Summen av disse begrepene bestemmer "kjøretiden" for forstyrrelser fra høye til lave breddegrader, dvs. reaksjonstiden til termosfæren.

Samtidig kan det utvikles en ionosfærisk storm . Forandringen i forholdet mellom tettheten av nitrogenmolekyler (N ₂ ) til oksygenatomer (O) er viktig for utviklingen av en slik ionosfæriske forstyrrelser : en økning i N- ₂ tetthet øker tapsprosesser i den ionosfæriske plasma og derfor fører til en reduksjon i elektrontettheten i det ionosfæriske plasma F-laget ansvarlig ( negativ ionosfærisk storm).

litteratur

1. ↑ Klose, Brigitte; Meteorologi - En tverrfaglig introduksjon til atmosfærens fysikk ; Springer Spectrum ; Berlin, Heidelberg 2016; S. 71 ( [1] )
2. ^ Rawer, K., "Wave Propagation in the Ionosphere", Kluwer, Dordrecht, 1993
3. ↑ Chapman, S. og J. Bartels, "Geomagnetism," Clarendon Press, New York, 1951
4. ↑ ^{a b} Prölss, GW, Tetthetsforstyrrelser i den øvre atmosfæren forårsaket av spredning av solenergi, Surv. Geophys., 32 , 101, 2011
5. ↑ Rawer, K., Modellering av nøytrale og ioniserte atmosfærer, i Flügge, S. (red): Encycl. Phys., 49/7 , Springer Verlag, Heidelberg, 223
6. ↑ ^{a b} Hedin, AE, En revidert termosfærisk modell basert på massespektrometer og usammenhengende spredningsdata: MSIS-83 J. Geophys. Res., 88 , 10170, 1983
7. ↑ Willson, RC, Målinger av solens totale bestråling og dens variabilitet, Space Sci. Rev., 38 , 203, 1984
8. ^ Schmidtke, G., Modellering av solstrålingen for aeronomiske applikasjoner, i Flügge, S. (red), Encycl. Phys. 49/7 , Springer Verlag, Heidelberg, 1.
9. ↑ Knipp, DJ, WK Tobiska, og BA Emery, direkte og indirekte varmekilde for solcykler, Solar Phys., 224 , 2506, 2004
10. ^ Volland, H., "Atmospheric Tidal and Planetary Waves", Kluwer, Dordrecht, 1988
11. ↑ Köhnlein, W., En modell av termosfærisk temperatur og sammensetning, Planet. Space Sci. 28 , 225, 1980
12. ↑ von Zahn, U., et al., ESRO-4-modell av global termosfærisk sammensetning og temperaturer under lav solaktivitet, Geophy. Res. Lett., 4 , 33, 1977
13. ↑ Prölss, GW, "Physics of Near-Earth Space", Springer Verlag, Heidelberg, 2001

weblenker

• CRISTA: Været i en høyde av 140 km