Жеребцов Г.А. Физические процессы в полярной ионосфере. Москва, 1988.

где Q0 и Qi —скорости ионообразования соответственно за счет фотоиони­ зации и ударной ионизации авроральными электронами, которые входят также и в (6.36), и в (6.37). При этом считается, что Qx отлична от нуля только во время таких возмущений, которые сопровождаются высыпанием потоков авроральных электронов, и вычисляется по способу, предло­ женному в работе [22]: G, (z, Г) = (. I0E0/XAe)G(x)p n , (6.40) где / 0 —задаваемая зависящая от времени величина потока вторгающихся электронов на границе ионосферы; Е0 —начальная энергия частиц пото­ ка; X — нормальная глубина проникновения электронов; Де — потеря энергии на один акт ионизации; G(jc) —нормированная на единицу дисси­ пация энергии частиц потока при прохождении через атмосферу; рп — сум­ марная плотность нейтрального газа. За начальный момент t0 принимается такой момент, когда потоки втор­ гающихся электронов отсутствуют, поэтому в начальный момент t0 Qi = Qo- Таким образом, Q0 играет роль постоянно существующей скорости ионо­ образования, на фоне которой будем прослеживать эффекты воздействия потоков авроральных электронов на полярную ионосферу. Высотный про­ филь Q0(z ) определялся из стационарного уравнения неразрывности при подстановке в него задаваемых начальных профилей концентрации ионов Nf(z, t0) и температур ионов Tfe, t0) и электронов Te(z, t 0): Г ~ {Ni V*)=Q0 - L i. (6.41) 9z Считалось, что скорость рекомбинации определяется исчезновением ионов О1" в результате последовательности химических реакций (6 .11 )- (6.14), и для ее вычисления использовалась формула (6.15), а темпера­ турная зависимость констант рассчитываемых скоростей химических реак­ ций а, и ($2 задавалась в соответствии с [23]. Упрощенное уравнение движения ионов (6.34) можно разрешить отно­ сительно скорости ионов и выразить ее через остальные неизвестные функции Ѵ; = Ѵ;(УѴ/. Т , Те). (6.42) Подставляя эти выражения в (6.31) —(6.33), получали систему трех нели­ нейных уравнений в частных производных второго порядка по координате и первого порядка по времени с неизвестными функциями Nt (z, t), Tt(z, t), Te(z, t ). Начальные и граничные условия полученной системы уравнений выби­ рались следующим образом. Высотный профиль концентрации ионов Nj(z, t0) в начальный момент t0 задавался в виде чемпеновского профиля (6.20). Начальные высотные профили температур ионов и электронов Tfe, t0), Te(z, ?о) определялись из решения системы двух обыкновенных дифференциальных уравнений, в которые превращаются уравнения тепло­ проводности ионов и электронов (6.32) и (6.33) в стационарном случае (в качестве концентрации заряженных частиц в них использовался началь­ ный профиль Nj(z, t0) ) . Система двух обыкновенных дифференциальных 128